151684 (598950), страница 3

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 3)

одержати її координату x(t) і імпульс p(t) за їх початковими значеннями x(0) і p(0). Таким рівнянням руху є другий закон Ньютона.

(1.29)

де m - маса частинки; - прискорення руху частинки;

- градієнт потенціальної енергії, зміна якої визначається діючою силою.

З визначення квантового стану рівняння руху квантової частинки має задавати зміну в часі хвильової функції . Так як квантовий стан характеризує лише одна хвильова функція, то відповідне квантове рівняння руху повинно містити лише першу похідну за часом від хвильової функції. В інших випадках таке рівняння не буде погоджуватись з визначенням квантового стану .

Рівняння руху квантової нерелятивістської частинки в силовому полі називається рівнянням Шредінгера, так як вперше в 1926 році було сформульовано німецьким фізиком Е. Шредінгером.

Справедливість цього рівняння обгрунтована тим, що всі висновки які випливають із нього, знайшли своє експериментальне підтвердження. Рівняння Шредінгера відіграє в квантовій механіці таку ж роль, як і рівняння Ньютона в класичній.

В загальному випадку рівняння Шредінгера має вигляд

(1.30)

де m- маса частинки ; - потенціальна енергія частинки в силовому полі; - уявна одиниця; - стала Дірка;

- оператор Лапласа.

Із-за присутності в рівнянні Шредінгера (1.30) уявної одиниці хвильова функція , яка задовольняє цьому рівнянню, завжди комплексна. Не кожна функція може бути розв’язком рівняння (1.30). Перш за все ця функція повинна бути скінченою, неперервною і мати неперервні перші похідні. Ці вимоги мають чисто математичний характер. Крім того - хвильова функція повинна бути однозначною , інакше буде порушений її фізичний зміст.

Рівняння Шредінгера за часом є лінійним диференціальним рівнянням 1-го порядку. Із теорії диференціальних рівнянь відомо, що кожне лінійне рівняння в частинних похідних повинно мати безліч розв’язків, причому таких, що всяка лінійна комбінація будь-якої сукупності розв’язків теж буде його розв’язком.

Слід зауважити, що рівняння Шредінгера, подібно до законів Ньютона в класичній механіці, не є результатом якогось теоретичних доведень, а є узагальненням багатьох дослідних фактів, встановлених при вивченні мікросвіту. Відмітимо також, що рівняння Шредінгера описує рух частинок, швидкість яких значно менша швидкості світла, так як співвідношення між кінетичною енергією і імпульсом справедливе лише при цих умовах. В релятивістському випадку для описання хвильових властивостей мікрочастинок слід користуватись іншими рівняннями, наприклад рівняннями Дірака чи Клейна-Гордона.

1.2.3. Рівняння Шредінгера для стаціонарних станів

Потенціальна енергія частинки залежить від координат x, y, z і часу t. Якщо потенціальна енергія U від часу не залежить і відповідно повна енергія також не змінюється з часом, то хвильову функцію можна подати у вигляді добутку двох співмножників

. (1.31)

Перший співмножник в (1.31) залежить лише від часу, а другий - лише від координат ( ).

Розв’язки рівняння Шредінгера, для яких потенціальна енергія, а також густина імовірностей не змінюються з часом, називаються стаціонарними. Стаціонарні стани не виключають залежності хвильової функції від часу, а лише обмежують її гармонічним законом .

Підставимо хвильову функцію (1.31) в рівняння Шредінгера (1.30)

.

Після скорочення на експоненту, одержуємо:

, (1.32)

де ; Е - повна енергія частинки; - потенціальна енергія частинки , яка є функцією лише координат; - хвильова функція; m - маса частинки; - стала Дірака ( ).

Стаціонарне рівняння Шредінгера (1.32) є однорідним лінійним диференціальним рівнянням другого порядку відносно координат x, y, z. У випадку, коли =0, це рівняння не має фізичного змісту. В рівнянні Шредінгера для стаціонарних станів є єдиний вільний параметр - повна енергія частинки Е. При деяких значеннях повної енергії це рівняння може мати нульові розв’язки. Ті значення повної енергії, при яких рівняння (1.32) буде мати нульові розв’язки, називаються власними значеннями. Кожному такому власному значенню енергії відповідає свій розв’язок рівняння (1.32).

Стаціонарне рівняння Шредінгера дає не лише значення хвильової функції, але й значення цієї функції в стаціонарних станах.

1.3. Найпростіші задачі квантової механіки

1.3.1. Рух вільної частинки.

1,3.2. Частинка в одновимірному потенціальному ящику.

1.3.3. Гармонічний квантовий осцилятор.

1.3.4. Проходження частинки крізь потенціальний бар’єр.

Тунельний ефект.

1.3.1. Рух вільної частинки

Найпростішим рухом квантової частинки є вільний рух. Прикладом такого руху є рух електронів в металах і напівпровідниках. В цьому випадку потенціальна енергія частинок дорівнює нулю. При вільному русі повна енергія частинки збігається з кінетичною, а її швидкість є сталою величиною. Такому рухові в класичній механіці відповідає рівномірний і прямолінійний рух.

Нехай рівномірний рух квантової частинки відбувається в напрямі осі х, яка співпадає з напрямком вектора швидкості. Стаціонарне рівняння Шредінгера для вільної частинки запишеться:

(1.33)

де m - маса частинки; Е - повна енергія частинки.

Рівняння (1.33) є диференціальним рівнянням другого порядку з сталими коефіцієнтами, розв’язком якого може бути функція

(1.34)

де А і к - сталі величини; і - уявна одиниця.

Підстановка (1.34) в (1.33) дасть тотожність

Звідки (1.35)

В співвідношенні (1.35) к - хвильове число хвиль де Бройля; Е - повна енергія частинки; m - маса частинки.

Енергія вільної частинки із рівності (1.35) дорівнює

(1.36)

Хвильове число к може набувати довільних значень, так як вільні частинки в системі можуть мати практично будь-які постійні швидкості. Це говорить про те, що енергетичний спектр вільних частинок є суцільним.

Густина імовірності перебування вільної частинки в довільних точках осі х дорівнює

де - комплексна спряжена хвильова функція. Звідки

Густина імовірності вільної частинки в будь-якій точці осі х є сталою величиною. Невизначеності вільної частинки в координаті в такому випадку дорівнюють безмежності. Цей висновок є добрим підтвердженням співвідношення невизначеностей Гейзенберга.

1.3.2. Частинка в одновимірному потенціальному ящику

Розглянемо приклад просторово-обмеженого одновимірного руху квантової частинки в глибокому потенціальному ящику з вертикальними стінками, шириною l. Потенціальна енергія електрона зовні і всередині такого ящика має наступні значення:

U(x)=0 при 0xl, (1.37)

U(x)= при x0 й x l

Графік залежності потенціальної енергії частинки U(x) від х показаний на рис 1.5.

Частинка в такому ящику може вільно рухатись на ділянці 0хl. На кінцях цього інтервалу вона стикається з абсолютно твердими стінками. Непрозорість цих стінок визначається необмеженим ростом потенціальної енергії U(x) в точках х=0 і х=l.

Рис. 1.5

Прикладом руху електрона в потенціальному ящику може бути рух колективізованих електронів усередині металу. Як відомо, в класичній електронній теорії вважали, що поза металом потенціальна енергія електрона дорівнює нулю, а всередині металу - вона від’ємна і чисельно дорівнює роботі виходу електрона з металу. Інакше кажучи, вважали, що рух електронів обмежений потенціальним бар’єром прямокутної форми з плоским дном. В нашому випадку потенціальний ящик значно простішої форми ніж реальний випадок електрона в металі.

Так як частинка не виходить за межі ділянки 0хl, то імовірність знайти її за межами цієї ділянки дорівнює нулю. Це означає, що рівняння Шредінгера для стаціонарних станів можна доповнити граничними умовами і

Запишемо рівняння Шредінгера для частинки в потенціальному ящику

(1.38)

де m - маса частинки; - стала Дірака; Е - повна енергія частинки; (х) - хвильова функція.

Введемо позначення

(1.39)

де к - хвильове число хвиль де Бройля для електрона, який перебуває усередині потенціального ящика.

Рівняння (1.38) набуде вигляду

(1.40)

Знайдемо розв’язок рівняння (1.40), подібно до аналогічних диференціальних рівнянь гармонічних коливань, в тригонометричній формі

(1.41)

де А,В і С - сталі величині.

З граничних умов одержуємо:

а) (0)=0; 0=АcosB^.0+CsinB^.0

Звідки А=0; В0 і С0.

б) (l)=0; 0=CsinB^.l.

звідки при С0, Вl=n, або де n = 1,2,3........

Хвильова функція з урахуванням граничних умов набуде вигляду:

(1.42)

Константу С у формулі (1.42) знайдемо із умови нормування

(1.43)

або

. (1.44)

Другий інтеграл у виразі (1.44) при будь-яких значеннях n дорівнює нулю, тому

звідки

Хвильова функція, яка описує квантовий рух частинки в потенціальному ящику має вигляд:

(1.45)

При підстановці (1.45) в (1.38) одержуємо тотожність:

.

Звідки

(1.46)

тобто енергія Е електрона в потенціальному ящику не може бути довільною. Вона набуває лише дискретних власних значень Е(n). Імовірність виявити в межах потенціального ящика електрон з іншою енергією, ніж (1.46) дорівнює нулю.

Енергетичний спектр і густина імовірності частинки в потенціальному ящику показана на рис. 1.6.

Характеристики

Список файлов книги