РЕФЕРАТ

на тему:”Найпростіші задачі квантової механіки”

План

1. Рух вільної частинки

2. Частинка в одновимірному потенціальному ящику

3. Гармонічний квантовий осцилятор

4. Проходження частинки крізь потенціальний бар’єр. Тунельний ефект

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 збігається з напрямком вектора швидкості. Стаціонарне рівняння Шредінгера для вільної частинки запишеться:

(1.3.15)

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

Рівняння (1.3.15) є диференціальним рівнянням другого порядку зі сталими коефіцієнтами, розв’язком якого може бути функція

(1.3.16)

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

Підстановка (1.3.16) в (1.3.15) дасть тотожність

звідки

(1.3.17)

У співвідношенні (1.3.17) к - хвильове число хвиль де Бройля; Е ― повна енергія частинки; m ― маса частинки.

Енергія вільної частинки з рівності (1.3.17) дорівнює

(1.3.18)

Хвильове число к може набувати довільних значень, тому що 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 - комплексно 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.

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 0< x < l , (1.3.19)

U ( x )=  при x 0 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 0хl . 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, у 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. У нашому випадку потенціальний ящик значно простішої форми ніж реальний випадок електрона в металі.

Оскільки частинка не виходить за межі ділянки 0  х  l , 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

(1.3.20)

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

Введемо позначення

(1.3.21)

де к ― хвильове число хвиль де Бройля для електрона, який перебуває всередині потенціального ящика.

Рівняння (1.3.20) набуде вигляду

. (1.3.22)

Знайдемо розв’язок рівняння (1.3.22), подібно до аналогічних диференціальних рівнянь гармонічних коливань, у тригонометричній формі

(1.3.23)

де А, В і С ─ сталі величини.

З граничних умов одержуємо:

а) (0)=0 ; 0=АcosB^. 0+CsinB^. 0,

звідки А=0 ; В0 і С0 .

б) (l)=0 ; 0=CsinB^. l,

звідки при С0, Вl=n , або де n = 1,2,3, ...

Хвильова функція з урахуванням граничних умов набуде вигляду:

(1.3.24)

Константу С у формулі (1.3.24) знайдемо з умови нормування

, (1.3.25)

або

. (1.3.26)

Другий інтеграл у виразі (1.3.26) для будь-яких значень n дорівнює нулю, тому

, звідки

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

(1.3.27)

При підстановці (1.3.27) у (1.3.22) одержуємо тотожність

,

звідки

(1.3.28)

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 (1.3.28) дорівнює нулю.

Що ми одержали в результаті розв’язування рівняння Шредінгера? По-перше, набір псі-функцій , які залежать від квантового числа n . По-друге, значення енергії Е , при яких розв’язок рівняння Шредінгера має фізичний зміст. По-третє, розподіл імовірності виявлення частинки в різних точках осі x усередині ящика. Подібні ж результати виходять при розв’язуванні рівняння Шредінгера й в інших випадках, наприклад, для атома водню.

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

Рис. 1.6

Число n у формулі (1.3.28) визначає вид хвильової функції й енергію частинки в стані з цією хвильовою функцією і називається квантовим числом . Покажемо, що для частинки в потенціальному ящику можливі лише такі енергетичні рівні, на яких на ширині ящика вкладається лише ціле число півхвиль де Бройля. При аналізі граничних умов було показано, що kl = n , де ― хвильове число хвиль де Бройля. З урахуванням останнього маємо:

(1.3.29)

Співвідношення (1.3.29) показує, що в потенціальному ящику можливі лише такі стани частинки, при яких на ширині потенціального ящика l вкладається ціле число півхвиль де Бройля (рис. 1.7).

Рис. 1.7

Незбуреному стану частинки (n=1) відповідає енергія

(1.3.30)

Значення цієї енергії Е _l 0 свідчить про те, що частинка в потенціальному ящику ніколи не зупиняється і що невизначеність Р_х імпульсу частинки не може бути меншою за величину

(1.3.31)

В потенціальному ящику шириною l положення частинки визнача-ється похибкою, яка сумірна з його шириною хl, тому що перебуває у повній відповідності із співвідношенням невизначеностей імпульс - координата.

Покажемо, як залежить ширина енергетичного інтервалу Е від розмірів потенціального ящика. У потенціальному ящику з розмірами l=10^-9 м власні значення енергії електрона утворюють послідовність енергетичних рівнів, енергетична відстань між якими дорівнює

E=E_n+1 -E_{n ,}

або

Дж.

В електрон-вольтах ця енергія буде дорівнювати

Цей розрахунок показує, що коли ширина потенціального ящика сумірна з розмірами атома (10^-10 м), енергетичний інтервал між сусідніми енергетичними рівнями досить значний, а спектр є дискретним.

У випадку, коли потенціальний ящик має макроскопічні розміри l10^-2 м , енергетичний інтервал між сусідніми рівнями буде дорівнювати

Дж=0,34^. 10^-14 (2n+1) eB.

Для такого потенціального ящика квантуванням енергії можна знехтувати. Вона нічим не відрізняються від значень енергії, одержаних класичними методами.

Аналогічні результати можна одержати для великих квантових чисел n . У цьому випадку проявляється принцип відносності, встановлений Бором у 1923 р.

При великих квантових числах висновки й результати квантової механіки збігаються з відповідними класичними результатами.

3. Гармонічний квантовий осцилятор

Просторово-обмеженим є також рух квантового осцилятора. З класичної точки зору осцилятором може бути будь-яка матеріальна точка, яка здійснює гармонічні коливання під дією квазіпружної сили

F =- kx , де k = m . (1.3.33)

Потенціальна енергія класичного осцилятора знаходиться за формулою

(1.3.34)

де m ― маса частинки; ― циклічна частота осцилятора.

Графічна залежність потенціальної енергії класичного осцилятора показана на рис. 1.8.

Рис. 1.8

З рисунка видно, що осцилятор може мати практично довільну енергію, навіть рівну нулю. В точках -а і +а кінетична енергія осцилятора дорівнює нулю, а потенціальна енергія досягає свого максимуму. За межі області (-а, +а) класичний осцилятор вийти не може.

Квантовим осцилятором може бути лише елементарна частинка, яка поряд із корпускулярними властивостями проявляє і хвильові властивості. Прикладом квантового осцилятора може бути коливний рух атомів і молекул у вузлах кристалічної гратки. Потенціальна енергія квантового осцилятора має ту ж математичну залежність, що і класичний осцилятор (1.3.34).

Стаціонарне рівняння Шредінгера для лінійного гармонічного осцилятора має вигляд:

(1.3.35)

де m ― маса квантової частинки; ― власна циклічна частота; Е ― повна енергія частинки.

Знаходження хвильових функцій квантового осцилятора є досить складною математичною задачею. Тому, опускаючи такі розв’язки, наводимо енергетичний спектр квантового осцилятора. Він має вигляд

(1.3.36)

де n = 0,1,2,3, ... ― будь-яке ціле число, починаючи з нуля; ― власна циклічна частота осцилятора; ― стала Дірака.

Аналіз рівняння (1.3.36) показує, що енергетичний спектр квантового осцилятора є дискретним і що власні значення енергії дорівнюють:

, ,

В енергетичному спектрі (1.3.36) проміжки між енергетичними рівнями не залежать від квантового числа n , а є однаковими

(1.3.37)

Як показано на рис. 1.9, де енергетичний спектр квантового осцилятора суміщається з аналогічним спектром класичного осцилятора, квантовий осцилятор не має значень енергії рівних нулю.

Рис.1.9

Найменше значення енергії квантового осцилятора дорівнює

. (1.3.38)

Меншої енергії квантовий осцилятор не може мати навіть при абсолютному нулі температур.

Покажемо наближеним способом, що енергія квантового осцилятора квантується. З рис 1.10 видно, що на відрізкуl =2х₀ вкладається ціле число півхвиль де Бройля, тобто

(1.3.39)

де ― середнє значення довжини хвилі де Бройля.

Звідки

(1.3.40)

Рис. 1.10

Середнє значення імпульсу кванта хвилі де Бройля

(1.3.41)

Середня кінетична енергія такого осцилятора

(1.3.42)

Відомо, що повна енергія Е перевищує середнє значення кінетичної енергії у два рази, тобто

(1.3.43)

З іншої точки зору повна енергія квантового осцилятора дорівнюватиме максимальній потенціальній енергії

(1.3.44)

Перемножимо рівності (1.3.43) і (1.3.44), одержимо

(1.3.45)

або

(1.3.46)

В межах точності наших міркувань 1, тому

(1.3.47)

де n =1,2,3 ,... ― цілі числа.

Наближений розрахунок показує, що енергія квантового осцилятора набуває ряду дискретних значень, тобто квантується.

Точне значення енергії для не збудженого квантового осцилятора нульового рівня можна одержати з рівняння Шредінгера (1.3.35), якщо згідно з рис. 1.10 скористатись функцією Гаусса, яка дорівнює

(1.3.48)

де а ― стала величина, яку слід визначити.

Другу похідну від (1.3.48) підставимо в (1.3.35)

звідки

. (1.3.49)

Тотожність (1.3.49) має місце у випадку рівності коефіцієнтів при х² і вільних членів, тобто

(1.3.50)

Система рівнянь (1.3.50) дає можливість одержати значення енергії Е і сталої величини а

. (1.3.51)

Таким чином функція Гаусса є розв’язком рівняння Шредінгера (1.3.35) лише за умови коли .

В цьому випадку

. (1.3.52)

Слід відмітити, що оскільки відстань між суміжними рівнями енергії квантового осцилятора дорівнює то з урахуванням одержуємо енергетичний спектр квантового осцилятора у вигляді

(1.3.53)

де n = 0,1,2,3, ...

4. Проходження частинки крізь потенціальний бар’єр.Тунельний ефект

Класична частинка не може перебувати в тих місцях, де її потенціальна енергія U(x) перевищувала б повну енергію частинки E . Щодо квантової частинки, то вона має таку властивість через те, що існує відмінна від нуля імовірність проникнення її крізь потенціальний бар’єр, тобто в область, де U(x)  E.

Проведемо оцінку цієї імовірності шляхом розв’язування такої задачі. Нехай квантова частинка з масою m , рухаючись в напрямі осі х , вдаряється в потенціальний бар’єр кінцевої висоти U ₀ , тобто

причому енергія частинки Е менша висоти бар’єра U ₀ , (рис. 1.11).

Рис. 1.11

В області потенціального бар’єра рівняння Шредінгера для стаціонарних станів набуде вигляду

(1.3.54)

Якщо позначити вираз через , то рівняння (1.3.54) перепишеться

. (1.3.55)

Розв’язком рівняння (1.3.55) може бути функція

, (1.3.56)

де А і В ─ деякі константи.

Експонента з додатним знаком фізичного змісту не має й може бути відкинута, тому що не повинно бути зростання імовірності в області потенціального бар’єра. Тому в області потенціального бар’єра (х ), хвильова функція частинки  _x визначається рівністю

 _x = А e ^{- x .} (1.3.57)

Коефіцієнт А у виразі (1.3.57) пов’язаний з інтенсивністю променя частинок, які рухаються у напрямі бар’єра, а тому задається довільно. Як правило для х координати частинок розподіляються з густиною імовірності

, (1.3.58)

де 0 дорівнює значенню  _x ² при х=0.

Рівняння (1.3.58) показує, що із збільшенням глибини проникнення в область потенціального бар’єра, густина імовірності х зменшується експоненційно. Це зменшення буде тим швидше, чим більша різниця енергій U₀ - E.

Знайдемо глибину проникнення елементарної частинки в область потенціального бар’єра при умові, що m = 9,1 10^-31 кг (електрон), U₀ - E = 10^-4 eB , а густина імовірності (х на цій відстані зменшується в е разів

.

Ця відстань перевищує на два порядки діаметр атома водню. Глибина проникнення зменшується на порядок, якщо різниця енергій U ₀ - E зросте до 10^-2 еВ .

Здатність квантових частинок проникати в область потенціального бар’єра приводить до тунельного ефекту. Його суть полягає в проникненні частинки з однієї області в іншу область, які поділені потенціальним бар’єром навіть в тих випадках, коли енергія частинки Е менша висоти потенціального бар’єра U₀ .

Таке проходження частинки виявляється можливим дякуючи існуванню під бар’єром хвильової функції, яка «прокладає» шлях частинці на будь-яку відстань. Тунельний ефект є головною причиною -розпаду радіоактивних ядер.