/
Author: Сивухин Д.В.
Tags: физика
Similar
Text
Д.В.Сивухин
ОБЩИЙ КУРС ФИЗИКИ. T.V,4.1
АТОМНАЯ ФИЗИКА
В основе пособия — лекции, читанные автором для студентов Московского
физико-технического института. Главное внимание уделено выяснению
физического смысла и содержания основных законов и понятий атомной физики,
установлению границ применимости этих законов, развитию у студентов навыков
физического мышления и умения ставить и решать конкретные задачи. Вторая
часть выйдет в 1987 г.
Для студентов физических и физико-математических факультетов
университетов, физико-технических и инженерно-физических институтов, а
также тех вузов, где физика является основной дисциплиной.
ОГЛАВЛЕНИЕ
Предисловие 6
ГЛАВАI
КВАНТЫ СВЕТА
§ 1. Энергия и импульс светового кванта 7
§ 2. Фотоэлектрический эффект 12
§ 3. Эффект Комптона 25
§ 4. Эффект Допплера при движении источника света в вакууме с фотонной 34
точки зрения
§ 5. Отражение и преломление света в фотонной теории. Фотоны в среде 37
§ 6. Излучение Вавилова — Черенкова. Эффект Допплера при движении 40
источника света в среде
§ 7. Фотоны в гравитационном поле 44
§ 8. Пекоторые опыты по обнаружению корпускулярных свойств света 47
ГЛАВА II
СТРОЕНИЕ, ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ УРОВНИ И СНЕКТРЫ АТОМА
§ 9. Ядерная модель атома и опыты Резерфорда 50
§ 10. Определение заряда ядра из рассеяния рентгеновских лучей 58
§ 11. Спектральные закономерности 61
§ 12. Постулаты Бора 65
§ 13. Спектр водорода 68
§ 14. Экспериментальное подтверждение постулатов Бора 80
§ 15. Резонансное свечение и люминесценция 87
§ 16. Принципиальные недостатки теории Бора 91
ГЛАВА III
ВОЛНОВЫЕ СВОЙСТВА ЧАСТИЦ ВЕЩЕСТВА
§ 17. Гипотеза де Бройля 94
§ 18. Экспериментальные подтверждения гипотезы де Бройля 101
§ 19. Статистическая интерпретация волн де Бройля и волновой функции 112
§ 20. Соотношение неопределенностей 121
ГЛАВА IV
УРАВНЕНИЕ ШРЕДИНГЕРА. КВАНТОВАНИЕ
§21. Уравнение Шредингера 132
§ 22. Уравнение Шредингера и квантование 137
§ 23. Гармонический осциллятор 144
§24. Одномерные, прямоугольные потенциальные ямы. 147
§ 25. Квантование в случае сферически симметричного силового поля 153
§ 26. Система двух взаимодействующих частиц 155
§ 27. Квантование водородоподобного атома в сферически симметричном 158
случае
§ 28. Потенциальные барьеры 163
§ 29. К объяснению контактной разности потенциалов. Холодная эмиссия 174
электронов из металлов
ГЛАВАV
ДАЛЬНЕЙШЕЕ НОСТРОЕНИЕ КВАНТОВОЙ МЕХАНИКИ И
СНЕКТРЫ
§ 30. Операторный метод 179
§31. Момент импульса частицы 189
§ 32. Сложение угловых моментов 198
§ 33. Квантование водородного атома в общем случае 202
§ 34. Энергетические уровни и спектральные серии щелочных металлов 206
§35. Магнетизм атомов 215
§ 36. Опыты Штерна и Герлаха. Спин электрона 220
§ 37. Эффект Садовского и спин фотона 225
§ 38. Четыре квантовых числа электрона и тонкая структура спектральных 235
термов
§ 39. Правила отбора при излучении и поглощении света 244
§ 40. Тонкая структура спектральных линий водорода и щелочных 248
металлов
§ 41. Простой и сложный эффект Зеемана 252
§ 42. Магнитный резонанс 261
§ 43. Эффект Штарка 270
§ 44. Лэмбовский сдвиг уровней атомных электронов 274
§ 45. Физический вакуум и объяснение лэмбовского сдвига 277
ГЛАВА VI
АТОМНЫЕ СИСТЕМЫ СО МНОГИМИ ЭЛЕКТРОНАМИ
§ 46. Принцип тождественности одинаковых частиц. Принцип Паули 282
§ 47. Объяснение периодической системы химических элементов Д. И. 288
Менделеева
§ 48. Рентгеновские лучи 298
§ 49. Атом гелия 312
§ 50. Химическая связь. Молекула водорода 322
§ 51. Параводород и ортоводород 330
§ 52. Молекулярные силы 332
ГЛАВА VIL
НЕКОТОРЫЕ МАКРОСКОНИЧЕСКИЕ КВАНТОВЫЕ ЯВЛЕНИЯ
§ 53. Возможные состояния частицы в ограниченном объеме 338
§ 54. Теория Дебая теплоемкости твердых тел 340
§ 55. Типы связей атомов в твердых телах 347
§ 56. Колебания атомов в одномерной прямолинейной цепочке 349
§ 57. Фононы и квазичастицы 357
§ 58 Энергетические зоны в твердых телах 366
§ 59. Зонная структура и волны Блоха 372
§ 60. Сверхтекучесть. Опытные факты 383
§ 61. Понятие о теории сверхтекучести 393
§ 62. Понятие о теории сверхпроводимости 401
Именной указатель 411
Предметный указатель 413
Понимание явлений атомной физики, как и всех явлений микромира,
невозможно без квантовых представлений. Поэтому в настоящем томе
затрагиваются основные понятия и принципы квантовой механики. Делается это
на основе экспериментальных фактов, которые одни только с полной
убедительностью и вынуждают нас принять квантовые представления.
Разумеется, в общей физике количественному рассмотрению доступны только
простейшие задачи. Большинство вопросов рассматривается качественно на
основе общих принципов.
В первой части настоящего тома рассматриваются не только явления,
происходящие в электронных оболочках атомов и молекул. Следуя
историческому ходу развития, вначале вводится представление о фотонах и
рассматриваются оптические явления, связанные с таким представлением. Затем
идет основной материал, относящийся уже к атомной физике в узком смысле—
физике электронных оболочек атомов. Паконец, коротко говорится о
макроскопических квантовых явлениях — сверхтекучести, сверхпроводимости и
ир. Ядерной физике будет посвящена вторая часть этого тома.
ИМЕННОЙ УКАЗАТЕЛЕ
Аббе 126 Биберман 113
Абрикосов 403 Блох 269, 372, 377, 381, 403
Авогадро 86 Блэкетт 55
Аллен 389 Боголюбов 394, 395, 402
Ампер 215 Бозе 284, 338, 395, 399, 401
Андроникашвили 387 Больцман 268, 337, 343, 371
Бак 259 Бор 65—70, 72, 73, 75, 77, 80, 85, 91,
Балыиер 64—67, 76—78, 91, 250, 251, 92, 97, 136, 137, 146, 158-161,
260. 273, 274 193, 197, 209, 215, 216, 219, 224,
Бардин 402 225, 237-239, 254, 262, 268, 270,
Баркла 298, 299 288, 297, 300, 304, 406
Барнет 222 Борн 94. 114, 342, 349
Бергман 212 Боте 58
Бет 230 Бриллюэн 342, 351, 356, 359—361,
Бете 104, 105, 277 365
Бройль де 94—106, 110, 112—117,
119,120,122,123,125,126,131,
132,168, 169, 174, 183, 187, 225,
342, 343, 357, 372, 377
Брэгг Генри 92
Брэгг Лоуренс 29, 102, 103, 105, 109
Брэккет 65
Вавилов 40, 42, 44, 49, 359, 361, 398,
399
Валравен 401
Ван-дер-Ваальс 333—336, 348, 399
Ван-Лёвен216
Видеман 89
Вильсон 30, 51, 55
Вольта 175
Вуд 87, 90
Вульф 29, 103, 105, 109
Гайтлер 322, 327
Гамильтон 186, 285
Гаудсмит 222, 223
Гаусс 51
Гейгер 48, 50
Гейзенберг 94. 123, 126, 127, 129,
131, 143
167, 184, 188, 198
Герлах 220—225, 253, 268, 400
Герц Генрих 12, 137, 229, 239, 234
Герц Густав 80, 83—86
Гинзбург 42, 43
Горькое 402
Гук271
Даламбер 392
Дебай 28. 105. [08,109. 340. 342—
345, 349, 354, 357, 364
Де Гааз 222
Джермер 102, 103, 105, 106
Джонс 389
Дирак 8, 94, 223, 238, 274, 284, 285,
338, 398, 401
Добронравов 47
Допплер 34—37, 40, 43, 359, 361
Дьюар 391
Дэвиссон 101 — 103, 105, 106
Дюлонг341,345
Ельяшевич 255
Жолио-Кюри 289
Завойский 268
Зееман 252 и д.
Зоммерфельд 69, 91
Зундман 91
Иордан 94
Иоффе 47
Ирншоу 56
Камерлинг-Оннес 384, 390
Капица 386, 391
Карман 539
Кеезом А 390
КеезомВ. 384, 386, 390
Кеплер 52
Кирхгоф 89
Клеве 305
Клейн 58, 60
Книппинг 298
Комптон Артур 25, 26, 28, 29, 34, 94,
168
Комптон Карл 19
Крониг 222
Кулон 51, 55, 56, 240, 276, 277
Кунер 402, 403
Кэнсман 101
Лагранж271
Лайман 63, 65, 67, 68, 76—78, 248,
273
Ландау 386, 392, 393, 397, 399
Ланде 253
Ланжевен216
Лаплас 157. 271,313
Лауэ 29. 105. 106. 111, 298, 299
Ленард 12, 15, 50
Леонтович 172
Лондон 322, 327. 405
Лорентц 10, 210, 225, 359, 267
Лукнрский 19, 178
Лэмб 275, 276
Ляпунов 375, 376, 377
Мак Вуд 386
Максвелл 8, 12, 132, 279, 340
Мандельштам 120, 172, 342, 356, 361,
365
Марсден 50
Матьё 374
Мах 396
Мейсснер 408, 409
Менделеев 56, 288, 289, 305
Мёссбауэр 45
Милликен 19, 47, 178
Минковский 33, 96
Мозли 56, 304—306
Намбу402
Нернсг341,344
Нильсон 305
Нишина58, 60,132
Ньютон 37, 67
ОжеЗЮ, 311
Оксенфельд 408, 409
Онзагер 396
Накард 269, 284
Нарселл 269
Наули 179, 223, 284, 286, 288—290,
318, 349, 369, 379, 395, 401, 403,
406
Наунд 45, 269
Нашен 64, 65, 67, 76—78, 259
Неро 78, 261
Нешков 392
Никеринг 73, 74
Планк 7, 8, 9, 20, 36, 45, 91—93, 95,
97,
132, 185, 197, 236, 340, 344, 358, 366
Нойнтинг 59, 228, 229
Нрестон 258
Нрилежаев 19
Нти 341, 345
Нфунд 65
Раби 264
Рамзауэр
НО, 289
Рассел 240, 259
Ребке 45
Резерфорд 50—52, 54—56
Рейнольде 386
Риги 12
Ридберг 63, 69, 71, 73, 78, 79, 91, 92,
210, 252, 280
Ризерфорд 275, 276
Ритц57, 62, 64, 67, 68,211
Ричардсон 19
Рунге 258
Садовский 225, 226, 229, 230
Саундерс 240, 254
Сильвера401
Скобельцын 31
Стефан 343
Стоке 90
Столетов 12, 14
Сушкин 113
Тамм 42, 58
Тартаковский 108, 109
Тисса386, 392
Томсон Дж. Дж. 12, 59, 60
Томсон Д. Н. 108
Торри 269
Уленбек 222, 223
Фабри 78, 261
фабрикант 113
Фарадей 78, 106, 279
Фаулер 73, 74
Фейнман 398
Ферми 175, 178, 284, 286, 338, 398,
401,403,404
Физо ПО
Франк Джеймс 80, 83, 85, 86
Франк Илья Михайлович 42, 43
Френель 39, 165
Фрёлих 402
Фридрих 298
Фуко 7
Фурье 112, 122, 181
Хальвакс 12
Хансен 269
Хелл 105,108, 109
Хилл 374, 375
Хиллераас316, 317
Холл 380
Чебышев 146
Черенков 40, 42, 44, 49, 89, 359, 361,
398
Чэдвик 55
Шварцшильд 270
Шерер 105 108, 109
Шредингер 74, 94, 98, 112—138, 143,
144,148, 150, 153, 155, 157, 159,
161—165, 167, 169, 172, 186,
203, 219, 220, 271, 273, 285, 286,
298, 312, 323, 329, 338, 340, 347,
370, 372, 373, 376, 377, 381
ПРЕДМЕТНЫЙ
Автоионизация 310
Адиабатическое приближение 323
Актиниды 297
Акустическая (дебаевская) ветвь
частот 356
Акцепторы 372
Амперовы молекулярные токи 215
Амплитудные коэффициенты 164
Атом гелия 312
Ьезызлучательные переходы 67
Ьозе-частицы (бозоны) 284
Ьоровский радиус 75, 162
Вакуум л-мезонов 278
— физический 277
— фотонный 277
— электронно-позитронный 278
Валентный электрон 206
Векторные диаграммы 197
Впртуальные частицы 277
Вихревая нить 398
Вихревые кольца 399
Внутренний потенциал 104
Водородоподобный атом
Волновая функция 117
Волновое число спектроскопическое
62
Волновой пакет 112, 122
Волны Ьлоха 377
— вероятности 114
— де Ьройля (фазовые) 95
, грунповая скорость 96
Шриффер 402
Штарк 270—274
Штерн ПО, 220—225, 253, 268, 400
Эйнштейн 8, 16, 17, 19, 37, 45, 92 222
284, 338, 340, 341, 395, 399, 401
Эпщтейн 270
Эрмит 146
Юнг 352
Юри77
Яноши 113
УКАЗАТЕЛЬ
, показатель преломления 98,
104
Вырождение 205
Гамильтониан 186
Гармоники 70
Гармонический осциллятор 144
Гелий I 385
—II385
— 3Пе384
Гиромагнитное отношение 218
для электрона 224
Глубина проникновения 166
Граница серии 65
Давление звука 358, 364
Движение инфинитное 143
— нормальное 387
— сверхтекучее 387
— финитное 142
Двухжидкостная модель Пе П 386
Дейтерий 74
Дейтрон 74
Дисперсионные соотношения 359
Диэлектрики 369
Доноры 372
Дырки в полупроводниках 371
электронных оболочках 303
Дырочная проводимость 372
Дублет 236, 238
Естественная шприна спектральной
линии 130
Жолиотий 289
Закон кубов
Дебая 344
— Мозли 306
Законы дисперсии 377, 393
Запрет интеркомбинации 312
Запрещенные переходы 241, 248
Заряд ядра 78
Звук второй 392
— первый 392
Зона Бриллюэна 351, 356
— валентная 369
— проводимости 369
Зоны запрещенные 369
— разрешенные 369
Излучение дипольное 211
— квадрупольное 211
— октупольное 211
— рекомбинацнонное 73
— сплошное 369
— температурное (равновесное) 89
Излучение характеристическое 369
Изотопический эффект 401
Изотопическое смещение
спектральных линий 74
Интерполяционная формула Дебая
345
Интерференционное отражение 161
Интерферометр Фабри —Перо 78
Кандолюминесценция 90
Катодолюминесценция 90
Квазиимпульс 357, 359
Квант 8
— магнитного потока 405
Квантование 69, 137
— водородоподобного атома 158, 202
— магнитного потока 405
— осциллятора 144
— пространственное 305
— ротатора 197
Квантовая жидкость 384
Квантовое число 69
внутреннее 236
главное 205, 206, 207
магнитное 197, 206, 207
орбитальное 197, 205, 207
проекции полного момента 235
радиальное 206, 207
спиновое 207
Квантовый ансамбль 115
— вихрь 398
Квартет 238
Квинтет 238
Классический радиус электрона 59
Комптоновская длина волны 28
Конденсат 395
Конденсация Бозе —Эйнштейна 395
Контактная разность потенциалов
175
Коротковолновая граница
рентгеновского
излучения 21
Корпускулярно-волновой дуализм 9
Корреляции 403
Коэффициент истинного поглощения
308
— ослабления 308
— отражения 160
— поглощения атомный 309
массовый 309
молекулярный 309
— пропускания 160, 172, 173
— рассеяния 61, 308
Коэффициенты Френеля 165
Край поглощения 309
Кратность (степень) вырождения 205
Кристаллы ионные 348
— ковалентные 348
— металлические 348
— молекулярные 348
Критическая скорость 396
Куперовская пара 403
Ларморовская частота 253
Лорентцевский триилет 253
Лэмбовский сдвиг 276
Люминесценция 87, 89
Люминофоры 90
Лямбда (А)-линия 385
— точка 385
Магнетон Бора 219
Магнитное поле сильное 256, 260
слабое 255, 260
Магнитный момент 217
электрона 267
аномальный 267
спиновый 222
— резонанс 262
Мезоатомы 79
Металлы 370
Метод Лауэ 105
— Дебая —Шерера —Хелла 105
Механика волновая 94
— квантовая 94
— матричная 94
Многофотонные процессы 67
Молекула водорода 322
Молекулярное (релеевское)
рассеяние 308
Момент импульса 189
Мультиплет 237, 238, 240
Мультиплетность уровня 253
Множитель
Ланде 253
Мюонная молекула 329
Пильсборий 289
Пормальные колебания 335
— координаты 334
Пулевая энергия 142
Пулевые колебания 143
Пуль — нуль @—0)-переходы 245
Обменная энергия 319
Обменное взаимодействие 319, 326
Образование пар 29
Обратная решетка 356, 357
Обращение линий 307
Обращенная схема уровней энергии
301
Обертоны 70
Оболочка 290
Оператор 179, 184, 185
— Гамильтона 186
Оператор импульса 184
— линейный 180
Оператор магнитного момента 219
— перестановки 283
— спина фотона 223
— углового момента 189
— энергии 186
Операторный метод 179
Операторы антикоммутирующие 179
— коммутирующие 179
Оптическая (борновская) ветвь
частот 353, 356
Ортоводород 330
Ортогелий 312
Ортосостояние 318
Основная частота 70
Параводород 330
Парагелий 312
Парамагнетизм электронный 267
— ядерный 267
Парасостояние 318
Переходные элементы 257
Периодическая система элементов
288
Плотность вероятности 118
радиальная 161
Поверхность
Ферми 403
Позитроний 79
Полиномы
Чебышева —Эрмита 226
Полупроводники 371
Поляризация вакуума 280
Порядковый номер элемента 288
Постоянная
Ляпунова 375
— Планка 8
— РидбергабЗ, 71
— тонкой структуры 76
— экранирования 306
Потенциалы возбуждения 83
— ионизации 83
— критические 83
Потенциальные барьеры 163
— ямы 147, 154
Правила запрета (отбора) 212, 214
Правило
Престона 258
— Рунге258
— сложения угловых моментов 201
— Стокса 90
— частот
Бора 66, 136
Приближение ближайших соседей
350
Принцип асимметрии 285
— комбинационный Ритца 62, 63
— неопределенностей 123
— Паули 175,288
обобщенный 288
— соответствия 69
— суперпозиции состояний 118, 119.
134,135
— тождественности одинаковых
частиц 283
Прицельное расстояние 33
Прозрачность барьера 166
Пропускаемость барьера 166
Протий 74
Процессы нормальные 361
— переброса 361
Работа выхода 175
Радиационные поправки 280
Радиолюглииесценция 90
Редкие земли (лантаниды) 297
Резерфордий 289
Резонанс антиферромагнитный 264,
270
— диамагнитный (циклотронный)
261- 2ГО
— ферримапштный 270
— ферромагнитный 261, 270
— электронный парамагнитный
(ЭПР) 264
— ядерный магнитный (ЯМР) 264
Резонансная линия 65
Рентгеновские лучи 298
Рентгенолюминесценция 90
Ротатор 197
Ротон 394
Самосогласованное поле 373
Сверхпроводимость 401
— второго рода 409
— первого рода 409
Сверхпроводящее состояние 409
Сверхтекучесть атомарного водорода
400
— 4Пе386
— 3Пе389
Сверхтонкая структура спектральных
линий 240
Связь гомеополярная (ковалентная)
348
— ионная (гетерополярная) 348
— нормальная (Рассела —Саундерса)
240, 241
— химическая 3 J8
— j-j 243
Сериальный символ 258
Серия
Бальмера 64
— Бергмана (фундаментальная) 212
— Брэккета 65
— главная 212
— диффузная (первая побочная) 212
— Лаймана 63
— Пашена 64
— Пикеринга 73
— Пфупда 65
— резкая (вторая побочная) 65
— спектральная 63
— Фаулера
Силы Ван дер-Ваальса
(дисперсионные) 333
— молекулярные 332
— обменные 319, 326
— химические (валентные) 332
Синглет237, 238
Скачок теплоемкости гелия 385
Скрытые параметры 115
Смешанное состояние 409
Собственные значения 138. 186
— фупкции 138, 186
Соотношение неопределенностей
123, 124, 129
Спектр водорода 68
— дискретный 138
— непрерывный (сплошной) 138
— энергетический 68
Спектральная серия 63
Спектральные закономерности 61
— серии щелочных металлов 206
Спектры атомные 61
— линейчатые 61
— молекулярные 61
— полосатые 61
Спин фотона 223
— электрона 122, 231
Спин-орбитальное взаимодействие
237—239
Спиновая степень свободы 235
Спиновые координаты 82
Статистика Бозе —Эйнштейна 284
— Ферми — Дпрака 284
Стационарные состояния 135
Столкновения неупругие 82
— упругие 82
Температура вырождения 395
— дебаевская 345
Температурный коэффициент
расширения гелия 385
Теория возмущений 313
— сверхпроводимости 401
— сверхтекучести 393
— теплоемкостей
ДебаяЗЮ
Теплоемкость водорода 332
Теплопроводность твердых тел 361
— Не II390
Термоэлектронная эмиссия 176
Термы спектральные 53, 67
щелочных металлов 210
Ток насыщения 14
Томсоновское сечение рассеяния 59
Тонкая структура спектральных
линии 240
термов 235, 237
водорода 374
Тормозное излучение 239
Точка поворота 139
Трансураны 289
Триболюминесценция 90
Триплет 238
Тритий 74
Тритон 74
Туннельный эффект 172
Тушение свечения 89
Узлы 142
Уравнение Хилла 374
— Шредингера общее 133,135,186
для стационарных состояний
135,186
Условие
Брэгга — Вульфа 103
— нормпровки 118
Ферми-частицы (фермионы) 284
Флюоресценция 89
Фононный газ 360
Фононы 357
Фонтанирование гелия 389
Формула Клейна — Мишины —
Тамма 60
— Резерфорда 31
— Эйнштейна 16
Фосфоресценция 89
Фотолюминесценция 90
Фотон 9, 10
— в гравитационном поле 44
среде 37
Фотоэлектрический эффект 12
внешний 13
внутренний 13, 24
многофотонный 23
, низкочастотная граница 17
нормальный 21
обратный 20
селективный 21
Функция асимметричная 284
— симметричная 284
Характеристика фотоэлемента 14
Характеристическое рентгеновское
излучение 21, 300
Хемилюминесценция 90
Холодная эмиссия 176
Чередование интенсивности
спектральных линий 331
Электрическое поле сильное 274
слабое 274
Электролюминесценция 90
Электрон Оже 311
Электронные конфигурации 243, 29)
Электронный слой 290
Элементарные возбуждения 393
Энергия ионизации 83
— обмена 319
— Ферми 175.403
Энергетические зоны 360, 368
Энергетическая щель 407
Эффект Вавилова — Черенкова 42
— Допплера аномальный 43
нерелятивистский 35
релятивистский 36
— Зеемана простой 252, 253
сложный 252
— Комптона 25
Эффект Комптона обратный 28
— механотермический
(механокалорический) 389
— Оже 310
Эффект Пашена — Бака 259
— Садовского 225
— термомеханический 389
— Штарка квадратичный 271
линейный 271
Эффективное сечение
дифференциальное 53
полное 54
Ядерных сил насыщение 320
ПРЕДИСЛОВИЕ
Понимание явлений атомной физики, как и всех явлений
микромира, невозможно без квантовых представлений. Поэтому
в настоящем томе затрагиваются основные понятия и принципы
квантовой механики. Делается это на основе эксперименталь-
экспериментальных фактов, которые одни только с полной убедительностью и
вынуждают нас принять квантовые представления. Разумеется,
в общей физике количественному рассмотрению доступны толь-
только простейшие задачи. Большинство вопросов рассматривается
качественно на основе общих принципов.
В первой части настоящего тома рассматриваются не только
явления, происходящие в электронных оболочках атомов и мо-
молекул. Следуя историческому ходу развития, вначале вводится
представление о фотонах и рассматриваются оптические явле-
явления, связанные с таким представлением. Затем идет основной
материал, относящийся уже к атомной физике в узком смыс-
смысле— физике электронных оболочек атомов. Наконец, коротко
говорится о макроскопических квантовых явлениях — сверхте-
сверхтекучести, сверхпроводимости и пр. Ядерной физике будет посвя-
посвящена вторая часть этого тома.
Как и предыдущие тома, эта книга составлена на основе
лекций, которые автор многократно читал в Московском физи-
физико-техническом институте.
Как и в остальных томах «Общего курса физики», в этой
книге в качестве основной применяется система единиц СГС в
ее гауссовой форме. Используется также оправдавшая себя
удобная внесистемная единица энергии электронвольт (эВ) с ее
кратными единицами (кэВ, МэВ, ГэВ). Международная систе-
система (СИ) совсем не применяется. Искусственное и ненужное вве-
введение размерных электрической и магнитной постоянных ва-
вакуума делает эту систему в данном случае неудовлетвори-
неудовлетворительной.
Рукопись этой книги была прорецензирована членом-коррес-
членом-корреспондентом АН СССР профессором С. С. Герштейном, а также
на кафедре экспериментальной физики Киевского государствен-
государственного университета им. Т. Г. Шевченко, руководимой членом-кор-
членом-корреспондентом АН УССР профессором И. С. Горбанем. Я глу-
глубоко благодарен всем рецензентам за доброжелательное отно-
отношение к моему труду и за все замечания, способствовавшие его
улучшению,
Д. В, Сивухиц
ГЛАВА I
КВАНТЫ СВЕТА
§ 1. Энергия и импульс светового кванта
1. К середине 19-го века волновая природа сзета считалась
доказанной окончательно. Ее подтверждали явления интерфе-
интерференции и дифракции света. А опыт Фуко A819—1868), каза-
казалось, исключал всякую возможность корпускулярных представ-
представлений о свете (см. т. IV, § 3). Это действительно было бы так,
если бы имелась в виду корпускулярная теория в ньютоновской
форме (см. § 5).
Однако и волновая теория света, даже в ее электромагнит-
электромагнитной форме, оказалась недостаточной для истолкования всей
совокупности оптических явлений. Впервые это было осознано
при рассмотрении проблемы равновесного (черного) излучения.
Настойчивые попытки решить эту проблему в рамках волновых
представлений на основе классических электродинамики и ста-
статистики закончились неудачей (см. т. IV, § 117). Формула, со-
согласующаяся с опытом во всем диапазоне длин волн, была уга-
угадана Планком A858—1947) в октябре 1900 г., сначала эмпири-
эмпирически. Немного позже Планк нашел и теоретический вывод
своей формулы, доложенный им 14 декабря 1900 г. на заседании
Немецкого физического общества. Это было исходным пунктом
возникновения принципиально новых — квантовых — представ-
представлений. Сначала они касались только природы света, но затем
постепенно проникли во все разделы физики.
Оказалось, что понятия и принципы классической физики,
возникшие на основе изучения макроскопических объектов, не-
неприменимы или ограниченно применимы в области атомных и
субатомных масштабов. В этой области потребовались новые
представления и законы, которые в конце концов и были най-
найдены. Они составили основу новой, так называемой квантовой
физики. Однако излагать квантовую физику систематически и
дедуктивно, полностью отвлекаясь от истории ее развития, как
это делается в теоретической физике, в общей физике было бы
нецелесообразно. Сначала надо ознакомить начинающего с
основными опытными фактами, которые одни только и могут
убедить его в недостаточности и ограниченной применимости
классических представлений. Они же, и это главное, позволяют
наметить пути для введения новых представлений. Именно та-
такой метод изложения принят в настоящей книге, дающей эле-
элементарное введение в квантовую физику.
8 КВАНТЫ СВЕТА [ГЛ. I
2. Вернемся, однако, к истокам квантовых идей. При вы-
выводе своей формулы для равновесного излучения Планк ввел
чуждую классической физике гипотезу, что излучение и погло-
поглощение света веществом происходит не непрерывно, а конечными
порциями, или квантами. Так как свойства равновесного излу-
излучения в полости не зависят от вещества стенок полости, веще-
вещество без ограничения общности он рассматривал как совокуп-
совокупность гармонических осцилляторов. А чтобы согласовать свою
гипотезу г законами термодинамики и электродинамики, Планк
принял, что энергия кванта &, излучаемая или поглощаемая
гармоническим осциллятором частоты v, определяется выра-
выражением
g = hv, A.1)
где h — универсальная постоянная, получившая название по-
постоянной Планка (см. т. IV, § 118). Ео значение было вычис-
вычислено самим Планком из экспериментальных результатов, полу-
полученных при изучении распределения энергии в спектре излуче-
излучения абсолютно черного тела. Однако постоянная Планка, как
и всякая фундаментальная постоянная, входит в множество
других физических явлений. Все они дают независимые способы
определения этой постоянной и в пределах ошибок измерений
приводят к согласующимся результатам. По современным данным
h = 6,626176 C6) • КГ27 эрг • с '). A.2)
В некоторых вопросах, в особенности в теоретической фи-
физике, более удобна постоянная
А =1,0545887 E7)- КГ27 эрг • с, A.3)
введенная Дираком A902—1984). Ее также называют постоян-
постоянной Планка — перечеркнутой или дираковой. Через эту постоян-
постоянную энергия кванта излучения выражается формулой
% = Ы, A.4)
где со = 2jtv — циклическая частота излучения. Мы будем поль-
пользоваться как выражением A.1), так и выражением A.4).
3. Сам Планк, как видно из изложенного, полагал, что кван-
квантовые свойства света проявляются только в актах излучения и
поглощения, т. е. при взаимодействии света с веществом. Рас-
Распространение же света в пространстве, по его воззрениям, про-
происходит непрерывно и описывается классическими уравнениями
Максвелла A831—1879). Более радикальная и законченная
форма была придана квантовой теории света Эйнштейном
A879—1955) в 1905 г. Руководствуясь некоторыми теоретиче-
') Здесь, как и всюду в дальнейшем, в скобках приведено стандартное
отклонение последних двух цифр от их среднего значения.
§ 1] ЭНЕРГИЯ И ИМПУЛЬС СВЕТОВОГО КВАНТА 9
скими соображениями и экспериментальными фактами, Эйн-
Эйнштейн пришел к представлению, что и при распространении в
пространстве свет ведет себя подобно совокупности каких-то
частиц, причем энергия каждой частицы определяется форму-
формулой Планка A.1) или A.4). Такие частицы позднее получили
название квантов света или фотонов.
Это не было простым возвратом к ньютоновской корпуску-
корпускулярной теории света. Нельзя смотреть на фотоны как на обыч-
обычные частицы света, аналогичные материальным точкам класси-
классической механики и движущиеся по определенным траекториям
в пространстве. Это видно уже из того, что фотонам свойственна
интерференция и дифракция. Они обладают не только корпус-
корпускулярными, но и волновыми свойствами. Такая особенность фо-
фотонов называется корпускулярно-волновым дуализмом. Было бы
безнадежно пытаться истолковать корпускулярно-волновой дуа-
дуализм в духе представлений классической физики. Человеческое
воображение не в состоянии создать образ, обладающий одно-
одновременно и свойствами корпускулы, и свойствами волны. Однако
природа богаче воображения человека. При ее изучении надо
руководствоваться не тем, чтс доступно воображению человека,
а тем, что дают наблюдения и опыт. Отметим уже сейчас, что
обычные корпускулы — электроны, нейтроны, атсмы, молекула
и пр. — также обладают волновыми свойствами. Опыты, застав-
заставляющие принять это заключение, будут рассмотрены в § 18. По-
Поэтому обсуждение вопроса, как современная физика истолко-
истолковывает корпускулярно-волновой дуализм, мы отложим до § 19,
после того как будут изучены волновые свойства" вещества.
4. Если фотон обладает энергией, то он должен обладать и
импульсом, как этого требует теория относительности. Импульс
фотона проявляется, например, в давлении света. Связь между
энергией & и импульсом р при движении частицы в теории от-
относительности выражается формулой
ОД2-р2 = (т.оСJ A.6)
(см. т. IV, § 111). (При этом предполагается, что во время
движения внутреннее состояние частицы, а с ним и ее масса
покоя то остаются без изменения.) Фотон движется в вакууме
со скоростью света с, т. е. является релятивистской частицей.
Если бы масса покоя фотона гп0 была отлична от нуля, то его
релятивистская масса
m = пго/л/1 — v2/c2
была бы бесконечно велика. Поэтому надо допустить, что для
фотона гп0 = 0. В результате предыдущее соотношение запи-
запишется в виде
<Г — рс. A.6)
10 КВАНТЫ СВЕТА [ГЛ. 1
(Знак минус при извлечении квадратного корня следует опу-
опустить, принимая, что импульс фотона р направлен в сторону рас-
распространения света.)
Неклассический характер соотношения A.1) или A.4) про-
проявляется, между прочим, в том, что по классическим представ-
представлениям энергия должна быть связана не с частотой, а с ам-
амплитудой колебания. По этим представлениям корпускулярно-
волнового дуализма не должно быть. Но если такой дуализм
все же существует, то связь между корпускулярными и волно-
волновыми свойствами излучения не может ограничиваться соотно-
соотношением A.1) или A.4). Корпускулярные свойства излучения
характеризуются энергией & и импульсом, р, волновые — ча-
частотой со и волновым вектором k. В теории относительности ве-
величины <% и р объединяются в один четырехмерный вектор
энергии-импульса {&, ср). Фаза волны u>t — kr, как показано
в т. IV, § 107, инвариантна относительно преобразования Лорент-
ца. А так как (t,r/c) —четырехмерный вектор, то отсюда сле-
следует, что частота со и волновой вектор k также объединяются в
четырехмерный вектор (со, ck). Временные компоненты <8 и со
четырехмерных векторов {Ж, ср) и (со, ck) одинаково преобра-
преобразуются при преобразованиях Лорентца. Поэтому соотношение
A.1) (или A.4)) удовлетворяет необходимому требованию ре-
релятивистской инвариантности. Но релятивистски инвариантное
соотношение не может ограничиться связью только между вре-
временными компонентами четырехмерных векторов (Жу ср) и
(со, ck). Связь должна существовать между самими четырехмер-
четырехмерными векторами. Отсюда следует, что если гипотеза Планка
& = ftco верна, то из нее и из требования релятивистской инва-
инвариантности с неизбежностью вытекает, что р = tik. Поэтому мы
в качестве гипотезы принимаем, что
<^ = /гсо, p = hk. A.7)
При этом для фотона &2—(рсJ =(тоС2J = 0, т. е. обращение
в нуль массы покоя фотона т0 эквивалентно утверждению, что
для фотона четырехмерный вектор энергии-импульса (<S, ср)
является световым вектором.
5. При взаимодействии с веществом фотоны могут испу-
испускаться, поглощаться и рассеиваться. Сохранение числа фотонов
не имеет места. Зато должны выполняться законы сохранения
энергии и импульса.
Свободный электрон может только рассеять, но не испустить
или поглотить фотон. Чтобы показать это простейшим спосо-
способом, воспользуемся системой отсчета, в которой электрон пер-
первоначально покоился. Пусть электрон испустил фотон с импуль-
импульсом рф и энергией &$. Обозначим импульс электрона после
испускания через рэ> а энергию — через $э- Из законов сохране-
§ 1] .' ЭНЕРГИЯ И ИМПУЛЬС СВЕТОВОГО КВАНТА 11
ния импульса и энергии следует
Рэ + Рф = °. <^э + <^ф = т0с2,
где то — масса покоя электрона. Отсюда
(СРЭУ = (СРфУ> $1 = 4- 2^Фт0С2 + КС2J-
Вычтем первое равенство из второго. Тогда с учетом соотноше-
соотношения A.6) для фотона и соотношения A.5) для электрона по-
получим
$фт0с2 = 0.
Отсюда следует ^ф = 0, т. е. испускание невозможно. Таким же
рассуждением убеждаемся, что невозможно и поглощение.
Полученный результат в известном смысле тривиален. До-
Доказательство молчаливо предполагало, что масса покоя элек-
электрона до испускания равна его массе покоя после испускания.
Это значит, что внутреннее состояние электрона в результате
испускания не изменилось. В таком случае полная энергия элек-
электрона может только возрастать за счет кинетической энергии,
получаемой электроном при отдаче во время испускания. Испу-
Испущенный фотон в свою очередь несет положительную энергию.
Если бы испускание было возможно, то оно сопровождалось бы
нарушением закона сохранения энергии.
В заключение несколько слов об обозначениях. В физике
элементарных частиц под массой частицы принято понимать
массу покоя и обозначать ее через m (опуская нуль в индексе).
Однако, поскольку наряду с массой покоя нам придется поль-
пользоваться и релятивистской массой, мы сохраним для этих ве-
величин стандартные обозначения шс и т. Это в особенности бу-
будет делаться тогда, когда конкретный вид частицы не играет
роли. Там же, где речь идет об электронах, протонах, нейтронах
и других элементарных частицах, под те, тр, тп, ¦ ¦ • мы будем
понимать их массы покоя. Часто в общих рассуждениях массу
покоя удобно обозначать через то, чтобы отличить ее от реля-
релятивистской массы т. В окончательных же результатах т0 це-
целесообразно заменить на тв, тР, тп, ¦ ¦ ¦, чтобы явно указать,
о массе покоя какой частицы идет речь.
ЗАДАЧИ
1. Определить длину волны А.,, при которой энергия светового кванта
равна энергии покоя электрона. Такая длина волны называется комптонов-
ской длиной для электрона (см. § 3).
Ответ. Як =/г/"!()с ~ 9.43 ¦ 10 ' см, где т0 — масса покоя электрона.
2. Определить релятивистскую массу m светового кванта с длиной вол-
волны X.
Ответ, m =
3. Если бы фотон обладал массой покоя тф, то скорость света в ва-
вакууме должна была бы зависеть от длины волны. Исследуя экспериментально
12 КВАНТЫ СВЕТА [ГЛ I
эту зависимость, можно было бы оценить нижний предел для массы фотона.
Найти выражения для фазовой и групповой скорости света в вакууме в пред-
предположении, что т$ ф 0.
Решение. Энергия фотона йсо и его импульс hk связаны соотношением
(М2 — (chky = (тфс2J, A.8)
где, разумеется, под с следует понимать уже не скорость света в вакууме,
а некоторую фундаментальную скорость, входящую в теорию относитель-
относительности. Из уравнения A.8) и определится фазовая скорость света в вакууме
с
На опыте измеряется не фазовая, а групповая скорость света. Для нее из
формулы A.8) получается
u = da>ldk = c2(k/(i>) = c2/v, A.10)
или
Современные радиолокационные методы измерения скорости света при раз-
различных частотах приводят к результату Шф < 4-10~21 те, где те — масса
электрона.
§ 2. Фотоэлектрический эффект
1. Одним из явлений, подтверждающих гипотезу фотонов,
является фотоэлектрический эффект, к рассмотрению которого
мы и перейдем.
В 1887 г. Генрих Герц A857—1894) обнаружил, что освеще-
освещение ультрафиолетовым светом отрицательного электрода искро-
искрового промежутка, находящегося под напряжением, облегчает
проскакивание искры между его электродами. Занятый в то
время исследованиями электромагнитных волн, предсказанных
Максвеллом, Герц не обратил на это явление серьезного вни-
внимания. Первые исследования явления принадлежат Хальваксу
A859—1922), Риги A850—1921) и в особенности А. Г. Столе-
Столетову A839—1896).
Сущность явления, обнаруженного Герцем, состоит в том,
что при освещении ультрафиолетовыми лучами отрицательно
заряженного металлического тела оно теряет отрицательный за-
заряд. При освещении такими же лучами положительно заряжен-
заряженного тела потери заряда не наблюдается. Более того, если тело
не было заряжено, то при освещении оно заряжается положи-
положительно до потенциала в несколько вольт. После открытия элек-
электрона в 1897 г. Дж. Дж. Томсоном A856—1940) опытами са-
самого Томсона, а также Ленарда A862—1947) вскоре был най-
найден удельный заряд е/m для частиц, теряемых телами при
освещении. Он оказался таким же, как и для частиц катодных
§2]
ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ
13
лучей. Тем самым было доказано, что при освещении тела те-
теряют электроны.
Явление вырывания электронов из вещества при освещении
его светом получило название фотоэлектрического эффекта или,
короче, фотоэффекта. Различают внешний и внутренний фото-
фотоэффект. При внешнем фотоэффекте электроны освобождаются
светом из поверхностного слоя вещества и переходят в другую
среду, в частности в вакуум. При внутреннем фотоэффекте опти-
оптически возбужденные электроны остаются внутри освещаемого
тела, не нарушая электрическую нейтральность последнего. Для
обоснования гипотезы фотонов основное значение имеет внеш-
внешний фотоэффект, который преимущественно и рассматривается
в этом параграфе. О внутреннем фотоэффекте и о его примене-
применениях будет сказано несколько слов в конце этого же параграфа.
Электроны, вырванные под действием света, называются фо-
фотоэлектронами. Фотоэлектрическими свойствами обладают как
металлы, так и диэлектрики, а также полупроводники и электро-
электролиты, причем необходимым (но недостаточным) условием фо-
фотоэффекта является заметное поглощение используемого света
в поверхностном слое освещаемого тела. Фотоэлектрический эф-
эффект вызывается не только ультрафиолетовыми лучами. Ще-
Щелочные металлы — литий, натрий, калий, рубидий, цезий —
весьма чувствительны к фотоэлектрическому действию и в ви-
видимой области спектра. А специальная обработка поверхностей
этих и других металлов делает их способными испускать фото-
фотоэлектроны даже под действием инфракрасных лучей.
2. На рис. 1 показана принципиальная схема эксперимен-
экспериментальной установки для исследования фотоэффекта. Фотоэлек-
Фотоэлектроны, вырванные при освещении из катода, увлекаются при-
приложенным напряжением к аноду и замыкают цепь. По скорости
Свет
Рис. 1
зарядки электрометра (вместо электрометра можно взять чув-
чувствительный гальванометр) можно определить силу электриче-
электрического тока в цепи, а с ней и количество фотоэлектронов, дости-
достигающих анода в единицу времени. Опыты подобного рода в
14 КВАНТЫ СВЕТА [ГЛ. I
ранних исследованиях производились в газах. Но их лучше про-
производить в вакууме, так как газ только осложняет явления,
происходящие в поверхностном слое металла.
Фотоэффект с данного вещества сильно зависит от состояния
его поверхности. Для получения однозначных результатов ис-
исследование этого явления необходимо производить в хорошем
вакууме, предварительно тщательно очистив поверхность иссле-
исследуемого тела. Перед помещением электродов в прибор мате-
материал, служащий катодом, подвергают перегонке в вакууме, а
затем наносят тонким слоем на какую-либо подложку.
Если при постоянных интенсивности и частоте падающего
света менять напряжение V между анодом и катодом, то зави-
зависимость, фототока / от V представится кривой, схематически
изображенной на рис. 2. Она называется характеристикой фо-
фотоэлемента, т. е. того прибора, в котором наблюдается фотоэф-
фотоэффект. При увеличении напряжения характеристика переходит
в горизонтальную прямую, которой соответствует максималь-
максимальный ток. Он называется током насыщения. Насыщение дости-
достигается тогда, когда все электроны, вырванные светом с по-
поверхности катода, попадают на анод. Дальнейшее повышение
напряжения не меняет силу фототока: она определяется только
количеством ежесекундно вырываемых электронов.
Существование тока насыщения экспериментально было уста-
установлено А. Г. Столетовым. Им же было доказано на опыте, что
ток насыщения строго пропорционален интенсивности падающе-
падающего света, если только частота его остается постоянной. Точнее,
ток насыщения пропорционален интенсивности поглощаемого
света. Однако последняя в свою очередь пропорциональна ин-
интенсивности падающего света, а потому в формулировку закона
и входит интенсивность того же света. Кроме того, закон про-
пропорциональности Столетова строго соблюдается лишь при усло-
условии, когда ток насыщения образован только электронами, осво-
освобожденными светом с светочувствительной поверхности тела.
Для этого светочувствительная поверхность должна помещаться
в вакууме. В газонаполненных приборах могут наблюдаться за-
заметные отступления от простой пропорциональности. Такие
приборы обычно чувствительнее вакуумных, так как в них к
току электронов, освобожденных светом со светочувствительной
поверхности тела, добавляется еще ток ионизации газа, напол-
наполняющего прибор. Поэтому газонаполненными приборами, если
они применяются для измерений, надо пользоваться с осмотри-
осмотрительностью.
3. Можно было бы попытаться дать качественное объяснение
фотоэффекта с волновой точки зрения. Свободные электроны,
в изобилии имеющиеся в металле, удерживаются в нем задер-
задерживающим полем, существующим на границе металла. Работа
выхода электрона из металла составляет несколько электрон-
§ 2] ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ 15
вольт. В электрическом поле световой волны свободный элеь
трон приходит в колебания. Когда энергия колебаний сделается
достаточно большой, электрон может преодолеть задерживаю-
задерживающее поле и уйти за пределы металла. Если же электрон связан-
пый, то все будет происходить аналогичпо, но зависимость энер-
энергии колебаний от частоты будет носить более сложный, резо-
резонансный характер.
Однако такое объяснение не согласуется с онытом. Кинети-
Кинетическая энергия колеблющегося электрона заимствуется от све-
световой волны. Казалось бы, что энергия вылетевшего электрона
должна быть тем больше, чем больше интенсивность падающего
света. Но опыты Ленарда и многочисленные исследования дру-
других ученых показали, что максимальная скорость, с которой
электроны вылетают из тела, от интенсивности падающего света
совсем не зависит, а определяется только его частотой. (Пред-'
полагается, что материал тела и состояние освещаемой поверх-
поверхности остаются неизменными.)
Другое резкое расхождение с опытом получится, если на
основе приведенного объяснения оценить время возникновения
фотоэффекта. Действительно, возьмем, например, электриче-
электрическую лампочку мощностью Р = 100 Вт. Для простоты будем
считать ее точечным и изотропно излучающим источником све-
света. По классической волновой теории поток лучистой энергии
распространяется от источника света непрерывно во все сторо-
стороны. Пусть свет падает нормально на плосккй фотокатод из
цинка, расположенный на расстоянии г от лампочки. Энергети-
Энергетическая освещенность, создаваемая лампочкой на фотокатоде,
будет Р/{4лг2). Работа выхода электрона А из цинка состав-
составляет около 3,74 эВ'. Ясно, что для выхода электрона из металла
энергия, накопленная им при вынужденных колебаниях, должна
быть не меньше А. Максимальная энергия, которую может по-
получить атом от излучения за время t, составляет <§?маКс =
= (P/4nr2)at, где сг — поперечное сечение атома. Энергия, пере-
переданная электрону за то же время, меньше е?Макс. Но она долж-
должна быть не меньше А, чтобы электрон мог выйти из металла,
т. е. S'mskc > А, а потому должно быть t >(Anr2/aP)A. Среднее
расстояние между атомами цинка найдется по формуле d =
= (M/8NaI/s, где Na— постоянная Авогадро, М — молярная
масса, 8—плотность цинка. Для цинка М = 65 г/моль, 8 =
= 7 г/см3, а следовательно, d = 2,49-10~8 см. Сечение а можно
оценить по формуле о « d2 « 6-10~16 см2. Если положить еще
г = 1 м, то получится t >, 1,25 с. Таким образом, по классиче-
классической волновой теории фотоэффект должен протекать с запазды-
запаздыванием. Если учесть, что фотоэлементы реагируют на значитель-
значительно более слабые световые потоки, чем в нашем примере, то и
запаздывание фотоэффекта может получиться много больше
того, которое мы вычислили. Между тем опыт показывает, что
16 КВАНТЫ СВЕТА [ГЛ. I
фотоэффект протекает безынерционно, т. е. фототок появляется
мгновенно — одновременно с освещением. Именно на такой
безынерционное™ основаны практически все научно-технические
применения фотоэффекта.
4. Указанные трудности отпадают, если фотоэффект рас-
рассматривать с фотонной точки зрения. Взаимодействуя с элек
троном металла, фотон может обмениваться с ним энергией и
импульсом. Такой процесс взаимодействия напоминает удар
шаров, а потому его образно называют столкновением. Фото-
Фотоэффект возникает при неупругом столкновении фотона с элек-
электроном. При таком столкновении фотон поглощается, а его
энергия передается электрону. Таким образом, электрон при-
приобретает кинетическую энергию не постепенно, а сразу — в ре-
результате единичного акта столкновения. Этим и объясняется
безынерционность фотоэффекта.
Энергия поглощаемого фотона может затрачиваться на от-
отрыв электрона от атома внутри металла. Оторванный электрон
может взаимодействовать с атомом внутри металла, растрачи-
растрачивая энергию на тепло. Максимальной энергией вылетевший
электрон будет обладать тогда, когда внутри металла он был
свободен, т. е. не связан с атомом, а при вылете наружу не
расходовал энергию на тепло. В этом случае кинетическая энер-
энергия электрона тратится только на преодоление задерживающих
сил, действующих в поверхностном слое металла, т. е. на ра-
работу выхода. Предположим, что электрон получил кинетическую
энергию при столкновении только с одним фотоном. Многофо-
Многофотонные процессы, которые будут рассмотрены в пункте 9, воз-
возможны, но при слабых интенсивностях света (линейная оптика)
маловероятны. Тогда максимальная кинетическая энергия, ко-
которой будет обладать вылетевший электрон, определится фор-
формулой
li2myum = hv-A, B.1)
где А — работа выхода, а пге — масса покоя электрона. Эта
формула впервые была получена Эйнштейном и носит его имя.
Прежде чем анализировать формулу Эйнштейна, необходимо
выяснить, как может «свободный электрон в металле» погло-
поглотить фотон. Не противоречит ли это утверждению, доказанному
в конце предыдущего параграфа, согласно которому поглоще-
поглощение фотона свободным электроном несовместимо с законами
сохранения энергии и импульса? На самом деле противоречия
нет. Противоречие возникает из-за неудачной терминологии.
«Свободный электрон в металле» в действительности не сво-
свободен. Он как бы заперт в ящике, вблизи стенок которого дей-
действует задерживающее поле. Фотон взаимодействует не только
с электроном, но происходит взаимодействие обеих этих частиц
с металлом в целом. Прн взаимодействии же трех тел законы
j 2] ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ 17
сохранения энергии и импульса могут выполняться одновремен-
одновременно. Импульс фотона воспринимается как электроном, так и ме-
металлом, энергия же передается только электрону, так как масса
металла может считаться бесконечно большой.
5. Из формулы Эйнштейна B.1) вытекают два следствия, на-
находящиеся в строгом согласии с опытом.
1) Максимальная кинетическая энергия вырванных электро-
электронов линейно зависит от частоты освещающего света и не зави-
зависит от его интенсивности. Интенсивность оказывает влияние
только на количество вырванных электронов, но совсем не
влияет на их максимальную кинетическую энергию. Любопытно,
что тангенс угла наклона прямой B.1) к оси частот v равен
постоянной Планка h (по оси абсцисс отложена частота v, по
оси ординат — максимальная кинетическая энергия электрона
1/2>nev2waKC). Это дает новый метод измерения постоянной
Планка.
2) Существует низкочастотная граница (порог) фотоэффек-
фотоэффекта, т. е. такая частота vo, ниже которой фотоэффект не наблю-
наблюдается. Она зависит от состава облучаемого тела и состояния
его поверхности.
В самом деле, представим работу выхода в виде А = hvo,
где vo—положительная постоянная, и запишем формулу B.1)
так:
При v < Vo правая часть отрицательна. А это невозможно, так
как левая часть существенно положительна. Следовательно, при
v < v0 фотоэффект невозможен. Частота v0 и есть низкочастот-
низкочастотная граница фотоэффекта. Существование такой границы совер-
шенно непонятно с волновой точки зрения.
6. Экспериментальная проверка формулы Эйнштейна и след-
следствий из нее имеет громадное значение не только для теории
света, но и для всей физики. Она производится путем снятия
характеристик фотоэлемента, в котором падающий свет воз-
возбуждает электрический ток. Принципиальная схема установки
приведена на рис. 1. Существенно, что фототок должен изме-
измеряться не только при положительных значениях разности по-
потенциалов между анодом и катодом (ускоряющее поле), но и
при отрицательных (замедляющее поле). Для повышения точ-
точности измерений прибор конструируют так, чтобы практически
все фотоэлектроны, вырванные светом из катода, попадали на
анод. С этой целью вместо плоского применяют сферический
конденсатор, внешней обкладкой которого служит большая ме-
металлическая сфера, а внутренней — маленький шарик из иссле-
исследуемого материала.
Фотоэлектрон, освобожденный светом, может претерпеть
столкновение с атомом внутри поверхностного слоя металла.
18 КВАНТЫ СВЕТА [ГЛ. I
Из-за этого он может замедлиться и даже не выйти наружу.
Приложенное электрическое поле способствует ускорению за-
замедлившихся электронов и выходу их из металла. В этом при-
причина, почему сила фототока возрастает с напряжением между
катодом и анодом. Для проверки формулы Эйнштейна B.1)
надо измерить максимальную кинетическую энергию фотоэлек-
фотоэлектрона, которой он обладает по выходе из металла. Такие изме-
измерения затруднены контактной разностью потенциалов, весьма
чувствительной к поверхностной обработке металла, а потому
трудно контролируемой. Для исключения влияния контактной
разности потенциалов на вольт-амперной характеристике фото-
фотоэлемента отмечают две точки: одну А, в которой ток обращается
в нуль задерживающим полем; другую G, с которой начинается
ток насыщения (рис. 2). Показания вольтметра, соответствую-
соответствующие этим точкам, обозначим через VA и Vo. Это есть именно
показания вольтметра, а не разности потенциалов между ано-
анодом и катодом. К последним должна быть добавлена контакт-
контактная разность потенциалов Vc между теми же электродами. Пол-
Полные разности потенциалов равны Va + Vc и Vo + Vc соответ-
соответственно.
При показаниях вольтметра меньше Va все электроны за-
задерживаются и не достигают анода. Когда вольтметр показы-
показывает Va, анода начинают достигать электроны с максимальной
скоростью Умакс Приравнивая энергии электрона в точках А
и G характеристики, получим
где е — заряд электрона по абсолютной величине. (Тепловыми
скоростями мы пренебрегаем, так как средняя энергия тепло-
теплового движения kT пренебрежимо мала по сравнению с энергией
фотона hv.) Когда же вольтметр показывает Va, наоборот, даже .
электроны нулевой скорости начинают достигать анода, поэтому
Из последнего уравнения находится контактная разность по-
потенциалов: Vc = —Va- Первое же уравнение определяет иско-
искомую максимальную кинетическую энергию фотоэлектрона:
Из уравнения Va = —Vc следует, что положение точки Va
на вольт-амперной характеристике фотоэлемента зависит толь-
только от контактной разности потенциалов, но не зависит от ча-
частоты v падающего света. Напротив, положение точки Va ме-
меняется с частотой v, так как от частоты зависит максимальная
энергия '/г^е^макс- К0Т0Р°й определяется величина VA -f- Vc.
При увеличении частоты характеристики будут смещаться вле-
§ 2]
ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ
19
во, но абсцисса Vo будет оставаться неизменной. Если харак-
характеристики строить в таком масштабе, чтобы на них ток насы-
насыщения всегда изображался ординатами одинаковой величины,
то все они будут проходить через одну и ту же точку G.
В начале пункта 6 было отмечено преимущество сфериче-
сферического конденсатора перед плоским. Теперь, после изложения
идеи метода определения максимальной кинетической энергии
фотоэлектрона, можно указать на другое преимущество. В слу-
случае плоского конденсатора для попадания фотоэлектронов на
анод имеют значение не полные скорости их, а только состав-
составляющие, перпендикулярные к поверхности анода. Касательные
составляющие приводят к тому, что характеристика фотоэле-
фотоэлемента в точках А и G не пересекает горизонтальные прямые,
а подходит к ним асимптотически. Это затрудняет определение
положения самих точек А и G. В сферическом же конденсаторе
с малым внутренним шариком этого не получается, так как все
скорости фотоэлектронов практически радиальные, т. е. нор-
нормальны к поверхности анода.
Точная экспериментальная проверка формулы Эйнштейна
была впервые осуществлена Ричардсоном A879—1959) и Кар-
Карлом Комптоном A887—1954) в 1912 г., а еще более тщательно
Милликеном A868—1953) в 1916 г. Обе работы подтвердили
формулу Эйнштейна, хо-
хотя и были не совсем сво-
свободны от возражений.
В наиболее чистых усло-
условиях проверка была про-
произведена П. И. Лукир-
ским A894—1954) и С. С.
Прилежаевым в 1926 г.
Схема их установки при-
приведена на рис. 3. Прибор
представлял собой сфе-
сферический конденсатор,
в котором создавался
вакуум, с наружной обкладкой в виде слоя серебра, нанесен-
нанесенного на внутреннюю поверхность сферы 5 (с диаметром 11 см).
Внутренней обкладкой служил шарик N (с диаметром 1,5 см)
из металла, с поверхности которого изучался фотоэффект. Что-
Чтобы шарик можно было легко заменять, он навинчивался на
стержень, связанный со шлифом. Кварцевая изоляция устраняла
возможность влияния ползучих зарядов со стекла. Шарик N
можно было освещать через отверстие А, закрытое кварцевой
пластинкой. Свет поступал от ртутной дуги, предварительно
пройдя через монохроматор М. Был изучен фотоэффект с ме-
металлов: Al, Zn, Sn, Ni, Aq;. Cd, Pb, Cu, Pt. На рис. 4 приведены
характеристики фотоэлемента для цинка (X = 230,2; 253,7:
Рис. 3
20
КВАНТЫ СВЕТА
[ГЛ. I
1
100
0
In
—а—о-
А
рхх>—
1
Рис. 4
313,0 нм для кривых 1, 2, 3 соответственно). Для других ме-
металлов характеристики имели аналогичный вид. Все они по-
построены в таком масштабе, в котором ток насыщения условно
принят равным 100. При этом условии все кривые для одного
и того же металла, но ири различных длинах волн сверху пе-
пересекались в одной и той же точке, в которой они переходили
в горизонтальные участки.
Это находится в согласии с
тем, что было сказано выше.
Авторы получили для по-
постоянной Планка значение
/г = 6,58-10-27 эрг-с (если
пересчитать их результат на
| современное значение заря-
-0,5 "о ,0 V 2,0 Да электрона).
7. Для рентгеновских лу-
лучей энергия светового кван-
кванта hv велика по сравнению
с работой выхода А. Иными словами, частота v велика по срав-
сравнению с частотой vo низкочастотной границы фотоэффекта.
В этом случае в уравнении B.1) величиной А можно пренебречь
и написать
'^Xokc^v, B.4)
или
eV = hv, B.5)
где eV — энергия электрона, выраженная через ускоряющее на-
напряжение. Эта формула справедлива не только для прямого
фотоэффекта, в котором энергия световых квантов переходит в
кинетическую энергию электронов. Она относится и к обратному
фотоэффекту, в котором рентгеновские кванты получаются за
счет кинетической энергии электронов, бомбардирующих металл.
Именно такой процесс происходит в рентгеновских трубках.
В этом случае формула B.5) определяет максимальную часто-
частоту, с которой могут испускаться рентгеновские лучи антикато-
антикатодом при заданном напряжении на трубке. Существование мак-
максимальной граничной частоты подтверждается опытом. Это так-
также говорит в пользу квантовой теории света.
При бомбардировке антикатода электроны тормозятся, из-за
чего возникает так называемое тормозное рентгеновское излу-
излучение. Спектр этого излучения при разложении по длинам волн
оказывается сплошным, как и спектр видимого белого света.
По этой причине сплошное рентгеновское излучение называется
белым. Его спектральная интенсивность при различных напря-
напряжениях на трубке представлена кривыми на рис. 5 (для воль-
вольфрамового антикатода). В сторону длинных волн кривая ин-
интенсивности спадает полого, асимптотически приближаясь к
ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ
21
нулю с увеличением длины волны. Напротив, со стороны корот-
коротких волн кривая интенсивности резко обрывается при некотором
значении длины волны, называемой коротковолновой границей
сплошного рентгеновского излучения. Эта граница определяется
формулой B.5), из которой следует
he
eV
12,40
B.6)
JOkB
Вольфрам
0,2 0/1
где напряжение на трубке V измеряется в киловольтах. Корот-
Коротковолновая граница не зависит от материала антикатода, а
определяется только напряже-
напряжением на трубке. Если увеличи- 12
вать напряжение выше опреде-
определенного предела, зависящего f0
от материала антикатода, то
на сплошное излучение накла- g
дываются узкие спектральные g 8
линии, составляющие так на- "f
зываемое характеристическое | Б
излучение антикатода. Но и в §
этом случае коротковолновая ** л
граница рентгеновского спек-
спектра существует и определяется
прежней формулой B.6). Су- 2
ществование такой границы
является одним из наиболее О
ярких проявлений корпуску-
корпускулярных свойств рентгеновского
излучения.
Измерение коротковолновой границы рентгеновского излу-
излучения дает один из методов точного определения постоянной
Планка h. Для этого служит формула B.6). Та же формула
применяется для измерения длин волн очень жесткого рентге-
рентгеновского и гамма-излучения.
8. До сих пор при рассмотрении фотоэффекта мы акценти-
акцентировали внимание на корпускулярных свойствах света. Но фото-
фотонам свойственны также и волновые свойства света. Прояв-
Проявляются ли они в явлениях фотоэффекта? На этот вопрос следует
ответить утвердительно. Волновые свойства проявляются в
закономерностях так называемого селективного (т. е. избиратель-
избирательного) фотоэффекта. Обозначим через /^ силу фототока насы-
насыщения, отнесенную к единичному интервалу длин воли и к еди-
единице поглощенной лучистой энергии. Для фотоэффекта, назы-
называемого нормальным, величина /^ монотонно убывает с длиной
волны, стремясь к нулю на длинноволновой границе X =' А,о
(рис. 6). Но если электрический вектор падающей волны не
перпендикулярен к плоскости падения, то у ряда металлов
0,6
Рис. 5
22
КВАНТЫ СВЕТА
1ГЛ. I
особенно щелочных, на кривой 1\(Х) наблюдается резко выра-
выраженный максимум в определенной области спектра. У натрия,
например, максимум лежит при X = 340 нм, у калия при X =
= 435 нм, у алюминия при % = 215 нм и т. д. (см. кривую на
рис. 7, относящуюся к сплаву калия и натрия). Вероятно, ана-
аналогичные максимумы существуют и для других металлов, но
лежат далеко в коротковолновой области спектра, а потому
Рис. б
400 700 Л,№/
Рис. 7
труднодоступны для наблюдения. Фотоэффект, характеризую-
характеризующийся подобными максимумами на кривой 1х(Х), и называется
селективный.
Максимум на кривой 1^Щ для селективного фотоэффекта
напоминает резонанспый максимум при вынуждепных колеба-
колебаниях гармонического осциллятора. Поэтому можно сказать, что
электроны в металле при селективном фотоэффекте ведут себя
так, как если бы они обладали собственными частотами, в
окрестности которых и наблюдаются максимумы величины 1%(Х).
Другая особенность селективного фотоэффекта, в которой
также проявляются волновые свойства света, состоит в том, что
интенсивность фототока сильно зависит от поляризации падаю-
падающего света и от угла падения. Селективный фотоэффект не на-
наблюдается, когда электрический вектор падающей волны пер-
перпендикулярен к плоскости падения, а также при нормальном
падении света. В обоих случаях в падающем свете есть состав-
составляющая электрического поля, касательная к границе металла,
но нет нормальной составляющей. Явление происходит так, как
если бы селективность фотоэффекта была обусловлена состав-
составляющей электрического вектора, нормальной к поверхности ме-
металла. Нормальная составляющая более эффективна для вы-
вырывания электрона из металла, чем касательная составляющая.
В частности, селективность фотоэффекта выражена наиболее
резко при скользящем падении поляризованного света, электри-
электрический вектор которого лежит в плоскости падения. Для иллю-
иллюстрации высказанных утверждений на рис. 8 приведена зави-
зависимость I\Ck) от К для различных поляризаций падающего све-
§21
ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ
120
та, а на рис. 9 —зависимость от угла падения. Рисунки отно
сятся к тому же сплаву калия и натрия, что и рис. 7
9. С изобретением лазе-
лазеров появилась возможность 160
экспериментировать с мощ-
мощными пучками света и на-
наблюдать нелинейные осо-
особенности фотоэффекта. Если
интенсивность света доста- ^
точно велика, то электрон, |
прежде чем покинуть катод, В
может претерпеть столкно-
столкновение не с одним, а с не-
несколькими фотонами (много-
(многофотонный процесс). В этом
случае вместо уравнения
B.1) следует написать
72metJMaKC = Nhv — A, B.7)
где N — число столкновений
электрона с фотонами.
Длинноволновая граница
фотоэффекта существует по-
прежнему, но граничная ча-
частота определяется выра-
выражением vo = A/(hN), т. е.
уменьшается в N раз по
сравнению с однофотонным
эффектом. Наблюдению та-
такого многофотонного нели-
нелинейного эффекта длитель-
длительное время препятствовало
нагревание металла при ла-
лазерном освещении. Оно со-
сопровождается термоэлек-
термоэлектронной эмиссией, для кото-
которой, разумеется, длинновол-
длинноволновая граница не суще-
существует. Маскирующее влия-
влияние термоэлектронной эмис-
эмиссии удалось устранить поч-
почти полностью применением
сверхкоротких импульсов
лазерного излучения длительностью 10~и — 10~12 с. Аналогично
действует скользящее освещение фотокатода (угол падения
л;85°). Таким путем длинноволновая граница многофотонного
фотоэффекта надежно зафиксирована при Л^ = 2,3,4,5 для
24 • КВАНТЫ СВЕТА [ГЛ I
различных металлов (Na, Ag, Аи и пр.), а также полупроводни-
полупроводников при изменении интенсивности света от 0,1 до 103 МВт. А ис-
исследование влияния поляризации света и угла падения на ток
насыщения позволило установить, что многофотонный фото-
фотоэффект вызывается исключительно составляющей электриче-
электрического поля, нормальной к поверхности катода.
10. В заключение кратко остановимся на внутреннем фото-
фотоэффекте и на применениях фотоэффекта. Внутренний фотоэф-
фотоэффект может происходить в полупроводниках и диэлектриках.
Под действием света часть электронов из валентной энергети-
энергетической зоны переходит в зону проводимости (см. т. III, § 100).
Концентрация носителей тока внутри тела увеличивается — воз-
возникает фотопроводимость, т. е. повышение электрической про-
проводимости тела под действием света. Перераспределение элек-
электронов по различным энергетическим состояниям может привести
также к изменению внутреннего электрического поля в кристал-
кристалле. Это ведет к появлению электродвижущей силы (фото-эдс)
на границах двух различных полупроводников или полупровод-
полупроводника и металла при их осбещении. Около границы образуется
переходный слой, пропускающий ток только в одном направле-
направлении, т. е. обладающий вентильными свойствами (см. т. III, § 100).
Фотоэффект (как внешний, так и внутренний) используется
в фотоэлектронных приборах, получивших разнообразные при-
применения в науке и технике (в телевидении, космической техни-
технике и т. д.). Нашли широкое применение фотоэлементы с внеш-
внешним фотоэффектом, т. е. двухэлектродные приборы, в которых
падающая на поверхность катода лучистая энергия при внешнем
приложенном напряжении между электродами превращается в
энергию электрического тока. Электрическое сопротивление по-
полупроводников падает при освещении; это используется для
устройства фотосопротивлений. Возникновение фото-эдс при
освещении приконтактной области двух различных соприкасаю-
соприкасающихся полупроводников используется в фотодиодах для непо-
непосредственного превращения лучистой энергии в электрическую.
Фотоэлектронные умножители (см. т. III, § 103), усиливающие
первоначальный фототок во много раз, позволяют регистриро-
регистрировать очень слабое излучение, вплоть до отдельных квантов.
ЗАДАЧИ
1. Определить максимальную скорость фотоэлектронов, вылетающих из
никелевого электрода, освещаемого ультрафиолетовым светом с длиной волны
Я = 220 нм. Работа выхода электрона из никеля А = 4,84 эВ.
Ответ. иМакс = с aJ-^г (-J- - А) = 510 км/с-
2. Найти число электронов N, вырываемых светом в одну секунду из ка-
катода вакуумного фотоэлемента, если ток насыщения, протекающий через него
при освещении, равен / = 5-10~ш А.
Ответ. N = //е = 3,Ы09 с-1.
§ 3] ЭФФЕКТ КОМПТОНА 25
3. Вычислить длину волны X для длинноволновой границы фотоэффекта
на цинке, если работа выхода электрона из цинка А = 3,74 эВ.
Ответ. X = hc/A = 330 нм.
4. Максимальная кинетическая энергия фотоэлектронов при освещении
цезиевого электрода монохроматическим светом оказалась равной <Умакс =
= 0,15 эВ. Вычислить длину волны X света, применявшегося при освещении,
если работа выхода электрона из цезия Л = 1,89 эВ.
Ответ. X = Ac/(^MaKC + А) = 600 нм.
5. Уединенный медный шарик облучается ультрафиолетовым светом с дли-
длиной волны X = 200 нм. До какого максимального потенциала зарядится ша-
шарик, если работа выхода электрона из меди А = 4,47 эВ?
Ответ. у=^/ХЛ 4а
е
6. При каких длинах волн X облучающего света шарик в условиях пре-
предыдущей задачи заряжаться не будет'
Ответ. X 5г hc/X = 274 нм.
7. Вакуумный фотоэлемент с катодом из молибдена освещается монохро-
монохроматическим светом с длиной волны X = 250 нм. При наложении задерживаю-
задерживающей разности потенциалов фототок уменьшается и обращается в нуль, когда
она достигает значения V = 1,8 В. Определить внешнюю контактную раз-
разность потенциалов между молибденом и материалом анода, если работа вы-
выхода электрона из молибдена А = 4,27 эВ.
Ответ. Vc= hclX A - V = - 1,40 В
Отрицательный знак означает, что при контакте молибдена с материалом
анода потенциал молибдена окажется ниже.
8. Определить наибольшую скорость электронов v на аноде рентгеновской
трубки, если минимальная длина волны сплошного рентгеновского излучения
составляет X = 0,1 им.
О т в е т. v — h/meX = 7,3-103 км/с.
§ 3. Эффект Комптона
1. В 1922 г. Артур Комптон A892—1962) открыл явление,
которое, как и фотоэффект, подтверждает гипотезу фотонов.
Комптон изучал рассеяние жесткого рентгеновского излучения
на телах, состоящих из легких атомов (графит, парафин и пр.).
Схема его установки показана на рис. 10. Источником рентге-
рентгеновского излучения служила рентгеновская трубка с молибде-
молибденовым антикатодом. Узкий пучок монохроматического рентге-
рентгеновского излучения выделялся диафрагмами D\ и D2 и рассеи-
рассеивался на исследуемом теле R. Для исследования спектрального
состава рассеянного излучения оно после прохождения ряда
диафрагм попадало на кристалл К рентгеновского спектрогра-
спектрографа, а затем в ионизационную камеру или на фотопластинку Р.
Оказалось, что в рассеянном излучении, наряду с исходной
длиной волны X, появляется смещенная линия с длиной волны
X' > Я.. Изменение длины волны X' — X в длинноволновую сто-
сторону спектра при рассеянии излучения получило название
комптоновского смещения, а само явление — эффекта Комптона.
Опыт показал, что комптоновское смещение X' — X для иссле-
исследованных веществ не зависит от состава рассеивающего тела
26
КВАНТЫ СВЕТА
[ГЛ. I
и длины падающей волны X. Оно пропорционально квадрату си-
синуса половины угла рассеяния th
На рис. 11 представлены результаты измерений на графите
при различных углах рассеяния для /*С-линии молибдена (X =
= 0,0712605 нм). Сверху показана форма линии исходного из-
излучения (т. е. угловое распределение интенсивности в линии).
Ниже сделано то же самое для рас-
рассеянного излучения при различных
значениях угла рассеяния. Ясно
видно, что первоначально одиночная
линия в результате рассеяния ста-
становится двойной. Уширение обеих
компонент рассеянного излучения
обусловлено движением электронов
и атомов, на которых происходит
рассеяние.
2. Классическая теория не смог-
смогла объяснить закономерности комп-
тоновского рассеяния (см. пункт 8).
Они были поняты только на основе
квантовой теории, предложенной
независимо самим Комптоном и Де-
баем A884—1966). По их представ-
представлениям рассеяние рентгеновского
7°30
Рис. 10
Рис. 11
кванта с изменением длины волны есть результат одиночного
акта столкновения его с электроном.
В легких веществах, с которыми производились опыты
Комптона, энергия связи электрона с атомом мала по сравне-
сравнению с энергией, передаваемой ему рентгеновским квантом при
столкновении. Энергия, передаваемая атому квантом при столк-
столкновении, тем больше, чем больше угол рассеяния. Поэтому ука-
указанное условие выполняется тем лучше, чем больше угол рас-
рассеяния. В легких атомах энергией связи электрона внутри атома
можно пренебречь при всех углах рассеяния, т. е. все электроны
считать свободными. Это и делается в теории Комптона —Де-
бая. Тогда одинаковость комптоновского смещения %'— X для
5 3J ЭФФЕКТ КОМПТОНА 27
всех веществ становится понятной само собой. Действительно,
в теории с самого начала предполагается, что рассеивающее
вещество в сущности состоит только из свободных электронов,
т. е. индивидуальные особенности вещества никак не учиты-
учитываются. Не это допустимо только для легких атомов. Для вну-
тргнних электронов тяжелых атомов такая идеализация не го-
годится. Учет энергии связи ведет к отступлениям от простой
формулы C.3), выводимой ниже. Такие отступления действи-
действительно были обнаружены.
3. Рассмотрим теперь столкновение фотона со свободным
электроном. При взаимодействии этих двух частиц должны со-
соблюдаться законы сохранения энергии и импульса. Поскольку
при столкновении с фотоном электрон может получить реляти-
релятивистские скорости, столкновение должно рассматриваться на
основе релятивистской механики. Обозначим через ё?$ и рф
энергию и импульс фотона до рассеяния, а через $". и р! —
после рассеяния. Для электрона полная энергия и импульс до
рассеяния будут соответственно <?Г0 = гпос2 и 0 (электрон до
рассеяния покоился), а после рассеяния Jfe и ре. Тогда законы
сохранения энергии и импульса дают
или
Se = ^ф — ® ф + ® О' Ре = Рф ~ Рф-
Отсюда
Для каждой частицы квадрат четырехмерного вектора в
пространстве Минковского есть инвариант, т. е.
((Г/сJ - р2 = Inv, C.2)
причем для фотона этот инвариант равен нулю. Это дает
С учетом этого из C.1) получаем
СО G?> SP ЪР SP ЧР
с2 "f" с2 с' РфРф~и>
ИЛИ
— cos О = пгйс (^-, ^,
V )
где ft — угол рассеяния, т. е. угол между векторами р. и pi.
До сих пор квантовая природа света, во всяком случае в ее
Специальной форме A-7), не использовалась, Мы оперировали
28 КВАНТЫ СВЕТА (ГЛ. 1
лишь понятиями энергии и импульса излучения. Наше рассмот-
рассмотрение справедливо и в классической физике, поскольку в ней
излучению также присущи определенные энергия и импульс,
подчиняющиеся законам сохранения. На основе этих законов
сохранения мы и рассмотрели взаимодействие электрона с опре-
определенной порцией излучения. Теперь мы учтем, что такой пор-
порцией излучения является фотон с начальным импульсом рф =
= п/Х и конечным р'ф = п/Х', где X и X'— длины волн падаю-
падающего и рассеянного излучения. В результате получим
А/ _ l = lK A _ cos #) = 2ХК sin2 (#/2), C.3)
где
Як = /г/тес = 2,4263096 A5)- 1(Г1и см, C.4)
причем в последней формуле массу покоя электрона мы обо-
обозначили через те (см. конец § 1).
Из C.3) следует независимость комптоновского смещения
X' — X от вещества рассеивающего тела (для легких атомов).
Качественно этот результат уже был получен выше. Формула
C.3) приводит также к независимости комптоновского смеще-
смещения от первоначальной длины волны X. Это специфично лишь
для релятивистского рассмотрения, если дополнительно учесть,
что масса покоя одного из сталкивающихся тел (фотона) равна
нулю.
Универсальная постоянная Хк, определяемая формулой C.4),
является одной из важнейших атомных постоянных. Она на-
называется комптоновской длиной для электрона. Комптоновская
длина представляет собой изменение длины волны фотона при
его рассеянии на угол О = я/2 на свободном неподвижном
электроне. Другой физический смысл комптоновской длины
будет указан в § 17. Существует комптоновская длина для про-
протона, нейтрона и других элементарных частиц. Она также опре-
определяется выражением C.4), если в нем массу электрона заме-
заменить на массу соответствующей частицы. В теоретических ис-
исследованиях предпочитают пользоваться другой универсальной
постоянной:
Хк = h/nizc = Я,к/2я = 3,861592 D) • 1(ГИ см. C.5)
Ее также называют комптоновской длиной для электрона (пе-
(перечеркнутой или приведенной).
Следует особо подчеркнуть, что электрон, на котором рас-
рассеивается фотон, в рассматриваемой теории предполагается не-
неподвижным. Если же электрон движется, то при столкновении
он может передать свою кинетическую энергию фотону, а сам
остановиться. Этот процесс сопровождается уменьшением длины
волны фотона и называется обратным эффектом Комптона.
4. Формула C.3) показывает, что рассеяние фотонов на не-
неподвижных свободных электронах всегда должно сопровож-
§ 3} ЭФФЕКТ КОМПТОНА 29
даться комптоновским увеличением длины волны. Каково же
происхождение несмещенной линии (см. рис. 11)? Она вызы-
вызывается связанными электронами. В этом случае рассеяние про-
происходит на атомах, массы которых могут считаться бесконечно
большими. Для бесконечно тяжелого атома комптоновская дли-
длина, а с ней и смещение X' — X, согласно формулам C.3) и C.4),
обращаются в нуль. Атом получает импульс от падающего фо-
фотона, но его энергия остается без изменения. С ростом атомного
номера относительное число связанных электронов увеличи-
увеличивается. Поэтому происходит и возрастание интенсивности не-
несмещенной компоненты но сравнению с интенсивностью сме-
смещенной.
Как же меняется соотношение между интенсивностями сме-
смещенной и несмещенной компонент при изменении угла рассея-
рассеяния? Выше было отмечено, что условие, при котором электрон
может считаться свободным, выполняется тем лучше, чем боль-
больше угол рассеяния. Отсюда следует, что при увеличении угла
рассеяния увеличивается относительная доля свободных элек-
электронов, а с ней и отношение интенсивностей смещенной и не-
несмещенной компонент.
Чем больше энергия фотона, тем в меньшей степени прояв-
проявляется связь электрона с атомом. Вот почему для наблюдения
эффекта Комптона должны применяться жесткие рентгеновские
лучи. Однако, когда энергия фотона начинает превышать удво-
удвоенную энергию покоя электрона 2пгес2, при взаимодействии его
с веществом начинается процесс образования пар, т. е. превра-
превращение фотона в пару электрон — позитрон. С увеличением энер-
энергии фотона этот процесс идет относительно все быстрее и быст-
быстрее и при энергиях, значительно превышающих 2тес2, подавляет
комптоновское рассеяние. Для видимого света энергия связи
электронов в атоме превышает энергию фотона. Вот почему
в видимой области эффект Комптона не наблюдается.
Отметим еще, что рассеяние фотонов на атомах когерентно,
а на свободных электронах некогерентно. Последнее очевидно,
поскольку свободные электроны и их движения независимы, а
потому независимы и рассеяния на них. Колебания же связан-
связанных электронов, вызванные падающей волной, согласованы. По-
Поэтому волны, рассеянные на связанных электронах, могут ин-
интерферировать между собой и с падающей волной. Именно та-
такая интерференция проявляется при прохождении рентгеновских
лучей через кристаллы и определяется известными условиями
Лауэ и Вульфа — Брэгга (см. т. IV, § 61).
5. При рассеянии рентгеновского фотона на свободном элек-
электроне электрон получает отдачу, как это изображено паралле-
параллелограммом на рис. 12. Из этого параллелограмма получаем
30 КВАНТЫ СВЕТА [ГЛ. I
Исключая отсюда р'^ и учитывая соотношение рф/Рф = Я'/л, по-
получим
sin ft
ГД-cosO-
Отношение Я,'/?», найдем с помощью формулы C.3). После не-
несложных преобразований получаем
¦ ctg@/2) ctg (ft/2) -»R.
Этой формулой определяется направление вылета электрона от-
отдачи. Аналогично нетрудно получить его энергию и импульс
(см. задачу 2 к этому параграфу).
6. Процесс, изображенный на рис. 12, наблюдался в камере
Вильсона A869—1959). Напомним, что в камере Вильсона
быстрым адиабатическим расширением
-^ создается пересыщенный водяной пар
\ (см. т. И, § 119). Заряженная частица,
v\v пролетая через камеру, ионизует окру-
; ^3 жающий воздух. На ионах оседают ка-
f s' пельки тумана, делающие видимым след
/ заряженной частицы. Такой след назы-
А вается треком. Направление движения
рис 12 электрона отдачи {ОА на рис. 12) мож-
можно, следовательно, фиксировать в камере
Вильсона. Энергия же и величина импульса электрона отдачи
определятся длиной его пробега, т. е. длиной трека. Импульс р'е
электрона отдачи может, таким образом, считаться известным.
Но как определить отрезки ОВ и ОС, изображающие им-
импульсы падающего и рассеянного фотонов? Фотоны не заряжены
и не оставляют следов в камере Вильсона. Однако начало от-
отрезка ОВ отмечается точкой, в которой начинается трек элек-
электрона отдачи, а длина этого отрезка определяется величиной
импульса падающего фотона. Этими данными отрезок ОВ опре-
определен полностью. Остается определить только отрезок ОС, для
чего достаточно знать положение точки С. Но она будет опре-
определена, если рассеянный фотон сам претерпит комптоновское
рассеяние, в результате чего будет отмечен новый электрон от-
отдачи. В этом случае все три отрезка ОА, ОВ и ОС будут из-
известны, и можно убедиться, что ОВ действительно является
диагональю параллелограмма, построенного на ОА и ОС, как
того требует квантовая теория эффекта Комптона. Можно, в
частности, убедиться, что между углами рассеяния фотона и
электрона отдачи действительно выполняется соотношение
C.6). Конечно, все это нельзя получить с полной достовер-
достоверностью в результате только одного опыта. На основании одного
опыта нельзя утверждать, что новый трек оставлен не каким-то
§ 3] ЭФФЕКТ КОМПТОНА 31
случайным электроном, не имеющим отношения к рассматри-
рассматриваемому явлению, а именно новым электроном отдачи, о кото-
котором говорилось выше. Это можно утверждать только с той или
иной степенью вероятности, на основе статистической обработки
результатов очень большого числа опытов. Такая статистическая
обработка и подтвердила правильность исходных положений
фотонной теории эффекта Комптона. Она показала, в частно-
частности, что законы сохранения энергии и импульса выполняются
в элементарных актах рассеяния фотонов на электронах.
7. Д" В. Скобельцыным (р. 1892) наблюдались электроны
отдачи в камере Вильсона, помещенной в сильное магнитное
поле, при облучении ее -у-лучами радиоактивного препарата. Их
траекториями были окружности радиуса
R = cp'JeB, C.7)
где В — напряженность магнитного поля. Измерив этот радиус,
можно с помощью этой формулы вычислить импульс, а затем
по формуле
$2 = (р'есJ+ЫУ C.8)
и энергию электрона. Оказалось, что это действительно реля-
релятивистские электроны, а потому пользоваться теорией относи-
относительности для них обязательно.
8. В связи с последним результатом затронем вопрос о не-
невозможности классического истолкования эффекта Комптона.
Поскольку электроны в легких атомах могут считаться свобод-
свободными, никакими собственными частотами они не обладают. Рас-
Рассмотрим с классической точки зрения их поведение в поле мо-
монохроматической электромагнитной волны. Пренебрежем сна-
сначала действием магнитного поля. В этом приближении, если
пренебречь также затуханием, электрон приходит в колебания,
частота которых совпадает с частотой электромагнитной волны.
Колеблющийся электрон переизлучает электромагнитные волны,
которые и представляют собой рассеянное излучение. Поэтому
с классической точки зрения частота рассеянного излучения
должна совпадать с частотой падающего.
Этот вывод, однако, был получен в пренебрежении действием
магнитного поля. Если учесть магнитное поле В и снова пре-
пренебречь затуханием, то движение свободного электрона будет
описываться уравнением
В нерелятивистском приближении это — линейное дифференци-
дифференциальное уравнение с переменными коэффициентами. Благодаря
этому при вынужденных колебаниях электронов могут возбу-
возбудиться частоты, отличные от частоты падающей волны. Конечно,
32 КВАНТЫ СВЕТА [ГЛ. I
такая возможность может проявиться только тогда, когда ско-
скорость электрона v не пренебрежимо мала по сравнению со ско-
скоростью света. Особо существенной она может быть при реляти-
релятивистских скоростях, когда движение электрона к тому же ослож-
осложнено нелинейными эффектами. Но в эффекте Комптона
появляются именно релятивистские электроны отдачи, как это
следует из опытов с камерой Вильсона. Казалось бы, появляется
надежда, что при рассеянии на свободных электронах может
возникать изменение частоты электромагнитной волны.
Однако если бы даже это изменение частоты подчинялось
наблюдаемой зависимости от угла рассеяния, такую надежду
следует оставить. Достаточно поставить вопрос, откуда в не-
непрерывной электромагнитной волне могут появиться релятивист-
релятивистские электроны отдачи? (А опыт показывает, что, как и в слу-
случае фотоэффекта, они при освещении гамма-лучами появляются
без запаздывания!) Невообразимо, как может непрерывная
электромагнитная волна сжаться в плотный сгусток энергии и
сосредоточить свое действие на отдельном электроне! Поэтому
следует признать, что опыт вынуждает нас принять квантовую
точку зрения, согласно которой комптоновское рассеяние излу-
излучения и электроны отдачи появляются в результате одиночного
действия фотона на отдельный электрон.
ЗАДАЧИ
1. В результате комптоновского рассеяния на свободном покоящемся
электроне длина волны фотона с энергией &'ф увеличилась в а раз. Найти
кинетическую энергию &е электрона отдачи.
Ответ. «§Ге = <?Гф(а— 1)/а.
2. Фотон рентгеновского излучения с энергией $\ в результате компто-
комптоновского рассеяния на свободном покоящемся электроне отклонился от перво-
первоначального направления на угол ft. Определить кинетическую энергию <?Кин и
импульс р электрона отдачи. Показать на основе геометрических соображе-
соображений, что импульс электрона по абсолютной величине окажется больше им-
импульса падающего фотона, если фотон отклонится от первоначального на-
направления на угол ft = я/2.
Ответ.
^к„н = у
3. Фотон с длиной волны X рассеялся на движущемся свободном элек-
электроне. В результате электрон остановился, а фотон отклонился от первона-
первоначального направления на угол ft. Найти изменение длины волны фотона X' — К
в таком процессе. Свести эту задачу к задаче о рассеянии фотона на непо
движном электроне.
Ответ. X'— X — —Bh/mec)sin2(ft/2). В результате рассеяния длина
волны фотона уменьшается.
4. Гамма-квант с энергией hv рассеивается на неподвижном электроне.
Найти направления рассеянного кванта, чтобы при взаимодействии с веще-
веществом он мог породить электрон-позитронную пару. Найти также предельное
значение Фпред угла рассеяния, при котором этот процесс возможен для гам-
гамма-квантов очень высоких энергий.
$ 3] ЭФФЕКТ КОМПТОНА 33
Ответ. Рассеянный гамма-квант может породить электрон-позитрон-
ную пару, если рассеяние происходит внутрь конуса
Если же направление рассеяния лежит вне этого конуса, то рождение элек-
трон-позитронных пар невозможно. Для квантов очень высоких энергий
(/rv->-oo) пары могут образовываться, если угол рассеяния не превосходит
Йпред = 60°.
5. Показать, что при взаимодействии с веществом фотон сколь угодно
высокой энергии, испытавший комптоновское рассеяние на неподвижном
электроне строго назад {¦& = я), не может породить электрон-позитронную
пару.
6. Пусть v — частота фотона до комптоновского рассеяния на электроне
в системе отсчета, где электрон покоится после соударения с фотоном, a v'—
частота фотона после соударения в системе отсчета, где электрон покоился
до соударения (т. е. в лабораторной системе). Показать, что v = v' (теорема
взаимности).
Решение. Обозначим большими буквами !? и Ж четырехмерные им-
импульсы электрона и фотона (р, Sic) до соударения. Те же величины после
соударения обозначим такими же буквами, но штрихованными. При упругом
столкновении четырехмерный импульс системы фотон — электрон сохраняется:
з> + ж = з>' + ж1.
Переписав это соотношение в виде 3* — Ж' = &" — Ж и возведя его в квад-
квадрат, получим
* 2 ж2 — 2S5'Ж
Квадрат 4-импульса частицы в пространстве Минковского ') есть инвариант.
Для электрона он равен
где через т0 обозначена масса покоя электрона. Для фотона такой же инва-
инвариант равен нулю: Ж2 = 0 (так как масса покоя фотона равна нулю). Та-
Таким образом,
В системе отсчета, где электрон до столкновения- покоился,
д> = @, тос), Ж' = (рф, ftv'/c), так что &Ж' = — m0Av'.
В системе же отсчета, где электрон покоится после соударения,
?>' = @, тос), Ж = (рф, Av/c), &>''Ж = — mQhv.
Отсюда v = v', что и требовалось доказать.
7. Показать, что частота фотона после комптоновского рассеяния в си-
системе отсчета, в которой электрон покоится после соударения, равна частоте
падающего фотона в лабораторной системе.
8. Показать, что при комптоновском рассеянии в системе отсчета, все
время связанной с электроном, частоты падающего и рассеянного фотонов
одинаковы, а импульсы равны по величине, но противоположно направлены.
') Напомним, что в таком пространстве квадрат 4-вектора равен разно-
разности квадратов пространственной и временной составляющих. В скалярное про-
произведение 4-вскторов произведение временных составляющих также входит со
знаком минус.
34 КВАНТЫ СВЕТА [ГЛ. I
§ 4. Эффект Допплера при движении источника света
в вакууме с фотонной точки зрения
1. Фотоэлектрический эффект и эффект Комптона — типично
квантовые явления, не допускающие классической трактовки.
В этом и следующих трех параграфах рассматриваются, явле-
явления, которые допускают классическое и квантовое объяснения,
согласующиеся между собой. Рассмотрим сначала эффект Доп-
Допплера A803—1853) в нерелятивистском приближении.
В'озьмем какую-либо инерциальную систему отсчета, в ко-
которой источник света массы М движемся в вакууме со ско-
скоростью v. Энергия источника слагается из кинетической энер-
энергии 1/2Mv2 и внутренней энергии & возбужденных атомов. При
испускании света внутренняя энергия источника изменяется.
Начальное значение ее обозначим через &', конечное — через &'.
Кроме того, из-за давления излучения источник испытывает от-
отдачу— его скорость получает приращение (у' — v). По законам
сохранения энергии и импульса
72Ми2 + 1? = 72Мс/2+<Г+<Г„зл. D.1)
Mv = Mv' + pia]l, D.2)
где <5?„зЛ и ризл — энергия и импульс излучения в рассматривае-
рассматриваемой инерциальной системе отсчета.
Возведем второе уравнение в квадрат, разделим полученное
соотношение на 2М и вычтем его из первого. Тогда получим
или на основании D.2)
Если масса источника М велика, то последним членом в этом
уравнении можно пренебречь. В этом приближении
$-$' = &mjl-vpma. D.3)
В этом соотношении можно еще исключить импульс излучения.
Излучение — существенно релятивистский объект. Для него им-
импульс выражается через энергию соотношением ркзл = &Къп/с.
Подстановка этого выражения в предыдущее уравнение дает
D.4)
где ¦& — угол между направлением движения излучающего тела
и направлением излучения (т. е. угол между векторами v и р).
Соотношение D.4) было получено без использования каких
бы то ни было квантовых представлений. При его выводе ис-
использовались только законы сохранения энергии и импульса,
§ 4] ЭФФЕКТ ДОППЛЕРА 35
справедливые как в классической, так и в квантовой физике.
Примем теперь, что излучение происходит в форме фотонов.
Предположим, что испущен один фотон. Если частоту фотона
в системе отсчета, в которой излучатель движется (т. е. в рас-
рассматриваемой нами инерциальной системе отсчета), обозначить
через v', то ё?изл = hV. Частоту же излучения в системе от-
отсчета, где излучатель покоится, обозначим через v. Тогда, рас-
рассматривая процесс испускания в такой системе, можно написать
& — &' = Av, так как в этой системе изменение внутренней
энергии излучателя происходит только за счет испускания све-
светового кванта. Подставляя эти выражения в соотношение D.4)
и сокращая на А, получим
v' = ? • D.5)
1 cos ft
с
Эта формула верна только в первом порядке, т. е. с точ-
точностью до членов первой степени относительно v/c, так как
она была получена на основе нерелятивистской механики. По-
Поэтому вместо формулы D.5) с той же точностью можно поль-
пользоваться формулой
v' = v(l + -^cosft). D.6)
2. Получим теперь для эффекта Допплера релятивистскую
формулу, которой можно пользоваться уже при любых значе-
значениях скорости v. В этом случае нет смысла разделять полную
(релятивистскую) энергию тела на кинетическую и внутреннюю.
Под <S и <§' мы будем теперь понимать полные энергии тела
в рассматриваемой инерциальной системе отсчета до и после
испускания света соответственно. Соответствующие энергии по-
покоя тела до и после испускания обозначим через &Q и S'v
Снова будем оперировать с энергиями и импульсами, вводя
квантовые представления лишь на заключительном этапе вы-
вычислений.
Законы сохранения энергии и импульса при испускании
света удобно записать в форме
#' = г>_Я-взл> р' = р-рпзл. D.7)
Возведем оба равенства в квадрат, умножив предварительно
второе из них на с, а затем вычтем почленно. С учетом соот-
соотношений
получим
36 КВАНТЫ СВЕТА [ГЛ. I
Учтем теперь, что
где р = v/c. Тогда
8\ - #'* = 2&%тл A - р cos О), D.8)
или
Здесь, как и прежде, •& означает угол между направлением дви-
движения излучающего тела и направлением распространения из-
излучения. Если масса тела велика, то в знаменателе последнего
соотношения можно положить &'^ = <В v Учтя еще, что
& — &Ji*J\ — р2, придем к соотношению
-Р2 = <ГИзл0-Рсю5О). D.9)
Теперь воспользуемся квантовыми соотношениями Шй— &'о —
= Av и &mjl~h\',совершенно такими же, как и в нерелятивист-
нерелятивистском случае. В результате и получим релятивистскую формулу
для эффекта Допплера:
3. Обе формулы фотонной теории для эффекта Допплера,
нерелятивистская D.5) и релятивистская D.10), совпадают с
соответствующими формулами, которые дает классическая вол-
волновая теория света (см. т. IV, §§ 107, 108). Глубокая причина
такого совпадения состоит в том, что в фотонной теории обе
формулы получаются из соотношений D.3) и D.9). Эти же
соотношения, поскольку они выведены из одних только законов
сохранения энергии и импульса при испускании света, остаются
справедливыми независимо от того, представляет ли свет не-
непрерывные волны или состоит из отдельных фотонов. Един-
Единственное предположение квантового характера, которое было
сделано при выводе формул для частоты испускаемого света,
состоит в том, что энергия фотона однозначно определяется его
частотой. Более того, связь между этими величинами должна
быть специального вида: энергия фотона пропорциональна ча-
частоте света. Значение же коэффициента пропорциональности,
т. е. постоянная Планка h, выпадает из окончательных формул
для частоты колебаний. А то обстоятельство, что связь между
ё и v должна быть именно такой, видно из того, что при пре-
преобразовании Лорентца величины !Г и v преобразуются одина-
одинаково. Только благодаря этому, как уже отмечалось выше, со-
соотношение $ = hv релятивистски инвариантно.
§ 5] ФОТОНЫ В СРЕДЕ 37
Мы вернемся к эффекту Допплера в § 6, где предполагается,
что источник света движется не в вакууме, а в среде с пока-
показателем преломления п.
§ 5. Отражение и преломление света в фотонной теории.
Фотоны в среде
1. В 19-м веке считалось, что опытом Фуко окончательно
опровергнута корпускулярная теория света. Этот опыт доказал,
что скорость света в воде меньше, чем в вакууме. Однако по
волновой теории такое соотношение между скоростями отно-
относится к фазовой скорости света. В1 опыте же Фуко, если бы свет
действительно представлял собой волны, измерялась групповая
скорость (см. т. IV, § 108). Поэтому с чисто логической точки
зрения аргументация физиков 19-го века должна быть допол-
дополнена указанием на то, что в опыте Фуко скорость света изме-
измерялась в практически недиспергирующих средах. В этом случае
фазовая скорость совпадает с групповой. Заключение о несо-
несостоятельности корпускулярной теории остается верным, с той
существенной оговоркой, что оно относится не к корпускулярной
теории вообще, а к корпускулярной теории в форме Ньютона.
Как же обстоит дело в фотонной теории Эйнштейна?
Отражение и преломление света в корпускулярной теории
Ньютона рассматривалось на основе классической ньютоновской
механики. К фотонам классическая механика неприменима.
Природа фотонов — двойственная. При распространении они
ведут себя как волны и только при взаимодействии с веще-
веществом проявляют свойства частиц. А поскольку отражение и
преломление являются специальными случаями распростране-
распространения света, фотонная теория при рассмотрении этих явлений
должна приводить к тем же результатам, что и классическая
волновая теория.
2. Этот вопрос заслуживает более подробного рассмотре-
рассмотрения, которое и приводится ниже. В среде, как и в вакууме,
можно ввести представление о распространении света в виде
фотонов. При этом среду мы будем считать неподвижной. Ины-
Иными словами, будем рассматривать явления в системе отсчета,
относительно которой среда неподвижна. Такая система является
выделенной, или привилегированной. Вопрос заключается в том,
каковы энергия и импульс фотона в среде? Заметим, что энер-
энергия и импульс фотона слагаются из энергии и импульса элек-
электромагнитного поля и среды. Но в нашем рассмотрении идет
речь о сумме этих величин, т. е. о полных энергии и импульсе,
связанных с распространением фотона в среде. Среду мы будем
считать изотропной и характеризовать ее свойства показателем
преломления п(ш).
38 КВАНТЫ СВЕТА [ГЛ. I
По фотонным представлениям при отражении и преломле-
преломлении общее число фотонов не меняется. Если граница неподвиж-
неподвижна, то не меняются и энергии отраженного и прошедшего фото-
фотонов. Докажем это утверждение сначала для отражения, пред-
предполагая, что фотон падает на среду из вакуума. Энергия падаю-
падающего фотона &'е = Йо), т. е. однозначно определяется частотой
со. Такое же соотношение между энергией и частотой должно
существовать и для отраженного фотона, поскольку он распро-
распространяется в таком же вакууме, как и падающий фотон. Но при
отражении от неподвижной границы частота со не меняется.
В противном случае происходило бы изменение цвета отражен-
отраженного луча, чего на самом деле не происходит. Таким образом,
энергия отраженного фотона <gr также равна /гсо, т. е. <§г=8е.
3. Для прошедшего фотона указанное утверждение не столь
очевидно. Чтобы его доказать, рассмотрим плоскопараллельный
пучок, состоящий из Ne монохроматических фотонов, падающий
из вакуума под любым углом на неподвижную границу среды.
Пусть число отраженных фотонов будет Nr, прошедших Nd,
а соответствующие им энергии &, и Bd. По закону сохранения
энергии
Nt$e = NrZT + Nd$d. E.1)
Условие сохранения общего числа фотонов:
Ne=*Nr + Na. E.2)
Наконец, по доказанному &г = & е- Отсюда получается Ж'а =
= &е, что и требовалось доказать. Таким образом, и для фото-
фотонов в среде справедливо соотношение В = Йсо.
Рассмотрим теперь импульс фотона в среде. Как и в случае
энергии, можно написать
Nepe = Nrpr + NdPd, Ne = Nr + Nd, E.3)
где индексы е, г, d относятся к падающему, отраженному и
прошедшему фотонам. Рассмотрим сначала поведение касатель-
касательных составляющих импульсов. Направим ось X вдоль границы
раздела, а ось Z — перпендикулярно к ней. Любая теория долж-
должка приводить к закону отражения, из которого следует, что
Рех = Ргх- Но тогда для рех, prx, pdx получается в точности такая
же система уравнений, как и для соответствующих энергий. Из
нее находим
Pex^Prx^Pdx, E.4)
т. е. касательные составляющие импульсов всех трех фотонов
одинаковы.
Совсем иначе ведут себя нормальные составляющие. В этом
случае по-прежнему
NePez = Nrprz + Ndpdz.
§ 5] фотоны в с?едё 39
Однако если падающий фотон приближается к среде, то отра-
отраженный удаляется от нее, так что p,z = —pez- В результате по-
получится
(Ne + Nr)pez
или
(Ne + Nr)Pe2 = (Ne-Nr)Pdz,
или, наконец,
Ne + Nr cosqp
Pd ~" Ne-Nr cos a|) Pe'
где ф — угол падения, а г|з — угол преломления.
Конечно, связь между ра и ре определяется свойствами сре-
среды и не может зависеть от характера поляризации падающего
света. Это позволяет упростить вычисления. Предположим, что
падающий свет поляризован перпендикулярно к плоскости па-
падения. Тогда электрические векторы всех фотонов будут колли-
неарны, так что на основании формулы Френеля
Л^г П COS 1|) — COS ф
Ne n cos i|; + cos ф
(см. т. IV, § 65). Действительно, в монохроматической волне все
фотоны когерентны, и поэтому Nr/Ne дает отношение амплитуд,
а не интенсивностей отраженной и падающей волн. Выбор знака
в последней формуле определен из тех соображений, что числа
фотонов N, и Ne существенно положительны. В результате по-
получается
Ра = We E.5)
4. Резюмируя изложенное, приходим к заключению, что, как
и в вакууме, энергия и импульс фотона в веществе определяются
формулами
^ = fico, p = hk. E.6)
Однако в веществе волновое число
k = «со/с, E.7)
т. е. в п раз больше, чем в вакууме. Если ввести фазовую ско-
скорость v = с/п и длину волны X = 2яу/со в рассматриваемой
среде, то получатся формулы
k = a/v = 2яД, E.8)
одинаково применимые к вакууму и веществу, так как в ва-
вакууме v = с. Связь между энергией и импульсом фотона в среде
принимает вид
% = pv = рс/п. E.9)
Разумеется, это соотношение справедливо только в привилеги-
привилегированной системе отсчета, в которой среда покоится.
Из изложенного видно, что фотонная теория преломления
света аналогична ньютоновской. Обе теории определяют угол
преломления светового луча из закона сохранения импульса,
40 КВАНТЫ СВЕТА [ГЛ. 1
точнее — его тангенциальной составляющей. Только ньютонов-
ньютоновская теория связывает этот закон с направлением силы, дей-
действующей на световую корпускулу нормально к границе раз-
раздела, что в случае фотона лишено смысла. Количественное же
различие между результатами обеих теорий связано с тем, что
импульс ньютоновской корпускулы пропорционален ее скорости
v, а импульс фотона в среде обратно пропорционален. По этой
причине фотонная теория приводит к такому же выражению
для показателя преломления, как и классическая волновая
теория.
Представление о фотонах в среде применимо не только к
преломлению света, но и ко многим другим явлениям, о кото-
которых говорится в последующих параграфах.
5. В1 заключение — одно принципиальное замечание, затра-
затрагивающее уже физическое толкование корпускулярно-волнового
дуализма. Как уже было отмечено выше, общее число фотонов
при отражении и преломлении не меняется. Если на границу
раздела падает всего один фотон, то после падения он будет
обнаружен либо в виде отраженного, либо в виде прошедшего
фотона. Импульс у отраженного фотона — такой же по вели-
величине, как и у падающего, но имеет иное направление. Импульс
прошедшего фотона меняет не только направление, но и вели-
величину. Не является ли это нарушением закона сохранения им-
импульса в элементарном процессе, т. е. для единичного фотона?
Не является ли этот закон лишь статистическим законом, как
это фактически требовалось в пунктах 2 и 3? Такое заключение
отвергается современной квантовой теорией.
Явления интерференции фотонов приводят к заключению,
что при падении фотона на границу раздела возникает новое
состояние, не поддающееся описанию на языке классической
теории. Оно характеризуется тем, что фотон отчасти находится
а состоянии отражения, отчасти в состоянии преломления. Закон
сохранения импульса соблюдается и в элементарном процессе.
Если же произвести опыт по обнаружению фотона (в квантовой
механике его называют измерением), то будет обнаружен либо
отраженный, либо прошедший фотон. Но измерение меняет со-
состояние системы, нарушения закона сохранения импульса не
происходит. В каком состоянии будет обнаружен фотон, — в со-
состоянии отражения или в состоянии преломления, — это заранее
'редсказать с достоверностью невозможно. Можно указать лишь
'роятности того и другого состояний.
§ 6. Излучение Вавилова — Черенкова. Эффект Допплера
при движении источника света в среде
1. Пусть источник света движется в изотропной среде с по-
показателем преломления п(а). Законы сохранения энергии и
импульса при испускании света можно записать совершенно так
5 6) ЭФФЕКТЫ ВАВИЛОВА —ЧЕРЕНКОВА И ДОППЛЕРА 41
же, как и в случае вакуума, т. е. в виде D.7), сохранив при
этом прежние обозначения. Разумеется, мы пользуемся приви-
привилегированной системой отсчета, в которой рассматриваемая сре-
среда неподвижна. С помощью одних только законов сохранения,
конечно, нельзя решить вопрос, произойдет или не произойдет
испускание света. Для этого необходимо привлечь более де-
детальные электродинамические уравнения. Но если законы со-
сохранения не выполняются, то испускание невозможно. Законы
сохранения не раскрывают механизма явления. Они могут дать
только необходимое, но не достаточное условие испускания.
С уравнениями D.7) мы поступим в точности так же, как
в § 4, с той только разницей, что связь энергии с импульсом
излучения запишем в виде рИЗЛ — пЖ»3л/с. Тогда получим
При п = 1, как и должно быть, это соотношение переходит
в D.8). Однако, в отличие от вакуума, уравнение F.1) учитывает
то обстоятельство, что в явлении участвуют не только излучаю-
излучающий атом и само излучение, но и среда, в которой движется
атом. Это учитывается феноменологически — посредством пока-
показателя преломления среды.
2. Применим уравнение F.1) к движению частицы, внутрен-
внутреннее состояние которой при движении не меняется, т. е. частица
все время находится в одном и том же квантовом состоянии.
В случае устойчивой частицы это будет всегда, когда энергии
взаимодействия ее с окружающей средой недостаточно, чтобы
перевести частицу в более высокое энергетическое состояние.
Так будет обстоять дело, например, при движении электрона,
протона и другой, даже неустойчивой, элементарной частицы,
если только во время полета она не распадется или не испытает
какого-либо другого превращения. Во всех этих случаях от
внутренних степеней свободы частицы можно отвлечься, считая
ее как бы бесструктурной. Масса т0, а с ней и энергия покоя
§ = mac2 частицы во время движения остаются постоянными.
В уравнении F.1) следует положить ё = ^0, что дает
#иэл («2 - 1) - 2ff (Pn cos « - 1) = О,
если только испускание света действительно происходит
(^изл^О). С учетом соотношения & = &J^\ — р2 отсюда по-
получаем
а потому
42 КВАНТЫ СВЕТА [ГЛ. I
Если частица испустила один квант, то &кзл — fico, а потому
cos о = ¦ + VT~^; у --И .gL, F.4)
Второе слагаемое в этой формуле учитывает отдачу, которую
получает излучающая частица при испускании кванта ha. Если
пренебречь этим слагаемым (что допустимо, когда оно по мо-
модулю очень мало по сравнению с единицей), то получится клас-
классическая формула
W
Из формулы F.5) следует, что cos ¦& > 0, т. е. испускание
света может происходить только вперед. Для испускания света
частоты со необходимо, чтобы было $п(ы) > 1. То же получается
и из общей формулы F.4), так как оба слагаемых в правой
части этой формулы существенно положительны. Если ввести
фазовую скорость света в среде по формуле п(ш) = с/Уфаз, то
получится
V > «фаз. F.6)
т. е. для испускания света необходимо, чтобы скорость частицы
превосходила фазовую скорость света в среде. Отсюда следует,
что испускание невозможно при движении частицы в вакууме,
так как в этом случае ифаз = с. Энергия излучения черпается
за счет кинетической энергии частицы, так как при испускании
света внутреннее состояние частицы остается без изменения. По
этой причине движение частицы замедляется. Однако ускорение
само по себе на механизм явления не влияет. В этом смысле
говорят, что испускание света возможно и при равномерном
движении заряженной частицы в среде, если только выполнено
условие F.6).
Рассмотренное явление было открыто в 1934 г. и экспери-
экспериментально исследовано П. А. Черенковым (р. 1904) в лабора-
лаборатории и под руководством С. И. В'авилова A891 —1951). Его
называют излучением Вавилова—Черепкова. Классическая тео-
теория явления была создана И. Е. Таммом A895—1971) и
И. М. Франком (р. 1908), а квантовая —В. Л. Гинзбургом
(р. 1916) (см. т. IV, § 38).
3. Рассмотрим теперь случай, когда при движении внутрен-
внутреннее состояние излучающей частицы изменяется. Примером мо-
может служить движущийся атом или ион. В этом случае испу-
испускание света происходит за счет внутренней и кинетической
энергии атома. Как и в § 4, частоту излучаемого света непо-
неподвижного атома обозначим через со, а движущегося — через со'.
(Эти обозначения отличаются от обозначений предыдущего
пункта.) Кроме того,
I 6] ЭФФЕКТЫ ВАВИЛОВА - ЧЕРЕПКОВА И ДОППЛЕРА 43
При подстановке этого выражения в F.1), ради упрощения,
пренебрежем квадратами малых величин <??изл и (Ъ\ — &'Л.
Обе эти величины, как видно из дальнейшего, пропорциональ-
пропорциональны ft2. В указанном приближении, следовательно, учитываются
члены, линейные по ft, и отбрасываются члены, пропорциональ-
пропорциональные ft2. Благодаря этому из окончательного выражения для ча-
частоты излучаемого света выпадает постоянная Планка ft, и для
эффекта Допплера получается классический результат. В нем,
с точностью до малых квантовых поправок, содержатся все су-
существенные выводы. Выполнив .указанную подстановку и учтя
при этом, что <ЁГ = #/у 1 — Р2> получим классическую формулу
Возможны три случая.
1) 1 — р« > 0, т. е. скорость источника меньше фазовой ско-
скорости света в среде. В этом случае тем более 1 — р« cos Ь > О,
т. е. знаменатель в F.7) положителен. Так как при испуска-
испускании всегда &кзл > 0, то испускание возможно лишь при условии
<?'0 — $ > 0, т. е. атом в результате испускания должен пере-
переходить с более высокого на более низкий энергетический уро-
уровень. В1 частности, невозбужденный атом в рассматриваемом
случае излучать не может. Чтобы от энергии перейти к ча-
частоте, заметим, что &азл = ftw', a &Q — Ж'о = fico, так как в слу-
случае неподвижного атома вся его внутренняя энергия при пере-
переходе с верхнего уровня <8й на нижний Ж'о превращается в
излучение. В результате из F.7) получается формула
1-Pre cos d 1 - (о/Вфзз) cos * ¦
Она отличается от соответствующей формулы для вакуума
D.10) только тем, что вместо скорости с в ней стоит фазовая
скорость света в среде. На поперечном эффекте Допплера
(cos 0=0) влияние среды никак не сказывается. Он опреде-
определяется исключительно релятивистским замедлением времени
(см. т. IV, § 107).
2) 1 — Рп < 0, т. е. скорость источника больше фазовой ско-
скорости света в среде. В этом случае, на который обратили вни-
внимание В. Л. Гинзбург и И. М. Франк, говорят о сверхсветовом
или аномальном эффекте Допплера. Здесь в свою очередь есть
две возможности.
Во-первых, испускание света происходит под таким углом
Ь, что знаменатель в F.7) положителен, т. е. cos О <С 1/р«.
Иными словами, излучение направлено вне черепковского кону-
конуса, т. е. конуса, определяемого уравнением cosft = l/Pn. Как
и в случае A), испускание возможно, если <§Г0><!?д,т. е. атом
44 КВАНТЫ СВЕТА (ГЛ. Т
должен переходить с более высокого энергетического уровня
на более низкий. Частота со' определяется прежней формулой
F.8).
Во-вторых, испускание света происходит под таким углом ¦&,
что знаменатель в F.7) отрицателен, т. е. cos ¦& > l/|3n. Это
значит, что излучение распространяется внутри черенковского
конуса cos ft = 1/Р«. Для возможности испускания необходимо,
чтобы было ($к) < «^J, — при испускании атом должен перехо-
переходить с более низкого на более высокий уровень, т. е. возбу-
возбуждаться. Испускание света и возбуждение атома происходят
за счет кинетической энергии атома. В этом случае & — Ж ii=ha>,
т. е. со означает частоту, с которой испускался бы свет
неподвижным атомом при переходе с верхнего уровня &'А на
нижний е?о- Она равна той частоте света, которую способен
поглощать неподвижный атом при обратном переходе с нижнего
уровня (§Г0 на верхний ё"(). Что касается е?Изл, то эта величина
определяется прежним выражением <!?изл = Йсо'. Поэтому полу-
получается формула
3) 1 — p« = 0, т. ^е. атом движется со скоростью, равной
фазовой скорости света в среде. В этом случае, если атом за-
заряжен, появляется излучение Вавилова — Черенкова.
§ 7. Фотоны в гравитационном поле
1. Рассмотрим с квантовой точки зрения изменение частоты
света и искривление светового луча в гравитационном поле.
Первый эффект уже рассматривался классически в т. I (§ 72) и
в т. IV (§ 109) на основе принципа эквивалентности поля тяго-
тяготения и ускоренного движения. Полученные там результаты вы-
выводятся здесь из закона сохранения энергии с использованием
связи между энергией и частотой фотона: <§ = ha».
Согласно теории относительности всякая энергия обладает
массой, причем инертная и гравитационная массы равны между
собой. Применим это положение к ограниченному пучку света
с энергией &, распространяющемуся в постоянном гравитацион-
гравитационном поле. Гравитационный потенциал поля ф(г) может менять-
меняться в пространстве. Поскольку свет обладает гравитационной
массой т = ё'/с2, гравитационное поле над ним совершает ра-
работу. Если свет переходит из точки с гравитационным потен-
потенциалом ф в точку с гравитационным потенциалом ф + dq>, то
энергия света получает приращение
dS" = — Gm d(f — — G — dq>,
С
§ 7] ФОТОНЫ В ГРАВИТАЦИОННОМ ПОЛЕ 45
где G — гравитационная постоянная. Интегрируя это уравнение
между точками 1 и 2, получим
1п17 = ^(ф1-ф2)- GЛ)
Это соотношение имеет общий характер и не содержит еще
никаких квантовых предположений. Оно в равной мере справед-
справедливо и в классической, и в квантовой физике. Но получить из
него соотношение для частот возможно лишь с использованием
зависимости между энергией и частотой, которая дается в кван-
квантовой теории. В самом деле, допустим, что световой пучок со-
состоит всего из одного фотона частоты со. В этом случае & = /гсо,
и соотношение G.1) переходит в
1п-^ = -^(ф1-Ф2). G.2)
Постоянная Планка выпала из окончательного результата. Ре-
Результат не зависит от ее численного значения. Так и должно
быть во всех случаях, если окончательный результат совпадает
с классическим.
Первоначально соотношение G.2) было проверено астроно-
астрономически— по смещению спектральных линий в поле тяготения
звезд. Открытие эффекта Мёссбауэра (р. 1929) позволило
Паунду (р. 1919) и Ребке в 1960 г. проверить его в земных
условиях. В их опытах было измерено изменение частоты света
при прохождении в поле тяжести Земли всего 19,6 м по вер-
вертикали. Этот вопрос будет разобран в ядерной физике.
2. Искривление светового луча в поле тяготения также мо-
может быть разобрано на основе принципа эквивалентности без
привлечения квантовых представлений. Впервые вопрос был по-
поставлен и решен именно таким путем Эйнштейном в 1911 г., еще
до создания общей теории относительности. Впрочем, полное
решение вопроса может быть дано только в рамках общей тео-
теории относительности. Решение, приводимое ниже, дает правиль-
правильный результат лишь с точностью до числового множителя. Оно
по существу классическое, хотя по форме выглядит как кван-
квантовое.
Предположим, что фотон пролетает мимо Солнца или дру-
другого массивного небесного тела массы М. Если бы не было поля
тяготения, то он двигался бы прямолинейно. Фотон обладает
инертной массой, которую мы обозначим через m (разумеется,
речь идет о релятивистской массе, так как масса покоя фотона
равна нулю). По принципу эквивалентности инертная масса
всегда равна массе гравитационной. Поэтому фотон будет под-
подвергаться воздействию силы тяготения GMm/R2, направленной
к центру Солнца (R — расстояние от центра Солнца). Влияние
касательной составляющей этой силы было выяснено в преды-
46
КВАНТЫ СВЕТА
[ГЛ. I
дущем пункте — она вызывает изменение частоты световой вол-
волны. Нормальная составляющая искривляет траекторию фотона,
т. е. световой луч. Поэтому при прохождении мимо Солнца све-
световой луч должен отклоняться к его
центру.
Вычислим угол отклонения све-
светового луча. В отсутствие поля тя-
тяготения луч был бы прямой линией
АВ (рис. 13). Будем считать, что в
поле тяготения он мало отличается
от АВ. Задача сводится к вычисле-
вычислению импульса\ Fndt пормальной
силы Fn, действующей на фотон, за
все время движения. Интеграл должен быть вычислен вдоль
истинной траектории фотона. Но в рассматриваемом случае
можно применить метод возмущений, заменив при вычислении
интеграла истинную траекторию невозмущенной прямолинейной
траекторией АВ фотона. Допустим, что невозмущенный луч ка-
касается края Солнца. Тогда, как видно из рис. 13,
Рис. 13
Fn =
Mm „ „Aim о „
—ррг cos ft = G—5- cos3 ft,
rtgft, dx =
dft,
где г — радиус Солнца. Следовательно,
+ л/2
\
2GMm
cr
--Л/2
Этот импульс нормальной силы должен быть равен изменению
количества движения фотона. В рассматриваемом приближении
количество движения фотона меняется только по направлению,
но не по величине. Его изменение равно шсц>, где <р — угол по-
поворота светового луча. Приравнивая оба выражения, получим
ф = 2GM/c2r.
Общая теория относительности приводит к вдвое большему ре-
результату:
O = 4GM/c2r. G.3)
Для Солнца эта величина равна Ф = 1,75", что согласуется с
экспериментом.
§8]
КОРПУСКУЛЯРНЫЕ СВОЙСТВА СВЕТА II ОПЫТ
47
Ш77ШШ
w
V/////////A
А
§ 8. Некоторые опыты по обнаружению
корпускулярных свойств света
1 А Ф. Иоффе A880—1960) и Н. II. Добронравов A891 — 1У49) в 1925г.
экспериментально подтвердили квантовую картину фотоэффекта, о которой
говорилось в § 2. Вместо видимых и ультрафиолетовых лучей они пользова-
пользовались рентгеновскими лучами, кванты которых много крупнее. В их опытах
микроскопическая пылинка, заряжавшаяся и перезаряжавшаяся при освеще-
освещении рентгеновскими лучами, уравновешивалась в электрическом поле конден-
конденсатора, аналогичного тому, с помощью которого Милликен определял заряд
электрона. Пока заряд пылинки оставался постоянным, она неподвижно ви-
висела в электрическом поле конденсатора и наблюдалась сбоку с помощью
микроскопа. Но если пылинку освещали слабым потоком рентгеновских лучей,
то происходил фотоэффект. Время от
времени на пылинку попадал рентгенов-
рентгеновский квант, освобождавший электрон.
Заряд пылинки менялся на заряд одного
электрона, и пылинка выходила из
равновесия. На опыте оказалось, что
именно такой квантовой картине фото
эффекта соответствовало поведение пы-
пылинки.
На рис. 14 показана схема опыта
Иоффе и Добронравова. В толстой эбо-
эбонитовой пластинке просверлены отвер-
отверстия L ¦,] R. Через отверстие R из обра-
образовавшейся полости откачивался воздух,
чтобы полость стала прозрачной для
ультрафиолета. Через отверстие L, за-
закрывавшееся кварцевым окошком, про-
проходили ультрафиолетовые лучи, осве-
освещавшие конец алюминиевой проволочки
К с диаметром 0,2 мм. Образовавшиеся фотоэлектроны ускорялись электриче-
электрическим напряжением 12 000 В, приложенным между проволочкой и алюминие-
алюминиевой фольгой Л, закрывающей полость сверху. '1о.;щ!ша фольги (~5-
•10~3 мм) подбиралась так, что она практически не поглощала рентгеновские
лучи, возбуждавшиеся в ней при торможении электронов. Освещение кончика
проволочки К подбиралось настолько слабым, что число фотоэлектронов и
связанных с ними рентгеновских импульсов составляло около 1000 в секунду.
Алюминиевая фольга одновременно служила нижней обкладкой конденсатора.
От нее на расстоянии примерно 0,02 см уравновешивалась висмутовая пы-
пылинка W размером около 6-Ю см.
Опыты показали, что в среднем раз в 30 минут пылинка выходила из
равновесия, т. е. с такой средней частотой рентгеновские лучи вырывали из
нее электрон. В течение указанного времени образовывалось около N =
-= 30-60-1000 = 1,8-10е рентгеновских импульсов. По классическим представ-
представлениям энергия каждого импульса должна распространяться во все стороны
в виде сферической волны. Каждый из таких импульсов отдавал бы пылинке
ничтожную часть своей энергии из-за малости телесного угла, под которым
пылинка видна из ближайшего места фольги, где возбуждались рентгенов-
рентгеновские лучи. Кроме того, эта энергия распределялась бы между множеством
электронов пылинки. При таких условиях было бы совершенно невероятно,
чтобы в течение 30 минут большая доля энергии электронов пылинки сосре-
сосредоточилась только на одном электроне, который должен вылететь из пылин-
пылинки. Ясно, что с точки зрения классической волновой теории результаты опы-
опытов Иоффе и Добронравова непонятны. Напротив, в квантовой теории они
вполне естественны.
Следующее элементарное вычисление показывает, что квантовая интер-
интерпретация явления выдерживает и количественную проверку. Если считать, что
Рис. 14
48 КВАНТЫ СВЕТА [ГЛ. I
для рентгеновского фотона все направления движения после вылета равно-
равновероятны, то вероятность попадания фотона в пылинку будет равна П/4я,
где Я — телесный угол, под которым пылинка видна из точки, откуда исхо-
исходят рентгеновские лучи. Если ежесекундно источник испускает в среднем п
фотонов, то за время t он испустит N — nt фотонов. Из них на пылинку по-
попадет в среднем N ?2/4я = nt П/4я фотонов. Среднее время t, в течение ко-
которого на пылинку попадает один фотон, определится из условия ntQ/An=\,
откуда
t = 4п/пп.
В опытах Иоффе и Добронравова было п = 1000 с, Й= (я/4) F- 10-Е/0,02J,
если пылинку считать шариком. Подстановка этих значений в предыдущее
выражение дает / та 1800 с = 30 мин, что согласуется со временем, наблю-
наблюдавшимся в опытах Иоффе и Добронравова.
2. По классическим представлениям лучистая энергия распространяется
от источника в разные стороны одновременно. Но это не так, если распро-
распространение происходит квантами. Отдельные кванты испускаются независимо
друг от друга. Этот эффект, если он действительно существует, должен быть
выражен тем отчетливее, чем крупнее кванты. Для
его обнаружения на опыте Боте A891 — 1957) в
1924 г. пользовался рентгеновскими лучами.
В опытах Боте кванты излучения обнаружива-
В
лись счетчиками Гейгера A882—1945). Счетчик Гей-
Гейгера представляет собой маленький цилиндрический
конденсатор А, наполненный газом под давлением
Т— •¦ у | в несколько мм рт. ст. (рис. 15). Внутренней об-
Т Д кладкой конденсатора служит тонкая металлическая
¦- ' II нить, натянутая вдоль оси цилиндрика, или тща-
тщательно заточенное металлическое острие, укреплен-
~ ~ ное внутри цилиндрика на изоляторе. Внутренняя
Рис. 15 и наружная обкладки конденсатора соединены
через батарею В и очень большое сопротивление R,
нижний конец которого заземлен. Таким образом,
между обкладками конденсатора поддерживается разность потенциалов около
1000 В. Вблизи нити или острия создается сильное резко неоднородное элек-
электрическое поле Если в счетчик попадает какая-либо частица (в том числе и
фотон), то она ионизует молекулы газа. Образовавшиеся электроны и ионы
ускоряются этим полем и при столкновениях с молекулами газа сами иони-
ионизуют их. Новые ионы и электроны также ускоряются, и т. д. Возникает элек-
электронно-ионная лавина, через счетчик проходит импульс электрического тока
заметной силы. Из-за этого приложенное напряжение перераспределяется. Ос-
Основная часть напряжения будет приходиться на сопротивление R, а напря-
напряжение на конденсаторе счетчика упадет почти до нуля. Ток через счетчик пре-
прекратится, напряжение на конденсаторе возрастет, счетчик вернется в рабочее
состояние. Импульс электрического тока, прошедший через счетчик, можно
обнаружить чувствительным электрометром Е, присоединенным к внутренней
обкладке конденсатора счетчика. По этим импульсам можно регистрировать
(считать) каждую отдельную частицу, вызвавшую первичную ионизацию газа,
если только время зажигания разряда меньше времени между попаданиями
в счетчик двух последовательных частиц. Современные счетчики снабжены
автоматически действующими устройствами, производящими такую регистра-
регистрацию. Счетчик Гейгера сыграл и продолжает играть большую роль при изу-
изучении ядерной физики, космических лучей, элементарных частиц и пр.
В опыте Боте применялись два быстродействующих счетчика С, и С2
(рис. 16), регистрировавших прохождение каждого рентгеновского кванта.
Симметрично между счетчиками помещалась тонкая железная или медная
фольга А. Фольга освещалась сбоку рентгеновскими лучами R достаточной
жесткости и благодаря этому сама становилась источником характеристиче-
характеристического рентгеновского излучения (рентгеновская флуоресценция). Попадание
$ 8] КОРПУСКУЛЯРНЫЕ СВОЙСТВА СВЕТА И ОПЫТ 49
рентгеновского кванта в один из счетчиков вызывало немедленное (менее чем
через 0,001 с) вздрагивание нити электрометра. Такие вздрагивания регистри-
регистрировались автоматически на движущейся ленте. Если бы из источика А во все
стороны распространялись волны, как того требует классическая теория, то
срабатывания счетчиков происходили бы одновременно и согласованно (с
малыми случайными вариациями). Если же источник А испускал бы рент-
рентгеновские кванты вправо и влево беспорядочно и независимо, то срабатывания
счетчиков были бы также беспорядочными во времени и независимыми. Опыт
показал, что все происходит так, как
если бы рентгеновское излучение флу-
флуоресценции распространялось в виде
квантов, случайно направленных то
к правому, то к левому счетчику. Так
и должно быть по квантовым пред-
представлениям.
3. В обоих описанных опытах, по
существу, изучались флуктуационные
явления в слабых потоках рентгенов- "ис-
ского излучения. Наблюдать анало-
аналогичные явления с видимым светом затруднительно из-за малой величины све-
световых квантов в этой области спектра. Чувствительность существующих объ-
объективных методов регистрации еще недостаточна, чтобы регистрировать от-
отдельные кванты видимого света. Наблюдения слабых световых потоков про-
проводил С. И. Вавилов. Он воспользовался тем, что периферические участки
сетчатки человеческого глаза (палочки), достаточно долго пробывшего в тем-
темноте, обладают необходимой чувствительностью к слабому свету, с которым
приходилось иметь дело на опыте. Вавилов воспользовался также существо-
существованием порога зрительного ощущения. Если число квантов, попадающих при
кратковременной вспышке на периферический участок сетчатки, превышает не-
некоторую минимальную величину па, то глаз видит вспышку. Если же оно
меньше п0, то вспышка не видна совсем. По оценке Вавилова п0 составляет
всего несколько десятков и, возможно, даже несколько квантов. Существова-
Существование порога зрительного ощущения систематически использовалось Вавиловым
при изучении люминесценции и вместе с Черенковым при открытии явления,
носящего их имя. Используя указанные свойства глаза, Вавилов разработал
чувствительный метод визуальных наблюдений флуктуации интенсивности ви-
видимого света в слабых световых потоках. В результате многолетних экспери-
экспериментальных исследований таких флуктуации Вавилов пришел к заключе-
заключению, что они происходят аналогично флуктуациям числа молекул газа, т. е.
так, как если бы свет состоял из конечных порций, или квантов.
ГЛАВА II
СТРОЕНИЕ, ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ УРОВНИ
И СПЕКТРЫ АТОМА
§ 9. Ядерная модель атома и опыты Резерфорда
1. В первой четверти 20-го века было установлено, что атом
состоит из положительно заряженного ядра и окружающей его
электронной оболочки. Линейные размеры ядра порядка 10~13—
10-12 см. Размеры самого атома* определяемые электронной обо-
оболочкой, примерно в 105 раз больше. Однако почти вся масса
атома (не менее 99,95 %) сосредоточена в ядре. Это связано с
тем, что ядро состоит из «тяжелых» протонов и нейтронов, а
электронная оболочка — из одних только «легких» электронов
{trip = 1836,15me, mn = 1838,68me). Число электронов в оболочке
нейтрального атома равно заряду ядра, если за единицу при-
принять элементарный заряд (т. е. заряд электрона по абсолютной
величине). Но электронная оболочка может терять или приоб-
приобретать электроны. Тогда атом становится электрически заря-
заряженным, т. е. превращается в положительный или отрицатель-
отрицательный ион.
Химические свойства атома определяются электронной обо-
оболочкой, точнее, е; наружными электронами. Такие электроны
сравнительно слабо связаны с атомом и поэтому наиболее под-
подвержены электрическим воздействиям со стороны наружных
электронов соседних атомов. То же относится к силам притя-
притяжения или отталкивания между нейтральными атомами и мо-
молекулами (к молекулярным силам). Напротив, протоны и ней-
нейтроны прочно связаны внутри ядра. Чтобы воздействовать на
ядро, нужны силы, в миллионы раз превосходящие те силы,
которые достаточны для отрыва наружных электронов атома.
Однако строение и свойства электронной оболочки определяются
в конце концов электрическим полем ядра атома.
2. Если изложенная модель атома соответствует действитель-
действительности, то атом должен быть в высокой степени прозрачным для
пронизывающих его частиц. Для пучка электронов это было
установлено еще Ленардом. Однако окончательное эксперимен-
экспериментальное доказательство этой модели атома было дано Резер-
фордом A871—1937) в 1911 г. Поэтому она по справедливости
называется моделью Резерфорда. По предложению и под ру-
руководством Резерфорда его ученики Гейгер и Марсден A889—
1970) исследовали количественно рассеяние а-частиц, испускае-
испускаемых радиоактивными веществами. В их опытах параллельный
§9] ЯДЕРНАЯ МОДЕЛЬ АТОМА И ОПЫТЫ РЕЗЕРФОРДА 51
пучок а-частиц направлялся в вакууме на тонкую металличе-
металлическую фольгу и рассеивался ею. Применялся визуальный метод
регистрации рассеянных а-частиц. При ударе о флуоресцирую-
флуоресцирующий экран из сернистого цинка а-частица оставляла на нем
вспышку (сциптилляцию). Отдельные сцинтилляции можно было
наблюдать в темноте через лупу или микроскоп. И экспери-
экспериментаторы производили подсчет таких сцинтилляций.
Оказалось, что подавляющее число а-частиц рассеивалось
на небольшие углы порядка 1—3°. Угловое распределение таких
частиц хорошо описывалось кривой случайных ошибок Гаусса
A777—1855). Однако наблюдались также отдельные а-части-
а-частицы, отклоняющиеся на большие углы, доходившие до 150°. От-
Относительное число таких частиц было ничтожно. Например, при
прохождении через платиновую фольгу пучка а-частиц от RaC1)
из 8000 падающих частиц в среднем только одна частица от-
отклонялась на угол, превышавший 90°. Но и этого было бы слиш-
слишком много, если бы большие отклонения возникали в результате
накопления множества случайных отклонений.
Резерфорд сделал вывод, что каждое большое отклонение
появляется в результате единичного акта взаимодействия како-
какого-то практически точечного силового центра с близко проле-
пролетающей а-частицей. Таким силовым центром и является поло-
положительно заряженное ядро атома. Сама а-частица есть также
атомное ядро, именно ядро атома гелия. Это подтверждается
тем, что а-частица может быть получена в результате двукрат-
двукратной ионизации атома гелия, как это было уже ранее установ-
установлено тем же Резерфордом. Электростатическое взаимодействие
между этими двумя ядрами и вызывает рассеяние а-частиц на
большие углы.
Изложенное подтверждается снимками треков а-частиц в
камере Вильсона. Обычно конец трека а-частицы никакими осо-
особенностями не отличается. Но изредка наблюдаются треки, за-
заканчивающиеся изломами и «вилками». Такой случай воспроиз-
воспроизведен на рис. 17. Здесь зафиксировано столкновение а-частицы
с ядром. В результате столкновения направление движения
а-частицы резко изменилось, а пришедшее в движение ядро
оставило новый трек, который вместе с треком самой а-части-
а-частицы образовал «вилку».
3. Резерфорд разработал и количественную теорию рассея-
рассеяния а-частиц. В этой теории к взаимодействию а-частицы с яд-
ядром применяется закон Кулона. Это, конечно, гипотеза, так как.
а-частица может подходить к ядру на расстояния порядка
10~12 см (см. задачу 1 к этому параграфу), а на таких расстоя
') На самом деле исследовавшиеся а-частицы испускались RaC, являю
щимся короткоживущим продуктом RaC (Период полураспада RaC — около
10-е с.)
52 ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ УРОВНИ И СПККТРЫ АТОМА [ГЛ. II
ниях закон Кулона не был проверен экспериментально. Разу-
Разумеется, движение а-частицы в поле ядра Резерфордом рассмат-
рассматривалось классически. Применимость классической механики в
рассматриваемом случае можно обосновать с помощью кванто-
квантовой механики, возникшей несколько позднее (см. § 20). Нако-
Наконец, масса ядра предполагается большой по сравнению с мас-
массой а-частицы, так что ядро может считаться неподвижным. От
последнего предположения легко
освободиться, заменив массу а-ча-
а-частицы приведенной массой.
В опытах Резерфорда применя-
применялись очень тонкие металлические
фольги с толщиной порядка 10~5—
Ю-4 см. В таких случаях при рас-
рассеянии на большие углы можно бы-
было не учитывать многократные
столкновения а-частицы с атомны-
атомными ядрами. Вероятность двукрат-
двукратных, а тем более многократных
столкновений с большими отклоне-
отклонениями ничтожна. Ничтожна вероят-
вероятность рассеяния на большие углы и
на электронах ввиду малости их
масс. Многократные столкновения с
ядрами и с электронами атомных
оболочек играют роль только при
очень малых углах рассеяния. Та-
Такие углы мы исключим из рассмо-
wlc. 'ft трения. Тогда, учитывая взаимо-
взаимодействие а-частицы только с одним
ядром, к которому а-частица подходит наиболее близко, мы
придем к задаче двух тел. От всех остальных ядер а-частица
проходит много дальше, и поэтому взаимодействием с ними
пренебрегается. Таким образом, теория Резерфорда применима
для больших отклонений, когда отклонение вызывается только
электрическим полем одного ядра, так что по сравнению с этим
отклонением все прочие отклонения, вместе взятые, пренебре-
пренебрежимо малы. Соответствующее рассеяние называется резерфор-
довским. Оно является упругим в том смысле, что кинетическая
энергия а-частицы в результате рассеяния не изменяется, т. е.
не растрачивается на возбуждение атомов, а тем более атомных
ядер.
Сформулированная задача формально аналогична задаче
Кеплера A571 — 1630) о движении планеты вокруг Солнца.
И тут и там сила взаимодействия тел— центральная и меняется
обратно пропорционально квадрату расстояния хду ними
В случае планеты это сила притяжения, в случае а-частицы —
f 91
ЯДЕРНАЯ МОДЕЛЬ АТОМА И ОПЫТЫ РЕЗЕРФОРДА
53
сила отталкивания. Это проявляется в том, что планета (в за-
зависимости от ее полной энергии) может двигаться и по эл-
эллипсу, и по гиперболе, а а-частица — только по гиперболе. Но
в математических вычислениях это не пмеет значения. Угол
рассеяния а-частицы д равен
углу между асимптотами ее
гиперболической траектории
(рис. 18). Для него была по-
получена формула
. Ь mbv' ,_ .,
Рис. 18
(см. т. I, § 58). Здесь т — мас-
масса а-частицы, v — ее скорость
в «бесконечности», т. е. вдали
от ядра, Ze — заряд ядра, 2е — заряд а-частицы, равный удво-
удвоенному элементарному заряду е. (Число Z называется заря-
зарядовым числом ядра. Ради краткости его часто называют
просто зарядом ядра, подразумевая, что за единицу принят эле-
элементарный заряд е.) Через b обозначено прицельное расстояние,
т. е. длина перпендикуляра, опущенного из ядра на невозмущен-
невозмущенную прямолинейную траекторию а-частицы (или, что то же
самое, на касательную к реальной траектории, когда а-частица
находилась бесконечно далеко от ядра).
4. Экспериментальной проверке в области атомных явлений,
разумеется, доступна не сама формула (9.1), а статистические
следствия из нее. Введем так называемое дифференциальное
эффективное сечение рассеяния. Обозначим через / интенсив-
интенсивность плоскопараллельного пучка а-частиц, налетающих на
ядро, т. е. число а-частиц пучка, проходящих в единицу времени
через единичную площадку, перпендикулярную к потоку. Иг
этого числа через элементарную площадку da, также перпен-
перпендикулярную к потоку, прохочит dN,=fda а-частиц. После
рассеяния эти частицы попадают в элементарный телесный угол
dQ. Конечно, величина телесного угла dQ и направление его
оси определяются величиной и положением площадки da. По-
Поэтому dN\ имеет также смысл числа а-частиц, рассеиваемых
ядром в единицу времени в телесный угол dQ. Отношение dN\
к / равно da и имеет размерность площади. Оно и называется
дифференциальным эффективным сечением ядра для рассеяния
а-частиц в телесный угол dQ. Это понятие применяется к рас-
рассеянию не только а-частиц, но и любых частиц, а также к дру-
другим процессам, происходящим с частицами. Таким образом, по
определению
da =
(9.2)
54 ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ УРОВНИ И СПЕКТРЫ АТОМА [ГЛ. II
т. е. дифференциальное эффективное сечение рассеяния есть
отношение числа частиц, рассеянных атомом в единицу времени
в телесный угол dQ, к интенсивности I падающих частиц.
Определим теперь дифференциальное сечение для рассея-
рассеяния ос-частиц на отдельном ядре атома. Задача сводится к опре-
определению величины площадки da, пройдя через которую а-ча-
стица после рассеяния попадает внутрь заданного телесного
угла dQ. Возьмем за ось X прямолинейную траекторию той
а-частицы, которой соответствует прицельное расстояние Ь=0
(такая частица испытала бы с ядром лобовое столкновение).
Используя цилиндрическую симметрию, для упрощения заме-
заменим da на кольцевую площадку da = 2лЬ db, перпендикуляр-
перпендикулярную к потоку. Внутренний радиус такой площадки равен Ь, на-
наружный b + db, а центр расположен на оси X (рис. 18, слева
вверху). Интервалу b, b + db соответствует интервал углов рас-
рассеяния ft, ft -f- dft, причем по формуле (9.1)
db =
mv2 sin2 (d/2) "
Введя телесный угол dQ = 2я sin ft <f&, в который рассеиваются
а-частицы, прошедшие через кольцевую площадку, нетрудно по-
получить
В таком виде формула (9.3) справедлива для любой элемен-
элементарной площадки da, а не только для кольцевой. Она и назы-
называется формулой Резерфорда (см. задачу 3 к § 20).
5. Прежде чем пойти дальше, введем понятие полного се-
сечения рассеяния или какого-либо другого процесса. Оно опре-
определяется как отношение полного числа частиц, претерпевших
рассматриваемый процесс в единицу времени, к интенсивности
падающего пучка частиц. Полное сечение а может быть полу-
получено из дифференциального сечения da путем интегрирования
его по всем возможным значениям dQ. В случае рассеяния
а-частиц в формуле (9.3) следует сначала положить dQ =
= 2nsinftdft, а затем выполнить интегрирование в пределах
от ft = 0 до ft = п (см. задачу 2 к этому параграфу). Это дает
ст== оо. Результат этот понятен. Чем дальше площадка da уда-
удалена от оси X, тем меньше угол рассеяния ft. Частицы, прохо-
проходящие через удаленные площадки, практически не отклоняются,
т. е. проходят в окрестности угла рассеяния ft = 0. Суммарная
площадь таких площадок, а с ней и полное число рассеянных
частиц бесконечно велики. Бесконечно велико и полное попе-
поперечное сечение рассеяния. Впрочем, этот вывод имеет формаль-
формальный характер, так как при малых углах рассеяния формула Ре-
Резерфорда (9.3) неприменима.
§ 9) ЯДЕРНАЯ МОДЕЛЬ АТОМА И ОПЫТЫ РЕЗЕРФОРДА 55
6. Приведем теперь формулу (9.3) к виду, доступному для
экспериментальной проверки. Акты рассеяния а-частиц различ-
различными атомами независимы. Отсюда следует, что если п — число
ядер (атомов) в единице объема, то число а-частиц, рассеивае-
рассеиваемых объемом V в единицу времени в телесный угол dQ, опре-
определяется выражением
{^yJ^ (9.4)
В таком виде формула Резерфорда и была подтверждена на
опыте. В частности, на опыте было показано, что при постоян-
постоянстве dQ величина cLVsin4(O/2) постоянна, т. е. не зависит от
угла рассеяния О, как это и должно быть согласно формуле
(9.4).
Подтверждение формулы Резерфорда на опыте может рас-
рассматриваться как косвенное доказательство закона Кулона на
таких малых расстояниях, на какие могут сближаться центры
а-частицы и взаимодействующего с ней ядра. Другим доказа-
доказательством могут служить опыты Блэкетта A897—1974) по рас-
рассеянию а-частиц в газах. Фотографировалось большое количе-
количество треков а-частиц в камере Вильсона, измерялись угловые
отклонения их и подсчитывалось, как часто встречаются опре-
определенные углы рассеяния. Эти опыты также подтвердили фор-
формулу Резерфорда. Но главной целью их была проверка закона
Кулона. Оказалось, что при расстояниях между центрами а-ча-
а-частицы и взаимодействующего ядра в случае воздуха от 3-1СН2
до 5-10~10 см, а в случае аргона от 7-Ю"-12 до 10~9 см закон
Кулона подтверждается экспериментально. Отсюда не следует,
что этот закон справедлив на любых расстояниях между цент-
центрами взаимодействующих ядер. Опыты по упругому рассеянию
легких ядер, ускоренных ускорителями, также на легких, но не-
неподвижных ядрах показали, что наблюдаются резкие отступ-
отступления от закона Кулона, когда указанное расстояние умень-
уменьшается до 10~12 см и меньше. На таких расстояниях проявляют
свое действие ядерные силы притяжения, перекрывающие куло-
новские силы отталкивания ядер.
7. Формулу (9.4) можно применить для измерения заряда
ядра. Для этого надо измерить dN и /. После этого можно вы-
вычислить Z, так как все прочие величины в формуле (9.4) могут
считаться известными. Основная трудность состоит в том, что
величины dN и / очень сильно отличаются друг от друга. В пер-
первых опытах они измерялись на различных установках, т. е. в
разных условиях, что вносило значительные ошибки. В опытах
Чэдвика A891—1974) этот недостаток был устранен. Рассеи-
Рассеивающая фольга имела форму кольца АА' (рис. 19), радиоактив-
радиоактивный препарат R (источник а-частиц) и флуоресцирующий
экран 5 из ZnS устанавливались на оси кольца на одинаковых
56 ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ УРОВНИ И СПЕКТРЫ АТОМА [ГЛ. II
расстояниях от него. Для подсчета сцинтилляций от сс-частиц,
рассеянных фольгой, отверстие кольца А А' закрывалось экра-
экраном, непрозрачным для а-частиц. Наоборот, для измерения /
производился подсчет сцинтилляций, когда отверстие было сво-
свободно, а кольцо АА' закрыто. Так как в этом случае число
сцинтилляций было очень велико, то для его уменьшения перед
экраном S устанавливался вращающийся диск с узким выре-
вырезом. Зная ширину выреза и сосчитав число сцинтилляций, мож-
можно вычислить /. Чэдвик нашел для платины Z = 77,4, серебра
Z = 46,3, меди Z = 29,3. Атомные или порядковые номера этих
^ элементов в периодической системе
Менделеева равны соответственно
78, 47, 29. Тем самым был под-
подтвержден уже известный результат,
впервые установленный Мозли
A887—1915), что заряд ядра Z сов-
совпадает с атомным номером элемен-
элемента (см. § 48).
8. Вернемся снова к модели ато-
Рис. 19 ма, обоснованной опытами Резер-
форда. Могут ли атомное ядро и
окружающая его электронная оболочка образовать устойчивую
систему, какой, несомненно, является атом? Если бы это было
возможно, то эти частицы не могли бы находиться в покое.
В противном случае получилась бы электростатическая система
(практически) точечных зарядов, между которыми действуют
кулоновы силы, а такая система, согласно теореме Ирншоу (см.
т. III, § 9), неустойчива. Кулоновы силы меняются обратно
пропорционально квадрату расстояния между взаимодействую-
взаимодействующими частицами. Но так же меняются гравитационные силы
между телами планетной системы. Устойчивость планетной си-
системы обеснечивается вращением планет вокруг Солнца. По-
Поэтому Резерфорд естественно пришел к планетарной модели
атома, в которой электроны вращаются вокруг ядра.
Однако, согласно классической электродинамике, при дви-
движении заряда меняется и электромагнитное поле, источником
которого является заряд. В частности, электрический заряд,
движущийся ускоренно, излучает электромагнитные волны. Вра-
Вращающийся электрон имеет ускорение, а потому должен непре-
непрерывно излучать. Теряя энергию на излучение, электрон непре-
непрерывно приближался бы к ядру и в конце концов упал бы на
него (см. задачу 4 к этому параграфу). Таким образом, и при
наличии движения получается неустойчивая модель атома.
Можно было бы предположить, что закон Кулона и прочие за-
законы, определяющие электромагнитное поле в электродинамике,
нарушаются в случае элементарных частиц и малых расстоя-
расстояний- Можно было бы учесть ядерные силы и ввести неизвестные
§ 9] ЯДЕРНАЯ МОДЕЛЬ АТОМА И ОПЫТЫ РЁЗЁРФОРДА б? •
нам гипотетические силы, обеспечивающие устойчивость атома.
Но и это не спасает положения. Каковы бы ни были силы, со-
согласно общим принципам классической механики спектр излу-
излучения атома должен состоять из нескольких основных частот
и соответствующих им обертонов. Опыт приводит к совсем иной
закономерности, выражаемой комбинационным принципом Рит-
ца A878—1909) (см. § И). Приходится констатировать, что
классическая механика и электродинамика оказались не в со-
состоянии объяснить существование атомов как устойчивых си-
систем атомных ядер и электронов. Решение этой проблемы было
получено только в рамках квантовой механики.
ЗАДАЧ И
1. На какое расстояние г при лобовом столкновении могут сближаться
центры а-частицы с энергией Ж = 6 МэВ и неподвижного ядра золота? За-
Заряд ядра золота Z = 79.
О : в ет. г = 2Z<?2/# = 3,8-10~12 см.
2. Определить сечение Да резерфордовского рассеяния а-частицы на. атом-
атомном ядре на угол рассеяния, превышающий ¦&.
Ответ.
49;tg2^ (9.5)
3. В опытах по рассеянию а-частиц применялась платиновая фольга тол-
толщиной S = 8-10~5 см. Пробег а-частицы от радия С в воздухе (при 15 °С и
давлении 760 мм рт. ст.) оказался равным 6,96 см. Из графика, выражаю-
выражающего соотношение между пробегом и кинетической энергией Ж а-частицы,
можно найти, что Ж « 5,9 МэВ. Определить относительную долю а-частиц,
рассеивавшихся на угол, превышающий 0 = 90°. Плотность платины р =
= 21.5 г/см3, заряд ядра Z = 78, атомная масса А = 195.
Решение. Согласно формуле (9.5) поперечное сечение рассеяния в
углы О > я/2 определяется выражением
Да = 2я (Ze2/,??J,
так как кинетическая энергия а-частицы Ж = mv2/2. Число рассеивающих
ядер в фольге /V = SSn, где S — полная площадь фольги, an — число ядер
в единице объема. На одно ядро приходится площадь s = S/N = 1/бп)
В углы ft > я/2 попадают а-частицы, рассеивающиеся только в результате
единичных актов столкновения с ядрами. Такие столкновения независимы
Поэтому относительная доля частиц, рассеиваемых в такие углы, будет
Да „ / Ze2 \2,
Подставляя сюда п = pNA/A, где Л/А — постоянная Авогадро, получим
До* ( Ze2 \2 p 1
~Т~ = V Ж ) А к~ 8200 '
4. Через какой промежуток времени t электрон, вращающийся вокруг
протона по окружности радиуса ао = 0,53-10-8 см, упал бы на ядро вслед-
вследствие потерь энергии на излучение, если бы к нему были применимы класси-
классические механика и электродинамика?
Решение. Несмотря на наличие излучения, при приближенном вычис-
вычислении ускорения электрона можно пользоваться формулой |v| = vi/a, где
58 ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ УРОВНИ И СПЕКТРЫ АТОМА [ГЛ. II
а — переменное расстояние электрона от ядра. При вращении по окружности
mv2/a = e2/a2, откуда
то' е2
2 = ~2о"'
Полная энергия электрона
ет mv2 е2 е2
2 а а"'
Потеря энергии на излучение в единицу времени
— _ Ail JLfl — ——?—
dt ~ 3 с3 " ~~Т с3 а2 ~~ 3 т2с3а4 "
Подставив сюда выражение для &, получим
— (L\ — 4 е4
Л I а / 3 т2с3а< '
откуда
l
а _ а = 4 _fl_ f.
и /л2с3
Полагая здесь а = 0, находим искомое время падения:
/ = т2с3а|5/4е4=1,6- 10 ~" с.
§ 10. Определение заряда ядра
из рассеяния рентгеновских лучей
1. В § 3 при рассмотрении рассеяния рентгеновских лучей
на свободных электронах мы интересовались только изменением
длины волны в зависимости от угла рассеяния. Для решения
этого вопроса была достаточна простая квантовая теория, осно-
основанная только на законах сохранения энергии и импульса. Если
же требуется определить интенсивность и поляризацию рассеян-
рассеянного излучения в различных направлениях, то необходимо уже
пользоваться полной системой уравнений квантовых электро-
электродинамики и релятивистской механики. Именно так такая задача
была решена О. Клейном A894—1977) и Нишиной A890—
1951) в 1929 г. и более строго И. Е. Таммом в 1930 г. Рассмот-
Рассмотрение этого вопроса далеко выходит за рамки настоящего ру-
руководства. Однако и простая классическая теория приводит к
правильному результату в предельном случае, когда энергия
падающего кванта hv мала по сравнению с собственной энер-
энергией электрона т.ес2 (или, что то же самое, когда длина волны к
велика по сравнению с комптоновской длиной Хк для электро-
электрона). Такой случай представляет определенный интерес, так как
для легких элементов он дает независимый метод определения
заряда ядра Z. Рассмотрим этот вопрос при указанном условии,
что hv <C тес2. Однако рентгеновские кванты будем предпола-
предполагать все же настолько жесткими, что их энергия велика по
сравнению с энергией связи электронов, так что электроны мо-
могут считаться свободными. Удовлетворить обоим условиям мож-
можно только для легких элементов.
§ 10] РАССЕЯНИЕ РЕНТГЕНОВСКИХ ЛУЧЕЙ И ЗАРЯД ЯДРА 59
2. Свободный электрон в монохроматическом электрическом
поле Е = Ео cos at получает ускорение
х = — {elm) Е = — (е/т) Ео cos Ш
(если пренебречь действием магнитного поля). Согласно клас-
классической электродинамике такой электрон излучает, теряя энер-
энергию в виде рассеянного излучения. Энергия, рассеиваемая элек-
электроном в единицу времени, дается выражением
dt — 3 с* X — 3 m'c*
(см. т. Ill, § 141). Среднее по времени значение этой величины
равно
_ Ж. — -L е* Р2
dt 3 mV о-
Рассеянием на тяжелых атомных ядрах можно полностью пре-
пренебречь, так как в этом случае в знаменатель последней фор-
формулы войдет большая величина — масса заряженной частицы
в квадрате.
Если падающая волна плоская, то плотность потока элек-
электромагнитной энергии численно равна вектору Пойнтинга
S = -?- ЕН = -?- El cos2 a>t.
Ее среднее значение по времени S = (с/8я) ?о- Разделив сред-
среднюю рассеиваемую энергию на S, получим полное поперечное
сечение рассеяния на свободном электроне:
оТ = — -^=0,6652448C3)- 1(Г24 см2. A0.1)
3 тес
Эта формула была получена еще Томсоном на заре электрон-
электронной теории. Величина стт называется томсоновским поперечным
сечением рассеяния для электрона. Ее можно представить в виде
°T = j"rl A0.2)
где ге — так называемый классический радиус электрона:
ге==е2Мес2 = 2,8179380 G0)- 103 см. A0.3)
Согласно A0.1) интенсивность рассеяния в рентгеновской
области спектра совсем не зависит о г частоты падающего из-
излучения. Напротив, в оптической области интенсивность света,
рассеянного атомами и молекулами, а также любыми малыми
неоднородностями среды, пропорциональна четвертой степени
частоты (см. т. IV, § 98). Это различие связано с тем, что в
рентгеновской области спектра ускорение электрона (а от него
зависит рассеяние) определяется самим электрическим полем.
60
ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ УРОВНИ И СПЕКТРЫ АТОМА
[ГЛ. II
В оптической же области размеры атомов и молекул малы по
сравнению с длиной световой волны. В пренебрежении резо-
резонансными эффектами здесь напряженностью электрического
поля определяется дипольный момент частицы р = р?. Рассея-
Рассеяние же нропорционально квадрату его второй производной по
времени, т. е. четвертой степени частоты со. То же относится и
к неоднородностям среды, если только их линейные размеры
малы по сравнению cl
Точная формула Клейна — Нишины для полного сечения
комптоновского рассеяния на неподвижном свободном электро-
электроне имеет вид
о _ 3 f 1 + у Г2уA + у) [пA +2,
у}, (Ю.4)
' 2у у ' <> (Г
где у = hv/mec2 — отношение энергии падающего кванта к энер-
энергии покоя электрона. Формула эта хорошо согласуется с опыт-
опытными данными. По сравнению с формулой Томсона A0.2) она
дает монотонное убывание а с возрастанием энергии падающего
кванта. Это убывание иллюстрируется таблицей 1. Максималь-
Максимального значения а достигает при у-*~0. Оно равно от.
Таблица 1
Поперечное сечение комптоновского рассеяния
при различных энергиях первичных фотонов
У
0,35
0,1
0,2
0,33
0,5
1
2
3
а/оу
0,913
0,84
0,737
0,637
0,563
0,431
0,314
0,254
Y
5
10
20
50
100
200
500
1000
О/Ор
0,191
0,123
0,0754
0,0376
0,0215
0,0122
0,00556
0,00304
3. Перейдем теперь к рассеянию падающего пучка рентге-
рентгеновского излучения всем атомом. В случае достаточно жест-
жесткого излучения электроны атомной оболочки будут рассеивать
это излучение независимо, т. е. некогерентно. Тем более это бу-
будет справедливо для электронов различных атомов. Заметив
это, рассмотрим параллельный пучок рентгеновских лучей с
единичной площадью поперечного сечения, распространяющийся
в направлении оси X. Между двумя поперечными сечениями
этого пучка с координатами х и х + dx находится п dx атомов,
где п — число атомов в единице объема. Если атом нейтрален,
§ 111 СПЕКТРАЛЬНЫЕ ЗАКОНОМЕРНОСТИ 61
то в нем содержится Z электронов. В единицу времени они рас-
рассеивают энергию ZaI, а электроны всех п dx атомов — энергию
Zoln dx, где / — интенсивность падающего пучка. Из-за такого
рассеяния интенсивность пучка уменьшается на Ы dx, где х на-
называется коэффициентом рассеяния и определяется выражением
K = anZ. A0.5)
Ослабление пучка происходит не только из-за рассеяния, но
и из-за поглощения рентгеновских лучей. Поглощение сопро-
сопровождается выделением тепла внутри тела, так что оно принци-
принципиально может быть отделено от рассеяния. Сам коэффициент
рассеяния х пропорционален п, т. е. плотности р тела. Поэтому
на опыте целесообразно измерять отношение х/р. Очевидно,
р = пАгпн, где тн — масса атома водорода, А — относительная
атомная масса рассеивающего вещества. Используя для а том-
соновское значение A0.1), нетрудно получить
Найденная на опыте величина х/р оказалась для легких эле-
элементов не зависящей от длины волны и равной приблизительно
0,20 см2/г. Используя это значение, из A0.6) получаем Z/A «
« 1/2, т. е. у легких элементов (за исключением водорода) за-
зарядовое число Z (численно совпадающее с порядковым номером
элемента) равно приблизительно половине массового числа А.
Это действительно приближенно оправдывается в начале пе-
периодической системы элементов. Физическая причина такой за-
закономерности и отступлений от нее будет выяснена при изучении
атомного ядра.
§ 11. Спектральные закономерности
1. Накаленные твердые тела испускают сплошные спектры.
У газов (наряду со сплошной областью) наблюдаются линейча-
линейчатые и полосатые спектры. Линейчатый спектр состоит из ряда
закономерно расположенных более или менее узких спектраль-
спектральных линий. В полосатом спектре полосы кажутся сплошными
при наблюдении в спектроскоп малой разрешающей силы. При
применении спектрального аппарата высокой разрешающей
силы они распадаются на множество тесно расположенных
спектральных линий.
К началу 20-го века было выяснено, что линейчатые спектры
газов испускаются атомами и ионами, а полосатые — молекула-
молекулами. Поэтому их называют также атомными и молекулярными
спектрами. Атомный спектр водорода удается наблюдать при
электрическом разряде в вакуумной водородной трубке только
тогда, когда большая часть молекул водорода диссоциировала
на атомы. Но в парах иода полосы молекулярного спектра в
62 ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ УРОВНИ И СПЕКТРЫ АТОМА [ГЛ. II
основном исчезают уже в процессе диссоциации молекул h на
атомы I.
Наличие многих спектральных линий атома указывает на
сложность его внутренней структуры. Неудивительно, что бога-
богатейший материал, накопленный эмпирически при изучении спек-
спектров, послужил в 20-м веке основным фундаментом, на котором
развилась теория строения атома.
Положение спектральной линии в спектре характеризуется
длиной волны X или частотой v = с/Х. Частота более удобна
для выражения спектральных закономерностей. Но для ее вы-
вычисления надо знать скорость света с, а она была измерена
с недостаточной точностью, во всяком случае до самого послед-
последнего времени. Длина же волны % измеряется спектральным ап-
аппаратом с высокой точностью — до седьмого десятичного знака
и выше. Поэтому вместо v спектроскописты употребляют так
называемое спектроскопическое волновое число v. Это есть чис-
число волн, укладывающихся в вакууме на 1 см длины:
v = 1Д '). A1.1)
В спектроскопии частоту и спектроскопическое волновое число
принято обозначать одной и той же буквой v. Во избежание не-
недоразумений мы этого делать не будем. Частоту будем обозна-
обозначать через v, а спектроскопическое волновое число — через v,
т. е. в последнем случае ставить над v черточку. Впрочем, вме-
вместо v предпочтительнее пользоваться обозначением \/Х.
2. Основным законом спектроскопии, установленным эмпи-
эмпирически в 1908 г., является комбинационный принцип Ритца.
Он состоит в том, что все многообразие спектральных линий
рассматриваемого атома может быть получено путем попарных
комбинаций гораздо меньшего числа величин, называемых спек-
спектральными термами или сокращенно просто термами. Частота
(волновое число) каждой спектральной линии выражается
разностью двух термов:
v = 1Д = Тщ - Tll2. A1.2)
Термы принято считать существенно положительными и ну-
нумеровать их так, чтобы с возрастанием номера терма его ве-
') В настоящее время приведенные соображения утратили свое значе-
значение. Методами нелинейной оптики удалось на опыте изморить частоту свето-
световых колебаний я притом с точностью, превышающей измерение длины волны
в спектроскопии. Скорость же света в вакууме связана с частотой v и длиной
волны к соотношением с = Xv. Поэтому в октябре 1983 г. Генеральная кон-
конференция по мерам и весам приняла новое определение метра. По этому
определению скорость света в вакууме принимается равной
с = 2,99792458-108 м/с точно.
Метр же определяется через расстояние, проходимое светом в вакууме в те-
течение одной секунды. Поэтому в принципе было бы безразлично, пользо-
пользоваться ли в спектроскопии величиной 1/Х или величиной с/Х.
§ 11] СПЕКТРАЛЬНЫЕ ЗАКОНОМЕРНОСТИ 63
личина уменьшалась. В приведенной формуле, например, долж-
должно быть п\ < п% Тп, > Тп,- Если фиксировать пх и придавать п2
всевозможные возрастающие значения, начиная с гг2 = fti + 1,
то получится система линий, называемая спектральной серией.
Совокупность спектральных серий составляет спектр рассмат-
рассматриваемого элемента (атома).
Рассмотрим две спектральные линии одной и той же серии:
V12 = 1 л, — J П2> Vj3 = 1 п, 1 п.,'
предполагая, что vi2 > vi3 (а следовательно, п2 > л3). Вычитая
из первого равенства второе, получим
V12 — V[3 = TUi — Тп2-
Но это есть волновое число какой-то спектральной линии того
же элемента, принадлежащей к серии с начальным термом Тп .
Таким образом, из комбинационного принципа следует, что раз-
разность частот (волновых чисел) двух спектральных линий одной
и той же серии атома дает частоту (волновое число) спектраль-
спектральной линии какой-то другой серии того же атома. Впрочем, такой
линии может не оказаться в спектре, так как на комбинации
термов друг с другом накладываются некоторые ограничения,
называемые правилами отбора.
3. Аналитические выражения для термов подавляющего
большинства элементов неизвестны. В1 лучшем случае они пред-
представляются приближенными эмпирическими или полуэмпири-
полуэмпирическими формулами. Для атомов щелочных металлов такие
формулы будут приведены в § 34. Исключение составляет про-
простейший атом — атом водорода, состоящий из одного протона
и одного электрона. Для атома водорода терм с высокой сте-
степенью точности имеет вид
Тп = -?- (л=1, 2, 3, ...), A1.3)
где Rh — постоянная, называемая постоянной Ридберга A854—
1919) для водорода. Ее численное значение равно
/?н= 109 678,76A) см-1. (Ц.4)
Такое же выражение, но с другим численным значением по-
постоянной Ридберга справедливо для всех изотопов водорода и
всех одноэлектронных ионов (см. § 27).
Из выражения A1.3) путем комбинаций получаются следую-
следующие спектральные серии:
Серия Лаймана:
v = -i- = /?H(l --^r). я = 2, 3, 4, ... A1.5)
Эта серия была открыта Лайманом A874—1954) в 1916 г. в
ультрафиолетовой области спектра,
64
ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ УРОВНИ И СПЕКТРЫ АТОМА
[ГЛ. И
Серия Бальмера:
A1.6)
Четыре первые линии этой серии лежат в видимой области
спектра и обозначаются через На, Яр, #Y, Я6, остальные —в
области ультрафиолета. На этих четырех линиях Бальмером
A825—1898) в 1885 г. и была выявлена закономерность, вы-
выражаемая формулой A1.6). С этого началось систематическое
исследование снектральных серий. Мы нриводим схематическое
изображение серии Бальмера (рис. 20). Таблица 2, в которой
н.
486,1 Щ0 Щ2
Рис. 20
нм
приведены вычисленные и наблюденные значения длин волн для
первых девяти линий серии Бальмера, показывает, с какой вы-
высокой точностью формула A1.6) согласуется с онытом. Длины
Таблица 2
Длины волн бальмеровсхой серии водорода
n
3
4
5
6
7
Обозна-
Обозначение
Ha
н\
Не
Я,
вычислено
656,279
486,133
434,047
410,174
397,008
нм
наблюдено
656,285
486,132
434,046
410,173
397,007
п
8
9
10
11
Обозна-
Обозначение
н
Нъ
к
вычислено
388,905
383,539
379,790
377,067
ш
наблюдено
388,906
383,540
379,791
377,065
волн отнесены к воздуху, где они были экспериментально из-
измерены. Поэтому вычисленные по формуле A1.6) длины волн
были пересчитаны для воздуха.
Серия Пашена:
(п = 4, 5, 6). A1.7)
Эту серию предсказал Ритц в 1908 г. на основе комбинационного
принципа. Все линии этой серии получаются путем комбинаций
из линий серии Бальмера. Рассматриваемая серия в том же
году была обнаружена Пашеном A865—1947) в инфракрасной
области спектра.
Щ ПОСТУЛАТЫ БОРА 65
Серия Брэккета:
v = ±- = RH(±-±-) (« = 5,6,7,...). A1.8)
Серия Пфунда:
(P"~1?") (n = 6, 7, 8, ...). A1.9>
Эти серии лежат в далекой инфракрасной области спектра. Они
были открыты в 1922 г. и 1924 г. соответственно. Конечно, серия
Брэккета получается путем комбинаций из линий серии Па-
шена, а серия Пфунда A879—1949) ¦—из линий серии Брэккета.
Максимальная длина волны для серии Лаймана получается
при п = 2. Она равна X = 4/3#н = 121,56713 нм. Соответствую-
Соответствующая линия называется резонансной линией водорода. Макси-
Максимальная частота (волновое число) получится по формулам
A1.5) — (П.9) при п = оо. Эта частота называется границей се-
серии. Для серии Бальмера, например, граница серии равна
v^ = #н/4 = 27 419,69 см или Я,^ = 4/RH = 364,70142 нм.
При приближении к границе серии спектральные линии сгу-
сгущаются— разность длин волн между ними асимптотически
стремится к нулю; стремятся к нулю и интенсивности линий.
За границей серии спектр не обрывается, а становится сплош-
сплошным. Эта закономерность проявляется в спектральных сериях
не только водорода, но и других элементов. Здесь также су-
существуют границы серий, за которыми следует сплошной
спектр.
§ 12. Постулаты Бора
1. Законы классической физики, по существу, приспособлены
для описания непрерывных процессов. Между тем резкость
спектральных линий, испускаемых атомами химических элемен-
элементов, указывает на то, что процессам внутри атомов свойственна
известная прерывность или дискретность. Наряду с непрерыв-
непрерывностью дискретность должна быть отражена в основных физи-
физических законах. Это ясно понял Нильс Бор A885—1962), сфор-
сформулировавший в 1913 г. два постулата.
1) Атом (и всякая атомная система) может находиться не
во всех состояниях, допускаемых классической механикой, а
только в некоторых избранных (квантовых) состояниях, харак-
характеризующихся определенными прерывными, дискретными зна-
значениями энергии ё\, <%ч, <S%, ... В этих состояниях, вопреки
классической электродинамике, атом не излучает. Поэтому они
называются стационарными состояниями.
Квантовая механика, пришедшая на смену теории Бора, ав-
автоматически приводит к стационарным состояниям с дискрет-
дискретными уровнями энергии. Правда, она допускает и стационарные
66 ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ УРОВНИ И СПЕКТРЫ АТОМА [ГЛ. II
состояния с непрерывными уровнями энергии. Однако в послед-
последнем случае электроны и ядра не образуют связанную систему.
По крайней мере некоторые из них движутся инфинитно. В ато-
атомах же и молекулах составляющие их частицы связаны, т. е.
движутся финитно. В этих случаях энергетические уровни дис-
дискретны, как того и требует первый постулат Бора (см. § 13,
пункт 3, а также § 22). Однако, как уже было упомянуто выше,
постулат Бора в квантовой механике не является независимым
утверждением. Он является следствием основных принципов
квантовой механики.
Сам Бор первоначально принял, что движение электронов
в стационарных состояниях атомов характеризуется теми же
понятиями и величинами, что и движение частиц в классиче-
классической механике. Иными словами, оно происходит по определен-
определенным траекториям и в каждый момент времени характеризуется
определенными значениями координат и скоростей электронов.
Такая точка зрения несовместима с основными принципами
квантовой механики. Квантовая механика отвергает представ-
представление о траекториях, по которым якобы движутся электроны и
другие микрочастицы (см. § 20). Поэтому мы, принимая пер-
первый постулат Бора, будем характеризовать стационарные со-
состояния только значениями энергии, но не будем вводить ника-
никаких наглядных представлений о движении электронов в атомах.
2) При переходе из стационарного состояния с большей
энергией ЖПг в стационарное состояние с меньшей энергией
&П1 энергия атома изменяется на <ВПх — #V Если такое из-
изменение происходит из-за излучения, то при этом испускается
один фотон с энергией
ftv э= Йсо = !ГПа — 8Пх. A2.1)
Такое же соотношение справедливо и для случая поглощения,
когда падающий фотон переводит атом с низшего энергетиче-
энергетического уровня на более высокий, а сам исчезает. Соотношение
A2.1) называется правилом частот Бора.
2. Таким образом, атомная система переходит из одного ста-
стационарного состояния в другое скачками. Такие скачки назы-
называются квантовыми. Что происходит с системой во время
скачка, т. е. между двумя последовательными стационарными со-
состояниями,— на этот вопрос теория Бора не давала ответа. Не-
Некоторые ведущие физики считали подобные вопросы принципи-
принципиально не имеющими смысла, так как (по их мнению) они не
допускают экспериментальной проверки. Они выдвигали в ка-
качестве теоретико-познавательного принципа требование, чтобы
наука не пыталась описывать явления природы способами, не
допускающими экспериментальной проверки. Наука должна
оперировать только тем, что принципиально доступно наблюде-
наблюдению. Но в такой общей формулировке это требование совер-
§ 12] ПОСТУЛАТЫ БОРА 67
шенно бессодержательно, из него нельзя получить ничего но-
нового. Оно получило бы содержание, если бы было указано, что
принципиально доступно наблюдению, а что принципиально не-
недоступно. Но никакого общего критерия для решения этого во-
вопроса заранее указать нельзя. На этот вопрос может ответить
только теория, а правильность последней контролируется опы-
опытом. Различные теории отличаются одна от другой, между про-
прочим, тем, как они решают поставленный вопрос. Отказ теории
Бора от ответа на вопрос, что происходит во время квантового
скачка, указывает на ее недостаток, на ее неполноту. Однако
если бы теория отказалась от рассмотрения конкретных явлений
до решения этого вопроса, то она вне всяких сомнений оказа-
оказалась бы бесплодной. Здесь дело обстоит так же, как с законом
всемирного тяготения. Ньютон потому достиг успеха, что он
сосредоточил внимание на выводе конкретных следствий пз ука-
указанного закона, совершенно оставив в стороне вопрос о физиче-
физической природе тяготения.
3. Возможны и многофотонные процессы, когда переход ато-
атома с одного уровня на другой сопровождается испусканием или
поглощением не одного, а сразу нескольких фотонов. Но такие
процессы нелинейны. Они могут происходить только в сильных
полях, например в таких, которые возникают в гигантских им-
импульсах лазерного излучения. Их мы рассматривать не будем.
Наконец, возможны и безызлучательные переходы, когда
энергия выделяется или поглощается, например, не в виде света,
а в виде тепла. Атом может совершить переход с одного уровня
на другой не обязательно в результате излучения или погло-
поглощения фотона, а, скажем, в результате столкновения с другой
частицей.
4. Правило частот Бора A2.1) объясняет комбинационный
принцип Ритца. Из него для спектроскопического волнового чис-
числа v = v/c получается
v~ Я ch ch • {-иг>
Сравнивая это соотношение с A1.2), находим
Ta = -SJch. A2.3)
Тем самым раскрывается физический смысл спектральных тер-
термов. Они определяются энергетическими уровнями атома.
Становится понятным и другой экспериментальный резуль-
результат. Если в спектре излучения атомарного водорода наблю-
наблюдается серия Лаймана, то наблюдаются и все прочие спектраль-
спектральные серии: Бальмера, Пашена и пр. Напротив, в спектре погло-
поглощения несветящегося атомарного водорода наблюдается только
серия Лаймана, а все прочие серии не наблюдаются. Дело в
том, что для появления в спектре излучения серии Лаймана
необходима энергия, достаточная для удаления электрона
68 ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ УРОВНИ И СПЕКТРЫ АТОМА [ГЛ. II
с самого низкого энергетического уровня. При этом могут возбу-
возбуждаться и вышележащие энергетические уровни, т. е. удаляться
электроны с них, так как для этого требуются меньшие энер-
энергии. В результате станут возможными переходы между всевоз-
всевозможными энергетическими уровнями, т. е. в спектре излучения
появятся всевозможные спектральные серии. Иначе происходит
со спектром поглощения. Если водород не излучает, то его ато-
атомы находятся в нормальном состоянии, т. е. на самом низком
энергетическом уровне. На других уровнях атомов нет. Поэтому
при поглощении света возможны только переходы с самого низ-
низкого энергетического уровня на более высокие. При таких пе-
переходах в спектре поглощения появится только серия Лаймана.
Чтобы при поглощении возникли и другие серии, необходимо,
чтобы уже до освещения были возбуждены и другие энергети-
энергетические уровни. Но тогда появится и спектр испускания рассмат-
рассматриваемого газа. Линии поглощения таких серий могут наблю-
наблюдаться только на фоне спектра испускания газа. Поэтому не-
необходимо, чтобы последние были менее яркими, чем соответ-
соответствующие линии освещающего излучения. Аналогично ведут
себя и спектры других атомов.
5. Совокупность значений энергии стационарных состояний
атома <?\, &, $г, ¦ ¦ ¦ образует энергетический спектр атома. По
классической теории излучаемые частоты атома (в простейшем
случае одномерного движения) также можно представить в виде
ряда vi, V2, V3, .. •, перенумеровав их одним индексом. В этом
некоторые авторы видят какое-то противоречие между класси-
классической теорией и опытом. Действительно, говорят они, опыт
приводит к комбинационному принципу Ритца. Согласно этому
принципу и теории Бора каждая частота получается путем ком-
комбинации двух термов и должна нумероваться двумя индексами,
например vi2, vi3) ... Первый индекс указывает номер началь-
начального, второй — конечного термов. Поэтому частоты должны об-
образовывать не одномерный ряд, а прямоугольную таблицу, или
матрицу. Такое возражение является недоразумением. Мы ука-
указываем на него только потому, что оно действительно встре-
встречается и может быть воспринято читателем как действительное,
а не фиктивное возражение. На самом деле, как хорошо из-
известно из математики, элементы прямоугольной матрицы обра-
образуют либо конечное, либо счетное множество. Их всегда можно
перенумеровать с помощью одного индекса, даже в том случае,
когда число элементов в каждой строке и каждом столбце мат-
матрицы бесконечно велико.
§ 13. Спектр водорода
1. Определение значений энергии атома <S\, <§ч, бэ3, ... в
стационарных состояниях называется квантованием, точнее—¦
квантованием энергии атома. Бор предложил правило кванто-
§ 13] СПЕКТР ВОДОРОДА 69
вания для водородного атома, приводящее к правильным ре-
результатам. Проблема квантования в общем виде была сфор-
сформулирована в квантовой механике, и притом не только для
водородного атома, но и для любых атомных систем (см. § 22).
Она довольно сложна. Правило квантования Бора представляет
только исторический интерес. Тем не менее полезно привести
простое решение задачи о квантовании для атома водорода или
водородоподобного атома, близко примыкающее к идеям Бора.
В основе такого решения лежит аналогия с классической меха-
механикой и эмпирически установленное выражение для спектраль-
спектральных термов атома водорода.
Примем, что спектральные термы и соответствующие им
уровни энергии атома водорода имеют бальмеровский вид:
A3.1)
, A3.2)
где R— постоянная Ридберга, а зарядовое число Z ядра вве-
введено ради удобства. Целое число п называется главным кван-
квантовым числом. С возрастанием п соседние уровни энергии атома
сближаются, и при п -*¦ оо расстояние между ними стремится
к нулю. Дискретность энергетического спектра становится все
менее и менее заметной. Поэтому можно ожидать, что в таком
предельном случае квантовая система будет вести себя, как
классическая. Это положение было выдвинуто Бором и названо
им принципом соответствия.
Принцип соответствия позволяет выразить постоянную Рид-
Ридберга R через фундаментальные постоянные, характеризующие
атом. Для общности будем рассматривать водородоподобны':.
атом. Так называется ион с зарядом ядра -j-Ze, вокруг которого
вращается один электрон. При Z = 1 он переходит в обычный
нейтральный атом водорода Н, при Z = 2 — в однократно иони-
ионизованный атом гелия Не+, при Z = 3 — в дважды ионизованный
атом лития Li++ и т. д. Разумеется, наше рассуждение будет
предполагать справедливость выражения A3.2) и для водородо-
водородоподобного атома. Одинакова ли постоянная Ридберга для раз-
различных водородоподобных атомов — это будет выяснено в даль-
дальнейшем.
2. Для простоты Бор принял, что электрон вращается во-
вокруг ядра по окружности. Позднее Зоммерфельд A868—1951)
обобщил рассуждения Бора на случай эллиптических орбит. Од-
Однако с появлением квантовой механики это обобщение потеряло
значение, и мы его рассматривать не будем. Ограничимся бо-
более простым случаем круговых орбит. По классическим пред-
представлениям частота излучаемого света равна частоте обращения
электрона по круговой орбите. Для низких частот это безусловно
верно, как показывает сравнение классической теории с опытом
70 ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ УРОВНИ И СПЕКТРЫ АТОМА [ГЛ. II
в области радиодиапазона. К таким частотам и относятся при-
приводимые ниже вычисления. Здесь частоты, вычисленные по
квантовой и классической теориям, должны совпадать, как этого
требует принцип соответствия. Ядро мы будем считать беско-
бесконечно тяжелым, а потому неподвижным. При вращении по
окружности радиуса г с циклической частотой со
mu?r = Ze2/r2, A3.3)
откуда со = Ze2/(Lr), где L = mr2co — момент количества дви-
движения электрона. Полная энергия электрона слагается из ки-
кинетической и потенциальной и равна
1 ... ,, Ze» Ze*
<§ = — 1ПГ2(й2 =
2 "" w г 2r •
Следовательно, по классической теории должно быть
A3.4)
С другой стороны, уровни энергии водородоподобного атома
должны иметь бальмеровский вид A3.2). Отсюда следует, что
при переходах атома с одного уровня на другой величина <?пп2
должна сохраняться: &пп2 — const. Поэтому при больших кван-
квантовых числах п и малых их изменениях А/г должно выполняться
соотношение
&„ ' п
Отсюда с учетом правила частот Бора А<§ = йсо получается
со = --Цдя, A3.5)
причем у & мы опустили индекс п и считаем An > 0, чтобы
не вводить отрицательных частот. Наименьшая частота соответ-
соответствует переходу Ап==1. Это — основная частота. Значениям
An = 2, 3, ... соответствуют ее гармоники, или обертоны. По
принципу соответствия основная частота в формуле A3.5)
должна совпадать с классической частотой A3.4). Это воз-
возможно только тогда, когда
L = nft. A3.6)
Значит, по теории Бора момент количества движения, по край-
крайней мере при больших квантовых числах п, квантуется, т. е.
может принимать только избранные значения A3.6).
Из формулы A3.3) теперь получаем
(mr2®J = Ze2rm = (пПJ.
Отсюда
r = n*tfl{Ze2m), A3.7)
§ 13] СПЕКТР ВОДОРОДА 71
а следовательно,
gn = _ Ze2/2r = - (Ze2J m/2h2n2. A3.8)
Сравнением этой формулы с A3.2) находим
^^ 3 0,12 см-1. A3.9)
Мы снабдили R индексом аз, чтобы указать, что при получении
формулы A3.9) масса ядра М считалась бесконечной, а само
ядро неподвижным. В этом приближении постоянная Ридберга
одинакова для всех водородоподобных атомов.
Теоретическое значение постоянной Ридберга A3.9), хотя и
очень близко к экспериментальному значению для атомов во-
водорода RH = 109 677,576 см, но при спектроскопической точ-
точности измерений их различие все же очень велико. Оно связано
с тем, что при выводе формулы A3.9) не учитывалась конечность
массы ядра М. Чтобы учесть это, надо массу электрона т за-
заменить на приведенную массу Мт/(М -f- m). Тогда получится
В этом приближении постоянная Ридберга зависит от массы
ядра, а потому ее значения для различных водородоподобных
атомов отличаются друг от друга, хотя и очень мало. Для ато-
атома водорода формула A3.10) дает R == 109 677,6 см-1, что хо-
хорошо согласуется с экспериментом.
Формула A3.10) может служить для вычисления постоянной
Ридберга Roc для бесконечно тяжелого ядра. Для этого доста-
достаточно воспользоваться спектроскопическим значением R, напри-
например, для водорода, а также значением т/М из масс-спектро-
скопических измерений.
3. Формула A3.8) получена для больших значений кванто-
квантовых чисел п. Но она остается справедливой при любых значе-
значениях п, так как при ее выводе был постулирован бальмеровский
вид термов A3.1), в котором на значения п не наложено ника-
никаких ограничений. Наша задача состояла лишь в том, чтобы на
основе принципа соответствия получить теоретические формулы
A3.9) и A3.10) для постоянных Ридберга #«> и R. Но эти по-
постоянные, очевидно, не зависят от я, а потому их значения и
можно было получить, проводя вычисления при больших п.
В спектроскопии спектральные термы и уровни энергии при-
принято изображать горизонтальными линиями, а переходы между
ними — стрелками. Стрелкам, направленным от высших уровней
энергии к низшим, соответствуют линии излучения; стрелкам,
проведенным в обратных направлениях, — линии поглоще-
поглощения. В качестве примера на рис. 21 таким путем изображен
спектр водорода. Уровни энергии здесь нумеруются квантовым
ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ УРОВНИ И СПГКТРЫ АТОМА
ГГЛ. II
числом п. За пуль принята энергия уровня с п — оо. Этот уро-
уровень изображен верхней горизонтальной пунктирной прямой. Все
энергетические уровни, расположенные ниже, дискретны. Им со-
соответствуют отрицательные значения полной энергии атома.
Выше пунктирной линии энергия не квантуется, т. е энергети-
энергетический спектр непрерывен. Но при _? < 0 движение электрона
«, финитно, а при &>0—
ннфннитно. Это непо-
непосредственно следует из
соответствующей тео-
теоремы классической ме-
механики (см. т. I, §§ 25,
57), поскольку при
больших п ее можно
применять. Соответ-
П ствующая теорема мо-
может быть доказана и
в последовательной
квантовой механике
(см. § 22), т. е. совер-
совершенно строго.
Таким образом, яд-
ядро и электрон образуют
связанную систему —
атом — только в слу-
случае дискретного энер-
энергетического спектра.
При непрерывном энер-
энергетическом спектре
электрон может как
угодно далеко удалять-
Л ся от ядра. В этом еду-
Рис 21 чае пару частиц—ядро
и электрон — можно
лишь условно называть атомом. Если понимать под атомом
только связанные состояния, то можно сказать, что уровни энер-
энергии атома всегда дискретны, как это и постулировал Бор.
Наличие несвязанных электронов делает, однако, возмож-
возможными квантовые переходы между состояниями непрерывного
энергетического спектра, а также между такими состояниями и
состояниями дискретного спектра энергии. Это проявляется в
виде сплошного спектра испускания или поглощения, наклады-
накладывающегося на линейчатый спектр атома. Вот почему, в частно-
частности, спектр атома не обрывается на границе серии, а продол-
продолжается за нее в сторону более коротких волн, где он становится
сплошным. Квантовые переходы из состояний непрерывного
юргетического спектра, т. е. из состояний, в которых атом
5=-- =;
С
1
"о
83"
1
-~jJ~»:-~
Бр flip
П
Б
Л -серия Яайнана
В - " Бампера
П - " Пашена
Бр~ " БржкЕша.
Пер- » Прцнда.
§ 13] СПЕКТР ВОДОРОДА 73
ионизован, в состояния дискретного спектра сопровождаются
рекомбинацией электронов с соответствующими положительны-
положительными ионами. Излучение, возникающее при таких переходах, на-
называется ре комбинационным.
Переход атома из нормального состояния на более высокий
энергетический уровень дискретного спектра есть возбуждение
атома. Переход же атома с одного из уровней дискретного
спектра в область сплошного спектра превращает атом в не-
несвязанную систему. Это есть процесс ионизации атома. Если
вначале атом находился в нормальном состоянии, то, очевид-
очевидно, минимальная энергия ионизации атома определяется выра-
выражением &ЙОп = «^оо — &\ = —<8\, т. е. для водородоподобного
атома
#ион = (Ze2J m/2h2 = 2nchZ2R0O = chZ2Roo, A3.11)
или
<ГИОН = 21,8- 102Z2 apr = 13,6Z2 эВ. A3.12)
4. До 1913 г., т. е. до появления теории Бора, водороду при-
приписывались еще две серии:
Т = ^(Т^-^)' « = 2,3.4,..., A3.13)
T = 4i-Ww)' « = 2.3,4,... A3.14)
Серия A3.13) была открыта Фаулером A889—1944) в смеси Н
и Не, а серия A3.14) наблюдалась Пикерипгом в спектре пла-
планетарной туманности (? Кормы). Однако, согласно теории Бора,
линии этих серий принадлежат не водороду Н, а однократно
ионизованному гелию Не+. Они содержатся в спектральных се-
сериях последнего:
Т = 4#не(^-^), « = 4,5,6,..., A3.13а)
-1 = 4/?Не (дг - р-) . п = 5, 6, 7 A3.14а)
если пренебречь различием постоянных Ридберга для водорода
и гелия. В действительности эти постоянные немного отличают-
отличаются одна от другой, как видно из формулы
Я Не 1 + те/МН
А>
= 1,00041. A3.15)
Если, однако, не учитывать различие между /?не и RH, то в этом
приближении линии серии A3.13) совпадут с линиями серии
A3.13а) при четных и, а линии серии A3.14) —с линиями серии
A3.14а) при нечетных п. И действительно, серии A3.13а) и
A3.14а) получались экспериментально в чистом гелии. Конечно,
нет никаких оснований делить единые серии A3.13а) и A3.14а)
74 ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ УРОВНИ И СПЕКТРЫ АТОМА [ГЛ. II
на две половины, выделяя из них серии Фаулера A3.13) и Пи-
керинга A3.14). В действительности RHe пемного больше Rh-
Благодаря этому спектральные линии однократно ионизован-
ионизованного гелия Не' оказываются немного смещенными в коротко-
коротковолновую сторону спектра относительно соответствующих баль-
меровских линий водорода. Такой эффект называется изотопи-
изотопическим смещением спектральных линий.
Разумеется, этот эффект существует и для других химиче-
химических элементов и их ионов, хотя для многоэлектронных атомов
его и нельзя трактовать столь же просто, как в случае атомов
водородоподобных. Действительно, различные изотопы одного и
того же химического элемента или иона отличаются только мас-
массами ядер'. Но они имеют одинаковые заряды ядер, а потому и
одинаковые электронные оболочки. Процессы же излучения све-
света происходят как раз в электронных оболочках.
Говорить об изотопическом смещении линий гелия относи-
относительно линий водорода на первый взгляд кажется нелогичным,
поскольку гелий не является изотопом водорода. Однако в эф-
эффекте смещения спектральных линий речь идет не об атомах
гелия, а о его однократно ионизованных атомах. Последние же
в рассматриваемом вопросе ведут себя как изотопы водорода.
Так же обстоит дело и в случае других элементов.
Заметим, что изотопическое смещение спектральных линий
обусловлено не только различием масс изотопов, но и разли-
различием размеров их атомных ядер. Забегая вперед, это нетрудно
понять, если проблему квантования рассматривать на основе
уравнения Шредингера (см. § 22). В самом деле, для различ-
различных изотопов кулоновские и ядерные силовые поля внутри ядра
несколько отличаются друг от друга. Различны также размеры
областей, занимаемых этими полями. Это ведет к небольшому
различию волновых функций и соответствующих им собствен-
собственных значений энергии. Влияние размеров ядра на изотопическое
смещение спектральных линий особенно существенно для тя-
тяжелых ядер. Здесь изотопическое смещение, вызванное разли-
различием размеров ядер, того же порядка, что и изотопическое сме-
смещение, вызванное различием их масс.
5. Известно, что наряду с обычным водородом существуют
два изотопа его, называемые дейтерием и тритием. Ядро атома
обычного водорода состоит всего из одного протона. Такой во-
водород называется протием. Ядро атома дейтерия называется
дейтроном, а ядро атома трития — тритоном. Дейтрон состоит
из протона и нейтрона, тритон — из протона и двух нейтронов.
Эти ядра тяжелее ядра протия соответственно в 2 и 3 раза.
Атом дейтерия обозначается через D или 2Н, а атом трития —
через Т или 3Н. Дейтерий — стабильный изотоп, а тритий —
радиоактивный. Тритий образуется искусственно при бомбарди-
бомбардировке ускоренными дейтронами литиевой или бериллиевой ми-
§ 13] СПЕКТР ВОДОРОДА 75
шеней. В ничтожных количествах он образуется также в атмо-
атмосфере под действием космических лучей. В природных соедине-
соединениях воды на каждые 6800 атомов протия приходится в среднем
один атом дейтерия. Благодаря относительно большой разности
масс D и Н различие их физических свойств выражено значи-
значительно сильнее, чем для других изотопов. Так, плотность тяже-
тяжелой воды D2O примерно на 10 °/о больше плотности обыкновен-
обыкновенной воды Н2О, а температура плавления (при нормальном
атмосферном давлении) составляет 3,8°С. Но изотопическое сме-
смещение спектральных линий для D и Н невелико. Действительно,
например,
Rn 1 + mjMH
? = 7 = 1,000272.
RH 1 + me/M
D
Отсюда следует, что для изотопического сдвига частот или длин
волн дейтерия относительно водорода получается
Av A^ Rn — Rh /I 1 \
— = -^-= о =гпЛъ-—п-) = 0,000272.
Так, бальмеровская линия Da дейтерия смещена относительно
соответствующей линии На водорода в коротковолновую сто-
сторону спектра всего на |АА,| = 0,179 нм.
6. Расчеты, приведенные выше, обоснованы только при боль-
больших квантовых числах п. Однако Бор первоначально принял,
что электроны в стационарных состояниях движутся по опре-
определенным орбитам, как частицы в классической механике.
С этой точки зрения и при малых п должна быть справедлива
не только формула A3.8) для энергии стационарного состояния,
но и формула A3.7), определяющая радиус орбиты электрона.
Квантовая механика от орбит отказалась. Однако формула
A3.7) сохраняет смысл и в квантовой механике. Она по по-
порядку величины определяет размеры атома в соответствующих
стационарных состояниях. Точный смысл этого выражения бу-
будет указан в § 27. Сейчас же заметим, что радиус орбиты элек-
электрона в нормальном состоянии атома обычного водорода (т. е.
при п = \) называется боровским радиусом и обозначается че-
через гв. Согласно A3.7) он равен
гБ = й2/те2 = 0,52917- 10~8 см. A3.16)
По порядку эта величина совпадает с размерами атомов, к ко-
которым ранее приводила кинетическая теория вещества. Напря-
Напряженность электрического поля ядра на первой боровской ор-
орбите атома водорода
E = e/rl = 17,2- 106 СГСЭ = 51,5-108 В/см.
Вообще, величина Е ~ 108 В/см является характерным масшта-
масштабом для напряженностей внутриатомных электрических полей.
76 ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ УРОВНИ И СПЕКТРЫ АТОМА [ГЛ. II
Во внешних полях с напряженностью такого порядка атомы
быстро ионизуются.
Легко видеть, что скорость движения электрона по стацио-
стационарной круговой орбите определяется выражением
v = (Z/n)ac, A3.17)
где а — безразмерная постоянная:
а = е2//гС= 1/137,03604A1) ~ 1/137, A3.18)
называемая постоянной тонкой структуры. Для движения по
первой боровской орбите атома водорода
v = ас = с/137 = 0,00730с. A3.19)
Если постоянную а ввести в формулу A3.8), то получится
&n = — (Z2/2n2)asmci, A3.20)
т. е. <?п выразится через собственную энергию электрона тс2.
ЗАДАЧИ
1. Найти границы спектральной области, в пределах которой располо-
расположены линии серии Бальмера атомарного водорода.
Ответ. АБоо<Я< ЯБк, где ХБоо = 4//?н = 364,705 нм ХЪх = 36/E/?н) =
= 656,468 нм (красная линия).
2. Используя данные, полученные при решении предыдущей задачи, опре-
определить длины волн коротковолновых границ водородных серий Лаймана и
Пашена.
Ответ. Для серии Лаймана Ял т — ЯБ „,/4 = 91,1762 нм. Для серии
Пашена ЯИш i1o = 9/4ЯБ ^ = 820,586 нм.
3. Вычислить энергию, которую надо сообщить атому водорода, чтобы
его серия Бальмера содержала только одну спектральную линию.
О т в е т. #, < # < #2, где &х = 8/э hcR» = 12,09 эВ, S, = 15/16Лс^н =
= 12,75 эВ.
4. Какие спектральные линии появятся в спектре атомарного водорода
при облучении его ультрафиолетовым светом с длиной волны 100 нм?
Ответ. U = 4/3#н = 121,5682 нм, Я2 = Э/8/?н = 102,57317 им, *.3 =
= 36/5/?,, = 656,46828 нм.
5. Будет ли атом водорода поглощать излучение с волновым числом
1А = 3#?
Ответ. Такое поглощение происходит и сопровождается ионизацией
атома.
6. Первоначально неподвижный атом водорода испустил фотон с часто-
частотой, соответствующей головной линии серии Лаймана. Определить относитель-
относительное изменение час юты фотона Av/v0 из-за отдачи. Какую скорость v прио-
приобрел атом после излучения фотона?
Ответ.
^=^L = _^i_ = з _пч_ а2 = 5>44.10-9
v0 2тате 16 тат
v = -)г -^?- а2с = 326 см/с,
8 тат
где a = el!hc = 1/137— постоянная тонкой структуры.
§ 13] СПЕКТР ВОДОРОДА 77
7. Найги потенциалы ионизации ионов Не+ и Li4+.
Ответ. VHe = 4VH = 54 В; VLI = 9VH = 122 В.
8. Найти длину волны резонансной линии Не+.
О 1 и е т. I = -10,375 им.
9. Определить наименьшую энергию, которую надо сообщить в основном
состоянии трижды ионизованному атому бериллия, чтобы возбудить полный
спектр этого атома.
Ответ. <У„е = hcZ2RH = 217,5747 эВ.
10. Фотон головной серии Лаймана иона гелия Не+ поглощается водо-
водородным атомом в основном состоянии и ионизует его. Определить кинетиче-
кинетическую энергию йГкин, которую получит электрон при такой ионизации.
Ответ. <1?кин = 2с§Гн, ио„ = 27,2 эВ, где «Ун, ион — энергия ионизации
атома водорода.
11. Оценить по теории Бора число спектральных линий, которые можно
получить в различных сериях спектра испускания атомарного водорода в газо-
газоразрядной трубке при давлении Р = 5 мм рт. ст. и температуре Т = 300 К.
Решение. Водородные серии Лаймана, Бальмера, Пашена и т. д. излу-
излучаются изолированными атомами, г. е. практически тогда, когда диаметр бо-
ровской орбиты 1г = 1п2гъ не превосходит среднего расстояния между ато-
атомами / = (kT/P)U3. Пользуясь этим, максимально допустимый номер орбиты
п можно оценить по формуле п я* д//Д2гБ>. Максимально возможное число
линий, которые можно наблюдать в трубке при давлении и температуре, ука-
указанных в условии задачи, будет равно:
в серии Лаймана п— 1 да 12,
в серии Бальмера п — 2 да 11,
в серии Пашена п — 3 да 10.
12. В спектрах некоторых звезд наблюдается пг <~ 40 линий водородной
серии Бальмера. При каком наименьшем числе N штрихов дифракционной ре-
решетки можно разрешить эти линии в спектре первого порядка?
О т в е т. N да га3/8 = 8000 штрихов.
13. Вблизи спектральной линии водорода Х\ = 486,1320 нм Юри A893—
1981) в 1932 г. обнаружил близкую линию Х2 = 485,9975 нм. Предполагая,
что эта линия обусловлена небольшой примесью к обычному водороду его
изотопа, определить относительную атомную массу т*/тн этого изотопа.
Решение. Из формулы A3.10) нетрудно получить
li „ ' ~ оте/отн
Х^ ~ 1 — me/mx '
где гпх — атомная масса неизвестного изотопа. Отсюда
x H
если пренебречь величиной те/тх по сравнению с единицей. (В пределах точ-
точности расчета под X можно понимать любое из значений ki, Х2.) Следова-
Следовательно,
Так как те/тн = 1/1835, то отсюда получаем те/тх = 1/3727. Следовательно,
тх/ти да 2. Линия Хг принадлежит дейтерию.
14. Определить разности длин волн бальмеровской серии водорода и дей-
дейтерия в видимой области спектра.
Ответ. Я.„ — кп =0,179 нм Я„ — к„ =0,132 нм. Я.„ — А.„ =
"а "а "р °р #у Dy
= 0,118 нм, Я„ —Я„ =0,116 нм.
°б
78 ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ УРОВНИ И СПЕКТРЫ АТОМА [ГЛ. II
15. Определить разрешающую способность R (не путать с постоянной
Ридберга) спектрального аппарата, необходимую для наблюдения изотопиче-
изотопического смещения спектральных линий дейтерия относительно линий водорода.
Какова должна быть ширина Ь основания призмы из тяжелого флинта с дис-
дисперсией dn/dX = 1000 см (в диапазоне красного света) в призменном спек-
спектрографе, если его применять для обнаружения изотопического смещения го-
головной (длинноволновой) линии серии Бальмера?
Ответ.
ти R
R > 2 —2- « 3700; Ъ > . ... « 3,7 см.
те dn/dX
16. Серия Лаймана наблюдается в смеси атомарных водорода и трития.
Определить разрешающую способность R спектрального прибора, достаточ-
достаточную для разрешения изотопической структуры спектральных линий этой се-
серии. Как меняется требуемая разрешающая способность при переходе к дру-
другим сериям (Бальмера, Пашена) той же смеси? Можно ли разрешить изото-
изотопическую структуру спектральных линий рассматриваемой смеси в видимой
области спектра с помощью стеклянной призмы с основанием 6=1 см и
дисперсией показателя преломления dnjdX = 1000 см-1? Каково должно быть
эффективное число отражений Мэфф и порядок т наблюдаемого спектра, что-
чтобы разрешить и исследовать ту же структуру с помощью интерферометра
Фабри — Перо?
Ответ. Разрешающая способность должна быть не меньше 3l2mPlme ~
« 2800. Она одинакова для всех линий спектральных серий смеси. Разрешаю-
Разрешающая способность призмы Ь dn/dX = 1000, т. е. недостаточна для разрешения.
17. Зная постоянные Ридберга для водорода и гелия (RHe =
= 109 722,267 см~'), а также R&,, вычислить отношение тне/ти массы атома
гелия к массе атома водорода.
Ответ.
= 3,971.
18. Удельный заряд электрона е/т можно вычислить спектроскопически.
Произвести это вычисление, пользуясь спектроскопическими данными
#н= 109 677,576 см, Яо= 109 707,419 см^1,
молярными массами атомарных водорода и дейтерия
Мп = 1,008142 г/моль, Мъ = 2,014755 г/моль
н постоянной Фарадея
F=NAe = 2,89366-10'4 СГСЭ/моль = 9632,19 СГСМ/моль.
Решение. Постоянные Ридберга для водорода и дейтерия:
где Мн и Мв — массы ядер водорода и дейтерия. Отсюда получаем
1
Умножая обе части этого соотношения на е и принимая во внимание, что
(Мн + mc)Nk = Лн, {Mo + me)NA = jrv (здесь me, MH и Ма — в граммах),
§ 13] СПЕКТР ВОДОРОДА 79
NKe = F, найдем
Так как масса электрона мала по сравнению с массой атома, то нет необхо-
необходимости вычислять величину Npjiie с высокой точностью. Достаточно при-
принять
jVAme = 6,022- 1023 - 9,11 • 10~28 = 6,49 • 1(Г4 г/моль;
получаем
JCH—NAm — 1,007593 г/моль; Жо — Nктг = 2,014206 г/моль.
Подставляя эти значения в предыдущую формулу, находим
е/те = 5,2732 ¦ 1017 СГСЭ/г= 1,7590 • 107 СГСМ/г.
Точность этих вычислений теряется при определении разности RD — RH.
Поэтому сами величины Rn и RD надо знать с исключительно высокой точ-
точностью. Существенно, что постоянная Ридберга Roc в вычисления не входит.
19. Позитроний (химический символ Ps) представляет собой связанную
систему из электрона и позитрона, вращающихся вокруг центра масс этой
системы. Позитроний образуется при столкновении медленных позитронов с
атомами вещества и захвате позитроном атомного электрона. Это — неста-
нестабильная система, так как электрон и позитрон очень быстро аннигилируют
в два (за время —- 10~10 с) или три (за время ~ 10^7 с) гячма-кванта. Найти
уровни энергии, энергию ионизации и длину волны резонансной линии для
позитрония.
Ответ.
<Tps = - {hc/2n2) Rx, <УИ0Н = (Ас/2) Rx = 6,80 эВ, Ярез = 243 нм.
20. При торможении в веществе отрицательно заряженных элементарных
частиц (мюонов ц~, я~-мезонов, д"--мезонов и пр.) они могут захватываться
кулоновским полем ядра, замещая электроны электронной оболочки. Нанбопь-
шее значение имеет захват отрицательных мюонов. Практически может заме-
замещаться лишь один электрон. Получающиеся в результате такой замены с;г-
стемы называются мезоатомами. Масса мюона та = 207те. Вычислить по
теории Бора радиус первой круговой орбиты (/(-орбиты) мюона в мезоатоме.
Рассчитать энергетические уровни мезоатома. Какое излучение будет наблю-
наблюдаться при переходе на /(-орбиту мюона с более высоких орбит? Почему ис-
исследование такого излучения применяется для выяснения структуры тяжелых
атомных ядер вблизи их поверхностей? Массой мюона по сравнению с массой
ядра пренебречь.
Решение. Электронная оболочка атома практически не оказывает влия-
влияния на движение мюона в мезоатоме, так как последний находится либо очень
близко от ядра, либо внутри ядра. Поэтому из-за сферической симметрии
электронного облака создаваемое им электрическое пола в месте нахождения
мюона может считаться равным нулю. Если орбита мюона проходит вне ядра,
то для радиуса /(-орбиты мюона получается
h2 0,0026 ,._8
4n2e2mZ Z
что примерно в 200 раз меньше соответствующего значения гх для водородо-
подобного атома с тем же значением зарядового числа Z. В том же предпо-
предположении для уровней энергии получаем
<?'« = - hcR^Z'm^/me = — 282022 эВ.
Отсюда видно, что излучение, возникающее при переходе мюопа на /(-ор-
/(-орбиту с более высоких орбит, будет расположено в рентгеновской области
80 ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ УРОВНИ И СПЕКТРЫ АТОМА [ГЛ. II
спектра, а при больших Z — в области у-лУчеи- При больших Z К-орбита
мюона проходит внутри ядра атома. В этом случае приведенные выше фор-
формулы становятся неприменимыми. Результаты сильно зависят от распределе-
распределения электрического заряда в ядре, с чем и связана возможность использо-
использования мезоатомов для изучения структуры атомного ядра.
§ 14. Экспериментальное подтверждение постулатов Бора
1. Результаты, изложенные в предыдущем параграфе, яв-
являются убедительным экспериментальным подтверждением по-
постулатов Бора. Постулаты Бора лежат в основе физических
представлений, которыми руководствовались при создании и
совершенствовании оптических квантовых генераторов (лазе-
(лазеров) (см. т. IV, гл. XI), открывших принципиально новые пути
не только в физике, но и в технике и других отраслях науки.
То обстоятельство, что эти приборы работают в соответствии
с предсказаниями теории, свидетельствует о правильности по-
последней, а следовательно, и о правильности самих постулатов
Бора.
В этом параграфе приводятся другие экспериментальные
факты, подтверждающие постулаты Бора. Сюда относятся пре-
прежде всего опыты Джеймса Франка A882—1964) и Густава Гер-
Герца A887—1975), начатые незадолго до появления теории Бора.
Первоначальная цель их состояла в измерении потенциалов
ионизации атомов. Но эти опыты принесли экспериментальное
подтверждение постулатов Бора, 'т. е. решили более важную
задачу. В опытах Франка и Герца через исследуемый газ про-
проходили ускоренные электроны. При столкновении с атомами
газа последние могли переходить в возбужденные состояния,
каждое из которых характеризуется определенным значением
энергии. Если энергетические уровни атома дискретны, как
утверждает первый постулат Бора, то кинетическая энергия
электронов должна быть не меньше некоторой минимальной
величины, чтобы они начали возбуждать атомы газа. Такой
метод возбуждения атомов особенно пригоден для инертных
газов и паров металлов, так как атомы этих веществ не обла-
обладают электронным сродством, т. е. не проявляют склонности к
захвату электронов и образованию отрицательных ионов. Франк
и Герц в своих первых опытах пользовались парами ртути.
Разумеется, ртутный пар должен быть сравнительно плотным,
чтобы электроны сталкивались с атомами достаточно часто.
Опыты производились при различных плотностях ртутного пара.
С этой целью лампа, в которую было введено несколько капель
ртути, помещалась в печь, температуру которой можно было
менять и поддерживать постоянной во время опыта.
2. Схема опыта Франка и Герца приведена на рис. 22. Уско-
Ускоряющая разность потенциалов V приложена между накаливае-
накаливаемым катодом К и сеткой 5. Выйдя из К, электроны, пройдя че-
ПОСТУЛАТЫ БОРА И ОПЫТ
81
рез пары ртути, направляются к сетке S. Если их кинетическая
энергия еще достаточно велика, то после прохождения через
сетку они могут преодолеть небольшой задерживающий потен-
потенциал V\ порядка 0,5 В и попасть на собирающий электрод
(коллектор) Р. В противном случае они не смогут преодолеть
задерживающий потенциал Vi и на коллектор не попадут.
Рис. 22
Электронный ток / на коллектор измеряется гальванометром.
Амперметр А служит для контроля постоянства тока накала.
Стеклянный баллон, в который заключены накаливаемый ка-
катод, сетка и коллектор, на рис. 22 не изображен.
Если бы в сосуде поддерживался вакуум, то примерная за-
зависимость термоэлектронного тока / от ускоряющего напряже-
напряжения V представлялась бы кривой, приведенной на рис. 23. Из-за
п
л
/
JU
У г
Л
/
/
/
W
л/
Рис. 23
5 10 \В
Рис. 24
пространственного заряда эта кривая в самом начальном участ-
участке следовала бы закону трех вторых. При больших напряжениях
получался бы ток насыщения, не зависящий от V (см. т. III,
§ 101). Опыт показал, что при наличии в сосуде ртутных паров
или других газов кривая / = /(V) имеет качественно совсем
другой вид. На пей появляются резко выраженные максимумы
и минимумы тока. Для ртути (рис. 24) расстояния между двумя
82 ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ УРОВНИ И СПЕКТРЫ АТОМА [ГЛ. II
соседними максимумами или минимумами равны 4,9 В. Такие
максимумы и минимумы свидетельствуют о дискретном харак-
характере энергетических уровней атома, причем для атома ртути
ближайший энергетический уровень лежит выше нормального
(наинизшего) уровня примерно на 4,9 эВ.
3. Действительно, столкновения электрона с атомами ртути
могут быть упругими и неупругими. При упругих столкновениях
внутреннее состояние атома ртути не меняется, а нотому кине-
кинетическая энергия электрона не тратится на его возбуждение.
Она может переходить только в кинетическую энергию атома
как целого. Но с этим процессом можно совсем не считаться,
так как масса атома ртути почти в 400 тысяч раз превышает
массу электрона. При столкновении с атомом электрон отра-
отражается от него, как от неподвижной стенки, меняя только на-
направление своего движения. При этом можно не учитывать теп-
теплового движения самого атома, так как средняя энергия такого
движения г1гкТ очень мала по сравнению с энергией, приобре-
приобретаемой электроном при ускорении в электрическом поле. Пока
кинетическая энергия электрона меньше <S\ « 4,9 эВ, он не мо-
может переводить атом ртути в возбужденное состояние — все
столкновения будут упругими. Понятно, что среди множества
упругих столкновений электрона с атомами ртути имеются не
только столкновения, в которых электрон теряет направление
первоначального движения, но и столкновения, при которых это
направление почти восстанавливается. Если электрон был в со-
состоянии преодолеть задерживающий потенциал до столкнове-
столкновений, то он сможет сделать то же самое и после нескольких
упругих столкновений при условии, что направление его движе-
движения стало прежним. Поэтому, пока столкновения упругие, элек-
электронный ток / растет с ростом напряжения V.
Положение меняется, когда энергия электрона достигает
значения <8\ = 4,9 эВ' или больше. Тогда электрон сможет за-
затратить свою кинетическую энергию или часть ее на возбужде-
возбуждение атома ртути. В этом случае столкновения называются
неупругими. Если при этом оставшейся кинетической энергии
электрона окажется недостаточно, чтобы преодолеть задерживаю-
задерживающий потенциал V\, то электрон на коллектор Р не попадет, и
с ростом напряжения V электронный ток / начнет убывать. При
достижении энергии <5\ ток / не падает скачкообразно до нуля,
так как не все скорости электронов одинаковы, хотя бы потому,
что при вылете из нити получается тепловой разброс скоростей.
Кроме того, для преодоления задерживающего поля имеет зна-
значение не полная скорость электрона, а только ее продольная
составляющая, т. е. составляющая вдоль поля; поперечная со-
составляющая роли не играет. А эта составляющая меняется при
упругих столкновениях — сохраняется только полная скорость.
Все это ведет к сглаживанию кривой / — /(V). Этим же объ-
§ 14] ПОСТУЛАТЫ БОРА И ОПЫТ 83
ясняется, почему максимумы на кривой тока получаются не
точно при энергии <S\, достаточной для возбуждения атома, а
при энергии несколько меньшей.
При дальнейшем возрастании ускоряющего напряжения
электрон, оставшийся после упругого столкновения в ускоряю-
ускоряющем поле, может вторично набрать энергию, достаточную для
возбуждения первого энергетического уровня атома <?\. Если
он снова претерпит неупругое столкновение и потеряет энергию,
то при достаточно высоком потенциале V он может в третий
раз ускориться до энергии, необходимой для возбуждения того
же первого энергетического уровня атома, и т. д. В результате
таких многократных возбуждений уровня &\ на кривой / = I(V)
и появляются максимумы вблизи значений энергии <?\, 2<%\, Ъ<%\
и т. д. Наличие контактной разности потенциалов между като-
катодом и сеткой искажает показания вольтметра V, смещая всю
кривую I = I(V) вправо или влево. Однако контактная раз-
разность потенциалов исключается, если величину <8\ определять
по расстоянию между соседними максимумами тока I = I(V),
которое от нее не зависит.
4. Неупругое столкновение с возбуждением первого возбу-
возбужденного уровня (§\ может и не произойти. Электрон может
продолжать увеличивать свою энергию в электрическом поле,
пока она не достигнет значения, достаточного для возбуждения
второго энергетического уровня Ж% третьего уровня <§г и т. д.
Ускоряющие напряжения, соответствующие этим уровням энер-
энергии, называются потенциалами возбуждения или критическими
потенциалами. Таким образом, в принципе на кривой / = /(V)
вблизи критических потенциалов могут появиться новые мак-
максимумы. Однако в плотных газах этого фактически не проис-
происходит. Так было и в первых опытах Франка и Герца (при тем-
температуре, например, 210°С давление ртутных паров составляет
24 мм рт.ст.). Дело в том, что для накопления нужной энергии
электрон без неупругих столкновений должен пройти в уско-
ускоряющем электрическом поле расстояние, большое по сравнению
с длиной свободного пробега между двумя последовательными
неупругими столкновениями. Это условие в случае плотных га-
газов не выполняется. Возбуждение высших энергетических уров-
уровней <§2, «^з, • • • возможно при более низком давлении газа и
более совершенной аппаратуре (см. пункт 6).
5. Однако, незначительно изменив схему рис. 22, можно при-
приспособить ее для измерения потенциалов ионизации атомов. По-
Потенциал ионизации — это наименьшее ускоряющее напряжение,
при котором атомы начинают ионизоваться и образовываются
положительные ионы. Понятно, что для возможности ионизации
электроны должны быть ускорены до энергии, не меньшей энер-
энергии ионизации атома. В случае ртути для этого температура
печи должна быть невысокой, чтобы давление ртутных паров
84
ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ УРОВНИ И СПЕКТРЫ АТОМА
[ГЛ. II
составляло примерно 0,5 мм рт. ст. Схема рис. 22 сохраняется.
Только теперь положительный полюс вольтметра V\ надо со-
соединить с отрицательным, а не с положительным полюсом
вольтметра V. Тогда всегда потенциал коллектора будет при-
примерно на 0,5 В ниже потенциала катода, каково бы ни было
значение ускоряющего сеточного напряжения. Благодаря этому
электроны, испускаемые катодом, не смогут попадать на кол-
коллектор. Ток через гальванометр G не пойдет, пока нет положи-
положительных ионов, т. е. пока ускоряющий сеточный потенциал ниже
потенциала ионизации. Как только ускоряющее сеточное напря-
напряжение достигнет потенциала ионизации, начнут образовываться
положительные ионы — через гальванометр пойдет ток. Показа-
Показание вольтметра V в этот момент и даст потенциал ионизации
ртути. Конечно, в это показание должна быть введена поправка
на контактную разность потенциалов между катодом и сеткой,
которая находится из предыдущих измерений первого потенциа-
потенциала возбуждения ртути.
6. Чтобы повысить разрешающую способность прибора и на-
наблюдать максимумы, соответствующие высшим энергетическим
уровням ртути, можно воспользоваться прежней схемой, изо-
изображенной на рис. 22, но вместо одной взять две сетки, между
которыми накладывается слабое ускоряющее напряжение по-
порядка 0,1 В. Основное ускоряющее напряжение создается ме-
между катодом и первой сеткой, а тормозящее напряжение — ме-
между второй сеткой и коллектором. Этим достигается то пре-
преимущество, что создается большое пространство между сетка-
сетками, почти свободное от поля. В таком пространстве электроны,
ускоренные до потен-
потенциала возбуждения или
выше, главным обра-
образом и претерпевают не-
неупругие столкновения.
Напротив, расстояние
между катодом и уско-
ускоряющей сеткой должно
быть невелико, чтобы
между ними было от-
Рис. 25 носительно мало столк-
столкновений. С этим и связано повышение разрешающей способности
прибора. Понятно, что давление газа в трубке должно быть не-
невысоким (для ртутных паров порядка 5—6 мм рт. ст.). Таким
путем у атома ртути обнаруживается второй потенциал возбуж-
возбуждения V = 6,7 В. Третий потенциал возбуждения К =10,4 В
является уже ионизационным.
Более совершенный и чувствительный метод измерения критических по-
потенциалов был разработан Герцем. В этом методе электроны, вылетевшие «ч
катода К (рис. 25) и ускоренные потенциалом V, попадают в свободное от
§ 14] ПОСТУЛАТЫ БОРА И ОПЫТ 85
поля пространство, ограниченное цилиндрической сеткой, изображенной на
рис. 25 пунктиром (меридиональный разрез). Там происходят их столкнове-
столкновения с атомами газа. При упругих столкновениях электроны, не теряя энер
гии, отклоняются и могут вылетать через боковую поверхность сетки в сла-
слабое задерживающее поле, создаваемое потенциалом Vt « 0,1 В, наложенным
между сеткой и окружающим ее собирающим электродом Р (коллектором).
Энергия электронов достаточна, чтобы преодолеть V\ и попасть на Р. Если
же при увеличении ускоряющего напряжения V появятся неупругие столкно-
столкновения, то после столкновения энергия электрона может оказаться недостаточ-
недостаточной, чтобы преодолеть задерживающеь поле и попасть на коллектор Р. Ток на
коллектор Р измеряется гальванометром G Измерения производятся при двух
близких значениях задерживающего потенциала: V\ = 0 и, например, V\ =
= 0,1 В.
Пока столкновения упругие, показания гальванометра в обоих случаях
практически одинаковы. Если же ускоряющее напряжение V достигает значе-
значения одного из критических потенциалов, то появляются неупругие столкнове-
столкновения, и во втором случае (т. е. при V\ = 0,1 В) ток в гальванометре G резко
падает. Разность показаний гальванометра при V\ = 0 и V\ = 0,1 В может
служить мерой для числа электронов, вылетевших из сетки с энергией меньше
0,1 эВ, т. е. для числа электронов, испытавших неупругие столкновения в ок-
окрестности рассматриваемого критического потенциала. Так как электроны
сталкиваются с атомами там, где электрического поля нет, то после столкно-
столкновения они не могут вновь набрать энергию, достаточную для возбуждения
атома. По этой причине на кривой / = /(V) уже не появятся равноотстоя-
равноотстоящие максимумы, соответствующие одному и тому же критическому потен-
потенциалу. Кратного повторения таких максимумов, как было раньше, не про-
произойдет. Непосредственное исключение контактной разности потенциалов ока-
окажется невозможным. Однако контактную разность потенциалов можно найти
и затем учесть ее влияние, если известно значение хотя бы одного критиче-
критического потенциала. Можно также воспользоваться смесью двух газов, для од-
одного из которых критические потенциалы известны.
7. Опыты Франка и Герца подтверждают также и второ)"
постулат Бора, т. е. правило частот. Оказывается, что при уско
ряющем напряжении меньше первого критического потенциала
«4,9 В пары ртути не светятся. В этом случае нет возбужден
ных атомов ртути, а следовательно, и их переходов в невоз-
невозбужденное состояние. При повышении ускоряющего напряжение
примерно до 4,9 В появляются первые возбужденные атомы
При переходах их в нормальное состояние должно появиться
свечение. И действительно, в этом случае наблюдается свечение,
состоящее из одной резонансной ультрафиолетовой линии % —
= 253,7 нм.
Конечно, для наблюдения этого свечения стеклянный баллон,
в котором находятся пары ртути и остальная аппаратура, не
годится, так как стекло непрозрачно для ультрафиолетовых лу-
лучей. Не годится и стеклянная оптика для исследования спект-
спектрального состава излучения. Подходящими материалами могут
быть кварц или флюорит, прозрачные соответственно прибли-
приблизительно до 180 и 120 нм.
По длине волны линии К = 253,7 нм можно вычислить и пер-
первый критический потенциал ртути, и притом значительно точнее,
чем по максимумам на кривой / = /(F), получаемой в опытах
Франка и Герца. Для этой цели можно воспользоваться
ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ УРОВНИ И СПЕКТРЫ АТОМА
[ГЛ. II
формулой
— &1==eV = hv = hc/K.
Подстановка в нее численных значений дает
. 1240
l=vm HM-
A4.1)
Полагая в этой формуле X = 253,7 нм, найдем V = 4,887 В, что
хорошо согласуется со значением 4,9 В, полученным в опытах
Франка и Герца.
При более совершенной методике эксперимента у атомов
ртути обнаруживается второй критический потенциал V = 6,7 В.
При этом при переходе в основное состояние появляется излу-
излучение с длиной волны X = 184,9 нм. Этой спектральной линии
по формуле A4.1) соответствует У = 6,705 В, что также нахо-
находится в превосходном согласии с опытом. Третий критический
потенциал ртути 10,4 В является уже ионизационным. Следова-
Следовательно, при V > 10,4 В должны происходить переходы из не-
несвязанных состояний на все нижележащие энергетические уров-
уровни. И действительно, опыт показал, что при этом возбуждается
полный атомный спектр ртути.
8. Для возбуждения и наблюдения свечения газа ударами
электронов установку лучше несколько изменить, так как теперь
ускоряющее поле уже не требуется. Принципиальная схема,
пригодная для наблюдения свечения, приве-
приведена на рис. 26. Ускоряющее напряжение V
создается между подогреваемым катодом К
и окружающей его цилиндрической сеткой 5.
В свою очередь сетка S окружена цилиндри-
цилиндрическим анодом А. Зазор между катодом К и
сеткой 5 должен быть небольшим, чтобы в
нем происходило мало столкновений. Напро-
Напротив, пространство между сеткой S и анодом А
должно быть относительно большим, чтобы
почти все столкновения происходили именно в
этом пространстве. Это пространство должно
быть свободно от поля, для чего анод и сетка
соединяются между собой. Таким образом,
как и в установке Герца (рис. 25), ускоряющий промежуток
отделен от пространства, где электроны сталкиваются с атомами
газа и возбуждают их.
Допустим, например, что лампа заполнена парами натрия.
Опыт показывает, что пары натрия не светятся, если ускоряю-
ускоряющее напряжение V меньше 2,1 В. При напряжении 2,1 В начи-
начинает возбуждаться только желтая ?>-линия натрия X = 589,6 нм.
Значит, она является резонансной линией, a F = 2,1 В — резо-
резонансным потенциалом. Его величину можно уточнить, подставив
Рис. 26
§ 15] РЕЗОНАНСНОЕ СВЕЧЕНИЕ И ЛЮМИНЕСЦЕНЦИЯ 87
значение К в формулу A4.1). Это дает V = 2,103 В. При даль-
дальнейшем увеличении ускоряющего напряжения появляются
остальные линии спектра испускания натрия.
§ 15. Резонансное свечение и люминесценция
1. В добавление к предыдущему параграфу рассмотрим опы-
опыты Вуда A868—1955) по возбуждению свечения в газах, нача-
начатые в 1904—1905 гг. В эвакуированный стеклянный баллон Вуд
помещал кусочек металлического натрия. После нагревания бал-
баллон наполнялся парами этого металла. Конденсорная линза
концентрировала на парах натрия свет от горелки, в пламя ко-
которой вводилась поваренная соль. Такой источник света обильно
испускал две желтые линии D\ и D2 натрия с длинами воли
XDl = 589,6 нм и Я,дг = 589,0 нм. На пути падающего пучка
пары натрия начинали светиться ярким желтым светом, рас-
распространявшимся во все стороны, а не только в направлении
падающего света. Спектроскопическое исследование показало,
что свечение состоит из тех же двух желтых линий натрия Di
и D2. Оказалось также, что линии Ъ\ и D2 сильно поглощаются
парами натрия. С повышением температуры, а следовательно,
и плотности паров поглощение увеличивается. Глубина проник-
проникновения падающего света в пар уменьшается. Вследствие этого
продольные размеры светящейся области сокращаются. При до-
достаточной плотности паров свечение сосредоточивается в тонком
поверхностном слое в месте вхождения падающего пучка света.
При этом обе линии D\ и D2 расширяются и в конце концов
сливаются.
Аналогичное явление Вуд наблюдал и в парах ртути. Воз-
Возбуждающим светом служило ультрафиолетовое излучение ртути
с длиной волны "к = 253,7 нм. Конечно, во избежание сильного
поглощения сосуд, содержащий ртутные пары, в этом случае
должен быть изготовлен из кварца, а источником света может
служить, например, ртутная кварцевая лампа. Оказалось, что
ртутные пары сильно поглощают свет именно с длиной волны
Х = 253,7 нм, а затем переизлучают его во все стороны с той
же длиной волны. Явление удалось наблюдать, освещая ртутные
пары и второй линией ртути А, = 185,0 нм, хотя в этом случае
наблюдение значительно труднее, так как указанная линия по-
поглощается гораздо сильнее. Впоследствии удалось распростра-
распространить наблюдения и на другие элементы. Не вызывает сомнения,
что описанное явление существует во всех веществах, хотя его
воспроизведение практически осложняется сильным поглоще-
поглощением и необходимостью иметь подходящий источник света.
2. В то время, когда Вуд наблюдал описанные явления, их,
конечно, истолковывали классически. Атому свойственны опре-
определенные собственные частоты, с которыми он и излучает
88 ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ УРОВНИ И СПЕКТРЫ АТОМА [ГЛ. II
спектральные линии. При освещении атома монохроматическим
светом определенной частоты в нем возбуждаются вынужденные
колебания, и атом начинает переизлучать свет с той же часто-
частотой. Этот эффект должен быть выражен особенно сильно, когда
частота внешнего излучения совпадает с одной из собственных
частот атома, т. е. при резонансе. Поэтому явление получило
название резонансного излучения или свечения.
Конечно, приходящий в колебание атом может не только
переизлучать полученную энергию, но, например, передавать ее
без излучения окружающим атомам. Эта часть энергии в конце
концов выделяется в виде тепла. Такой эффект проявится в
ослаблении или тушении резонансного свечения. Он будет вы-
выражен тем сильнее, чем сильнее взаимодействие между атомами
рассматриваемого газа. В частности, это произойдет при уве-
увеличении плотности газа или при добавлении к нему атомов по-
постороннего вещества. Так, в парах ртути при давлении 0,001 мм
рт. ст. резонансное свечение хорошо выражено. Но при добав-
добавлении водорода под давлением 0,2 мм рт. ст. интенсивность све-
свечения убывает вдвое, а при дальнейшем добавлении водорода
ослабевает еще значительнее. Аналогично действует добавление
и других газов.
3. Приведенное классическое толкование резонансного излу-
излучения на первый взгляд представляется весьма убедительным и
единственно возможным. При критическом рассмотрении это
оказывается не совсем так. Действительно, резонансное излуче-
излучение не есть обособленное явление, а представляет частный слу-
случай более общего явления — излучения спектральных линий.
В основе обоих этих явлений должен лежать один и тот же ме-
механизм. Происхождение спектральных линий и спектральных
серий классическая физика объяснить не могла. Это удалось
сделать только квантовой теории. Естественно думать, что и
резонансное излучение должно иметь также квантовое истолко-
истолкование. Последнее действительно существует и заключается в
следующем.
Квант падающего света hv должен возбудить атом, т. е. пе-
перевести его с нормального энергетического уровня $\ на выше-
вышележащий уровень. Пусть <§2 — ближайший уровень, лежащий
выше <В\. Если Ъ\<<8ч — &\, то энергии светового кванта hv
недостаточно, чтобы перевести атом на уровень <g2. В этом слу-
случае возбуждение атома световым квантом невозможно. Для
возбуждения уровня &2 необходимо, чтобы <g2 ^ S\ + hv. Мак-
Максимальное возбуждение будет происходить при условии S2 =
= <%\ + hv, когда вся энергия кванта hv расходуется на возбу-
возбуждение уровня Жъ. Через короткое время атом с уровня ё?2
возвращается на ближайший нижележащий уровень, т. с. с?ь
При этом излучается световой квант hv' — &2 — <8\. Таким об-
образом, v' = v, т, е. частоты возбуждающего и переизлучаемого
§ 15] РЕЗОНАНСНОЕ СВЕЧЕНИЕ И ЛЮМИНЕСЦЕНЦИЯ 89
света одинаковы. В этом и состоит резонансное излучение, если
его рассматривать с квантовой точки зрения.
То обстоятельство, что в парах натрия наблюдается излу-
излучение не одиночной линии, а двух близких линий D\ и ?>2, объ-
объясняется тем, что второй возбужденный уровень <%% атома нат-
натрия в действительности состоит из двух близко расположенных
уровней.
С квантовой точки зрения, как и с классической, попятно и
явление тушения свечения при увеличении концентрации газа.
Действительно, атом, находящийся на возбужденном уровне &ч,
может передать свою энергию без излучения окружающим ато-
атомам. Этот эффект усиливается с увеличением плотности газа
или при добавлении к нему посторонних примесей.
Изложенное представляет только основную схему явления,
но не охватывает всех его сторон. В частности, мы оставили
в стороне все вопросы, связанные с уширением энергетиче-
энергетических уровней и спектральных линий. Но это не входит в нашу
задачу.
4. Постулаты Бора составляют основу для понимания явлений люминес-
люминесценции, которые до этого оставались совершенно непонятными. Ответим сна-
сначала на вопрос, что такое люминесценция?
Все тела испускают электромагнитные волны, интенсивность и степень
поляризации которых в различных участках спектра определяются температу-
температурой тела и его поглощательной способностью в соответствии с законом Кирх-
Кирхгофа A824—1887). Такое излучение называется температурным или равновес-
равновесным. Помимо температурного излучения, многие тела в результате различных
внешних возбудителей дают избыточное излучение, не определяющееся тем-
температурой тела. Таково, например, свечение экрана в телевизоре, свечение
газа в газоразрядной трубке при прохождении через него электрического тока,
свечение сахара при раскалывании, свечение некоторых живых организмов
(светлячков), свечение гниющего дерева и т. д. Все это— примеры холодного
свечения. Такое избыточное над температурным излучение называется люми-
люминесценцией, если его длительность после прекращения внешнего воздействия
(послесвечение) значительно превышает период световых колебаний.
Первая часть этого определения и самый термин «люминесценция» были
введены Е Видеманом A826—1899). Вторая часть — критерий длительно-
длительности— был введен С. И. Вавиловым, чтобы отличить люминесценцию от более
кратковременных явлений вторичного излучения — отражения и рассеяния
света, тормозного излучения заряженных частиц, излучения Вавилова — Че-
ренкова и пр. Конечно, этот критерий не определен вполне жестко и может
служить только для общей ориентировки. В ряде случаев он не позволяет про-
провести резкую грань между люминесценцией и нелюминесценцией. Раньше яв-
явления люминесценции делили на флуоресценцию и фосфоресценцию. Под
флуоресценцией понимали излучение, прекращающееся мгновенно после пре-
прекращения действия вызывающего его внешнего возбудителя. Если же свечение
продолжается некоторое время и после удаления возбудителя, то его назы-
называли фосфоресценцией. В свете более поздних исследований было выяснено,
что никакой принципиальной разницы между флуоресценцией и фосфоресцен
цией нет. Различие между ними чисто количественное — по времени длитель
ности послесвечения. Поэтому указанное деление потеряло смысл Термин
«флуоресценция» применяется и сейчас, но только для того, чтобы качественно
подчеркнуть кратковременность свечения. Например, длительность резонанс-
резонансного свечения разреженных газов, как показали специальные измерения, по-
порядка Ю-8—10~s с.
90 ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ УРОВНИ И СПЕКТРЫ АТОМА [ГЛ. II
К приведенному определению люминесценции следует добавить некоторые
замечания. Поскольку температура — макроскопическое понятие, разделять
полное излучение на температурное и люминесценцию имеет смысл не для
отдельных молекул и атомов, а только для их совокупностей — тел, имеющих
определенную температуру. Если состояние тела столь неравновесно, что гово-
говорить об его температуре не приходится, то в этом случае нельзя говорить и
о температурном излучении, и о люминесценции. Так будет и при свечении от-
отдельных атомов и молекул. По этой причине для свечения газов, исследован-
исследованного Вудом, мы предпочли нейтральный термин «резонансное излучение» вме-
вместо часто употребляемого термина «резонансная флуоресценция». Действи-
Действительно, такое свечение наблюдается и в разреженных газах. Термин же «ре-
«резонансная флуоресценция» оправдан, когда речь идет о свечении сравнительно
плотных газов.
Вещества, в которых возбуждается люминесценция, называются люмино-
люминофорами. По методу возбуждения свечения различают:
1) фотолюминесценцию — люминесценцию, возникающую при освещении
люминофора видимым или ультрафиолетовым светом;
2) рентгенолюминесценцию — свечение люминофора при облучении его
рентгеновскими или у-лучами;
3) катодолюминесценцию — свечение люминофора при бомбардировке его
электронами (катодными лучами);
4) радиолюминесценцию — свечение под действием ядерных излучений:
а-частиц, |5-частиц, у-лучей, протонов и т. д.;
5) электролюминесценцию — свечение люминофора, например газонапол-
газонаполненной вакуумной трубки, в электрическом поле;
6) хемилюминесценцию — свечение тел при химических реакциях;
7) триболюминесценцию — свечение, возникающее при растирании, раздав-
раздавливании или раскалывании некоторых кристаллов (например, сахара);
8) кандолюминесценцию — свечение (но не температурное), возникающее
при помещении некоторых веществ в пламя, например в пламя газовой
горелки.
5. Оставляем в стороне вопрос о полноте и обоснованности этого списка.
Вопросам люминесценции, и даже ее отдельным видам, посвящена обширная
специальная литература, и мы не можем входить в их обсуждение. Сущест-
Существенно только отметить квантовый характер люминесценции. Как и всякое из-
излучение, люминесценция возникает в результате квантовых переходов излу-
излучающей системы с каких-то возбужденных энергетических уровней на уровни
более низкие. С этой точки зрения становится понятным один из характерных
признаков люминесценции — длительность свечения, — ибо многие тела могут
находиться в возбужденных состояниях длительное время. Характер люминес-
люминесценции определяется структурой энергетического спектра тела, средним време-
временем его пребывания в возбужденных состояниях, правилами отбора при погло-
поглощении и излучении света и т. д.
Для фотолюминесценции Стоксом A819—1903) в 1852 г. было установ-
установлено правило, согласно которому длина волны К' света люминесценции больше
длины волны X возбуждающего света. Это правило указывает на квантовый
характер фотолюминесценции. Действительно, если квант возбуждающего света
переводит систему с нормального уровня &\ на возбужденный уровень <Ё?2, то
Si ^ <§\ + nv- При обратном возвращении системы на прежний уровень &i
частота излучаемого света будет v' = ($г — &\)!h, а потому v' ^ v. Система
может вернуться с уровня <8г не на прежний уровень &\, но на уровень, ле-
лежащий несколько выше. Тогда тем более V < v.
Однако правило Стокса допускает исключения. Допустим, что световой
квант переводит систему с какого-то возбужденного уровня &х на вышеле-
вышележащий уровень Ж2. Тогда, конечно, <?2<^.&х -f hv. Но так как &х > &х, то
может случиться, что<У2 ~> &\ + h\. В этом случае при возвращении системы
на невозмущенный уровень S\ будет испускаться квант с частотой v' > v.
§ 16] ПРИНЦИПИАЛЬНЫЕ НЕДОСТАТКИ ТЕОРИИ БОРА 91
§ 16. Принципиальные недостатки теории Бора
Теория Бора — важный этап в понимании внутриатомных
явлений. Классическая физика, созданная при изучении мак-
макроскопических явлений, столкнулась с принципиальными труд-
трудностями, когда ее стали применять к атомам, молекулам и во-
вообще к явлениям микромира. Теория Бора подготовила почву
для уяснения того важнейшего факта, что для понимания яв-
явлений микромира классических понятий и классических законов
недостаточно. В области микромира нужны принципиально но-
новые понятия и законы. Здесь первенствующая роль должна при-
принадлежать кванту действия, открытому Планком. Теория Бора
послужила мощным стимулом для постановки многих экспери-
экспериментальных исследований, принесших важные результаты. Даже
в тех случаях (а таких случаев было большинство), когда тео-
теория была не в состоянии дать количественного объяснения
многих явлений, два постулата Бора служили руководящей
нитью при классификации и качественной интерпретации этих
явлений. На их основе, например, был классифицирован гро-
громадный эмпирический материал атомной и молекулярной спек-
спектроскопии.
Но двух постулатов Бора, конечно, недостаточно для по-
построения полной теории. Они должны быть дополнены прежде
всего правилами квантования, с помощью которых могут быть
вычислены уровни энергии атома. Бор предложил правило
квантования круговых орбит электронов в одпоэлектронных ато-
атомах. Оно выражается формулой A3.6). При получении этой
формулы Бор, как он сам признается, исходил из требования
подогпать теоретическую формулу для уровней энергии под эм-
эмпирически установленную формулу Бальмера для спектральных
термов водорода. Несколько позже Зоммерфельд обобщил пра-
правило квантования Бора на случай движения электрона по эл-
эллиптическим орбитам. Но и после этого правило квантования
относилось только к атому с одним электроном. Не удалось рас-
распространить правила квантования на многоэлектронные атомы,
даже на простейший после водорода атом гелия, состоящий из
ядра и двух электронов. От теории, конечно, нельзя требовать,
чтобы она давала аналитическое решение задачи трех тел. Та-
Такое решение может оказаться невозможным. Но теория должна
указать принципиальный метод численного решения с точностью,
достаточной для сравнения с экспериментом1). Этого теория
') Именно так обстоит дело в небесной механике. Аналитическое реше-
решение задачи трех тел получить не удалось. Но в небесной механике разрабо-
разработаны эффективные приближенные методы численного решения задачи, дающие
необходимую точность. Правда, Зундман в 1912 г. нашел аналитическое ре-
решение в виде рядов. Но для получения численных результатов эти ряды не-
92 ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ УРОВНИ И СПЕКТРЫ АТОМА [ГЛ. II
Бора дать не могла. Она тем более не могла дать принципиаль-
принципиального решения и более сложного вопроса — образования моле-
молекул, даже простейшей молекулы водорода, состоящей из двух
протонов и двух электронов.
Теория Бора, даже в простейшем случае одноэлектронных
атомов, позволяла вычислять только частоты спектральных ли-
линий, но не их интенсивности и поляризацию. Правда, для на-
нахождения интенсивностей и поляризации она пользовалась
принципом соответствия. Но принцип соответствия мог быть
оправдан только при больших квантовых числах, где вычисле-
вычисления могли быть произведены классически. Теория Бора распро-
распространяла результат и на малые квантовые числа, для чего не
было никаких оснований. Таким образом, в конце концов ин-
интенсивность и поляризация определялись классически.
Но основной принципиальный недостаток теории Бора —в
ее непоследовательности. Она принимала существование только
стационарных состояний атома или, как говорил сам Бор, ста-
стационарных орбит электронов. Это совершенно непонятно с точки
зрения классической механики. В то же время к движению
электронов в стационарных состояниях она применяла законы
классической механики, хотя и считала неприменимой класси-
классическую электродинамику (поскольку нет излучения). По шу-
шуточному замечанию Г. Брэгга A862—1942), в теории Бора по
понедельникам, средам и пятницам надо применять классиче-
классические законы, а по вторникам, четвергам и субботам — кванто-
квантовые. Два постулата Бора, если не пользоваться представле-
представлениями об орбитах электронов в атомах, как это делалось нами
выше, проверены экспериментально и потому должны считаться
правильными. Но сама теория Бора в целом является только
промежуточным этапом на пути к более совершенной и после-
последовательной теории. Это лучше других понимал сам Бор, ко-
которому принадлежит главная заслуга в осмысливании прин-
принципиальных положений квантовой механики, пришедшей на
смену теории Бора.
Планк ввел представление о квантовом характере процессов
излучения и поглощения света. Эйнштейн распространил кван-
квантование света и на его распространение в пространстве, введя
представление о фотонах. А теория теплоемкостей Эйнштейна
прямо указывала на то, что введенная Планком постоянная h
проявляется не только в световых явлениях, но и в процессах,
происходящих в веществе. Дальнейший шаг сделал Бор. Успех
пригодны, так как они сходятся очень медленно. Например, чтобы с помощью
рядов Зундмана достигнуть той же точности, которую дают современные
астрономические ежегодники, надо просуммировать примерно Ю8000000 чле-
членов Это далеко выходит за пределы возможностей современных и будущих
самых больших электронных счетных машин.
§ 16] ПРИНЦИПИАЛЬНЫЕ НЕДОСТАТКИ ТЕОРИИ БОРА 93
теории Бора при вычислении постоянной Ридберга и размеров
атома выявил значение постоянной Планка как универсальной
фундаментальной величины для описания всех видов материи,
а не только для описания корпускулярно-волнового дуализма
света. И действительно, постоянная Планка, имеющая размер-
размерность действия (т. е. размерность произведения импульса па ко-
координату или энергии на время), пронизывает содержание всей
новейшей (квантовой) физики.
ГЛАВА III
ВОЛНОВЫЕ СВОЙСТВА ЧАСТИЦ ВЕЩЕСТВА
§ 17. Гипотеза де Бройля
1. Создание последовательной теории для описания явлений
агомных и субатомных масштабов было начато и вчерне завер-
завершено в 1925—1926 гг. Такая теория получила назвапие кванто-
квантовой механики. Сначала возникло то направление в квантовой
механике, которое получило название матричной механики. Ее
основные идеи были заложены в основополагающей работе Гей-
зенберга A901—1976) «О квантовомеханическом истолковании
кинематических и механических соотношений». Систематическое
построение матричной механики было дано Борном A882—
1970) и Иорданом A902—1980), к которым в дальнейшем при-
присоединился и сам Гейзенберг. К этому направлению примыкает
и та форма квантовой механики, которая практически одновре-
одновременно и независимо была разработана Дираком. Немного позже
в работах Шредингера A887—1961) появилось другое направ-
направление, названное волновой механикой. Вскоре было выяснено,
что эти два направления, отличаясь по форме, тождественны по
своему физическому содержанию.
В общем курсе чецелесообразно говорить о весьма абстракт-
абстрактной матричной механике. Ограничимся только изложением, да-
далеко не полным, физических представлений волновой механи-
механики. Разумеется, мы не можем подробно излагать сложный ма-
математический аппарат, составляющий неотъемлемую и весьма
важную часть квантовой механики. Это делается в курсах тео-
теоретической физики.
2. Построению волновой механики Шредингера предшество-
предшествовали работы Луи де Бройля (р. 1892). В 1923—1924 гг. он вы-
выдвинул и развил идеи о волнах вещества. К тому времени в
оптике уже сложилась парадоксальная, но подтверждаемая
опытом ситуация: в одних явлениях (интерференции, дифрак-
дифракции, ...) свет ведет себя как волны, другие явления (фотоэф-
(фотоэффект, эффект Комптона, ...) показывают с неменьшей убеди-
убедительностью, что он ведет себя и как частицы. Де Бройль
поставил вопрос, не распространяется ли подобный корпускуляр-
но-волновой дуализм и на обычное вещество? Если это дей-
действительно так, то каковы волновые свойства частиц вещества?
Ответ, подтвержденный в дальнейшем опытами, оказался по-
леншгельным,
§ 17] ГИПОТЕЗА ДЕ БРОЙЛЯ 95
Пусть частица движется в свободном пространстве с по-
постоянной скоростью v. Де Бройль предположил, что с такой ча-
частицей связана какая-то плоская монохроматическая волна
xjf = ?oe<(ftr-<o0( A7.1)
распространяющаяся в направлении скорости Vх). О природе
этой волны, т. е. о физическом смысле функции W, де Бройль
не мог сказать ничего определенного. Отвлечемся временно и
мы от обсуждения этого вопроса. Волны типа A7.1) получили
название фазовых волн, волн вещества или волн де Бройля.
Попытаемся установить рациональную связь между корпус-
корпускулярными и волновыми характеристиками частицы, которая
совсем не зависит от физической природы величины W. Будем
руководствоваться требованием, чтобы эта связь была реляти-
релятивистски инвариантна. Корпускулярные свойства частицы харак-
характеризуются ее энергией <$ и импульсом р, волновые — частотой
со и волновым вектором k. Под <8 мы будем понимать полную
энергию частицы в смысле теории относительности. Она опре-
определяется однозначно требованием, чтобы энергия и импульс об-
образовывали четырехмерный вектор {<%/с,р) (см. т. IV, § 111,
пункт 3). Частоту со определим из требования, чтобы фаза вол-
волны со^ — kr была релятивистски инвариантна (см. по этому по-
поводу § 19, пункт 9). Тогда со и k будут образовывать четырех-
четырехмерный вектор (со/с, k). Если потребовать, чтобы временные и
пространственные компоненты четырехмерных векторов {<g/c,p)
и (со/с, k) были пропорциональны друг другу, то получатся ре-
релятивистски инвариантные соотношения
JT = ftco, A7.2)
p = hk. A7.3)
Они будут совпадать с соответствующими соотношениями для
фотонов, если для всех частиц h положить равной постоянной
Планка, что мы и сделаем. Такой выбор h логически не необ-
необходим, а оправдывается последующими результатами. Соотно-
Соотношения A7.2) и A7.3) и были постулированы де Бройлем.
Во всякой инерциальной системе отсчета волновой вектор k
определен абсолютно однозначно, поскольку соотношением
A7.3) он однозначно выражается через импульс частицы р =
= mv. Напротив, соотношение A7.2) такой абсолютной одно-
однозначностью не отличается. Здесь однозначность навязана ис-
искусственно— требованием, чтобы <% и со были временными
') В оптике монохроматическая волна записывалась в виде е'(°)'-*л>.
Сейчас мы употребляем комплексно сопряженное выражение el(ftr ~at\ Оба
способа написания совершенно равноправны. Но в квантовой механике укорз-
килось написание волны именно в форме A7.1). Однако независимо от спо-
способа написания под фазой волны следует понимать выражение Ы — kr.
96 ВОЛНОВЫЕ СВОЙСТВА ЧАСТИЦ ВЕЩЕСТВА [ГЛ. Ill
компонентами четырехмерных векторов. В принципе же энергия
определена всегда с точностью до произвольной аддитивной по-
постоянной. Мы увидим далее (см. § 19), что и частоту со можно
переопределить так, чтобы она также содержала аддитивную
постоянную.
3. Рассмотрим некоторые свойства волн де Бройля, выте-
вытекающие из соотношений A7.2) и A7.3). Прежде всего из A7.3)
получаем выражение для длины волны де Бройля:
'A, = 2n/k = 2nfifp = h/p. A7.4)
Эта величина в каждой инерциальной системе отсчета опреде-
определена однозначно.
Для фазовой скорости волн де Бройля формулы A7.2) и
A7.3) дают
1,ф = со/6 = ЙГ/р. A7.5)
В релятивистской теории Ж = тс2, р — mv, где v — скорость
частицы, а т — релятивистская масса. В этом случае
v^ = c2/v. A7.6)
Поскольку всегда v ^ с, отсюда следует, что Уф ^ с. Для фо-
фотонов в вакууме v = с, а потому в этом случае Уф = с. Полу-
Полученный результат не должен нас смущать, поскольку на вели-
величину фазовой скорости не накладывается никаких ограничений.
К тому же в дальнейшем будет показано, что, согласно совре-
современной физической интерпретации, фазовая скорость волн
де Бройля имеет чисто символическое значение, так как эта
интерпретация относит ее к числу принципиально ненаблюдае-
ненаблюдаемых величин.
Принципиально наблюдаемой величиной является групповая
скорость волн де Бройля
vrp = dcofdk==dg'/dp. A7.7)
Эта величина не содержит никакой неопределенности, посколь-
поскольку не только dp, но и приращение энергии d<S определены од-
однозначно. При любой скорости движения частицы d& = v dp,
так что всегда
vrp = v, A7.8)
т. е. групповая скорость волн де Бройля равна скорости ча-
частицы. Заменив теперь в формуле A7.6) v на vTP, получаем
Формально можно образовать величину, аналогичную длине
волны де Бройля A7.4). Для этого заметим, что длина четы-
четырехмерного вектора энергии-импульса частицы в пространстве
Минковского равна \J(<§icf — Р2- Это есть инвариант, равный
§ 17] ГИПОТЕЗА ДЕ БРОИЛЯ 97
тос, где т0 — масса покоя частицы. Поделив на него постоян-
постоянную Планка Л, получим инвариантную величину
XK = h/moc, A7.10)
имеющую размерность длины. Она представляет собой комп-
тоновскую длину частицы. Таким образом, формально Хц можно
рассматривать как длину волны де Бройля, которой соответ-
соответствует величина импульса, равная инвариантной длине четы-
четырехмерного вектора энергии-импульса частицы в пространстве
Минковского.
4. Де Бройль использовал представление о фазовых волнах
для наглядного толкования таинственного правила квантования
Бора A3.6) в случае одноэлектронного
атома. Он рассмотрел фазовую волну, бе-
бегущую вокруг ядра по круговой орбите
электрона. Если на орбите длина волны
X укладывается целое число раз (рис.
27), то волна при обходе вокруг ядра бу-
будет всякий раз возвращаться в исходную
точку с той же фазой и амплитудой.
В каждой точке орбиты установится не-
неизменный колебательный режим во вре-
времени и не возникнет излучения. В этом
случае орбита получится стационарной.
Если же указанное условие не выпол- Рис- 27
няется, то при обходе вокруг ядра фаза
и амплитуда волны не возвратятся к своим исходным значе-
значениям — стационарного состояния не получится. Исходя из этих
соображений^ де Бройль записал условие стационарности ор-
орбиты, или правило квантования, в виде
n, A7.11)
где R— радиус круговой орбиты, а п — целое число (главное
квантовое число). Полагая здесь X = h/p = 2nh/p и замечая,
что L = Rp есть момент количества движения электрона, по-
получим
L = nh, A7.12)
что совпадает с условием A3.6). В этом де Бройль видел успех
своей концепции фазовых волн. В дальнейшем условие A7.11)
удалось обобщить и на случай эллиптических орбит, когда дли-
длина волны X меняется вдоль траектории электрона. Казалось,
что это еще больше усиливало успех теории.
На самом деле этот успех призрачный. В рассуждении
де Бройля предполагается, что волна распространяется не в
пространстве, а вдоль линии — вдоль стационарной орбиты
электрона Такая идеализация соответствует приближению
98 ВОЛНОВЫЕ СВОЙСТВА ЧАСТИЦ ВЕЩЕСТВА [ГЛ. III
геометрической (лучевой) оптики. Этим приближением можно
пользоваться в предельном случае, когда длина волны Я пре-
пренебрежимо мала по сравнению с радиусом орбиты электрона,
т. е. при больших квантовых числах. А тогда проблема кван-
квантования несущественна. Чтобы действительно получить суще-
существенно новое, надо заменить геометрическую оптику волновой.
Это и было сделано Шредингером.
5. К полученным результатам можно прийти и другим пу-
путем. Для этого введем показатель преломления \х волн де Брой-
ля — важную величину, имеющую и самостоятельное значение.
Пространство, в котором распространяется волна де Бройля,
условимся называть средой. Если в среде нет силового поля, то
среда будет однородной. Показатель преломления среды может
быть определен лишь с точностью до произвольного постоян-
постоянного множителя, так как для преломления фазовых волн на
границе раздела двух сред имеет значение только отношение
показателей преломления этих сред. Во всякой волновой тео-
теории [I обратно пропорционален фазовой скорости волны. В слу-
случае волн де Бройля \х ~ 1Л>Фаз = v/c2. Опуская постоянный
множитель, можно принять
li = o. A7.13)
Определяемый этой формулой показатель преломления условно
будем называть абсолютным. Формула A7.13) сохраняет смысл
и в том случае, когда скорость частицы и меняется от точки
к точке, т. е. при наличии силовых полей. Скорость о, а с ней
и (х в каждой точке однозначно определяются уравнением энер-
энергии <S + U = const, в котором предполагается, что потенциаль-
потенциальная функция U зависит только от координат, но не зависит
явно от времени.
В предельном случае коротких длин волн распространение
последних происходит вдоль независимых линий или лучей
(см. т. IV, § 6). Этот случай называется геометрической или лу-
лучевой оптикой. Распространение волнового возмущения вдоль
лучей формально аналогично движению частицы классической
механики по траекториям. Радиус кривизны R луча или траек-
траектории частицы определяется формулой
^- = ^гAпц) = ^Aпо)> A7.14)
где дифференцирование производится в направлении главной
нормали N к лучу или траектории (см. т. IV, § 4). Эта фор-
формула, конечно, может быть использована (вместо уравнений
Ньютона) для определения формы луча или траектории частицы.
Вернемся теперь к выводу правила квантования, данному
ле Бройлем. Условие применимости геометрической оптики к
§ 17] ГИПОТЕЗА ДЕ БРОИЛЯ 99
движению электрона вокруг ядра атома выражается формулой
| X dii/dr ]<C|ii, т. е. \ldv/dr \^v.
Подставив сюда к = 2nh/p, ц = и и ограничиваясь нереляти-
вистским приближением, запишем это так:
2K, A7.14а)
где К — кинетическая энергия электрона. Скорость v найдется
из уравнения энергии
Отсюда находим
та2 Ze2 op ,
—^ = 0 = const.
dv Ze2 ,.
mvr —r- = — = и,
dr . r
где U — потенциальная энергия. Если электрон движется по
окружности, то mvr = nfi, а потому
пП ¦$- = U = $ - К = - 2/С,
так как при движении по окружности Ж + /(=0. Сопоставляя
полученное соотношение с неравенством A7.14а), находим
т. е. квантовое число п должно быть большим в согласии с тем,
что было установлено выше.
6. Все изложенное представляет собой чисто умозрительное,
гипотетическое построение, а потому не имеет доказательной
силы. Истинное доказательство или опровержение полученных
результатов может дать только опыт. В каких же явлениях
природы могут проявиться волновые свойства вещества, если
они действительно существуют? Независимо от физической при-
природы волн сюда относятся явления интерференции и дифракции.
Непосредственно наблюдаемой величиной в них является длина
волны к. Во всех случаях длины волн де Бройля определяются
формулой A7.4). Применим ее к нерелятивистскому движению
частиц.
Для электронов, ускоренных разностью потенциалов 1/, им-
импульс определяется формулой р = д/2т,.е1/, так что в абсо-
абсолютной системе единиц
Яе = /г/д/2тееК. A7.15)
Положим здесь he = 1,2399-10-4 эВ-см, тес2==511003 эВ. То-
Тогда получится практическая формула
1п-8 1,2264 ,.„ .
10 см = —т- нм. A7.16)
100 ВОЛНОВЫЕ СВОЙСТВА ЧАСТИЦ ВЕЩЕСТВА [ГЛ. III
Для протонов
Яр = 0,02862/VK(B) нм. A7.17)
Вычислим еще длину волны де Бройля для молекул непо-
неподвижного газа при абсолютной температуре Т. Задача эта — не
совсем определенная, поскольку молекулы движутся с тепло-
тепловыми скоростями, распределенными по закону Максвелла. Не
вдаваясь в обоснование (см. задачу к следующему параграфу),
будем понимать под v среднюю квадратичную скорость моле-
молекулы. Тогда ее импульс будет р = д/3т&7\ Отсюда легко по-
получить для атомов гелия (тНе = 6,7-10~24 г)
AHe=l,26/V?7 нм. A7.18)
Для молекул водорода
XHl= 1,78/л/Т нм, A7.19)
а для тепловых нейтронов
К = 2,52/Vf нм. A7.20)
Эти формулы показывают, что для электронов, ускоренных
до потенциала 100—10 000 В, для атомов гелия и молекул во-
водорода при комнатной температуре, а также для тепловых ней-
нейтронов и других «медленных» легких частиц длины волн
де Бройля того же порядка, что и длины волн мягких рентге-
рентгеновских лучей. Поэтому дифракцию таких частиц надо пытаться
искать методами, аналогичными тем, которые применяются в
случае рентгеновских лучей. Однако гипотеза де Бройля пред-
представлялась настолько фантастичной, что сравнительно долго ни-
никто из экспериментаторов не пытался подвергнуть ее экспери-
экспериментальной проверке.
ЗАДАЧ И
1. Обобщить нерелятивистские формулы A7.15), A7.16) и A7.17) на
случай релятивистских электронов и протонов. При каком значении ускоряю-
ускоряющего потенциала V можно пользоваться нерелятивистскими формулами, чтобы
ошибка не превосходила одного процента?
Ответ.
где m0 — масса покоя частицы. Для электронов
у 112
VK(B)
для протонов
у
»A+ 0,533. 10-Ч(в))-1/2нм. A7.17а)
(В)
18]
ГИПОТЕЗА ДЕ БРОЙЛЯ И ОПЫТ
101
Нерелятивистскими формулами при указанной точности расчета можно поль-
пользоваться для электронов при V^20 кэВ, для протонов при УЦ 40 МэВ.
2. Найти приближенное выражение для длины волны де Бройля ультра-
ультрарелятивистской частицы, т.е. такой частицы, кинетическая энергия &'КИц кото-
которой много больше энергии покоя т0с2. При каких значениях $\ин полученная
формула будет давать ошибку, не превосходящую 1 °/о? Найти X для ультра-
ультрарелятивистской частицы с кинетической энергией <§ГКИн = 10 ГэВ.
Ответ. X = Лс/ёРки„. При <§?кин > 100 т0с2 ошибка не превосходит 1 %.
При <?,<„„ = 10 ГэВ Я = 1,25-Ю-14 см.
3. При какой скорости частицы ее деС'лойлевская и комптоновская длины
волн равны между собой?
О т в е т. v = с/V2 .
§ 18. Экспериментальные подтверждения гипотезы де Бройля
1. Интерференция электронов при отражении от кристаллов
была обнаружена, но не понята еще до появления гипотезы
де Бройля. Производя оныты по рассеянию электронов тонкими
Рис. 28
металлическими фольгами в 1921 —1923 гг., Дэвиссон A881 —
1958) и Кэнсман наблюдали определенно выраженную зависи-
зависимость интенсивности рассеянного пучка от угла рассеяния. По-
Положение и величина получающихся максимумов на кривой рас-
рассеяния существенно зависели от скорости электронов. В одном
из опытов, в котором электроны рассеивались никелевой пла-
пластинкой, стеклянный прибор лопнул и пластинка окислилась.
После длительного прокаливания пластинки в вакууме и ат-
атмосфере водорода произошла перекристаллизация с образова-
образованием некоторого количества крупных кристаллов. При повторе-
повторении опыта по рассеянию электронов с этой пластинкой кривая
рассеяния резко изменилась: количество максимумов сильно
возросло, а сами максимумы сделались значительно более от-
отчетливыми. На рис. 28 приведены полярные диаграммы рас-
рассеяния электронов до прокаливания пластинки (а) и после
102
ВОЛНОВЫЕ СВОПСТВА ЧАСТИЦ ВЕЩЕСТВА
[ГЛ. III
прокаливания (б). На этих диаграммах вдоль радиусов-векторов
отложены отрезки, пропорциональные интенсивности рассеяния
электронов в соответствующих направлениях.
Происхождение максимумов и минимумов на кривых рас-
рассеяния долгое время оставалось непонятным, пока их не ис-
истолковали как результат интерференционного отражения волн
де Бройля от соответствующих атомных плоскостей крупных
кристаллов, образовавшихся в результате перекристаллизации.
Это истолкование было подтверждено в 1927 г. опытами Дэвис-
сона и Джермера A896—1971). На этих опытах была открыта
дифракция электронов. С них началось систематическое иссле-
исследование этого явления.
2. В опытах Дэвиссона и Джермера прежде всего использо-
использовался метод Л. Брэгга A890—1971), но применительно не к
рентгеновским лучам, а к волнам де Бройля. Параллельный
пучок электронов одинаковой скорости, создаваемый «элек-
«электронной пушкой ¦> А (рис. 29), направлялся на монокристалл
Кристалл
никеля
Рис. 29
Рис. 30
никеля. Рассеянные электроны улавливались коллектором С,
соединенным с гальванометром. Коллектор можно было уста-
устанавливать под любым углом к направлению падающего пучка,
вращая его все время в одной плоскости (плоскости рисунка).
По показанию гальванометра можно было судить об интенсив-
интенсивности пучков электронов, рассеянных в различных направле-
направлениях. Типичная полярная диаграмма интенсивности рассеяния
электронов представлена на рис. 30. На ней имеется резко вы-
выраженный максимум, соответствующий зеркальному отражению
электронов, когда угол падения равен углу отражения. Тот же
опыт, повторенный с поликристаллической пластинкой никеля,
состоящей из множества мельчайших беспорядочно ориентиро-
ориентированных кристалликов, не обнаружил никакого преимуществен-
преимущественного направления при отражении электронов.
§ 18] ГИПОТГ.ЗА ДЕ БРОПЛЯ И ОПЫТ 103
В опытах Дэвиссона и Джермера гипотеза де Бройля была
подвергнута и количественной проверке. Как известно, отраже-
отражение рентгеновских лучей от кристаллов носит интерференцион-
интерференционный характер (см. т. IV, § 61). От различных параллельных
атомных плоскостей кристалла исходят волны, как бы испы-
испытавшие зеркальное отражение на каждой из этих плоскостей.
Если выполнено условие Брэгга — Вульфа
2dsinq) = mA., A8.1)
где ф — угол скольжения, d — межплоскостное расстояние,
т = \, 2, 3, ..., то эти волны при интерференции усиливают
друг друга. В результате и возникает отраженная волна. Не-
Необходимым условием такой трактовки отражения является вы-
выполнение неравенства mk/Bd) <. 1, т. е. малость длины волны.
Такое условие выполняется и в случае волн де Бройля при
ускоряющем напряжении в десятки и сотни вольт. Поэтому,
даже не зная детально самого механизма отражения волн
де Бройля, можно ожидать, что оно также интерференционное,
и по этой причине условие A8.1) должно выполняться и для
волн де Бройля ').
В случае монохроматических рентгеновских лучей длину
волны К во время опыта сохраняют постоянной. На опыте ме-
меняют угол скольжения ф и замечают, при каком значении ф
наступает интерференционное отражение. В случае волн
де Бройля значительно удобнее во время опыта угол ф сохра-
сохранять неизменным, добиваясь интерференционного отражения
путем изменения ускоряющего напряжения, т. е. длины деброй-
левской волны К. Так и поступили экспериментаторы.
По теории максимумы отражения должны появиться только
при тех значениях X, которые получаются по формуле A8.1)
при целых значениях т. Подставляя в эту формулу значение
X из A7.16), получим для нерелятивистских электронов
П8.2)
Здесь V выражено в вольтах, a d—в нанометрах. На рис. 31
приведена кривая, полученная в опытах Дэвиссона и Джермера
с монокристаллом никеля при ф = 80°, d = 0,203 нм. По оси
абсцисс отложено значение л/V, а по оси ординат — относитель-
относительная интенсивность отражения. На том же рисунке стрелками
показано положение максимумов, найденное по формуле A8.2).
') В сущности, отражение и рассеяние длинных волн (длина волны ко-
которых велика по сравнению с межмолекулярными и межатомными расстоя-
расстояниями) также можно рассматривать как интерференционное. Роль атомных
плоскостей в этих случаях играют какие-то параллельные и равноотстоящие
ел; и Но эти слои являются макроскопическими (см. т. IV, § 66, 99), а не
моноатомными.
104
ВОЛНОВЫЕ СВОЙСТВА ЧАСТИЦ ВЕЩЕСТВА
[ГЛ. Ill
Ожидалось, что максимумы должны быть равноотстоящими, а
расстояние между ними должно составлять 3,06 В1/2. Все это
подтвердилось на опыте, но только при больших значениях т
(т=6, 7, 8). При малых т получились систематические от-
отступления от формулы A8.2).
3. Причина указанного расхождения была выяснена Бете
(р. 1906), который показал, что электронным волнам де Бройля
в кристалле надо приписать показатель преломления, больший
показателя преломления их в вакууме, В самом деле, положи-
положительно заряженные ионы кристаллической решетки металла и
отрицательные электроны между ними пространственно не сов-
совпадают. Поэтому в металле существует электрическое поле, по-
потенциал которого периодически меняется от точки к точке. При
грубом рассмотрении его можно заменить постоянным потен-
потенциалом Vo, который получается из истинного потенциала путем
усреднения его по пространству. Такой усредненный потенциал
Vo называется внутренним потенциалом металла. Если потен-
потенциал внешнего пространства принять равным нулю, то вели-
величина Vo должна быть положительна, чтобы электроны могли
удерживаться внутри металла. Действительно, в этом случае
потенциальная энергия электрона внутри металла будет отри-
отрицательной — электрон как бы будет находиться в потенциаль-
потенциальной яме постоянной глубины Vo, на стенках которой потенциал
скачкообразно меняется от нуля снаружи до постоянного зна-
значения Vo. Наличием внутреннего потенциала металла и можно
объяснить увеличение показателя преломления при переходе
из вакуума в металл.
Действительно, пусть наружный электрон падает на металл.
Если он прошел ускоряющий потенциал V, то его скорость бу-
будет Uj ~ л/V- В металле скорость этого электрона возрастет
до v2 ~ д/V + Vo- Поэтому при входе в металл траектория
электрона и связанная с ним волна де Бройля должны испы-
испытать преломление. Согласно A7.13) относительный показатель
преломления металла для этого процесса будет
A8.3)
§ 18] ГИПОТЕЗА ДЕ БРОЙЛЯ И ОПЫТ 105
Индекс 21 ради краткости опустим, т. е. будем пользоваться
здесь обозначением ц = ц,21 (не путать с «абсолютным» пока-
показателем преломления).
С учетом преломления электронных волн де Бройля условие
Брэгга — Вульфа A8.1) следует писать в виде
2d\i cos -ф = тк A8,4)
(см. т. IV, §§ 33, 61; потеря полуволны при отражении здесь не
возникает). Под г|з здесь'нонимается угол преломления, тогда
как ф означает угол скольжения (а не падения). Поэтому закон
преломлепия следует писать в виде
cosqp/sin i|) = ц.
Из него находим cos г|з = (l/jx) -\/[х2— cos2 ср. Таким образом,
условие Брэгга — Вульфа принимает вид
2d\'\i2 — cos2(f = mX. A8.5
Правильность приведенного объяснения подтверждается
расчетами. На опыте при фиксированном угле ф измеряются
значения ускоряющего потенциала V, при которых получаются
брэгговские максимумы различных порядков (т = 3, 4, 5). По
формуле A7.16) вычисляются соответствующие им длины волн
де Бройля. Затем по формуле A8.5) находят показатели пре-
преломления \х. Наконец, по формуле A8.3) определяют внутрен-
внутренний потенциал Vo металла. Оказалось, что в пределах ошибок
измерений Vo зависит только от природы металла, но не зави-
зависит от порядка отражения т (т. е. от V) и от угла ф. Так и
должно быть, если только объяснение, данное выше, правиль-
правильное. Для никеля, например, Vo ~ 15 В. Такого же порядка внут-
внутренние потенциалы и для других металлов. Впрочем, для объ-
объяснения ряда явлений заменять истинный потенциал в металле
усредненным недостаточно. Надо принять во внимание, что
истинный потенциал периодически меняется в пространстве. На
этой основе построена так называемая динамическая теория
интерференции волн де Бройля, созданная также Бете в 1928 г.
4. Метод, с помощью которого были получены приведенные
результаты, мы назвали методом Брэгга. Исследование дифрак-
дифракции рентгеновских лучей производится также двумя другими
главными методами: методом Лауэ A879—1960) и методом Де-
бая— Шерера — Хелла (см. т. IV, § 61). Такие же методы мож-
можно применять и для исследования дифракции волн де Бройля.
Дэвиссон и Джермер в 1927 г. применяли метод Лауэ. В методе
Лауэ узкий пучок рентгеновских лучей пропускается через мо-
монокристалл. Дифрагированные лучи попадают на фотопластин-
фотопластинку и фиксируются на ней в виде системы симметрично рас-
расположенных пятен. Спектр рентгеновских лучей, как бы до
106 ВОЛНОВЫЕ СВОЙСТВА ЧАСТИЦ ВЕЩЕСТВА [ГЛ. Ill
выяснено в т. IV, § 61, должен быть обязательно сплошным. При
изучении дифракции электронов по методу Лауэ надо было бы
экспериментировать с пучками электронов с непрерывным раз-
разбросом скоростей, что практически невозможно. Скорости элек-
электронов, выходящих из электронной пушки, одинаковы или, точ-
точнее, непрерывно распределены в узких пределах. Условия Лауэ
(разумеется, исправленные с учетом показателя преломления
электронных волн де Бройля) для пучка электронов определен-
определенной скорости, вообще говоря, не выполняются и интерференция
не возникает. Поэтому для получения дифракционных макси-
максимумов приходится шаг за шагом непрерывно менять скорость
электронов (путем изменения ускоряющего потенциала, нало-
наложенного на пушку) и одновременно положение коллектора.
5. В опыте Дэвиссона и Джермера использовался монокри-
монокристалл никеля (кристалл кубической системы), сошлифованный
., вдоль плоскости с миллеровскими индек-
Электронная «л' "• .. , , . , т т г i о с \ п
пушка Аф сами A11) (см. т. II, § 135). Перненди-
|--L. ^V1 кулярно к сошлифованной плоскости в
U^"\^< вакууме падал пучок электронов, испу-
испускаемый электронной пушкой (рис. 32).
Для улавливапия рассеянных электронов
применялся двойной цилиндр Фарадея
с надежной кварцевой изоляцией между
наружным и внутренним цилиндрами.
Внутренний цилиндр был соединен с чув-
чувствительным гальванометром. Чтобы
устранить неупруго рассеянные электро-
электроны, потерявшие при рассеянии значитель-
значительную часть своей энергии, на внешний
цилиндр накладывался задерживающий
Рнг 49 / ¦• \
ГИ(-ол (отрицательный) потенциал, величина
которого была в десять раз меньше уско-
ускоряющего потенциала. В результате приемника могли достигать
только электроны, отразившиеся упруго, а именно такие, у ко-
которых скорость при отражении уменьшилась не более чем на
10%- Исследовалось количество рассеянных электронов в зави-
зависимости от 1) угла рассеяния, 2) скорости электронов в пучке,
3) азимута, т. е. угла поворота кристалла вокруг оси, перпен-
перпендикулярной к рассеивающей плоскости.
На рис. 33 нриведена полярная диаграмма, определяющая
зависимость числа рассеянных электронов от угла рассеяния 0
при том положении кристалла, которое соответствует рис. 32.
В этом положении сошлифованная поверхность кристалла по-
покрыта правильными рядами атомов, перпендикулярными к пло-
плоскости падения (плоскости рисунка), расстояние между кото-
которыми равно d = 0,215 нм. Коллектор мог поворачиваться, оста-
оставаясь все время в плоскости падения. Менялся также ускоряю-
18]
ГИПОТЕЗА ДЕ БРОПЛЯ И ОПЫТ
107
щий потенциал. При угле 6=50° и различных ускоряющих на-
напряжениях наблюдался максимум, но своего полного развития
он достигал при ускоряющем напряжении 54 В (X = 0,167 нм).
44 В
4ВВ
54 В
Рис. 33
64 В
68 В
д)
Его можно истолковать как дифракционный максимум первого
порядка от плоской дифракционной решетки с периодом d =
= 0,215 нм. В самом деле, вычисление угла 6 по формуле
dsin6 = ?i приводит к
результату 0 = 51°, что
хорошо согласуется с
экспериментом.
На опыте произво-
производились также измере-
измерения числа рассеянных
электронов при неиз-
неизменном положении кол-
коллектора и постоянстве
угла 8, но при различ-
различных азимутах кристал-
кристалла. Иначе говоря, кри-
кристалл мог поворачи-
поворачиваться вокруг оси, пер-
перпендикулярной к со-
шлифованной плоско-
плоскости. Результаты таких
измерений изображены
графически на рис. 34
для углов 6 = 44° и
8= 50° и соответствую-
соответствующих им ускоряющих напряжений. Большая часть максимумов
на этих рисунках отвечает пространственной интерференции,
т. е. взаимной интерференции волн, рассеянных атомами про-
пространственной решетки кристалла. При повороте кристалла на
360° кривые трижды повторяются. Это связано с тем, что пер-
перпендикуляр к отражающей плоскости A11) является поворотной
осью кристалла третьего порядка. Для полного количественного
0° 30° 60° 90° 120° 150° I80°2W°240°?70°300°330°360°
йзимут
Рис. 34
108
ВОЛНОВЫЕ СВОЙСТВА ЧАСТИЦ ВЕЩЕСТВА
[ГЛ. III
согласия с теорией необходимо было учесть показатель прелом-
преломления кристалла. Небольшое число максимумов соответствует
интерференционному усилению волн, рассеянных атомами, ад-
адсорбированными в поверхностном слое кристалла. Этим объяс-
объясняется, почему на нижней половине рис. 34 из трех больших
максимумов средний несколько ниже двух крайних.
6. Исследование дифракции электронов методом Дебая —
Шерера — Хелла производилось, начиная с 1928 г., Д. П. Том-
соном A892—1975), П. С. Тартаковским A895—1939) и неко-
некоторыми другими физиками. Томсон пропускал тонкий монохро-
мати"егкк:1 пучок быстрых электронов (ускоряющий потенциал
Рис. 35
Рис. 36
от 17,5 до 56,5 кВ, соответствующие длины волн, вычисленные
по релятивистской формуле A7.16а), от 0,092 до 0,052 нм)
сквозь поликристаллическую фольгу толщиной ~10~5 см. (Ис-
(Использование быстрых электронов связано с тем, что более мед-
медленные электроны сильно поглощаются фольгой.) На фотопла-
фотопластинке, поставленной за фольгой, получилось центральное пятно,
окруженное дифракционными кольцами. На рис. 35 воспроиз-
воспроизведена дифракционная картина, полученная описанным мето-
методом с золотой фольгой. Очень простым опытом Томсон пока-
показал, что дифракционная картина образовывалась самими рас-
рассеянными электронами, а не вторичными рентгеновскими луча-
лучами, возбуждаемыми ими: при включении магнитного поля вся
гифракционная картина смещалась и искажалась. Этого, ко-
§ 18] ГИПОТЕЗА ДЕ БРОЙЛЯ И ОПЫТ 109
нечно, не должно было бы быть, если бы картина возникала
в результате дифракции рентгеновских лучей.
Происхождение дифракционных колец в случае электронной
дифракции — такое же, как и в случае дифракции рентгенов-
рентгеновских лучей (см. т. IV, § 61). Поликристаллическая фольга, про-
пронизываемая электронным лучом, состоит из множества мель-
мельчайших (~10~б см) беспорядочно ориентированных кристалли-
кристалликов. Как уже указывалось выше, электронный луч в методе Де-
бая — Шерера — Хелла должен быть монохроматическим. Но
при фиксированной длине волны к среди множества кристалли-
кристалликов найдутся такие, при отражении от которых выполняется
условие Брэгга — Вульфа 2d sin ф = тк (рис. 36), где ф — угол
скольжения, a d—межплоскостное расстояние. (Ради простоты
мы отвлеклись от усложнения, связанного с преломлением элек-
электронных лучей. Это обстоятельство легко учесть.) Статистиче-
Статистически совокупность таких кристалликов обладает симметрией вра-
вращения вокруг направления падающего луча АВО. Поэтому
точки С на фотопластинке, куда попадают соответствующие
лучи и вызывают их почернение, должны располагаться вдоль
колец с центром в О. Найдем связь между радиусом кольца г
и длиной волны X. При малых углах скольжения
sin ф к* ф = ml/2d = r/2D,
где D — расстояние от фольги до фотопластинки. Таким обра-
образом, должно выполняться соотношение
гД = const. A8.6)
Оно будет справедливо и при учете преломления. Если вос-
воспользоваться формулой A7.16) (для медленных электронов)
или A7.16а) (для быстрых электронов), то A8.6) преобразует-
преобразуется в соотношения между г и V. Такие соотношения подтверди-
подтвердились на опыте.
Другое количественное доказательство дифракции электро-
электронов в кристаллах получится, если сравнить электронограмму
кристалла с рентгенограммой того же кристалла. С их помощью
можно вычислить постоянную кристаллической решетки. Ока-
Оказалось, что эти различные методы приводят к одинаковым зна-
значениям.
Аналогичные исследования дифракции электронов по методу
Дебая — Шерера — Хелла производились П. С. Тартаковским.
Он пользовался менее быстрыми электронами (ускоряющий по-
потенциал до 1700 В, к > 0,297 им) и алюминиевой фольгой. Ис-
Исследования велись при постоянном угле рассеяния. При изме-
изменении скорости электронов наблюдался ряд максимумов, для
которых выполнялось условие Брэгга — Вульфа.
7. Дифракция электронов наблюдалась также на отдельных
атомах и молекулах. Не останавливаясь подробно на этоу
НО ВОЛНОВЫЕ СВОЙСТВА ЧАСТИЦ ВЕЩЕСТВА [ГЛ. III
вопросе, ограничимся замечанием, что еще в 1920 г. Рамзауэр
A879— 1955) открыл явление, названное его именем. Оно со-
состоит в аномальном увеличении проницаемости некоторых газов
для весьма медленных электронов. Иными словами, полное эф-
эффективное сечение атома (см. § 9, а также т. II, § 87) по от-
отношению к проходящему через газ пучку электронов становится
аномально малым при уменьшении их скорости. Явление осо-
особенно отчетливо выражено для благородных газов: аргона,
криптона и ксенона. С классической точки зрения (см. § 9)
эффективное сечение атома должно было бы монотонно па-
падать с увеличением скорости электронов. Напротив, опыт
показывает, что для аргона, криптона и ксенона оно имеет
глубокий минимум при ускоряющем напряжении «0,6 В. По
обе стороны от указанного минимума эффективное сечение
резко возрастает, достигая максимума при 6 (ксенон), 11 (крип-
(криптон) и 13В (аргон). Это объясняется интерференционными
ослаблениями и усилениями волн де Бройля при прохождении
их через электрическое поле внутри атома. Грубо говоря, влия-
влияние такого поля сводится к действию неоднородной среды, пока-
показатель преломления которой внутри атома непрерывно меняется
от точки к точке.
8. До сих пор говорилось о дифракции электронов. Атомы
и молекулы также претерпевают дифракцию. Как показал
Штерн A888—1969), для тяжелых атомов, когда длина волны
де Бройля \ — h/mv очень мала, дифракционная картина либо
совсем не получается, либо получается весьма расплывчатой.
Но для легких атомов и молекул (Н2, Не) наблюдаются весьма
четкие дифракционные картины, с большой точностью подчи-
подчиняющиеся формуле X = h/mv. Как видно из формул A7.18) и
A7.19), для молекул водорода и атомов гелия средняя длина
волны при комнатной температуре порядка 0,1 нм, т. е. того
же порядка, что и постоянная кристаллической решетки. Од-
Однако эти частицы обладают тепловым разбросом скоростей. Для
получения четкой дифракционной картины их предварительно
необходимо монохроматизировать. Подходящий селектор скоро-
скоростей молекул схематически изображен на рис. 37. Это два ди-
диска, насаженные на общую ось, с одинаковыми, но поверну-
повернутыми одна относительно другой щелями. Диски могут приво-
приводиться во вращение вокруг этой оси. На диски направляется
пучок атомов или молекул параллельно оси вращения. Селек-
Селектор в принципе работает так же, как зубчатое колесо в извест-
известном методе Физо A819—1896) измерения скорости света. В от-
отношении дифракционных картин, получаемых с атомарными и
молекулярными пучками, заметим, что эти пучки не могут про-
проникать в глубь кристаллов. Кристаллы действуют на них как
плоские двухмерные отражательные решетки. На рис. 38 при-
приведена картина дифракции атомов гелия от кристалла фтори-
18]
ГИПОТЕЗА ДЕ БРОИЛЯ И ОПЫТ
111
стого лития, т. е. угловое распределение дифрагированных
атомов.
9. Остановимся еще кратко на дифракции нейтронов. Ней-
Нейтрон—нейтральная элементарная частица, масса которой почти
точно равна массе протона. Благодаря отсутствию электриче-
электрического заряда он взаимодействует только с ядрами атомов —
посредством ядерных сил. На электроны атомных оболочек, а
следовательно и на фотопластин-
фотопластинку, нейтрон не действует. Чтобы
тем не менее применить фотопла-
фотопластинку, фотослой покрывают ин-
индиевой фольгой, в которой в ме-
местах попадания нейтронов проис-
происходят ядерные реакции с выделе-
выделением электронов и 7~квантов>
действующих на фотоэмульсию.
Для получения дифракционной
Прямой
луч
\
' А V'
11111 * i <.
ч./ A 4:
M I I I I I I r
35
30
25
20
15
10
Рис. 37
-20" -10° 0° 10° 20"
Рис. 38
картины (нейтронограммы) по методу Лауэ «белый» пучок теп-
тепловых нейтронов от ядерного реактора направляют на крупный
монокристалл, в котором и
дифрагируют нейтроны.
На рис. 39 приведена
нейтронограмма, полученная
при прохождении пучка
нейтронов через монокри-
монокристалл NaCl. Помимо цен
трального пятна, получилаа
система симметрично распо
ложенных пятен, соответ-
соответствующая поворотной oci
четвертого порядка кристал
ла NaCl. Привлекает внима-
внимание изолированность пятен.
Это, как было выяснено в Рис. 39
т. IV, § 61, связано с тем, что
фотопластинка поставлена не в фраунгоферовой области ди-
дифракции, а близко от кристалла — в области применимости гео-
геометрической оптики, — но все же достаточно далеко, чтобы
112 ВОЛНОВЫЕ СВОЙСТВА ЧАСТИЦ ВЕЩЕСТВА [ГЛ. III
отдельные пучки, на которые разделяется в кристалле падаю-
падающая волна, уже успели разойтись.
Резюмируя, можно сказать, что волновые свойства частиц
не только доказаны экспериментально, но и получили обширные
научно-технические применения (электронография, нейтроногра-
нейтронография и пр.).
ЗАДАЧА
На селектор скоростей (рис. 37) из печи направлен пучок атомов или
молекул, скорости которых в печи распределены по закону Максвелла Селек-
Селектор выделяет пучок частиц, абсолютные скорости которых заключены в интер-
интервале v, и -f- dv постоянной ширины dv. При каком значении и (выделяемом
скоростью вращении дисков) через селектор пройдет максимальное число
частиц?
Ответ, v2 = 3/2kT/m, т. е. v должно быть средней квадратичной ско-
скоростью.
§ 19. Статистическая интерпретация волн де Бройля
и волновой функции
1. Каков же физический смысл волн де Бройля и какова их
связь с частицами вещества?
Одна из идей, которой некоторое время придерживался Шре-
дингер, а затем быстро отказался от нее, состоит в следующем.
Никакого дуализма волн и частиц в действительности не суще-
существует. Существуют только волны. Частицы же представляют
собой суперпозиции волн. Дело в том, что в силу математичИ
ской теоремы Фурье A768—1830) из волн различных частот и
направлений всегда можно составить волновой пакет, т. е. такое
волновое образование, что при наложении в определенный мо-
момент времени волны будут усиливать друг друга в какой-то ма-
малой области пространства, а вне этой области произойдет их
полное гашение. Такой волновой пакет и есть частица. Интен-
Интенсивность волн де Бройля рассматривается как величина, про-
пропорциональная плотности среды, из которой образуется частица.
Казалось, что подтверждением такой точки зрения служит то
обстоятельство, что центр волнового пакета, подобно центру
группы волн, должен в вакууме распространяться с групповой
скоростью. А согласно формуле A7.8) групповая скорость волн
де Бройля равна скорости частицы.
Однако волновой пакет не может вести себя как частица
сколь угодно длительное время. Причина этого в том, что даже
в вакууме волны де Бройля обладают дисперсией. Действитель-
Действительно, связь между импульсом частицы р и ее энергией 8 выра-
выражается формулой
(%/с,2-р2^(т()с'2. A9.1
Подставив в нее значения <g n p из формул A7.2) и A7.3), по-
получим закон дисперсии волн де Бройля
— (tik.2= тиСJ. A9.2)
5 19J СТАТИСТИЧЕСКАЯ ИНТЕРПРЕТАЦИЯ ВОЛНОВОЙ ФУНКЦИИ ИЗ
Из него видно, что фазовая скорость волн де Бройля и<$ = со/А
зависит от частоты ш, — в этом и состоит дисперсия. Допустим
теперь, что в какой-то момент времени, скажем t = 0, волны
де Бройля усиливают друг друга в некоторой малой области
пространства, а в остальном пространстве волновое поле обра-
обращается в нуль. Как будет эволюционировать такой волновой
пакет во времени? Монохроматические волны разных частот,
из которых образован пакет, будут расходиться с различными
фазовыми скоростями. Это приведет к деформации, расплыва-
нию и в конце концов к распаду первоначального волнового па-
пакета. Таким образом, частица, если бы она представляла вол-
волновое образование, была бы неустойчива и быстро распадалась
бы. Это ни в какой мере не соответствует действительности. Та-
Таким образом, частица не может быть волновым пакетом, обра-
образованным из волн де Бройля.
2. Нельзя принять и противоположную точку зрепия: пер-
первичными являются частицы, а волны представляют их образо-
образования, т. е. возникают в среде, состоящей из частиц, подобно
звуку, распространяющемуся в воздухе. Действительно, такая
среда должна быть достаточно плотной, ибо о волнах в среде
частиц имеет смысл говорить лишь тогда, когда среднее рас-
расстояние между частицами очень мало по сравнению с длиной
волны. А в типичных случаях, как мы видели, для волн
де Бройля это условие не выполняется.
Но если бы даже мы преодолели это затруднение, то все
же указанная точка зрения должна быть отвергнута. В самом
деле, она означает, что волновые свойства присущи системам
многих частиц, а не отдельным частицам. Между тем волновые,
интерференционные свойства частиц не исчезают и при малых
интенспвностях падающих пучков. Это было доказано прямыми
опытами Бибермана, Сушкина и Фабриканта (р. 1907) с элек-
электронами и Яноши A912-1978) с фотонами.
В опытах Бибермана, Сушкина и Фабриканта применялиа
столь слабые пучки электронов, что средний промежуток вре-
времени между двумя последовательными прохождениями элек
трона через дифракционную систему был примерно в 30 000 раз
больше времени, затрачиваемого одним электроном на прохо-
прохождение всего прибора. При таких условиях взаимодействие ме-
между электронами, конечно, не играло никакой роли. Между тем
при достаточно длительной экспозиции возникала дифракцион-
дифракционная картина, ничем не отличающаяся от картины, получаемой
при короткой экспозиции с пучками электронов, интенсивность
которых была примерно в 107 раз больше. Важно только, что
в обоих случаях общее число электронов, попавших на фото-
фотопластинку, было одинаково. Это показывает, что и отдельные
частицы обладают волновыми свойствами. Косвенным доказа-
доказательством этого является также то, что волновые свойства
114 ВОЛНОВЫЕ СВОЙСТВА ЧАСТИЦ ВЕЩЕСТВА [ГЛ. III
проявляют электроны атомных оболочек, например единствен-
единственный электрон атома водорода, когда о среде, образованной элек-
электронами, говорить не приходится.
3. Приведенные две попытки физического толкования волн
де Бройля являются чисто гипотетическими. В свете экспери-
экспериментальных фактов обе они оказались несостоятельными. Мы
не намерены в дальнейшем идти по пути гипотез, а предпочи-
предпочитаем более надежный метод — метод принципов. Допустим, что
пучок частиц (для определенности будем говорить об электро-
электронах) падает на какое-либо дифракционное устройство, напри-
например кристалл. Как выяснено выше, дифракция свойственна и
волнам де Бройля, сопутствующим только одной частице. По-
Поэтому можно предположить, что падающий пучок состоит всего
из одного электрона. При прохождении соответствующей элек-
электронной волны де Бройля через кристалл она разбивается на
несколько дифракционных пучков. Нельзя допустить, что в ка-
каждом из таких пучков находится какая-то доля электрона. Элек-
Электрон действует всегда как целое и никогда не обнаруживается
часть электрона, — в этом проявляется атомизм, свойственный
микромиру. Допустим, что на пути одного из дифрагированных
пучков поставлен счетчик для улавливания электронов. Если
счетчик срабатывает, то он всегда обнаруживает целый элек-
электрон, а отнюдь не его часть. Из этого нельзя заключить, что
до обнаружения электрон находился только в одном рассматри-
рассматриваемом пучке, а потому все остальные дифрагированные пучки
никакой роли не играли — их просто не существовало. Такая
точка зрения означала бы, что электрон проходит через экс-
экспериментальное устройство как материальная точка классиче-
классической механики. Это несовместимо с явлениями интерференции
и дифракции электронов. Если повторить тот же опыт с дру-
другим электроном, то электрон обнаружится также в одном из
дифрагированных пучков, но, вообще говоря, не в том же са-
самом. Подобные трудности вынудили Борна предложить ста-
статистическую интерпретацию волн де Бройля, позволяющую со-
сочетать атомизм частиц с их волновыми свойствами.
4. Согласно статистической интерпретации волны де Бройля
следует рассматривать как волны вероятности. Более опреде-
определенно: интенсивность волны де Бройля в каком-либо месте про-
пространства пропорциональна вероятности обнаружить частицу в
этом месте. Но статистические или вероятностные свойства ча-
частиц могут быть установлены на опыте не с одной частицей, а
лишь со многими частицами или только с одной частицей, если
опыт при определенных условиях повторен многократно. Гово-
Говорить о статистике и вероятности имеет смысл лишь по отно-
отношению к определенной совокупности элементов, к которым эти
понятия относятся. Это может быть либо совокупность многих
одновременно наблюдаемых элементов, либо один элемент, мно-
§ 19] СТАТИСТИЧЕСКАЯ ИНТЕРПРЕТАЦИЯ ВОЛНОВОЙ ФУНКЦИИ 115
гократно наблюдаемый в последовательные моменты времени.
Такие совокупности элементов в квантовой механике называют-
называются квантовыми ансамблями. Квантовый ансамбль, и в этом со-
состоит одно из основных положений квантовой механики, реа-
реализуется путем задания каких-то макроскопических параметров.
Это, конечно, не означает, что волновые свойства присущи ан-
ансамблям частиц, а не самим частицам. Ансамбли необходимы
только для обнаружения таких свойств.
Статистическая интерпретация явлений появилась впервые
в статистической физике. Однако в основе классической ста-
статистической физики лежат динамические законы, допускающие
в принципе возможность точного предсказания поведения во
времени каждой индивидуальной микрочастицы системы. Для
этого нужно только знать начальные условия для всех микро-
микрочастиц и силы взаимодействия между ними. Так, поведение
газа в состоянии покоя макроскопически определяется его тем-
температурой, давлением и объемом. Но это поведение можно было
бы в принципе описать положениями и скоростями каждой мо-
молекулы в каждый момент времени. По отношению к макроско-
макроскопическому описанию положения и скорости молекул газа играют
роль скрытых параметров, т. е. величин, не проявляющихся
макроскопически. Можно было бы думать, что и в основе ста-
статистического описания, даваемого квантовой механикой, лежа!
также какие-то неизвестные динамические законы, управляю-
управляющие поведением неизвестных скрытых параметров, более тонко
и детально определяющих состояния систем, чем это делается
на современном уровне. Такая точка зрения действительно су-
существует. Но она пока что не привела ни к каким положитель-
положительным результатам. А потому вопрос о скрытых параметрах мы
оставим в стороне и ограничимся статистическим описанием,
которое дает современная квантовая механика. Существенно за-
заметить, что такое описание достаточно для предсказания и ин-
интерпретации экспериментальных результатов, по крайней мере
на современном уровне.
5. Как со статистической точки зрения объясняется дифрак-
дифракция частиц, например электронов? Перед попаданием на ди-
дифракционное устройство электроны проходят определенную уско
ряющую разность потенциалов, которой соответствует одно и
то же значение длины волны де Бройля. Ускоряющий потен-
потенциал и является тем макроскопическим параметром, который
выделяет квантовый ансамбль частиц. Пусть регистрация элек-
электронов производится фотопластинкой. В какое место фотопла-
фотопластинки попадет индивидуальный электрон, с достоверностью
предсказать невозможно; это можно сделать только с той или
иной степенью вероятности. Вероятность попадания электрона
в то или иное место фотопластинки пропорциональна интенсив-
интенсивности волны де Бройля в этом месте. Отдельный электрон
116 ВОЛНОВЫЕ СВОЙСТВА ЧАСТИЦ ВЕЩЕСТВА [ГЛ. III
оставляет на фотопластинке (после ее проявления) пятнышко.
Если электронов мало, то фотопластинка будет напоминать ми-
мишень, простреленную небольшим количеством пуль. В располо-
расположении пятнышек на фотопластинке не обнаружится никакой за-
закономерности. Закономерность выявится статистически, когда на
пластинку попадет очень много электронов. В этом случае они
преимущественно попадут в те места фотопластинки, где долж-
должны получиться дифракционные максимумы волн де Бройля. Со-
Совокупность соответствующих пятнышек и есть дифракционная
картина, получающаяся на опыте. Пока электростатическое от-
отталкивание между электронами несущественно, дифракционная
картина получится одной и той же независимо от того, обра-
образуется ли она электронами, последовательно проходящими по
одному через прибор, или сразу интенсивным пучком одинаково
ускоренных электронов, в котором содержится то же число
частиц.
6. Символический характер волн де Бройля проявляется,
между прочим, в том, что функция A7.1), представляющая
плоскую волну де Бройля W(r,t), существенно комплексна.
С комплексными выражениями такого типа мы имели дело и
в классической физике, но тогда физический смысл мы связы-
связывали только с вещественными частями этих выражений. По-
Последние можно было и не дополнять соответствующими мни-
мнимыми частями. Это делалось только в целях сокращения мате-
математических преобразований и удобства интерпретации оконча-
окончательных результатов. Не так обстоит дело в квантовой меха-
механике. Здесь функция W(r,t) принципиально комплексна. Все
физические величины, имеющие реальный физический смысл,
выражаются через асю комплексную функцию 4r(r,t), а не
только через ее вещественную часть. Конечно, можно было бы
совсем избежать применения комплексных функций. Но тогда
для изображения волны де Бройля потребовалась бы не одна,
а две вещественные функции. Одна из них представляла бы
вещественную часть, а другая — коэффициент при мнимой части
комплексной функции W. Но это только усложнило бы дело.
Теперь вероятность обнаружить частицу в каком-либо месте
пространства можно представить квадратом модуля функции W
в том же месте, т. е.
В случае плоской волны де Бройля A7.1) этот квадрат модуля
равен
Ф(г, t)W(r, t) = wya = const,
т. е. равновероятно обнаружить частицу в любом месте про-
пространства. Всякий другой результат для равномерно движу-
движущейся частицы в течение бесконечного времени несовместим
I 19] СТАТИСТИЧЕСКАЯ ИНТЕРПРЕТАЦИЯ ВОЛНОВОЙ ФУНКЦИИ 117
с однородностью пространства. Но он не получился бы, если
бы вместо комплексного выражения A7.1) для волны де Бройля
взять вещественное, например sin или cos. Это может служить
одним из оправданий использования комплексных выражепий
вместо вещественных. Но будет ли наблюдаться интерференция
волн, если каждая из них существенно комплексна? Легко ви-
видеть, что да. Действительно, пусть две волны де Бройля пред-
представляются выражениями
т. е. между обеими волнами существует разность фаз б (г). При
их наложении получается волна W = ЧЛ + XF2. Вероятность об-
обнаружить частицу в каком-либо месте пространства будет про-
пропорциональна
+ D^F, + Wy2) = 2 + 'e'6 + e-'e) = 2A + cos 6).
Она содержит интерференционный член 2 cos б (г), меняющийся
в пространстве от —2 до +2, в зависимости от разности фаз
fi(r). Таким образом, интерференция будет наблюдаться.
7. До сих пор говорилось только о плоских волнах де Брой-
Бройля, представляемых выражением A7.1). Такие волны сопрово-
сопровождают свободное равномерное движение частиц. Необходимо
теперь обобщить полученные результаты па случай произволь-
произвольных движений частицы в произвольных силовых полях. В этих
случаях полное описание состояния частицы в квантовой меха-
механике дается не плоской волной де Бройля, а какой-то более
сложной комплексной функцией W(r,i), зависящей от коорди-
координат и времени. Она называется волновой функцией. В частно?,'
случае свободного движения частицы волновая функция пере
ходит в плоскую волну де Бройля A7.1). Сама по себе волно
вая функция вводится как некоторый вспомогательный символ
и не относится к числу непосредственно наблюдаемых величин.
Но ее знание позволяет статистически предсказывать значения
величин, которые получаются экспериментально и потому имеют
реальный физический смысл. Эта связь волновой функции с тем,
что наблюдается в действительности, будет раскрываться по-
постепенно по мере дальнейшего изложения. Сейчас же мы огра-
ограничимся только одной стороной этого вопроса.
Через волновую функцию определяется относительная ве-
вероятность обнаружения частицы в различных местах простран-
пространства. На этой стадии, когда говорится только об отношениях
вероятностей, волновая функция принципиально определена с
точностью до произвольного постоянного множителя. Если во
всех точках пространства волновую функцию умножить на одно
и то же постоянное (вообще говоря, комплексное) число, отлич-
118 ВОЛНОВЫЕ СВОЙСТВА ЧАСТИЦ ВЕЩЕСТВА [ГЛ. Ill
ное от нуля, то получится новая волновая функция, описываю-
описывающая в точности то же состояние. Не имеет смысла говорить,
что Ч? равна нулю во всех точках пространства, ибо такая «вол-
«волновая функция» никогда не позволяет заключить об относи-
относительной вероятности обнаружения частицы в различных местах
пространства. Но неопределенность в определении W можно
значительно -сузить, если от относительной вероятности перейти
к абсолютной. Распорядимся неопределенным множителем в
функции W так, чтобы величина | ^ [ 2cfV давала абсолютную
вероятность обнаружения частицы в элементе объема простран-
пространства dV. Тогда |1F|2 = 4'*4; будет иметь смысл плотности ве-
вероятности, которую следует ожидать при попытке обнаружения
частицы в пространстве. При этом Ч? будет определена все еще
с точностью до произвольного постоянного комплексного мно-
множителя, модуль которого, однако, равен единице. При таком
определении должно быть выполнено условие нормировки
W P rfV =• 1, A9.3)
где интеграл берется по всему бесконечному пространству. Оно
означает, что во всем пространстве частица будет обнаружена
с достоверностью.
Нормировка A9.3) может оказаться невозможной, если ин-
геграл A9.3) расходится. Так будет, например, в случае пло-
плоской волны де Бройля, когда вероятность обнаружения частицы
одинакова во всех точках пространства. Но такие случаи сле-
следует рассматривать как идеализации реальной ситуации, в ко-
которой частица не уходит на бесконечность, а вынуждена нахо-
находиться в ограниченной области пространства. Тогда нормиров-
нормировка A9.3) не вызывает затруднений. Но предельным переходом
от нее можно получить рациональную нормировку и в случае
частицы, не локализованной в конечной области пространства
(см. §30).
8. Итак, непосредственный физический смысл связывается
не с самой функцией W, а с ее модулем Ч? (или вообще с ка-
какими-то выражениями, билинейными по W* и W). Почему же
в квантовой теории оперируют с волновыми функциями W, а не
непосредственно с экспериментально наблюдаемыми величина-
величинами Ч^Т? Это необходимо для истолкования волновых свойств
вещества — интерференции и дифракции. Здесь дело обстоит
совершенно так же, как во всякой волновой теории. Она (во
всяком случае в линейном приближении) принимает справед-
справедливость принципа суперпозиции самих волновых полей, а не их
интенсивностей и, таким образом, достигает включения в тео-
теорию явлений интерференции и дифракции волн. Так и в кван-
ювой механике принимается в качестве одного из основных по-
постулатов принцип суперпозиции волновых функций, заключаю-
§ 191 СТАТИСТИЧЕСКАЯ ИНТЕРПРЕТАЦИЯ ВОЛНОВОЙ ФУНКЦИИ 119
щийся в следующем. Если Ч\(г, t) и ^(f, О—волновые функ-
функции, описывающие какие-то два состояния частицы, то всякая
их линейная комбинация с постоянными коэффициентами
С\Ш\ -\- C2W2 представляет также волновую функцию той же ча-
частицы, описывающую какое-то состояние ее. Найдя 4х указан-
указанным путем, можно в дальнейшем определить и плотность ве-
вероятности чг*у в состоянии W.
Оправданием такого принципа суперпозиции является согла-
согласие с опытом вытекающих из него следствий. Является ли прин-
принцип суперпозиции точным законом природы, или он верен толь-
только в линейном приближении, этот вопрос не может считаться
выясненным. Мы будем строить дальнейшую теорию в предпо-
предположении, что принцип суперпозиции выполняется точно.
Подчеркнем особо, хотя это и содержится в изложенном
выше, что физический смысл волновой функции W связан не
только с ее модулем, но и с ее фазой, определяемой мнимой
частью этой функции. Если бы речь шла о волновой функции
только одного состояния, то можно было бы ограничиться од-
одним только модулем. Но если речь идет о наложении состояний,
то происходит их интерференция, а она определяется относи-
относительной разностью фаз волновых функций, описывающих эти
состояния.
9. В связи с изложенным становится понятным, почему при
рассмотрении обычных волн, например электромагнитных, ин-
инвариантность фазы волны mt — kr нами доказывалась (см. т. IV,
§ 107), тогда как в случае волн де Бройля это не делалось,
а частота ш специально подбиралась так, чтобы указанная ин-
инвариантность была обеспечена (см. § 17, пункт 2). Дело в том,
что доказательство, приведенное в т. IV (§ 107), предполагало
возможность счета волн, проходивших мимо наблюдателя. Для
волн де Бройля такая возможность исключена, ибо наблюда-
наблюдатель может следить не за самой волной W, а только за плот-
плотностью вероятности 4mF. Поэтому указанное доказательство к
волнам де Бройля неприменимо.
10. Частота волны де Бройля ш и вообще частота волновой
функции относятся к принципиально ненаблюдаемым величи-
величинам,. Этим можно воспользоваться, чтобы перейти к квантовой
механике в нерелятивистской форме. И в классической меха-
механике обширная область явлений охватывается в нерелятивист-
нерелятивистском приближении. То же может быть сделано и в квантовой
механике. К тому же здесь переход к релятивистскому рас-
рассмотрению осложняется следующим обстоятельством. В сильных
полях, когда энергия поля (например, у-кшта) превосходит
2/лес2, начинается рождение пар электрон — позитрон. То же
наблюдается в аналогичных случаях и для других частиц. По
этой причине последовательная релятивистская квантовая меха-
механика не может быть теорией одного тела (одной частицы). Tea
120 ВОЛНОВЫЕ СВОЙСТВА ЧАСТИЦ ВЕЩЕСТВА [ГЛ. III
рия одного тела возможна только в не релятивистском прибли-
приближении. Поэтому в дальнейшем мы ограничимся только нереля-
нерелятивистской квантовой механикой.
В нерелятивистской квантовой механике мы будем по-преж-
по-прежнему пользоваться соотношениями
& = Ь®, A9.4)
p = fift. A9.5)
Однако собственную энергию частицы mac2 учитывать не будем.
Это значит, что, начиная с этого места, мы вводим новую ча-
частоту, отличающуюся от прежней частоты на постоянную. Для
новой частоты сохраним нрежнее обозначение со. В частности,
в случае свободного движения & = р2/2пг, и закон дисперсии
записывается в виде
<o = (n/2m)k2 A9.6)
вместо прежнего соотношения A9.2). Это приводит к новому
выражению для фазовой скорости волн де Бройля:
уф = со/А = fifc/2m = /V2m = и/2. A9.7)
Однако это не может отразиться на физических выводах тео-
теории, так как фазовая скорость, как и сама частота со волны
де Бройля, относится к числу принципиально ненаблюдаемых
величии. Существенно, что физически наблюдаемые величины —
плотность вероятности W*W и групповая скорость A7.8)—при
новом выборе частоты остаются неизменными (см. § 17,
пункт 3). Остаются неизменными, как это будет видно из даль-
дальнейшего, и все величины, доступные измерению на опыте.
П. Остановимся в заключение на общей характеристике
всякой количественной физической теории. Такая характеристи-
характеристика особенно существенна при изучении квантовой механики.
Как отмечал Л. И. Мандельштам A879—1944), всякая теория
состоит, вообще говоря, из двух дополняющих друг друга ча-
частей. Первая часть — это математический аппарат теории, т. е.
уравнения между различными математическими символами,
входящими в теорию. Вторая часть определяет связь этих сим-
символов с природой, с реальной действительностью. Без второй
части теория иллюзорна — это чистая математика, а не есте-
естественная наука. Без первой части вообще нет количественной
теории. Только совокупность обеих частей составляет количе-
количественную физическую теорию.
Классические теории всегда начинались со второй части.
Смысл символов, которыми оперировала теория, считался из-
известным заранее или устанавливался и уточнялся в процессе
ее построения. Таковы были время, длина, масса, сила, элек-
электрический заряд, напряженности электрического и магнитного
полей и т. д. Правда, точные научные определения соответ-
§ 20] СООТНОШЕНИЕ НЕОПРЕДЕЛЕННОСТЕЙ 121
ствующих понятий иногда бессознательно подменялись наивны-
наивными представлениями, заимствованными из повседневной жизни.
Это приводило к трудностям. Так было, например, с понятиями
пространства и времени, критический пересмотр которых при-
привел к теории относительности. Но порядок построения теории
всегда оставался прежним — сначала вырабатывались понятия
и лишь потом устанавливались соответствующие уравнения.
Квантовая механика пошла по другому пути. Сначала были
установлены уравнения для каких-то символов (к числу их от-
относится, например, волновая функция), физический смысл ко-
которых был совсем не ясен. Лишь потом занялись отысканием
связи этих символов с реальной действительностью. Такой путь
построения теории хотя и представляется противоестественным,
но логически он допустим, если только связь с реальностью пол-
полностью установлена. По такому пути приходится идти и нам.
Пока что мы связали волновую функцию W с соответствующей
плотностью вероятности Ч1"*^. Но этим не исчерпывается физи-
физическая интерпретация всех понятий и величин, которые при-
пришлось ввести в связи с функцией W.
§ 20. Соотношение неопределенностей
1. В классической механике состояние материальной точки
в каждый момент времени характеризуется ее положением и
импульсом. Реальные микрочастицы — электроны, протоны,
атомы, молекулы и пр. — более сложные объекты. Нельзя ха-
характеризовать мгновенное состояние микрочастицы точными за-
заданиями ее положения и импульса. Причина этого в том, что
всякая микрочастица проявляет и корпускулярные, и волновые
свойства. Нельзя сказать, что в определенной точке простран-
пространства длина волны равна X, если о волновом поле во всех осталь-
остальных точках пространства ничего не известно. Длина волны есть
характеристика синусоиды, а синусоида — бесконечная перио-
периодическая кривая. Если из нее вырезать малый кусочек и уда-
удалить все остальные части, то оставшийся кусочек потеряет са-
самое характерное свойство синусоиды — ее периодичность. Для
кусочка, малого по сравнению с X, понятие длины волны не-
неприменимо. Ясно, что выражения «длина волны в данной точке
пространства х равна X» или «частота волнового процесса в дан-
данный момент времени t равна со» не имеют никакого смысла —¦
величина X не является функцией х, а величина со — функцией t.
С другой стороны, если какое-либо волновое образование
занимает ограниченную область нространства, то его всегда
можно представить синусоидами. Только одной синусоиды для
этого недостаточно. Требуется волновой пакет — суперпозиция
множества синусоид различных частот, которые усиливались бы
в определенном интервале пространства и взаимно гасили бы
122 ВОЛНОВЫЕ СВОЙСТВА ЧАСТИЦ ВЕЩЕСТВА [ГЛ. Ш
друг друга вне этого интервала. Если длина волнового пакета
равна Ал- (ради простоты мы ограничиваемся одним измере-
измерением), то волновые числа k, необходимые для его образования,
не могут занимать как угодно узкий интервал Ak. Минимальная
ширина интервала Ak должна примерно удовлетворять соот-
соотношению
я B0.1)
(см. т. IV, § 30). Это — чисто волновое соотношение. Из него
следует, что в коротком радиосигнале (малое Ах) всегда пред-
представлены с заметной интенсивностью монохроматические волны
с различными значениями К, Такие сигналы будут приниматься
приемниками, настроенными на различные волны. Если же
требуется принимать сигналы, близкие к монохроматическим
(малое АЛ,), то они по необходимости должны быть длинными
(большое Ах).
Напомним, как из элементарных соображений можно прийти
к соотношению B0.1). Рассмотрим множество синусоид одина-
одинаковых амплитуд, волновые числа которых k последовательно
возрастают от синусоиды к синусоиде на одну и ту же вели-
величину. В точке х фазы волн меняются от kx до (k -f- Ak)x, т. е.
на величину xAk. Если xAk = 2л, то в этой точке все сину-
синусоиды взаимно гасят друг друга. Найдем ближайшую точку
х -\- Ах, в которой будет происходить такое гашение. В этой
точке разность фаз между крайними синусоидами будет
(k + Ak) (x + Ax) — k(x + Ax) = х Ak + Ax ¦ Ak = 2я + Ах ¦ Ak.
Ближайшее гашение произойдет, когда Дх-Д& = 2я. Таким об-
образом, все волновое возмущение разобьется на отрезки одина-
одинаковой длины Ал:, причем на концах каждого отрезка волновое
поле обратится в нуль. Такой результат получился потому, что
все синусоиды были взяты с одной и той же амплитудой. Но
если воспользоваться синусоидами всевозможных амплитуд, то
можно усилить возмущение в пределах только одного отрезка
Ах, а вне этого отрезка всюду его погасить. Это следует из
математической теоремы Фурье, причем необходимым условием
является выполнение соотношения типа B0.1). Именно такой
случай мы и будем иметь в виду.
2. Рассмотрим теперь волновой пакет из волн де Бройля,
размеры которого и соответствующие пределы волновых чисел
удовлетворяют условию B0.1). Согласно статистической интер-
интерпретации вероятность обнаружения частицы будет отлична от
нуля только в пределах пакета. А чему будет равен импульс
частицы? Каждой волне де Бройля с волновым вектором k
соответствует значение импульса р = tik. Определенного им-
импульса для всего пакета не существует. Существует набор им-
импульсов, заполняющих интервал от p = Uk до р -j- Ар =
$ 20] СООТНОШЕНИЕ НЕОПРЕДЕЛЕННОСТЕЙ J23
= n{k-\-Ak). Неизвестно, какой импульс будет обнаружен в
волновом пакете при измерении. В лучшем случае можно ука-
указать только его вероятность. При измерении импульс будет об-
обнаружен с той или иной вероятностью между р = hk и р -f- Ар =
= h (ft -+- Aft). Поэтому, выражая ft через р, соотношение B0.1)
можно переписать в виде
Ax.-Ap^2nh = h. B0.2)
Это соотношение называется соотношением или принципом
неопределенностей Гейзенберга для координаты и импульса ча-
частицы. Оно определяет допустимый принципиальный предел не-
неточностей Ах и Ар, с которыми состояпие частицы можно ха-
характеризовать классически, т. е. координатой х и импульсом р.
Чем точнее х, тем с меньшей точностью возможно характери-
характеризовать р, и наоборот. Но соотношение Гейзенберга никоим об-
образом нельзя толковать в том смысле, что частица в каждый
момент времени имеет определенные значения х и р, но мы их
принципиально не можем узнать с большей точностью, чем это
позволяет соотношение неопределенностей B0.2). Такая агно-
агностическая точка зрения существовала, но она совсем не соот-'
ветствует природе изучаемых микрообъектов. Истинный смысл
соотношения B0.2) отражает тот факт, что в природе объек-
объективно не существует состояний частиц с точно определенными
значениями обеих переменных х и р.
Принцип неопределенностей был сформулирован Гейзенбер-
гом в 1927 г. и явился важным шагом в интерпретации зако-
закономерностей микромира и построении квантовой механики.
В частном случае неопределенности Ар может и не быть
(Др=0). Так будет, например, в случае плоской монохрома-
монохроматической волны де Бройля. Но тогда, согласно соотношению
неопределенностей, Ах = оо, т. е. о месте, где будет локализо-
локализована частица, ничего сказать нельзя. Она может быть с равной
вероятностью обнаружена в любой точке пространства. Напро-
Напротив, когда Ах = 0, то Ар = оо. В этом случае волновая функция
стягивается в точку. При локализации частица будет обнару-
обнаружена в одной определенной точке (например, начале коорди-
координат), но об импульсе, который будет найден при локализации,
можно высказать только вероятностное утверждение. Можно
показать, что в этом случае все значения импульса будут рав-
равновероятны.
3. В трехмерном случае классически частица характери-
характеризуется тремя прямоугольными координатами х, у, г и сопря-
сопряженными им импульсами рх, ру, рг. В этом случае соотношения
неопределенностей Гейзенберга выражаются тремя неравен-
неравенствами
Ах • Арх ^ h, А у • Аур ^ п, Аг ¦ Арг ^ /г. B0.3)
124 ВОЛНОВЫЕ СВОЙСТВА ЧАСТИЦ ВЕЩЕСТВА [ГЛ. III
Никаких ограничений на произведения гипа &х-кру, Ау-Арг,
которые получаются от умножения неопределенностей коорди-
координат на неопределенности импульсов, сопряженных с другими
координатами, соотношения неопределенностей не накладывают.
Величины х и ру, х и рг одновременно могут иметь и совер-
совершенно точные значения.
4. Соотношению B0.2) можно придать точную количествен-
количественную форму, которую мы нриведем без доказательства. В соот-
соотношении B0.2) величины Ал: и Ар точно не определены. Но лю-
любая волновая функция W позволяет определить среднее значе-
значение координаты х, а ее спектральный состав — среднее значе-
значение р. Из этих величин находятся отклонения от среднего Ах =
= х — х. Ар — р — р и средние квадраты этих отклонений Ах2
и Ар2. Точное соотношение неопределенностей гласит:
Ах5-Ар2>Й2/4. B0.4)
Как правило, мы не будем пользоваться этим соотношением,
так как во всех принципиальных вопросах существенно знать
лишь порядок величины Ах-Ар, а не ее точное значение.
5. Мы распространим соотношения неопределенностей B0.3)
и на случай макроскопических тел, хотя в этом случае и не
существует никаких опытов, подтверждающих или опровергаю-
опровергающих эти соотношения. Единственным оправданием соотношений
неопределенностей в этих случаях служит наша уверенность
в их универсальности и всеобщности. Поэтому мы поставим во-
вопрос, как сказалось бы соотношение неопределенностей на дви-
движении макроскопического тела, если бы это соотношение в рас-
рассматриваемом случае было действительно верно? Возьмем ма-
маленький шарик с массой m = 1 г. Определим положение центра
этого шарика с высокой точностью Ал: = 10~8 см, т. е. с точ-
точностью до размера атома. Тогда неопределенность импульса
шарика будет Ар ~ h/Ax « 6,63-10~19 г-см/с, а неопределен-
неопределенность скорости До = Ар/т « 6,63-10~19 см/с. Такая точность
недоступна никакому измерению, а потому и отступления от
классического движения, вызываемые соотношением неопреде-
неопределенностей, далеко лежат за пределами возможностей экспери-
эксперимента.
Совсем иначе обстоит дело с движением электрона в ато-
атоме. Имеет ли смысл говорить о классическом движении элек-
электрона по боровской орбите? Возьмем для определенности атом
водорода и первую боровскую орбиту. Чтобы такое движение
имело смысл, необходимо, чтобы неопределенность значения ра-
радиуса Ал была мала по сравнению с самим радиусом орбиты
г — Н2/(те2). Но в этом случае неопределенность значения ра-
радиального импульса будет
АрГ ~ /г/Дг 2>/г/> = 2nft/r — 2зтр,
20]
СООТНОШЕНИЕ НЕОПРЕДЕЛЕННОСТЕЙ
125
что превосходит сам импульс электрона р = h/r. Аналогичное
справедливо и для других боровских орбит, если только кван-
квантовое число не очень велико. При таких условиях представление
о движении по классическим орбитам теряет смысл. Поэтому
квантовая механика при описании движений электронов в ато-
атомах отказалась от понятия траектории — этому понятию здесь
реально ничего не соответствует. Так же обстоит дело и с дру-
другими элементарными частицами при движении в очень малых
областях пространства.
6. Соотношение B0.2) проявляется при всякой попытке из-
измерения точного положения или точного импульса частицы.
Оказывается, что уточнение положения частицы сказывается на
увеличении неточности в значении импульса, и наоборот. Ил-
Иллюстрируем это на трех примерах.
Первый пример. Пусть движение электрона описывается пло-
плоской монохроматической волной де Бройля. Электрон в таком
состоянии обладает вполне определенным импульсом, но его
координата совершенно не определена. Для определения х-ко-
ординаты электрона на пути волны перпендикулярно к ее рас-
распространению ставится непрозрачный экран со щелью ширины
d (рис. 40). Пусть координатная плоскость XY расположена в
Рис. 40
плоскости экрана, причем ось X направлена перпендикулярно
к щели. Если электрон прошел через щель, то в плоскости са-
мой щели координата х будет зафиксирована с точностью Ах ~,
~ d. Однако в результате дифракции на щели волновая функ-
функция электрона W изменится. Она будет иметь максимумы и
минимумы. Электрон же может быть обнаружен в любом месте,
где Ч? ф 0. Практически все волновое поле будет сосредоточено
в пределах центрального максимума нулевого порядка. Его
угловая ширина равна 2Ф, причем d sin Ь = к. Этот централь-
центральный максимум мы приближенно можем принять за все поле,
отбрасывая все его остальные части. В этом приближении после
126 ВОЛНОВЫЕ СВОЙСТВА ЧАСТИЦ ВЕЩЕСТВА [ГЛ. III
прохождения через щель неопределенность Арх импульса элек-
электрона получится порядка Арх = р sin О. Умножая это выраже-
выражение на Ах = d и принимая во внимание d sin $ = X и р = h/X,
получим Ах• Арх ;>, h, как и должно быть согласно соотноше-
соотношению Гейзенберга. Чем уже щель, тем точнее будет измерена
координата электрона, но зато потеряется точность в значении
его импульса.
Сужая щель до размеров d < Я, можно сделать неопреде-
неопределенность координаты сколь угодно малой. Однако при d < X
волновое поле за щелью перестает быть плоской однородной
волной де Бройля. Получается неоднородная волна, быстро за-
затухающая на расстоянии порядка X и меньше. В1 этом случае
наша оценка Ар неприменима. Однако соотношение неопреде-
неопределенностей, как показывает более точное исследование, остается
в силе.
Второй пример (мысленный опыт Гейзенберга с микроско-
микроскопом). Пусть частица находится под микроскопом (рис. 41). Для
определения ее положения она освещается монохроматическим
фотоном короткой длины волны X. По месту попадания фотона
на фотопластинку и судят о положении частицы. При освеще-
освещении пучком света изображением частицы служит дифракцион-
дифракционная картина со светлыми и темными кольцами и светлым круж-
кружком в центре. Но с одним фотоном дифракционную картину по-
получить нельзя. При рассеянии на электроне фотон с той или
иной вероятностью может попасть в любую точку потенциально
возможной дифракционной картины, где интенсивность света
отлична от нуля. Практически все фотоны могут попасть только
в пределы центрального кружка. Интенсивностью остальных
колец можно пренебречь. Радиус центрального кружка R да
да Я/р. В этом приближении положение точки попадания фо-
фотона в плоскости изображения может быть определено с точ-
точностью порядка R. Неточность положения Ах электрона в пред-
предметной плоскости найдется из условия синусов Аббе /?р =
= Ах sin а, т. е. X = Ах sin а. Чем меньше X, тем точнее опре-
определяется положение частицы. Но при рассеянии фотона на
электроне последний испытывает отдачу, в результате чего им-
импульс электрона получает неконтролируемое приращение Арх ~
~ (ft/Я) sin а. Чем меньше X, тем больше это неконтролируемое
приращение. Таким образом, при одновременном измерении х
и рх мы приходим к соотношению неопределенности Ах-Арх ~
~ h.
Третий пример. Рассмотрим измерение скорости движуще-
движущегося макроскопического тела по допплеровскому смещению ча-
частоты при отражении монохроматического света от этого тела.
Пусть телом служит идеально отражающее плоское зеркало,
движущееся в направлении нормали к своей поверхности, а
свет (фотон) падает нормально на его поверхность. Допустим,
§ 20] СООТНОШЕНИЕ НЕОПРЕДЕЛЕННОСТЕЙ 127
что падающий фотон распространяется в направлении движе-
движения зеркала. Тогда отраженный фотон отразится в обратном
направлении. На основании законов сохранения энергии и им-
импульса 2
Йсо0 + l/2mv 0 = /гш + l/2mv\ B0.5)
Tmjc -f mv0 = — fico/c -f mv, B0.6)
где m — масса тела, Do и v— его скорости до и после отраже-
отражения фотона, со0 и со — частоты падающего и отраженного фо-
фотонов. Переписав эти уравнения в виде
т (v7 - w«) = 2й (со0 - со), B0.7)
>+a0), B0.8)
почленным делением находим
о + "о = 2с соо-~ со)/(со0 + со).
Массу зеркала т можно считать бесконечно большой по срав-
сравнению с массой фотона. Тогда
v = v0 = с .'со,, — сй7(соо Н- со). B0.9)
Измерив частоты со0 и со, можно по этой формуле вычислить
скорость зеркала v. Частоту соо можно считать измеренной точ-
точно. Тогда ошибка Av в определении скорости будет определять-
определяться неточностью измерения частоты со Чтобы измерить со с точ-
точностью Асо, для измерения требуется минимальное время At,
удовлетворяющее условию Асо -At ~ 2л. На основании B0.9)
Аи = — 2ссо0Асо/(со0 4- <лJ ~ — сАсо/2со0.
Так как моменты отражения фотона известны с ошибкой At,
то неточность в скорости и поведет к ошибке в определении
координаты зеркала
Ах ~ | Аи • А/1 ~ (с/2со0^ | Aw • А/1 ~ лс/со0.
Но согласно B0.8) при взаимодействии с фотоном зеркало по-
получает неконтролируемое изменение импульса Ар ~ 2a0h/c.
Следовательно, опять получается соотношение неопределенно-
неопределенностей Ах-Ар ~ 2яЙ = h.
7. Приведенные примеры показывают, что измерения в кван-
квантовой области принципиально отличаются от классических из-
измерений. Конечно, и те и другие измерения сопровождаются
ошибками. Однако классическая физика считала, что путем
улучшения методики и техники измерений ошибки в принципе
могут быть сделаны сколь угодно малыми. Напротив, согласно
квантовой физике существует принципиальный предел точности
измерений. Он лежит в природе вещей и не может быть пре-
превзойден никаким совершенствованием приборов и методов из-
измерений. Соотношения неопределенностей Гейзенберга и уста-
128 ВОЛНОВЫЕ СВОЙСТВА ЧАСТИЦ ВЕЩЕСТВА [ГЛ. Ill
навливают один из таких пределов. Взаимодействие между мак-
макроскопическим измерительным прибором и микрочастицей во
время измерения принципиально нельзя сделать сколь угодно
малым. Если измеряется, например, координата частицы, то из-
измерение неизбежно приводит к принципиально неустранимому
неконтролируемому искажению первоначального состояния ча-
частицы, а следовательно, и к неопределенности в значении им-
импульса при последующем измерении. То же самое происходит,
если порядок измерения координаты и импульса частицы по-
поменять местами.
8. Отметим некоторые выводы, вытекающие из соотношения
неопределенностей B0.2).
Прежде всего видно, что состояние, в котором частица на-
находится в полном покос, невозможно. Далее, в макроскопиче-
макроскопической физике импульс частицы определяется формулой р = mv.
Для нахождения скорости v измеряют координаты частицы Xi
и x<i в два близких момента времени t\ и t2. Затем находят
частное (х2— х\)/(t2— t\) и выполняют предельный переход
tz-*-1\. Такой метод не годится для измерения мгновенной ско-
скорости микрочастицы. Действительно, предельный переход тре-
требует точного измерения х\ и х2. А точное измерение координаты
существенно меняет импульс частицы. Ясно поэтому, что пре-
предельным переходом нельзя найти мгновенную скорость ни в
одном положении частицы. Можно, правда, промежуток вре-
времени t2 — t\ взять длинным, а измерения х\ и х2 произвести с
малой точностью. Тогда ошибки измерения мало скажутся на
скоростях частицы и на значении дроби (х2 — Х\)/(t2 — ^i). Но
таким путем будет найдена не истинная скорость частицы, а ее
среднее значение на интервале времени t2 — t\. Импульс мик-
микрочастицы можно определять по разности потенциалов, прой-
пройденной ею в ускоряющем электрическом поле, или по длине вол-
волны де Бройля К, измеренной каким-либо дифракционным устрой-
устройством.
В квантовой механике теряет смысл деление полной энергии
ё на кинетическую и потенциальную. Действительно, одна из
этих величин зависит от импульсов, а другая от координат. Эти
же переменные не могут иметь одновременно определенные зна-
значения. Энергия <§ должна определяться и измеряться лишь как
полная энергия без деления на кинетическую и потенциальную.
Об этом подробнее будет сказано ниже.
9. В классической теории не было параметра, определяю-
определяющего размеры атома. Соотношение неопределенностей позво-
позволяет установить такой параметр. Рассмотрим для примера во-
дородоподобный атом с зарядом ядра Ze. Рассуждая класси-
классически, напишем уравнение сохранения энергии
?- _ = const.
§ 20] СООТНОШЕНИЕ НЕОПРЕДЕЛЕННОСТЕЙ 129
Если предположить, что электрон вначале находился на беско-
бесконечности практически в состоянии покоя, то следует положить
const = 0. Этим определится р2, а затем
p2r2 = 2mZe2r.
Соотношение неопределенностей возьмем в точной форме B0.4).
Так как во всяком случае Аг < г, Ар < р, то из него следует
р2г2 >¦ Й2/4, а потому 2mZe2r > Й2/4, откуда
^=Т'°'66-10"9см- B0Л0)
Порядок размера атома эта формула определяет правильно.
Численному коэффициенту не следует придавать особое значе-
значение, так как формула B0.10) носит только оценочный харак-
характер. В частности, оценка показывает, что в кулоновском поле
ядра падение электрона на ядро невозможно. Более того, на-
нахождение электрона внутри атомного ядра несовместимо с со-
соотношением неопределенностей Гейзенберга.
Если применить такую же оценку к определению размеров
атомного ядра, то в формуле B0.10) вместо т надо было бы
подставить массу протона. В результате для радиуса ядра по-
получилась бы величина примерно в 2000 раз меньшая, чем
B0.10). Но и это слишком много (размер ядра порядка
Ю-13 см). Это показывает, что для образования ядра кулонов-
ских сил недостаточно. В ядре должны действовать более мощ-
мощные — ядерные — силы, превосходящие кулоновские примерно на
два порядка.
10. Наряду с соотношением B0.1) в волновой теории вы-
выводится также соотношение
Д/-А«^,2я B0.11)
(см. т. IV, § 29). Смысл этого соотношения состоит в том, что
ограниченный во времени волновой процесс не может быть мо-
монохроматическим. Если процесс длится в течение времени At,
то разброс частот Д<в входящих в него волн в лучшем случае
удовлетворяет соотношению B0.11). Поэтому, если для наблю-
наблюдения даже монохроматического процесса предоставлено малое
время Д^, то частота процесса принципиально будет найдена в
лучшем случае с ошибкой, подчиняющейся соотношению
B0.11).
Если частоте со сопоставить энергию по формуле 8 = Йсо,
то формула B0.11) перейдет в
А/ • AS > 2яй = h. B0.12)
Формула B0.12) называется соотношением неопределенностей
Гейзенберга для времени и энергии.
130 ВОЛНОВЫЕ СВОЙСТВА ЧАСТИЦ ВЕЩЕСТВА ГГЛ. Ill
Соотношение B0.12) означает, что чем короче время суще-
существования какого-то состояния или время, отведенное для его
наблюдения, тем с меньшей определенностью можно говорить
об энергии этого состояния. Наоборот, чем больше это время,
тем с большей точностью определена энергия состояния. Если
состояние стационарно, то оно может существовать бесконечно
долго. Именно по этой причине энергия стационарного состоя-
состояния имеет вполне определенное значение. Противоположным
примером может служить нестабильная элементарная частица,
распадающаяся за очень короткое время (скажем, порядка
10~20 с). Об определенной энергии такой частицы говорить не
приходится. Поэтому при рассмотрении процесса ее распада не
требуется налагать условие сохранения энергии.
ЗАДАЧ И
1. На какую кинетическую энергию сРкин должен быть рассчитан электрон-
электронный (и протонный) ускоритель для исследования структур с линейными разме-
размерами / ~ 1 ферми A0~13 см)?
Ответ.
8кпа > тс" Vl + (W - тс\
где К = h/(mc) — комптоновская длина волны электрона (протона). Для
электрона
Й'кин > тес2ке/1 » 720 МэВ.
Для протона
<?к.ш > rnpc2 Vl + (Яр//J — nipc2 « 600 МэВ.
2. Среднее время жизни атома в возбужденном состояпии составляет
около М ~ 10~8 с. При переходе атома з нормальное состояние испус
кается фотон, средняя длина волны которого равна к = 500 нм. Оценить ши-
ширину АХ и относительную ширину ДАД излучаемой спектральной линии, если
не происходит ее уширения за счет других процессов. (Такая ширина назы-
называется естественной шириной спектральной линии.)
Ответ.
дЯ~_^.~10-4„м, М ^-Ю-7.
с М % сМ
3. Принимая во внимание, что классическая (корпускулярная) механика
является приближенным предельным случаем механики волновой, найти усло-
условие, при выполнении которого рассеяние ос-частиц и электронов на атомных
ядрах можно рассчитывать классически, как это делал Резерфорд при выводе
своей формулы (9.3).
Решение. Обозначим через а радиус атома. Можно считать, что рас-
рассеивающаяся частица подвергается действию кулоновских сил ядра только
в пределах сферы радиуса а с центром в центре атома. Такая идеализация
неприменима только при очень далеких прицельных расстояниях, когда полу-
получаются слишком малые углы рассеяния, при которых экспериментальные ис-
исследования не производятся. Рассмотрим плоскопараллельный пучок частиц с
поперечным сечением Дх, падающий на атом, и выясним, при каких условиях
его распространение в атоме можно рассматривать классически, т. е. без учета
дифракции частиц (как это делается в приближении геометрической оптики).
Дифракционным расширением пучка, как известно из оптики (см. т. IV, §6),
можно пренебречь, если / <С Д*2Д, где / — длина пучка. В рассматриваемой
задаче под / следует понимать путь луча в кулоновом поле атома По по-
§ 20] СООТНОШЕНИЕ НЕОПРЕДЕЛЕННОСТЕЙ 131
рядку величины / да а, Ах ~ а. Таким образом, условие применимости прибли-
приближения геометрической оптики принимает вид a -С a-/h, или А. <С а. Подста
вив сюда выражение для длины волны де Бройлл / — h'n — hiBmS)X12, на-
находим искомое условие:
g->h2/Ba2). B0.13)
При нашем рассмотрении не учтено действие ядерных сил. Но радиус яд-
ядра аЯд, где и действуют ядерные силы, примерно в 105 раз меньше радиуса
атома оат. Поэтому на ядро падает примерно в (аат/аядJ ~ Ю10 меньше ча-
частиц, чем на атом. Точно так же не играют существенной роли и кулоновские
силы в непосредственной близости от ядра. Этим наше приближение оправ-
оправдано.
При численных расчетах формулу B0.13) удобно переписать в виде
B0.14)
пользуясь численным значением he = 1,24-10~4 эВ-см. Энергию тсг следует
брать в эВ, а длину а в см. Для а-частицы тс2 = 3,75 ¦ 10э эВ. Полагая а =
= 10~8 см, получаем в этом случае
эВ.
Энергия а-частицы порядка 1 МэВ, так что в случае а-частиц применение
классической механики оправдано.
Для электрона тс2 — 0,51 ЫО6 эВ, а потому должно быть <S S> 120 эБ
Таким образом, для электронов с кинетической энергией — 100 эВ классиче-
классической механикой пользоваться уже нельзя.
Рассмотренную задачу можно было бы также решить на основе прим
ципа неопределенностей Гейзенберга.
ГЛАВА IV
УРАВНЕНИЕ ШРЕДИНГЕРА КВАНТОВАНИЕ
§ 21. Уравнение Шредингера
1. Плоская волна де Бройля
хр = Се1С"-^ B1.1)
является весьма специальным волновым образованием, соот-
соответствующим свободному равномерному движению частицы в
определенном направлении и с определенным импульсом. Но
частица, даже в свободном пространстве и в особенности в си-
силовых полях, может совершать и другие движения, описываемые
более сложными волновыми функциями. Основная задача вол-
волновой механики как раз и состоит в нахождении волновых функ-
функций и связанных с пими физических следствий в самых разно-
разнообразных условиях. Для ее решения служит волновое уравнение,
найденное Шредингером в 1926 г. Это — основное уравнение
квантовой механики, но оно справедливо только в нереляти-
нерелятивистской квантовой механике, т. е. в случае движений, медлен-
медленных по сравнению со скоростью света в вакууме.
Уравнение Шредингера должно быть общим уравнением,
т. е. должно быть пригодпо для решения всех, а не только
частных задач. Поэтому в него не должны входить значения
параметров (например, начальные условия, конкретный вид си-
силовых полей и пр.), выделяющие частные виды движения.
В него могут входить мировые постоянные, например постоян-
постоянная Планка. Могут входить массы и импульсы частиц, но их
численные значения не должны быть конкретизированы. Сило-
Силовые поля, в которых движется частица, также должны быть
предстгвлепы в общем виде. Здесь дело обстоит так же, как
с уравнениями Ньютона или Максвелла, которые приспособ-
приспособлены для решения всех, а не только частных механических или
электродинамических задач. Кроме того, надо потребовать, что-
чтобы уравнение Шредингера было линейно и однородно по W.
Этим будет обеспечена справедливость принципа суперпозиции
волновых функций, необходимость которого диктуется интерфе-
интерференцией и дифракцией золн вещества (см. § 19, пункт 8).
2. При отыскании уравнения Шредингера заметим, что од-
одним из решений его в свободном пространстве должна быть
члоская волна де Бройля B1.1). Найдем дифференциальное
уравнение, удовлетворяющее перечисленным выше условиям
§ 21] УРАВНЕНИЕ ШРЕДИНГЕРА 133
решением которого является эта волна. Дифференцирование
B1.1) по х дает
дх х ' дх2
Такие же соотношения получим при дифференцировании по у
и z. Сложением полученных вторых производных найдем
г-ЯцГ . U2\U __ JL_ ЦГ Ю\ 9\
Это — дифференциальное уравнение, но не то, которое мы
ищем. Действительно, при выводе величина р предполагалась
постоянной, а потому уравнение B1.2) описывает конкретное
движение с заданным постоянным импульсом. Продифферен-
Продифференцируем теперь B1.1) по времени при постоянной ы:
^~= — шЧг = — i -?- W. B1.3)
Это уравнение также не годится. Оно описывает движение ча-
частицы в свободном пространстве с постоянной кинетической
энергией $. Разделим, однако, почленно уравнение B1.2) на
уравнение B1.3) и учтем, что в нерелятивистской механике
$ = р2/2т. Таким путем придем к'однородному линейному
уравнению
которое уже не содержит никаких индивидуальных параметров,
выделяющих конкретное движение. Примем в качестве посту-
постулата, что уравнение B1.4) справедливо для любых движений
частицы в свободном пространстве. Это уравнение и есть урав-
уравнение Шредингера в отсутствие силовых полей.
Обобщим теперь уравнение B1.4) на случай движений в си-
силовых полях. Ограничимся случаем потенциальных силовых
полей, которые, как и в классической механике, характеризуют-
характеризуются потенциальной функцией или потенциальной энергией U(г).
Единственными непотенциальными силами, встречающимися в
атомной механике, являются силы магнитные, но мы временно
отвлечемся от их рассмотрения. Заметим теперь, что h/dt имеет
размерность энергии. Значит, одинаковую размерность имеют
и величины th-Qf и ^(r)xir- Поэтому прибавление в правой ча-
части уравнения B1.4) слагаемого t/(r)xF не меняет размерности
этого уравнения. Можно думать, что полученное таким путем
уравнение
^? B1.5)
будет правильно учитывать влияние потенциального силового
поля на движение частицы. Это и есть уравнение Шредингера.
134 УРАВНЕНИЕ ШРЕДИНГЕРА. КВАНТОВАНИЕ (ГЛ. IV
Путь, которым мы пришли к уравнению Шредипгера, ко-
конечно, не может служить доказательством этого уравнения. Но
уравнение Шредингера — существенно новый принцип. Его
нельзя логически вывести из старых принципов, в которых он
не содержится. Единственным доказательством уравнения Шре-
Шредингера является только опыт — опытная проверка всех выво-
выводимых из него следствий. Такую проверку уравнение Шредин-
Шредингера выдержало.
3. В уравнении B1.5) в неявной форме уже заложена двой-
двойственная— корпускулярно-волновая — природа вещества. Со-
Согласно интерпретации волновой функции XF частица не локали-
локализована. Она, как принято говорить, с определенной вероят-
вероятностью «размазана» в пространстве. Казалось бы, что при на-
написании уравнения B1.5) это обстоятельство с самого начала
должно быть принято во внимание, т. е. под U следовало бы
понимать потенциальную энергию частицы с учетом всех воз-
возможных положений ее и их вероятностей. На самом деле в
уравнении B1.5) это не предполагается. Потенциальная функ-
функция U(г) рассматривается в нем так же, как в классической
физике, т. е. как функция локализованной, в частности точеч-
точечной, частицы в силовом поле. Например, в атоме водорода для
электрона в поле ядра полагают U(r) = —е2/г, т. е. поступают
так же, как если бы обе эти частицы были локализованы.
4. Уравнение Шредингера — первого порядка по времени.
Отсюда следует, что заданием волновой функции W во всем
пространстве в какой-либо момент времени (например, прини-
принимаемый за начальный) однозначно определяется функция W
также во всем пространстве во все последующие моменты вре-
времени. Не следует смотреть на это утверждение как на выра-
выражение принципа причинности в квантовой механике. Ибо вы-
выражаемая им «причинность» относится к волновой функции W.
А волновая функция связана с реально наблюдаемыми объек-
объектами вероятностными соотношениями. Поэтому квантовая ме-
механика, по крайней мере в современной ее форме, является
принципиально статистической теорией.
5. Уравнение Шредингера, как это требовалось с самого
начала для выполнения принципа суперпозиции, линейно и
однородно относительно функции W. В точной математической
форме принцип суперпозиции сводится к двум утверждениям.
Во-первых, если Wi и W2 — какие-либо два решения уравнения
Шредингера, то и всякая линейная комбинация их а\*?\ + a-^i
с постоянными (вообще говоря, комплексными) коэффициента-
коэффициентами а.\ и сс2 есть также решение того же уравнения. Во-вторых,
если волновые функции Ч\ и W2 описывают какие-либо два со-
состояния системы, то и линейная комбинация а\х?\ + a2W2 также
описывает какое-то состояние той же системы. Конечно, со-
состояние частицы определяется не самими коэффициентами ai
§ 21] УРАВНЕНИЕ ШРЕДИПГЕРЛ 135
и а-2, а только их отношением ai/a2. Состояние не изменится,
если оба коэффициента умножить на одну и ту же веществен-
вещественную или комплексную постоянную. Это позволяет, например,
функцию W = a^i + ссгЧ'г нормировать (если интеграл
4!dV, взятый по всему пространству, сходится).
6. Особое значение в квантовой механике имеют стационар-
стационарные состояния. Это — такие состояния, в которых все наблюдае-
наблюдаемые физические параметры не меняются с течением времени.
Сама волновая функция *? не относится к этим параметрам.
Она принципиально ненаблюдаема. Не должны меняться во
времени только физически наблюдаемые величины, которые мо-
могут быть образованы из W по правилам квантовой механики.
Оказывается, что в стационарных состояниях
?(г, /) = г|> (г)е-"*, B1.6)
где частота со постоянна, а функция ф(г) не зависит от вре-
времени. Не располагая сейчас правилами составления из W прин-
принципиально наблюдаемых величин, проверим, что одна из таких
величин, а именно плотность вероятности р = ^*^t в состоянии
B1.6) во времени остается постоянной. Действительно,
р = i|>* (г)еш • Ъ (г) е~ш = г|з* (г) г|) (г),
а эта величина от времени действительно не зависит.
Для определения функций г|з(г) в стационарных состояниях
подставляем выражение B1.6) в уравнение B1.5) и находим
По аналогии со световыми квантами примем гипотезу, что ве-
величина /ico представляет собой полную энергию частицы <§ в
стационарном состоянии. Таким образом, для энергии в стацио-
стационарном состоянии получается уравнение
= ^. B1-7)
Это уравнение не содержит времени и называется уравнением
Шредингера для стационарных состояний. В отличие от него
B1.5) называется временным или общим уравнением Шредин-
Шредингера. В отношении потенциальной функции U(r), входящей в
уравнение B1.7), полностью справедливы замечания, которые
были сделаны в связи с уравнением B1.5). Функция 0 (г) опре-
определяется классически, как если бы никакими волновыми свой-
свойствами частица не обладала.
Уравнение Шредингера для стационарных состояний, конеч-
конечно,-удовлетворяет принципу суперпозиции. Однако суперпози-
суперпозиция стационарных состояний с различными энергиями уже не
будет стационарным состоянием.
13fi УРАВНЕНИЕ ШРЕДИНГЕРА. КВАНТОВАНИЕ [ГЛ. IV
Шредингер показал (см. § 22), что уравнение B1.7) пол-
полностью решает проблему квантования энергии системы. Для это-
этого под $ следует понимать энергию системы в стационарном со-
состоянии, а относительно физического смысла самой волновой
функции Мр (г) никаких предположений вводить не требуется.
Необходимо только наложить на решения ty(r) уравнения
B1.7) некоторые естественные условия, которым они должны
удовлетворять на бесконечности и в особых точках потенци-
потенциальной функции U(г). В следующем параграфе будет показано,
что такие решения существуют, вообще говоря, не при всяких
значениях &', а только при некоторых. Это и есть избранные зна-
значения энергии в стационарных состояниях. В частности, для
атома водорода получаются в точности те же значения <§, ко-
которые давала старая теория Бора. Это был первый крупный
успех волновой механики, с которого началось ее дальнейшее
бурное развитие.
7. Уравнение B1.7) в сочетании с принципом суперпозиции
естественно приводит и к правилу частот Бора. С этой целью
заметим, что всякий физический процесс характеризуется из-
изменениями во времени каких-то реальных физических величин.
Но в стационарных состояниях все реальные физические вели-
величины остаются постоянными. Поэтому волновая функция, опи-
описывающая состояние, в котором происходят реальные физиче-
физические явления, должна быть обязательно нестационарной. Рас-
Рассмотрим простейшее нестационарное состояние
? = ?, + ^2. B1.8)
представляющее собой суперпозицию двух стационарных со-
состояний
Ц'1 = ^1(г)е~ш, ?2 = я(з2(г)е-^. B1.9)
Вычислим в этом состоянии простейшую реально наблюдаемую
величину — плотность вероятности р. Получим
р = цг*цг == (ф^ + ^2) -f г|>:д|51е'@J~И1)' + ^M^e-^-"")'.
Учтем разность фаз, которая может существовать между \fi
и \|э2. Для этого положим if>, = | if>, |e~'6', i|>2 = | Ф2 \e~m, где Si
и бг — величины вещественные. Тогда получим
Р = (I Ч>, I2 + I А\ Р) + 21 ih | • | г|>21 cos [(со2 - а,) * + (б2 - в,)]- B1.10)
Такова (ненормированная) плотность вероятности состояния
W = V; + W2. Она содержит постоянный член (|^i|2+ |г|з2|2)
и интерференционный член 2|if>i | • |^2|cos(o>i2^ + б2 — 6i), rap-
§ 221 УРАВНЕНИЕ ШРЕДИНГЕРА И КВАНТОВАНИЕ 137
ионически колеблющийся с боровской частотой
(й12 = со2 — со, = (<Г2 — &x)lh. B1.11)
Полная плотность вероятности р может меняться от максималь-
максимального значения (|^i | +|^г|J До минимального (|^i| — I^MJ-
Она содержит член, осциллирующий с боровской частотой осцг-
Поэтому приведенное рассуждение в сочетании с классической
электродинамикой наводит на мысль (но отнюдь не доказы-
доказывает), что с той же частотой должно происходить и излучение
света. Действительно, если е — заряд частицы, то величина ре
имеет смысл плотности вероятности электрического заряда в
пространстве. Если бы она была просто плотностью заряда, а
не ее вероятностью, то получился бы классический случай, в ко-
котором заряд периодически колеблется во времени. По классиче-
классическим представлениям такой заряд должен излучать. Правдо-
Правдоподобно ожидать излучения и в квантовом случае, где плотность
заряда заменяется ее вероятностью.
Правда, интерференционный член в B1.10) имеет характер
незатухающей стоячей волны. Для поддержания непрерывного
излучения, если оно уходит от системы, требуется подводить
энергию. Но и в классической физике, например при рассмот-
рассмотрении излучения при незатухающих колебаниях диполя Герца,
положение такое же. Мы рассчитываем поле и интенсивность
излучения, отвлекаясь от того, каким механизмом поддержи-
поддерживается постоянство амплитуды и связанной с ней энергии ко-
колебаний.
Как и в первоначальной теории Бора, боровская частота a>i2
появляется в результате квантовых переходов системы с одного
энергетического уровня на другой.
§ 22. Уравнение Шредингера и квантование
1. Квантование энергии возникает потому, что на волновые
функции, являющиеся решениями уравнения Шредингера B1.7),
накладываются определенные естественные ограничения. При
этих ограничениях уравнение B1.7) имеет решения, вообще го-
говоря, не при всех, а только при избранных значениях пара-
параметра Ж. Здесь дело обстоит аналогично тому, что имеет место
в задаче о свободных колебаниях струны с закрепленными кон-
концами. Из-за закрепления концов эти колебания представляют
собой стоячие волны с такими избранными частотами, что на
длине струны укладывается целое число полуволн.
Естественные ограничения, накладываемые на решения
уравнения Шредингера B1.7) (в несколько усиленной, но прак-
практически всегда выполняющейся форме), состоят в том, что вол-
волновая функция if>(r) и ее первые пространственные производные
должны быть конечны, однозначны и непрерывны даже в точ-
138
УРАВНЕНИЕ ШРЕДИНГЕРА. КВАНТОВАНИЕ
[ГЛ. IV
как (а также линиях и поверхностях) разрыва потенциальной
функции U(г). (Однозначность означает, что при обходе по лю-
любому замкнутому контуру функция г|з(г) должна возвращаться
к своему исходному значению.) Избранные значения парамет-
параметра <S', для которых уравнение B1.7) имеет решения, удовлетво-
удовлетворяющие перечисленным ограничениям, называются "собственны-
"собственными значениями величины <S для дифференциального уравнения
B1.7), а соответствующие им решения — собственными функ-
функциями того же уравнения. Собственные значения & и прини-
принимаются за возможные значения энергии в стационарных состоя-
состояниях. Собственные значения энергии Ж могут быть дискретны-
дискретными, а могут непрерывно заполнять конечный или бесконечный
интервал. В первом случае говорят, что энергетический спектр
дискретный, а во втором — непрерывный.
Поясним изложенное на частном случае одномерного дви-
движения частицы в потенциальном поле сил. Допустим, что ча-
частица движется вдоль оси X, а потенциальная функция U(x)
/
\
\
0
X
/0
8)
Л X A'
\У
e)
АХ
имеет вид симметричной «потенциальной ямы» (рис. 42, а) ко-
конечной глубины. Пусть U(х) максимальна при х = ±оо и при-
принимает там одно и то же значение. Примем это значение за
нуль отсчета энергии. Таким образом, предполагается, что U(х)
всюду отрицательна и при х = ±оо обращается в нуль. В од-
одномерном случае уравнение Шредингера B1.7) принимает вид
= 0. B2.1)
Коэффициенты этого уравнения вещественны. Поэтому оно
имеет вещественные решения, которыми и можно ограничиться.
§ ¦?.?: УРАВНЕНИЕ ШРЕДИНГЕРА И КВАНТОВАНИЕ 139
Правда, всякое решение уравнения B2.1) останется таковым,
если его умножить на постоянный множитель, который может
быть и комплексным. Но комплексность не влияет на if>*a|),
а потому не сказывается ни на каких физических выводах
теории.
2. Рассмотрим сначала случай, когда & < 0. По классиче-
классическим представлениям частица не может заходить в те области
пространства, в которых U > &, так как разность & — U равна
mv2/2, т. е. кинетической энергии, а она не может быть отри-
отрицательной. Частица может двигаться только между двумя точ-
точками, в которых U = <§. Достигнув одной из этих точек, части-
частица должна повернуть обратно. Эти точки называются точками
поворота. Согласно классической механике пространство вне
точек поворота для частицы недостижимо. Но уравнение B2.1),
если оно имеет решение, не равное тождественно нулю между
точками поворота, должно и за точками поворота переходить
в решение, не обращающееся тождественно в нуль. Действи-
Действительно, решение уравнения B2.1), поскольку это уравнение вто-
второго порядка, однозначно определяется заданием г|) и dty/dx в
какой-либо одной точке пространства. Возьмем эту точку в об-
области за точками поворота. Если допустить, что там г|5 =
= dty/dx == 0, то на основании сказанного функция ^ должна
тождественно обращаться в нуль во всем пространстве, в част-
частности и между точками поворота. Из изложенного следует, что
не существует решения, которое было бы отлично от нуля
между точками поворота и тождественно обращалось бы в нуль
за этими точками.
Таким образом, плотность вероятности л|э*-ф отлична от нуля
и за точками поворота. Значит, согласно квантовой механике,
существует конечная вероятность обнаружения частицы и в
классически недостижимой области пространства, где U > S.
Приведенное выше классическое рассуждение в квантовой ме-
механике неприменимо, поскольку в этом случае из-за принципа
неопределенности теряет смысл разделение полной энергии на
кинетическую и потенциальную. Состояние частицы с энергией
<? характеризуется единой волновой функцией во всем беско-
бесконечном интервале —оо ¦< х < +оо, а не только ее частью на
интервале между классическими точками поворота.
3. При x-v+oo уравнение B2.1) асимптотически перехо-
переходит в
U-«4 = 0, B2.2)
где при <S < О а — положительная постоянная, равная
а = л/—2m<i2. Последнему уравнению удовлетворяют функ-
функции С\в~ах и С2?+а* при произвольных значениях постоянных Cj
140 УРАВНЕНИЕ ШРЕДИНГЕРА. КВАНТОВАНИЕ 1ГЛ. IV
и С2. Вторая функция обращается в бесконечность при х = +оо,
тогда как первая, С\е~ах, остается регулярной при всех поло-
положительных значениях х. Аналогично, при всех отрицательных
значениях х остается регулярной только функция С2в+ах.
Рассмотрим теперь два решения уравнения B2.1): одно
tyi(x), которое при положительных х на бесконечности асимпто-
асимптотически переходит в Cie~ax, другое ¦фг(^), которое при отрица-
отрицательных х на бесконечности асимптотически переходит в С2е+ах.
Искомая функция ty(x), представляющая решение уравнения
B2.1) во всей бесконечной области —оо < х < +00. должна
получаться сшиванием обоих решений tyi(x) и г|з2(х) при х = 0.
При таком сшивании должны оставаться непрерывными сама
функция ty(x) и ее первая производная dty/dx. Иными словами,
должны выполняться два равенства:
^ ^ = 0. B2.3)
Если фиксировать постоянную С\, то постоянной С2 можно
распорядиться так, чтобы соблюдалось первое равенство. Од-
Однако второе равенство, вообще говоря, соблюдаться не будет.
Если же удовлетворить второму равенству, то, вообще говоря,
не будет соблюдаться первое. Обоим равенствам можно одно-
одновременно удовлетворить лишь при определенных значениях па-
параметра &. Эти избранные значения и будут собственными зна-
значениями энергии частицы или уравнения B2.1).
Для исследования возможных собственных значений <§ за-
заметим, что знаки функций d2ty/dx2 и (<$ — U)^ противоположны.
Это непосредственно видно из уравнения B2.1). Поэтому при
(& — t/)i|3>0 кривая i|) = of)(x) обращена выпуклостью вверх,
а при (Ж—?/)г|)<<0 — вниз. В точках поворота &—U = 0, а
также при ф = 0 эта кривая испытывает перегиб.
4. Рассмотрим сначала случай, когда обе точки поворота
совпадают между собой, т. е. когда <% = UMim, где ?/„ин — наи-
наименьшее значение потенциальной функции U, принимаемое ею
при х = 0. Тогда & — U == ?/мин — 0^0. Если функции ipi (x)
и \р2(л;) выбрать положительными соответственно при х = +оо
и х = — оо, то в этих точках {& — ?/)г|)!<0, {?—?/)яр2<0,
т. е. обе вторые производные d2ty\/dx2 и d2ty2/dx2 на бесконеч-
бесконечности будут положительны. Значит, при убывании \х\ обе кри-
кривые -ф ===== -ф 1 (л:) и -ф = г|J(х) начнут подниматься вверх. По мере
убывания \х\ этот подъем только усилится, так как при этом
величины (<!?—U)tyi и (<В—?/)г|J, оставаясь отрицательными,
будут непрерывно возрастать по модулю. Значит, при убывании
\х\ обе кривые -ф = ч^!(х) и \J) ===== -фгС-^) должны постоянно под-
подниматься, будучи обращенными выпуклостями вниз (рис. 42,6).
На кривой if) = ifii(x) первая производная, dtyi/dx отрицательна,
а на кривой г|з = г|J (х)—положительна. Поэтому невозможно
§221 УРАВНЕНИЕ ШРЕДИНГЕРА И КВАНТОВАНИЕ !41
одновременно удовлетворить обоим условиям B2.3). Действи-
Действительно, если при х — 0 удовлетворяется первое условие, то
второе условие удовлетворяться не может из-за различия зна-
знаков производных dilpi/'dx и dfy/dx: при сшивании tyi(x) и \f2(л:)
на кривой ф = г|I + т|>2 появится угловая точка (рис. 42,6).
Можно устранить разрыв первой производной, выбрав функции
ty\(x) и -фг(jc) противоположных знаков (на рис. 42,6 отрица-
отрицательная функция \|з2 изображена пунктиром). Но тогда в точке
х = 0 окажется разрывной сама функция ф = -фi ¦+- if>2. Из из-
изложенного следует, что значение 8 = ?/м„н не может быть соб-
собственным значением энергии.
5. Будем теперь непрерывно увеличивать параметр df, т. е.
поднимать вверх горизонтальную прямую U(x) = 8 на рис. 42, а.
Тогда точки поворота Л и Л' начнут непрерывно раздвигаться,
находясь на равных расстояниях от начала координат, в силу
симметрии потенциальной ямы U = U(x). Поскольку А и А'
являются точками перегиба, обе кривые i|) = ipi(jt) и ф = i|J(je)
между ними начнут загибаться вниз. Функции if>](x) и ^(х)
_выберем так, чтобы соблюдалось первое условие B2.3). При
небольших значениях & обе кривые if> = ^\{х) и г|з = ф2(л) при
х = 0 по-прежнему будут пересекаться под некоторым, углом.
Конечно, ввиду симметрии потенциальной ямы U = U(x) эти
кривые зеркально симметричны относительно вертикальной оси
координат. По мере увеличения параметра 8, т. е. по мере раз-
раздвигания точек поворота А и А', угол между ними уменьшается.
Всегда наступит момент, когда в точке х = 0 касательная к
одной, а следовательно, и к другой кривой сделается горизон-
горизонтальной. Тогда обе кривые \J> == \pi (jc) и if = ф2 (я) плавно пе-
перейдут одна в другую (рис. 42, в). Соответствующее значение
параметра <S = 8\ и будет первым или наименьшим собствен-
собственным значением энергии, В случае симметричной потенциальной
ямы наименьшее собственное значение <8\ всегда существует.
6. При дальнейшем увеличении параметра 8, а следователь-
следовательно, и расстояния между точками поворота кривые i|) = \|)i(a;)
и гр = лр2 (х), по-прежнему загибаясь вниз, начнут опускаться.
Опять на вертикальной оси появится угловая точка (рис. 42,г),
т. е. второе условие B2.3) перестанет выполняться. Однако в
качестве решения уравнения Шредингера при х < 0 теперь
можно взять новую функцию iM-O. отличающуюся от прежней
функции iM*) знаком. Она изображена на рис. 42, г пунктир-
пунктирной кривой. Ясно, что эта пунктирная кривая зеркально сим-
симметрична с прежней кривой ~ф = \1р2(х) относительно горизон-
горизонтальной координатной оси, а следовательно, симметрична с кри-
кривой т|) = i|)i (х) относительно начала координат. Когда угловая
точка, упомянутая выше, опустится в начало координат, верхняя
кривая ф = \f)i (х) непрерывно сомкнётся с нижней (пунктир-
(пунктирной) кривой, т. е. первое условие B2.3) будет выполнено. Со-
142 УРАВНЕНИИ ШРЕДИНГЕРА. КВАНТОВАНИЕ [ГЛ. IV
ответствующая результирующая кривая изображена на рис. 42,C
уже всюду сплошной линией. При этом будет выполпено и вто-
второе условие B2.3), так как в начале координат -фх = i|J, а по-
потому оно является точкой перегиба результирующей кривой.
Рассмотренному случаю соответствует второе собственное зна-
значение энергии к = $%.
Третьему собственному значению & = ё% соответствует вол-
волновая функция, представленная на рис. 42, г.
Продолжая этот процесс дальше, убеждаемся, что собствен-
собственные функции стационарных состояний имеют узлы, в которых
они обращаются в нуль. Число узлов на единицу меньше номера
соответствующего собственного значения энергии.
7. Итак, при & < 0 собственные значения энергии образуют
дискретный спектр. Поскольку в этом случае волновая функция
стационарного состояния на бесконечности асимптотически экс-
экспоненциально убывает, можно сказать, что при & < 0 частица
находится в практически ограниченной области пространства,
т. е. совершает финитное движение. Напомним, что в классиче-
классической механике условие финитности движения также имеет вид
&> < 0 (см. т. I, § 25). Различие состоит только в том, что со-
согласно классической механике частица не может проникать
в пространство за точками поворота, тогда как по квантовой
механике ее можно обнаружить и в этом пространстве, хотя и
с вероятностью, быстро убывающей при удалении от точек по-
поворота.
Число возможных стационарных состояний или энергетиче-
энергетических уровней зависит от вида потенциальной функции U(x). Оно
может быть конечным или бесконечным. В частности, когда
глубина симметричной потенциальной ямы достаточно мала,
возможно всего одно стационарное состояние. Если же число
дискретных энергетических уровней бесконечно велико, то, оче-
очевидно, с возрастанием номера уровня его энергия должна асимп-
асимптотически приближаться к & = 0, а расстояние между сосед-
соседними уровпями — стремиться к нулю.
8. Отметим еще раз, что не существует стационарного со-
состояния с энергией f§ = L/Mhh. В противном случае частица все
время находилась бы в точке х = 0, т. е. покоилась бы на дне
потенциальной ямы, что противоречит принципу неопределенно-
неопределенностей Гейзенберга (см. § 20, пункт 8). Наименьшая энергия, ко-
которую может иметь частица в потенциальной яме, равна <8\.
Эта энергия называется нулевой энергией. Нулевая энергия в
заданной потенциальной яме U(x) не может быть отнята от
частицы, поскольку она является наименьшей допустимой энер-
энергией. Чтобы ее изменить, надо изменить саму потенциальную
яму.
Нулевая энергия проявляется во многих явлениях. Приме-
Примером может служить гелий. При абсолютном нуле температуры
§ 22] УРАВНЕНИЕ ШРЕДИНГЕРА И КВАНТОВАНИЕ 143
его атомы не находятся в покое, а благодаря наличию нулевой
энергии совершают так называемые нулевые колебания. Вблизи
абсолютного нуля они еще достаточно интенсивны, тогда как
силы молекулярного притяжения слабы. Этих сил недостаточно,
чтобы жидкий гелий перевести в твердое состояние, даже при
абсолютном нуле температуры. Требуется повысить давление на
гелий до 24 атм или выше, чтобы он (при Т = 0) перешел в
твердое состояние.
9. Осталось рассмотреть решение уравнения B2.1) при по-
положительных значениях параметра <S. В этом случае на беско-
бесконечности уравнение B2.1) асимптотически переходит в
и+РЧ = 0, B2.4)
где р = -\/2meiii2, т. е. |3 — положительная постоянная. Оно
имеет два линейно независимых решения sin fix и cos $x, остаю-
остающиеся конечными при х = ±°о. Поэтому любое решение ty(x)
уравнения B2.4) также конечно при х->±оо, хотя при этом
оно и не стремится к определенному пределу, а осциллирует.
Если U(x) непрерывна, то будет непрерывно и всякое решение
уравнения B2.4) вместе со своей производной в любой точке
интервала —оо <; х < -f- oo. Взяв любое решение, осциллирую-
осциллирующее на отрицательной бесконечности, и продолжив его в сто-
сторону положительных х, мы получим всюду непрерывное решение
с непрерывной производной, осциллирующее на положительной
бесконечности. Условие сшивания B2.1) выполняется автома-
автоматически.
Таким образом, каким бы ни был положительный параметр
Ш, любое решение уравнения B2.1) может быть волновой функ-
функцией. Это значит, что при S > 0 энергетический спектр частицы
непрерывный. Поскольку при х = ±°° функция г|) остается ко-
конечной, частица с отличной от нуля вероятностью может ухо-
уходить в бесконечность. Иными словами, при <В > 0 движение ча-
частицы будет инфинитно. Таково же условие инфинитности дви-
движения и в классической механике (см. т. I, § 25).
10. В заключение заметим, что естественные требования, на-
накладываемые на решения уравнения Шредингера, о которых
говорилось в начале этого параграфа, могут быть ослаблены.
Достаточно ограничиться трехмерным случаем. Во-первых, в
этом случае потенциальная функция U {г) может в некоторой
точке обращаться в бесконечность. Пусть такой точкой является
начало координат г = 0. Тогда, как доказывается в квантовой
механике, допустимы решения, которые в окрестности начала
координат ведут себя как -ф ~ 1/га с положительным значением
постоянной а. Однако должно быть а < 1. Во-вторых, из физи-
физических соображений ясно, что требование однозначности должно
144 УРАВНЕНИЕ ШРЕДИНГЕРА. KBAHTOBAH11L [ГЛ. IV
налагаться не на саму функцию 1|э, а на плотность вероятности
г|з*г|). Но во всех вопросах, рассматриваемых в квантовой меха-
механике, оно сводится к однозначности 1|э. На этих вопросах мы не
можем останавливаться.
§ 23. Гармонический осциллятор
1. Гармоническим осциллятором в классической физике на-
называют частицу, на которую действует сила, пропорциональная
отклонению частицы из положения равновесия и направленная
к нему. Осциллятор называется одномерным, если частица мо-
может двигаться только вдоль одной прямой. Последнюю мы при-
примем за ось X, а положение равновесия —
и(х) I за начало координат. Потенциальная
функция частицы имеет вид
U = l/2kx2, B3.1)
где k — постоянная (коэффициент упру-
упругости), а х — отклонение частицы от по-
положения равновесия. Графиком функции
V'(х) является парабола (рис. 43). Со-
Согласно классической механике осцилля-
осциллятор совершает гармонические колебания
с циклической частотой © = л/k/m, где
m — масса частицы.
В квантовой механике понятие силы не используется. По-
Поэтому квантовый гармонический осциллятор следует определить
как частицу с потенциальной функцией U(х). Найдем энергии
стационарных состояний осциллятора, следуя идеям предыду-
предыдущего параграфа. Но здесь возникает следующая трудность.
Функцию V(х) нельзя нормировать так, чтобы она обращалась
в нуль в бесконечности, так как при х = ±°° она сама беско-
бесконечно велика. Но эта трудность искусственная. В реальных си-
системах при возрастании \х\ начинают проявляться отступления
от параболической формулы B3.1), так что U(±°°) становится
конечной. Рассмотрим случай, когда U(х) симметрична, так что
?/(+оо)= U(—oo). Тогда методы предыдущего параграфа ста-
становятся применимыми. Но здесь удобнее за нуль U(x) принять
ее значение при х = 0. Мы проведем решение, предполагая, что
формула B3.1) справедлива при любых х. Однако для реаль-
реального осциллятора полученные результаты будут справедливы
для не слишком больших значений \х\.
2. Уравнение Шредингера для одномерного гармонического
осциллятора имеет вид
§ 23j ГАРМОНИЧЕСКИЙ ОСЦИЛЛЯТОР 145
Если ввести безразмерные величины
К = 2^/Йсо, l = x -y/k/fKo, B3.3)
то оно преобразуется в
~4||- + бЧ==Н. B3.4)
При определенном значении параметра X это уравнение имеет
решение ip = e3, где а — постоянная, которая сейчас будет
определена вместе с X. Действительно,
2ал|> + 2аЕ ^ = Dа^ + 2а^ ф.
Подставляя эти значения в B3.4), получим
A — 4а2 ?2 — 2а = Я,
причем это соотношение должно выполняться тождественно
по |. Это будет тогда и только тогда, когда 1—4а2 = О, X —
— —2а, т. е. а = ±1/2. Знак плюс следует отбросить, так как
в этом случае функция г|) = еа5"' обращалась бы в бесконечность
при | = ±°о. Таким образом, получается решение
г|з = е -№, B3.5)
если Я = 1. Это решение не имеет узлов, а потому оно описы-
описывает основное состояние гармонического осциллятора. Ему со-
соответствует нулевая энергия
<У0 = (V2) йсо = Й(о/2. B3.6)
3. В1 стационарном состоянии с энергией <gn функция if
должна иметь п. узлов. Такое число узлов имеет функция
¦ф =/>„ (g) е-*''2, B3.7)
где Рл(?)—полином n-й степени с некратными вещественными
корнями. При избранных значениях параметра X такая функ-
функция действительно является решением уравнения B3.4) и об-
обращается в нуль на бесконечности. При таких значениях Я она
и будет волновой функцией осциллятора. Дважды дифференци-
дифференцируя ее и подставляя d2ty/dx2 в уравнение B3.4), получим
Это соотношение должно выполняться тождественно по |. В нем
все подчеркнутые члены являются полиномами степени п. Сте-
Степень полинома P^'(l) на два меньше, т. е. равна п — 2 (п'^2).
Чтобы определить X, достаточно сравнить коэффициенты при
146 УРАВНЕНИЕ ШРЕДИНГЕРА. КВАНТОВАНИИ (ГЛ. IV
старших членах подчеркнутых полиномов. Если коэффициент
при |" в полиноме РД?) равен ап, то в полиноме 2|Р^ (|) соот-
соответствующий коэффициент равен .2пап. Поэтому необходимо,
чтобы выполнялось соотношение 2n -f- 1 = к. Тогда
Полиномы, являющиеся решениями этого уравнения, называют-
называются полиномами Чебышева — Эрмита. Можно доказать (на чем
мы не останавливаемся)., что все корни полиномов Чебышева —
Эрмита некратные и вещественные. Это легко доказать для
небольших п, фактически находя сами полиномы и вычисляя их
корни (см. задачу к этому параграфу).
Подставляя к = 2п-\-1 в B3.3), находим энергетические
уровни осциллятора:
(ft = 0, 1,2, ...). B3.10)
Эти уровни эквидистантны, т. е. находятся на равных расстоя-
расстояниях друг от друга. На рис. 43 они изображены горизонталь-
горизонтальными прямыми.
Классический осциллятор излучает свет только с одной ча-
частотой ш. Казалось бы, что в соответствии с правилом частот
Бора в квантовом случае возможно излучение со всевозмож-
всевозможными кратными частотами Л/ш (N — целое число). На самом
деле при излучении фотона этого не происходит. Из этого за-
затруднения в старой квантовой теории Бор вышел, руковод-
руководствуясь принципом соответствия. Чтобы исключить кратные ча-
частоты, на переходы между уровнями энергии осциллятора было
наложено ограничение, называемое правилом отбора. Согласно
этому правилу квантовое число п осциллятора при излучении и
поглощении фотона может меняться только на ±1, т. е.
Ал = ±1. B3.11)
Это правило отбора выводится и в последовательной квантовой
механике, не обращаясь ни к какому принципу соответствия.
Квантовая механика позволяет вычислить вероятность перехода
осциллятора с одного уровня на другой с излучением или по-
поглощением фотона. Оказалось, что эта вероятность обращается
в нуль, когда правило отбора B3.11) не соблюдается.
ЗАДАЧА
Найти полиномы Чебышева — Эрмита и волновые функции одномерного
гармонического осциллятора для п = 1, 2, 3, 4, 5.
Решение. Ради примера рассмотрим случай п = 4. Задача сводится к
решению уравнения B3.9) в виде полинома
24]
ОДНОМЕРНЫЕ ПРЯМОУГОЛЬНЫЕ ПОТЕНЦИАЛЬНЫЕ ЯМЫ
147
Подставляя это выражение в уравнение B3.9) и сравнивая коэффициенты,
найдем, что оно удовлетворяется при любом значении а4, как это и должно
быть согласно общей теории. Далее, находим а2 = —За4, а0 = —xUai = 3Ucii.
а3 = а\ = 0. Итак,
42 3/
Корни этого полинома
вещественны и некратны.
Аналогично,
Р
= ±
- 1/2),
«/4).
Волновые функции получаются умножением этих полиномов на е
обычно нормируют к единице, т. е. подчиняют условию
-172
Их
§ 24. Одномерные прямоугольные потенциальные ямы
1. Квантование на основе уравнения Шредингера B2.1) по-
полезно уяснить на примере одномерной симметричной «потен-
«потенциальной ямы» прямоугольной формы. Так называется потен-
потенциальная функция U(x), принимающая на интервале —а <
< х <; -\-а постоянное значение —?/0 и обращающаяся в нуль
вне этого интервала (рис. 44). Для этого случая легко получить
U(x) /
-а
Во
DO
1
s
о
1
Рис. 44
-а 0 +а X
Рис. 45
точное решение уравнения Шредингера и на его основе рас-
рассмотреть задачу о квантовании энергии. Но этим значение пря-
прямоугольных потенциальных ям не исчерпывается. В ряде слу-
случаев (например, в ядерной физике) истинный ход потенциаль-
потенциальной функции U(x) неизвестен. Аппроксимируя U(x) потенци-
потенциальной ямой прямоугольной формы, получают в таких случаях
148 УРАВНЕНИЕ ШРЕДИНГЕРА. КВАНТОВАНИЕ [ГЛ. IV
не только качественные, но даже количественные результаты
оценочного характера.
2. Наиболее простым в математическом отношении является
случай бесконечно глубокой потенциальной ямы, когда вели-
величина Uo обращается в бесконечность. В этом случае целесооб-
целесообразно за нуль потенциальной функции принять ее значение на
«дне» потенциальной ямы, т. е. на интервале —а < х < -\-а.
Тогда на «стенках» ямы (т. е. при х — ±а) функция U(х) бу-
будет претерпевать разрыв от 0 до + °°- Такая потенциальная яма
изображена на рис. 45.
Математическое упрощение задачи при переходе от ямы ко-
конечной глубины к бесконечно глубокой яме связано с тем, что
в последнем случае вне интервала —а < х < -{-а, где U всюду
бесконечно велика, функция г|) должна обращаться в нуль. Дей-
Действительно, согласно классической физике, частица с конечной
энергией <§ не может попасть в область, где U(x)= -\-оо.
В квантовой механике это утверждение заменяется требованием
обращения в нуль плотности вероятности ф*г|5, а следовательно,
и самой функции г|з. Таким образом, достаточно рассмотреть ре-
решение уравнения Шредингера только в интервале —а < х <
< -\-а, что и ведет к упрощению задачи.
Внутри интервала —а<Сх<С-\-а U(x) = 0 и уравнение
B2.1) принимает вид
g
g O, B4.1)
где введено обозначение
B4.2)
Не теряя общности, достаточно ограничиться положительными
значениями k, что и предполагается ниже. Общее решение урав-
уравнения B4.2) имеет вид
¦ф = A cos kx + В sin kx,
причем на стенках ямы х = +а должно быть \|з=0. Это дает
A cos ka -\- В sin ka = 0 при х = -\-а,
A cos kct— В sin ka = 0 при х = — а.
Если АфО, то Л cos ka = СГ и, следовательно, cos?a=0,
sin ka =т% 0, В~^=0. Наоборот, если ВфО, то Bsin?a=0 и, сле-
следовательно, sin&a=0, cos ka Ф 0, A = 0. Таким образом, все
решения уравнения B4.2) распадаются на два класса:
1) с четными функциями
г|) = Л cos/гх, ka = л/2, Зя/2, 5я/2, ...,
2) с нечетными функциями
1|з = В sin kx, ka = 2(n/2), 4 (л/2;, 6 (я/2), ...
i 24]
ОДНОМЕРНЫЕ ПРЯМОУГОЛЬНЫЕ ПОТЕНЦИАЛЬНЫЕ ЯМЫ
149
Возможность ka = 0 во втором случае исключается, так как
тогда было бы чр = 0, что не имеет физического смысла. По-
Постоянные А и В обычно определяются из условия нормировки
+ а
\ \tyf dx=\ (для разбираемого нами вопроса это не имеет
— а
значения). Тогда получается
-ф ==
— cos при нечетных п,
1
2о
sin —— при четных п.
B4.3)
V'а 2 9,
В обоих случаях k = пл/2а, так что при любом целом п
йя2
h , 2
= ~2m ~~
2
П ¦
B4.4;
Отсюда видно, что энергия квантуется. Энергетические уровни
дискретны, при Uo = -f-oo число их бесконечно велико. Так как
значение п=0 исключается, то энергия наинизшего уровня
равна hn2/(8ma2). Это — нулевая энергия, необходимость кото-
которой следует из общих положений.
Против приведенного решения можно выдвинуть следующее
возражение. На всякой поверхности разрыва потенциальной
функции U(x) должны выполняться граничные условия
dj>2 (x + 0)
dx
B4.5)
где ty\{x)—функция ty{x) по одну сторону поверхности раз-
разрыва, а -ф2(х) —по другую (см. § 22, пункт 1). В нашем случае
внутри интервала —а < х <С -\-а г|з = i|j[ дается выражениями
B4.3), а вне этого интервала i|)==\fJ = 0. Первое условие
B4.5) выполняется, тогда как второе не выполняется. Таким
образом, на стенках потенциальной ямы первая производная
найденной нами функции г|з(х) претерпевает разрыв непрерыв-
непрерывности. Однако это противоречие с общими требованиями, ко-
которым должна удовлетворять функция ¦ф(х), является только
кажущимся и возникает в результате математического перехода
к пределу. Во всяком реальном случае глубина ямы Uo конечна,
хотя и может быть очень большой. В этом случае вблизи стенки
по обе стороны от нее г|)(л:) и dty/dx, вообще говоря, отличны
от нуля, и условия B4.5) строго выполняются. Но при пере-
переходе к пределу бесконечно глубокой ямы они могут и не вы-
выполняться для предельных значений этих величин. Действитель-
Действительно, из соотношений B4.5) не следует, что должны выполняться
150 УРАВНЕНИЕ ШРЕДИНГЕРЛ. КВАНТОВАНИЕ [ГЛ. IV
и предельные соотношения
lim яр! (х — 0) = lim i\>2(x -\- 0),
-fx lim ф, (х - 0) = -jj lim г|>2 (ж + 0).
Это на самом деле и происходит с производными функции ty(x).
Найденное нами решение относится не к реальной функции ty(x)
при очень большом значении Uo, а к ее предельному значению
при ?/о-> оо.
На этом примере с особой отчетливостью проявляется отме-
отмеченная выше аналогия между задачей о квантовании энергии
и задачей о колебании струны с закрепленными концами. Дей-
Действительно, в случае прямоугольной бесконечно глубокой потен-
потенциальной ямы обе задачи математически тождественны.
3. Рассмотрим теперь случай симметричной прямоугольной
ямы конечной глубины (рис. 44). Потенциальную функцию
U (х) вне ямы примем равной нулю. Внутри ямы U(x)= Uo < 0.
За начало координат возьмем центр дна ямы О. Исследуем
сначала случай, когда полная энергия IS отрицательна, причем
Uo < $ < 0. Введем обозначения
k = + У2т {S - Щ\Ь\ а = + V- 2тё'/П2. B4.6)
Тогда уравнение Шредингера внутри ямы будет
0 О, B4.7)
а вне ямы
-0-a^ = O. B4.8)
Общее решение уравнения B4.7) имеет вид
¦ф = A cos kx + В sin kx. B4.9)
Решением уравнения B4.8) является е±ах. Здесь надо выбрать
такой знак, чтобы решение обращалось в нуль при х= ±оо.
Таким образом, вне ямы должно быть
§ = Се~ах при х > а,
ty = Deax при х < ~ а.
Из соображений симметрии следует, что плотность вероятности
|г|з|2 должна быть симметричной функцией х относительно на-
начала координат. Следовательно, должно быть С2 = D2, т. е. воз-
возможны два случая: C = D и С=—D. Постоянные А, В, С, D
надо выбрать так, чтобы на краях ямы функция г|з и ее произ-
производная dty/dx' были непрерывны. На границе х = -\-а это дает
A cos ka + В sin ka = Се~аа,
— kA sin ka + kB cos ka = — aCe~aa,
§24] ОДНОМЕРНЫЕ ПРЯМОУГОЛЬНЫЕ ПОТЕНЦИАЛЬНЫЕ ЯМЫ !51
а на границе х = —а
A cos ka — В iin ka = De-ua,
kA sin ka + kB cos ka = aDe~aa.
Отсюда
2A cos ka = (C + D)e-aa, ' 2B sin ka = (C — D) e~aa,
2kA sin /га = a (C + D) e-aa, ч 2kB cos /га = — a (C - 0) e-aa.
Если Л^=0иС = ДтО
&tg?a = a. B4.10)
Если же В ф 0 и С = —Д то
a = — a. B4.11)
Эти условия не могут быть удовлетворены одновременно, так
как в противном случае получилось бы k2 = —а2, а это невоз-
невозможно ввиду вещественности k и а. Решение, когда все коэф-
коэффициенты Л, В, С, D равны нулю, физического смысла не имеет.
Таким образом, все возможные решения разделяются на два
класса: решения с четной волновой функцией, когда АфО,
В = О, C = D, и решения с нечетной волновой функцией, когда
А = О, В Ф О, С = —D.
Уровни энергии найдутся путем графического или численного
решения уравнения B4.10) или уравнения B4.11), в которых
положительные величины k и а определяются выражениями
B4.6). Для графического решения введем безразмерные вели-
величины
% = ak, T] = aa. B4.12)
Тогда
|2 + п2 = - 2mUoa2/n2, B4.13)
причем для решений с четной волновой функцией из B4.10)
следует
Ti = ?tgg, B4.10а)
а для решений с нечетной волновой функцией из B4.11) полу-
получаем
4 = -|ctgg. B4.11а)
На рис. 46, а построены кривые T) = |tg|, на рис. 46,6 —
кривые т) = —Ejctgg. Вертикальными пунктирными линиями
изображены асимптоты этих кривых. Ввиду положительности |
и ц нужны только участки кривых, расположенные в положи-
положительном квадранте (? > 0, т]>0). Пересечем эти кривые
окружностью B4.13), радиус которой V—2mUoa/h должен
считаться известным, поскольку известны величины UQ и а. Ко-
Координаты точек пересечения этой окружности с кривыми
B4.10а) и B4.11а) дадут возможные значения | и ц, а следо-
152
УРАВНЕНИЕ ШРЕДИНГЕРА. КВАНТОВАНИЕ
[ГЛ. IV
вательно, k я а. После этого по формулам B4.6) легко найти
значения <S'. Число уровней всегда конечно и определяется глу-
глубиной — Uо и шириной 2а потенциальной ямы. Например, если
радиус окружности равен 7, то получается пять уровней. Точ-
Точкам пересечения /, 3, 5 соответствуют четные, а точкам 2,4 —
нечетные волновые функции. Если 0=S^—UQa2 ^ Н2л2/(8т), то
имеется только одна точка пересечения, которой соответствует
четная волновая функция. Так как величина к существенно от-
отлична от нуля, то из B4.6) следует, что <В > С/q. Все уровни
П/2 Зп/
а;
5п/2
2й
Зг!
Рис. 46
энергии, в том числе и самый низший, лежат выше дна потен-
потенциальной ямы. Опять наше решение приводит к необходимости
существования нулевой энергии.
4. Остается рассмотреть случай, когда & > 0. В1 этом слу-
случае величина а чисто мнимая: а = ф. Вместо B4.8) получается
уравнение
Его решения:
¦ф = Л'cos Ра: + В'sin рх при х > + а,
¦ф = Л" cos Ра: + В" sin рл: при л: < — а.
Оба решения остаются конечными при любых значениях х, в
частности сколь угодно больших по абсолютной величине. Они
содержат четыре произвольных постоянных А', В', А", В". Эти
решения надо сшить с решением внутри интервала —а < х <
<+а, которое представляется формулой B4.9), чтобы при
этом оставались непрерывными ф и clip/dx на обеих стенках
потенциальной ямы. Таким путем получаются четыре линейных
уравнения относительно коэффициентов А', В', А", В", содержа-
содержащие А и В в качестве параметров. Этого как раз достаточно,
чтобы выразить эти неизвестные коэффициенты через А и В.
При этом А и В могут принимать любые значения. Отсюда еле-
§ 25! СФЕРИЧЕСКИ СИММЕТРИЧНОЕ СИЛОВОЕ ПОЛЕ 153
дует, что при & > О энергия не квантуется — энергетический
спектр непрерывен. Волновая функция не стремится к нулю при
х —>-±оо, т. е. движение частицы инфинитно, как того и тре-
требует общая теория.
§ 25. Квантование в случае сферически симметричною
силового поля
1. В атомной физике более важен случай, когда потенциаль-
потенциальная функция U не одномерна, а сферически симметрична от-
относительно некоторого силового центра. Примером может слу-
служить положительно заряженное атомное ядро, в электрическом
поле которого движется электрон. Силовой центр (например,
атомное ядро) мы сначала будем считать бесконечно тяжелым
и неподвижным. Начало координат поместим в силовом центре.
Обозначим через г радиус-вектор, проведенный из начала ко-
координат к рассматриваемой частице. Тогда в случае сфериче-
сферической симметрии U — U(r), где г = |г|. В этом случае волновая
функция г|з, т. е. решение уравнения Шредингера B1.7), может
зависеть не только от г, но и от угловых переменных, опреде-
определяющих направление радиус-вектора г. Однако мы ограни-
ограничимся здесь только сферически симметричными решениями,
т. е. решениями, зависящими только от \г\; г|з = г|з(г). Тогда
уравнение Шредингера для стационарных состояний B1.7) за-
запишется в виде
Bf?) i*-u<'>i*-0- <251»
Это уравнение отличается от исследованного выше одно-
одномерного уравнения B2.1) наличием дополнительного члена
—-^-. Однако подстановкой
•ф = Х/г B5.2)
оно приводится к виду
-^¦^ + W-U(r)]X = 0. B5.3)
Это уравнение математически тождественно с уравнением
B2.1) для одномерного случая. Поэтому все результаты, полу-
полученные в § 22, сохраняют силу для вспомогательной функции
%(г). Единственное отличие состоит в том, что при г = 0 функ-
функция х должна быть не только конечной, но и обращаться в нуль,
так как в противном случае функция г|з = i/r обращалась бы
в бесконечность при г = 0. Поэтому половина решений, полу-
полученных в § 22, должна быть исключена. Надо оставить только
решения, изображающиеся кривыми, проходящими через нача-
начало координат (рис. 47). При <g <C 0 эти решения для положи-
положительных г представлены сплошными кривыми, а их продолжения
154
УРАВНЕНИЕ ШРЕДИНГЕРЛ. КВАНТОВАНИЕ
[ГЛ. IV
з область отрицательных г—пунктирными кривыми. Разу-
Разумеется, в нашей задаче отрицательные г не имеют физического
смысла и введены формально математически, чтобы получилась
аналогия с одномерным случаем. Поэтому остается справедли-
справедливой доказанная в § 22 теорема, что число узлов функции \|)(г)
(г существенно положительно) на единицу меньше номера со-
соответствующего собственного значения. При этом точка г —0 за
узел не считается. Рис. 47 иллюстрирует это утверждение.
U(r)
//"ч/ч
/ / \
¦У
X(r)
/
/
У
/
hi
V
у
/
^_
Рис. 47
Рис. 48
2. Частным случаем сферически симметричного силового
поля является трехмерная сферически симметричная потенци-
потенциальная яма, сечение которой плоскостью, проходящей через си-
силовой центр, имеет прямоугольную форму (рис. 48). Так назы-
называется трехмерная потенциальная функция U, зависящая только
от расстояния г до силового центра, которая определяется вы-
выражениями
( — Uo при г < а,
U(r) = \ ° B5.4)
{0 при г > a. v '
Из изложенного выше следует, что в этом случае сферически
симметричные волновые функции i|)(r) и значения & в стацио-
стационарных состояниях находятся так же, как и в случае одномер-
одномерной прямоугольной потенциальной ямы (см. § 24). Различие
состоит только в том, что теперь четные решения уравнения
B5.3) (если решения формально продолжить в сторону отри-
отрицательных г) должны быть исключены. Иными словами, при
<§ < 0 остаются только решения
Tp = .Bsin?r при 0<г<+а,
¦ф = Се-аг при г > + а,
где k и а определяются прежними формулами B4.6). В соот-
соответствии с этим из двух формул B4.10а) и B4.11а) надо сохра-
сохранить только вторую, т. е.
B5.6)
B5.5)
§ 26] СИСТЕМА ДВУХ ВЗАИМОДЕЙСТВУЮЩИХ ЧАСТИЦ 155
причем s и ц определяются прежними выражениями B4.12).
В случае одномерной симметричной ямы всегда существует
по крайней мере одно собственное значение дискретного спектра
энергии с четной волновой функцией. В случае сферически сим-
симметричной прямоугольной ямы этого может и не быть. Дей-
Действительно, кривая г) = —? ctg g первый раз пересекает гори-
горизонтальную ось координат в точке ?=я/2, ц = 0 (рис. 46,6).
Из формулы B4.13) видно, что если
<я/2J > - 2mU(ya2/h2,
т. е.
— Uo< n2h2/{8ma2}, B5.7)
то эта кривая нигде не пересечется с окружностью B4.13). Это
значит, что при условии B5.7) в потенциальной яме не по-
появится ни одного уровня дискретного спектра энергии. Первый
уровень появляется, когда крайняя левая кривая г) == —?ctg ?
на рис. 46, б начинает пересекаться с соответствующей окруж-
окружностью. Это происходит в точке | = л/2, г| = 0. Из второго
уравнения B4.6) следует, что в этом случае & = 0, т. е. при
возрастании глубины ямы первый уровень появляется на гра-
границе дискретного и непрерывного спектров. Расстояние этого
уровня от дна потенциальной ямы равно —Uo = h2n2 / (8пга2),
как это легко получить из первой формулы' B4.6). В рассматри-
рассматриваемом случае весь дискретный спектр состоит из одного только
уровня нулевой энергии.
§ 26. Система двух взаимодействующих частиц
1. До сих пор мы рассматривали движение одной частицы
в заданном силовом поле. Более реальным является случай двух
частиц, взаимодействующих между собой. В классической ме-
механике в этом случае движение распадается на движение си-
системы как целого в отсутствие внешних сил (движение центра
масс) и на движение одной частицы относительно другой под
действием сил взаимодействия между ними (относительное
движение). Последнее формально сводится к движению одной
частицы с заменой ее истинной массы на приведенную массу
m = mxmj(ni\ + m2^, B6.1)
где т,\ и пг2 — массы первой и второй частиц. Совершенно так
же обстоит дело и в квантовой механике при рассмотрении ста-
стационарных состояний.
Исходным служит уравнение Шредингера для стационарных
состояний двух частиц. Оно является естественным обобщением
уравнения B1.7) и имеет вид
B6.2)
156 УРАВНЕНИЕ ШРЕДИНГЕРА. КВАНТОВАНИЕ ГГЛ. TV
Здесь
^JLuJLLEL и2 JL 4 EL 4 ?L
а через Г\(х\,у\, Z\) и г2(х2, #2, 22) обозначены координаты рас-
рассматриваемых частиц. Потенциальная функция взаимодействия
[/(ri — г2) зависит только от разностей координат первой и вто-
второй частиц. Обычно (в случае центральных сил) она является
функцией только расстояния между ними г = \г\ — г2\.
2. Преобразуем уравнение B6.2) к новым независимым пе-
переменным: координатам центра масс
R(X, Y, Z)=mi2XZ2 B6'3)
и координатам первой частицы относительно второй
г{х, у, z) = rl-r2. B6.4)
Величина а|) теперь является функцией шести переменных: \|з =
= гр (ri, г2). Но мы для сокращения выкладок (без нарушения
общности) произведем их только для функции ty(xi,x2) двух
переменных х\ и х2 и соответственно для гр (X, х), где
Л i t Л Л1 Ло.
т.\ + т2 2
На основании инвариантности полного дифференциала
Подставим в правую часть
mi + т2
Сравнением коэффициентов получаем
dX dx ) dx2
Мы представили результат дифференцирования в операторной
форме. Это позволяет сразу написать выражения для вторых
производных:
д2\|> ( т\ д
U
Эх2 V mi + m2 дХ ' дХ
т1
m2J aF ^ т,
2 дХ дх
(mi + m2J дХг
т., dty d"ip
т i -4- т г, ri y п v-
§ 26] СИСТЕМА ДВУХ ВЗАИМОДЕЙСТВУЮЩИХ ЧАСТИЦ 157
Поделив эти соотношения соответственно на т\ и т.% и сложив,
получим
1 U Ц) . 1 U ф 1 U If . / 1 .
Г~2 I , 2 I ,„2 "Т" I Г
9 1 о
дх1 т2 дх~2 1П\-\- mi ОХ
. /_i
о | I
„2 '
Теперь уже легко перейти к трем переменным, а затем пред-
представить уравнение Шредингера в виде
ф B6.5)
где V^ и V2 — операторы Лапласа соответственно в переменных
X, У, Z и х, у, z.
3. Оператор, действующий на г|з в левой части B6.5), рас-
распадается на сумму двух независимых членов, один из которых
зависит только от R, а другой только от г = Г\ — г2. В соответ-
соответствии с этим решение уравнения B6.5) сводится к решению
двух уравнений:
^*) **<*> B6-6)
-~Sl4<r) + U{r)^{r) = $rty(r), B6.7)
где &R и <%г — постоянные, удовлетворяющие условию
&ц-\- i?r = <%'¦ Из них первое описывает свободное движение
центра масс системы — воображаемой частицы с массой
гп\ + т2. Второе же описывает относительное движение первой
частицы относительно второй, в нем истинная масса частицы
заменена приведенной массой m = m1m2/(/ni + m2). В самом
деле, произведение г|)(г)г|;(/?), в котором переменным является
Н, а г рассматривается как параметр, т. е. в сущности как
постоянная, описывает то же движение, центра масс, что и
функция i>(R). Аналогично, то же произведение ^(r)^(jR) будет
описывать относительное движение, если за переменную при-
принять г, a R рассматривать как параметр. Если теперь B5.6)
умножить на г|)(г), а B6.7) на ty(R) и оба уравнения сложить
почленно, то мы получим, что функция -ф =- ч|э (г) гр (/?) будет
общим решением уравнения B6.5). Таким образом, общая вол-
волновая функция, описывающая независимые движения центра
масс и относительное движение частиц, распадается на произ-
произведение двух функций от различных переменных: г|)(г) и ^(/?).
При этом, как и в классической механике, полная энергия рас-
распадается на сумму энергии, связанной с движением центра масс
системы, и энергии относительного движения частиц.
Если отвлечься от движения центра масс, считая его как
бы неподвижным, то уравнение B6.6) отпадает. Остается толь-
только уравнение B6.7) для относительного движения частиц.
158 УРАВНЕНИИ ШРЕДИНГЕРА. КВАНТОВАНИЕ [ГЛ. IV
Поэтому это уравнение мы будем писать просто в виде
,26.8)
ЗАДАЧА
Дейтрон состоит из связанных протона и нейтрона. Они удерживают друг
друга посредством короткодействующих ядерных сил. Потенциальную функ-
функцию взаимодействия можно аппроксимировать пространственной потенциаль-
потенциальной ямой прямоугольной формы с глубиной —Uo и радиусом а (расстояние
между центрами протона и нейтрона). Дейтрон имеет только одно связанное
состояние. Энергия связи дейтрона, измеренная экспериментально, составляет
2,225 МэВ. Этого недостаточно для определения двух неизвестных Ua и а.
Зададим а == 2• 10~13 см (это недалеко от истины). Мы не настаиваем, что
это есть точное значение а. Наша цель — привести только схему расчета. Из
этих данных определить глубину потенциальной ямы —Uo.
Решение. Представляет интерес только относительное движение про-
протона и нейтрона. Поэтому можно воспользоваться уравнением B6.8), понимая
под m приведенную массу системы. Если пренебречь различием масс протона
и нейтрона, то приведенная масса будет т/2, где т — масса одной из частиц
(например, протона). В дальнейших вычислениях используются следующие
постоянные:
тс2 = 938,28 МэВ, he = 1,97329 • 10"и МэВ • см.
Так как у дейтрона только одно связанное состояние, то его энергия в этом
состоянии Ш = —2,225 МэВ. Это позволяет по формулам B4.6) и B4.12)
найти т). Только в формуле B4.6) т следует заменить на т/2. Это дает
г,2 = — m&a2/h2 = — тс2<Га2/Й2с2 = 0,21437 г\ = 0,463099.
Величину ^ находим из уравнения
1 = — I ctg |.
Сначала решаем это уравнение грубо графически, пользуясь крайней левой
кривой на рис. 46,6. Затем уточняем решение аналитически с использованием
интерполирования. Таким путем без труда находим
1,81993.
Искомая глубина потенциальной ямы
- Uo = 1W- ^ + Ч2) = 36,61 Мэ В .
§ 27. Квантование водородоподобного атома
в сферически симметричном случае
1. Приведем еще один пример на квантование энергии атом-
атомной системы. Речь идет о водородоподобном атоме. Рассмотрим
частный случай, когда волновая функция ijj электрона в атоме
сферически симметрична, т. е. зависит только от радиуса г —
расстояния электрона от атомного ядра. Такой случай не пре-
предусматривался старой теорией Бора. В ней всякое движение
электрона вокруг ядра происходило по плоским орбитам и, сле-
следовательно, не могло быть сферически симметричным. Но в
§ 271 КВАНТОВАНИИ ВОДОРОДОПОДОБНОГО АТОМА 159
квантовой механике, в которой нет представления о движении
электронов по орбитам, нет никаких препятствий для реализа-
реализации сферически симметричных состояний атома. Из сферической
симметрии следует, что в таких состояниях должна обращаться
в нуль величина, соответствующая тому, что в классической
механике называется моментом количества движения. В теории
Бора нулевым моментом количества движения обладал бы элек-
электрон, движущийся прямолинейно вдоль радиуса. При таких дви-
движениях он неизменно претерпевал бы столкновения с атомным
ядром. Старая теория Бора не давала удовлетворительного ре-
решения возникавшей здесь трудности, — чтобы избежать столк-
столкновений с ядром, она просто исключала возможность радиаль-
радиальных движений электрона. Понятно, что в квантовой механике
подобной трудности не возникает.
2. Пусть Ze — заряд ядра. Естественно записать уравнение
Шредингера в полярных координатах. В рассматриваемом слу-
случае сферической симметрии оно будет
где введены обозначения
р2 = -2m&/h2, q = 2mZe2/ti2 D7 2)
Введем новую функцию и (г) по формуле
Тогда
-&-4>? + f«-0- ,27.3)
Ищем решение этого уравнения в виде ряда
оо
« = ? «^' B7-4)
где у— постоянное число, пока что не определенное. Подстав-
Подставляя B7.4) в B7.3) и приравнивая члены с одинаковыми сте-
степенями, придем к соотношениям
Y(Y—1) = 0, B7.5)
0 при кфу. B7.6)
Из B7.5) следует, что либо 7 = 0, либо 7 = 1. Первая возмож-
возможность исключается, так как при у = 0 нулевой член ряда B7.4),
т. е. а0, был бы отличен от нуля. А в таком случае функция ф
при л = 0 обращалась бы в бесконечность как ао/г, что проти-
противоречит общим требованиям, накладываемым на г)) в особых
точках. Таким образом, разложение B7.4) должно начинаться
с k = 1, а это значит, что у = 1,
160 УРАВНЕНИЕ ШРЕДИНГЕРА. КВАНТОВАНИЕ [ГЛ. IV
Исследуем теперь поведение ряда B7.4) на бесконечности.
Из B7.6) получаем
J±L ^277)
Отсюда следует, что при k -*¦ оо
Сравним разложение B7.4) с разложением показательной
функции:
fe-0 fc=0
Коэффициенты ck последнего разложения асимптотически ведут
себя на бесконечности так же, как и коэффициенты ak, ибо
Значит, на бесконечности сумма ряда B7.4) асимптотически ве-
ведет себя как показательная функция е+2$г, а волновая функция
г|)(г) —как epV> т- е- НРИ произвольно выбранном значении <S
функция т|5(г) нрн г = оо обращается в бесконечность. Этого не
будет только для таких значений &, при которых ряд B7.4)
обрывается, т. е. переходит в сумму конечного числа членов.
Пусть, например, при k — п числитель формулы B7.7)
2|3fe — д = 0. Тогда, как видно из B7.7), ап+\ и все последую-
последующие коэффициенты будут равны нулю, т. е. ряд B7.4) обо-
оборвется. Следовательно, п-й энергетический уровень определится
условием 2рп — q = 0. Используя его, из B7.2) находим
$ == - mZ2eV2h2n2, B7.8)
что совпадает с соответствующей формулой теории Бора.
Изложенным еще не решается задача о спектре водородного
и водородоподобного атомов, даже в ее наиболее грубой по-
постановке. Чтобы объяснить спектральные серии, необходимо
схему энергетических уровней дополнить правилами отбора при
излучении фотонов. Оказывается, что переходы между найден-
найденными нами уровнями энергии, соответствующими сферически
симметричным состояниям водородоподобного атома, являются
запрещенными, т. е. не сопровождаются (дипольным) излуче-
излучением. Для объяснения спектральных серий необходимо рассмо-
рассмотреть сферически несимметричные состояния водородоподобного
атома и установить правила отбора. Это будет сделано ниже
(см. §39).,
27}
КВАНТОВАНИЕ ВОДОРОДОПОДОБНОГО АТОМА
165
3. Для сравнения с теорией Бора найдем еще волновую
функцию $\(г) основного состояния в сферически симметричном
случае. Так называется стационарное состояние наименьшей
энергии. Посмотрим, при каких значениях параметров $ и п\
уравнению B7.1) удовлетворяет экспоненциальная функция
^(rj^e-r/o., B7.9,
где а\ > 0. Эта функция не имеет узлов. Поэтому, если i|)i(r)
удовлетворяет уравнению Шредингера B7.1), то она и будет
волновой функцией основного состояния. Дифференцируя a|)i@
дважды по г и подставляя результаты в B7.1), получим
а,г
Это соотношение должно выполняться тождественно по г, а по-
потому должно быть
1/а*=р2, 2/а,=<7,
или на основании B7.2)
ax = h2lmZe\ 8 = gx = -mZ2eW.
B7.Ю)
0
Последнее выражение является частным случаем B7.8) при
п = 1, как и должно быть для основного состояния. Параметр а\
имеет размерность длины, при
Z = 1 он обращается в боровский
радиус. О физическом смысле
этого параметра в квантовой ме-
механике будет сказано несколько
ниже.
Функция ipiC) ПРИ г=0 обра-
обращается в единицу, т. е. остается
конечной. Следовательно, при
г = 0 и(г) = /-ф1(г) = 0, как того
требует и общая теория.
Если функция iE1 нормирова-
нормирована, то |г|I|2 дает объемную плот-
плотность вероятности обнаружения электрона в пространстве.
Наряду с ней введем радиальную плотность вероятности рг.
Вероятность обнаружения электрона в сферическом слое между
г и г + dr равна объему этого слоя 4лг2 dr, умноженному на
|i|)i|2, т. е. 4лг21 г|) 112dr. Эту вероятность можно представить
в виде prdr. Величина рг и есть радиальная плотность вероят-
вероятности—произведение prdr дает вероятность того, что электрон
будет обнаружен на расстоянии от ядра между г и г -f- dr. Та-
Таким образом,
"¦ф,=Се "а\ pr V
162 УРАВНЕНИЕ ШРЕДИНГЕРА. КВАНТОВАНИЕ [ГЛ. IV
Интегрируя второе выражение по г в пределах от 0 до -j-oo и
приравнивая результат единице, находим нормировочную по-
постоянную С и таким путем получаем
B7.11)
На рис. 49 представлены графики кривых |i|)i|2 и рг. Орди-
Ординаты первой кривой увеличены в десять раз. Кривая р, проходит
через максимум при г = ах. Следовательно, в квантовой меха-
механике радиус первой боровской орбиты надо истолковать как та-
такое расстояние от ядра, на котором вероятность обнаружения
электрона максимальна.
ЗАДАЧИ
1. Найти среднее расстояние г, на каком будет обнаружен электрон от
ядра атома, если последний находится в основном состоянии.
Ответ, г = zIiu\.
2. В той же задаче найти среднее значение (IIг) обратного расстояния
электрона от ядра.
Ответ. A/г) = 1/аь
3. Найти средние значения потенциальной V и кинетической <§тп энер-
энергий основного состояния водородоподобного атома.
Ответ. О = —Zeila\\ й'кин = Ze2/2a\ = —?7/2. Отметим, что такое же
соотношение между U и ffKKH получилось бы в классической механике для
электрона, движущегося вокруг ядра по всякой круговой орбите.
4. Определить уровни энергии в сферически симметричном состоянии во-
водородоподобного атома по числу узлов волновой функции, подобно тому как
это было сделано в § 23 для гармонического осциллятора.
Решение. Волновые функции возбужденных состояний должны иметь
узлы, число которых на единицу меньше номера соответствующего стацио-
стационарного состояния. Этому условию для я-го стационарного состояния удо-
влетноряет выражение
где а„ — положительная постоянная, а Р„-1 (г) — полином степени п— 1, все
корни которого вещественны и различны. Необходимо, чтобы функция \|зя(/-)
удовлетворяла уравнению Шредингера B7.1). Простым дифференцированием
находим
dr
dr2
i 28) ПОТЕНЦИАЛЬНЫЕ БАРЬЕРЫ 163
После подстановки в B7.1) получаем
1 9 ¦> Р ор' пР
al ""' а„ а„ г г г п~к
Это соотношение должно выполняться тождественно по г. Старшую степень
г" содержат только первое и последнее слагаемые Поэтому должно быть
= р , ил»
Степень гп~2 содержат только подчеркнутые члены. При этом при взятии про-
производной ^ж_1 появляется коэффициент (л— 1). С учетом этого
2(л—1) 2 , ., 2га
Ь</ = 0, или —=</.
а„
Таким образом,
= Jn__ К1 _
а"~ q ~n mZe' ~Ппх'
_ й2р ft- mZ'2e*
2m 2ma2 2ft2«2 '
что совпадает с ранее полученными результатами.
Недостаток приведенного решения — в том, что мы не исслеловали до
конца, что наша функция фл(г) действительно является решением уравнения
Шредингера. Для небольших п, подобно тому как это было сделано в § 23,
нетрудно найти в явном виде полиномы Р„-^(г) и соответствующие им по-
постоянные а„. Таким путем можно убедиться, что функции фг, (г) =" Р„_, (г)Х
X е " действительно удовлетворяют уравнению Шредингера. Можно про-
проверить также, что все корни полинома Pa-i(r) вещественные и некратные.
§ 28. Потенциальные барьеры
1. К задаче о квантовании энергии в потенциальных ямах
примыкает задача о прохождении частицы через потенциальные
барьеры Ограничимся рассмотрением
одномерных потенциальных барьеров,
когда потенциальная функция U зависит *"
только от одной координаты х. Потен- щ иг
циальным барьером такого типа назы- ______
вается ограниченная параллельными j о 11
плоскостями область пространства, в ко- рис. 50
торой потенциальная функция U{x) боль-
больше, чем в примыкающих областях.
Начнем с простейшего идеализированного случая прямо-
прямоугольного потенциального барьера, когда одна из его стенок
удалена в бесконечность (рис. 50). Такой барьер может быть
назван ступенчатым, так как потенциальная функция U(x) в
этом случае представляется ступенчатой линией:
( Ux = const в области /, где х < 0, ,
\ иг = const в области //, где х > 0,
164 УРАВНЕНИЕ ШРЕДИНГЕРА. КВАНТОВАНИЕ [ГЛ. IV
причем U2 > Ui. На границу барьера слева с постоянной ско-
скоростью налетает частица или поток частиц. С классической точ-
ш зрения частица ведет себя по-разному в зависимости от того,
будет ли ее полная энергия $ больше или меньше U2. В первом
случае, когда & > U2, частица, достигнув границы барьера, бу-
будет продолжать движение в прежнем направлении, но с мень-
меньшей кинетической энергией. Во втором случае, когда <§ < U2,
частица вообще не может проникнуть через границу барьера.
Она отразится от него и начнет движение в обратном направ-
направлении с той же кинетической энергией.
2. Совсем иное решение задачи дает квантовая механика.
Здесь движение частицы, хотя и символически, связано с рас-
распространением волны. Основное уравнение квантовой механи-
механики— уравнение Шредингера — описывает (и притом детермини-
детерминистически) распространение именно волн, а не движение частиц.
Переход же от поведения волн к движению частиц устанавли-
устанавливается вероятностными законами. Поэтому поставленная нами
задача должна быть переформулирована, а затем решена для
волн на основе уравнения Шредингера. Последнее мы будем
записывать в виде
-0. + k\ = 0, B8.2)
где
#=_2?_ <#_?;). B8.3)
причем U имеет разные, но постоянные значения V\ и U2 no
разные стороны границы барьера. Соответствующие им значе-
значения k обозначаются через k\ и k2.
Вместо потока частиц теперь надо предположить, что в об-
области / к границе барьера распространяется плоская монохро-
монохроматическая волна
¦ф] — е" iX " m *.
Чтобы удовлетворялись граничные условия для ф и dty/dx на
границе барьера, в области / должна существовать отраженная
волна
а в области // — прошедшая волна
Амплитуда падающей волны принята равной единице, что, оче-
очевидно, не нарушает общности получаемых ниже результатов.
Постоянные г и d называются амплитудными коэффициентами
отражения и пропускания волн. Для их определения заме-
заметим, что функция ij) и ее производная по х на границе барьера
должны быть непрерывны. Это значит, что при х — 0 должны
§28] ПОТЕНЦИАЛЬНЫЕ БАРЬЕРЫ 165
выполняться соотношения
или
1 -|- г = d, k{ — kxf = k2d.
Отсюда находим
B8-4)
Это такие же соотношения, но записанные в иной форме, кото-
которые были получены в оптике для коэффициентов Френеля
A788—1827) при нормальном падении света на границу раз-
раздела сред (см. т. IV, §§ 65, 69). Они справедливы не только при
t^2 > U\ (потенциальный барьер), но и при t/г <С ?Л (потен-
(потенциальная яма).
3. Принципиальное отличие квантовомеханического решения
от классического состоит в том, что в классической физике ча-
частица локализована, а в квантовой механике — нет. В класси-
классической физике говорят об энергии и состоянии частицы, когда
она находится в определенном месте пространства, независимо
от того, что происходит в остальных местах пространства.
В квантовой механике это не так. Решение, даваемое квантовой
механикой, волна, есть понятие, относящееся ко всему простран-
пространству. Падающая волна органически связана с отраженной и
прошедшей волнами. Нельзя выделить одну из этих волн, от-
отвлекаясь от остальных. Полная энергия <§ относится не к ка-
какой-либо одной волне, а к состоянию частицы в целом, опреде-
определяемому всеми тремя функциями фь фь i|J- Понимание этого
обстоятельства позволяет избежать многих парадоксальных вы-
выводов, связанных с прохождением частиц через потенциальные
барьеры.
Заметим еще, что задача об определении амплитудных ко-
коэффициентов отражения и пропускания волн есть чисто детер-
детерминистическая задача. Она формулируется и решается в стиле
классической физики — на основе точно сформулированного
уравнения Шредингера и соответствующих ему граничных усло-
условий. Но не эти коэффициенты определяют реальные величины,
с которыми приходится иметь дело на опыте. На опыте изме-
измеряются коэффициенты отражения и пропускания не для волн,
а для частиц. Они же связаны с амплитудными коэффициентами
отражения и пропускания волн вероятностными соотношениями.
Коэффициенты отражения и пропускания для частиц опреде-
ляются ниже. Таким образом, отражение частиц от потенциаль
ного барьера и прохождение через него определяются вероят
ностными законами.
4. При сравнении квантовомеханического решения с класси-
классическим рассмотрим сначала случай <% ~> U2. В этом случае все
три волны — падающая, отраженная и прошедшая — однород-
166 УРАВНЕНИЕ ШРЕДИНГЕРА. КВАНТОВАНИЕ [ГЛ. IV
ны. Отличие квантового случая от классического состоит прежде
всего в том, что в классическом случае нет отраженного потока
частиц. В1 квантовом же случае неизбежно появляется отражен-
отраженная волна, а с ней и вероятность обнаружить частицу, движу-
движущуюся навстречу падающему потоку. Для однородной волны
можно ввести понятие плотности вероятности потока вещества.
В самом деле, однородный поток не локализован, он характери-
характеризуется определенной плотностью импульса, тогда как его коор-
координата совершенно не определена. Можно говорить и о скорости
распространения вероятности такого потока. Она просто совпа-
совпадает с классической скоростью и равна v = p/m = hk/m. Нако-
Наконец, плотность вероятности потока массы вещества равна
mvty*'^ = tikty*ty. В падающей волне эта величина равна
Majlis, = hky Аналогично, плотности вероятности потока ве-
вещества в отраженной и прошедшей волнах равны соответственно
\r\2hk\ и \d\2hk2. Отношение плотности вероятности потока
массы в отраженной волне к плотности вероятности потока
массы в падающей волне называется коэффициентом отражения
частицы R. Аналогично определяется коэффициент пропускания
частицы D. Он называется также пропускаемостью или прозрач-
прозрачностью барьера. Для этих величин находим
0 = ^-|dP = 7Si^hr. B8.5)
так что /? + D = 1, в согласии с законом сохранения вещества.
5. Обратимся теперь к случаю, когда $ < U2. В этом случае
формулы B8.4), конечно, также остаются справедливыми.
Остается справедливой и первая формула B8.5), поскольку
отраженная волна по-прежнему однородна. Однако величина k2
будет чисто мнимой, так что волна во второй области станет
неоднородной. В первой же формуле B8.5) числитель и знаме-
знаменатель будут величинами комплексно сопряженными. Значит,
R = 1, т. е. отражение частиц становится полным, как и в ана-
аналогичном случае в оптике. Однако волна во второй области не
исчезает. Действительно, полагая k2 = la, для этой волны по-
получаем
^2= fe|2+fe; е-а*е~ш, B8.6)
т. е. амплитуда волны в области // экспоненциально затухает
при удалении от границы раздела областей. Глубина проникно-
проникновения / определяется как расстояние, на котором плотность ве-
вероятности потока вещества убывает в е раз. Для нее получаем
/=1/2а = Я2/4я, B8.7)
где
% — 2яй __ h да 8)
2 j2{U&) j2(U8)'
§ 28] ПОТЕНЦИАЛЬНЫЕ БАРЬЕРЫ 167
Таким образом, волна проникает в область //, несмотря на
го, что она отражается полностью, а вероятность отражения ча-
частицы обращается в единицу. Разрешение возникающего здесь
кажущегося парадокса в точности такое же, как и в. случае
полного отражения света (см. т. IV, § 66). Наше решение отно-
относится к стационарному состоянию, поскольку оно основано на
уравнении Шредингера именно для таких состояний. Проникно-
Проникновение же волны во вторую область происходит в переходный
период, когда состояние во времени еще не установилось. В этот
переходный период полного отражения волны еще не может
быть. Исследование же переходного периода может быть осу-
осуществлено на основе уравнения Шредингера, но уже дчя неста-
нестационарных состояний B1.5).
6. Подчеркнем еще раз, что в найденном нами стационарном
состоянии, описываемом тремя волновыми функциями "ф,, \fij, ф2(
частица не локализована. Она может с той или иной вероят-
вероятностью находиться в любой точке пространства. Общим для
всего этого состояния является параметр &, названный нами
полной энергией частицы. Следует с осторожностью отожде-
отождествлять это понятие с полной энергией, как она понимается в
классической механике. Так, мы уже указывали, что в кванто-
квантовой механике не всегда имеет смысл деление полной энергии
на кинетическую и потенциальную (см. § 20, пункт 8). Чтобы
определить параметр S', надо произвести измерение, т. е. как-то
воздействовать на частицу.
7. Рассмотрим сначала состояние частицы в части простран-
пространства /. Оно представляет собой суперпозицию двух плоских
монохроматических волн ф, и o|)|, распространяющихся на-
навстречу друг другу. Их волновые числа имеют определенные
значения, одинаковые по величине. Поэтому одинаковы по ве-
величине и импульсы, соответствующие обеим волнам. Измеряя
импульс, когда частица находится в части пространства /, мы
найдем, что он с той или иной вероятностью равен либо р\ = tik],
либо р\ — — tik у Согласно соотношению неопределенностей
Гейзенберга определенность импульса в каждой волне связана
с тем, что частица не локализована. Действительно, неопреде-
неопределенность координаты Ах бесконечно велика, и потому, согласно
соотношению B0.2), неопределенность импульса Ар для каждой
волны обращается в нуль. Учитывая соотношение р = tik, фор-
формулу B8.3) можно переписать в виде
т. е. <%, как и в классической механике, равна сумме кинетиче-
кинетической и потенциальной энергии. Такое совпадение с классической
механикой обусловлено тем, что потенциальная функция 11\ во
168 УРАВНЕНИЕ ШРЕДИНГЕРА. КВАНТОВАНИЕ [ГЛ. IV
всем пространстве / постоянна, т. е. это пространство свободно
от сил. К тому же результату мы придем и в пространстве //,
если только в этом пространстве & > ?/2, и, следовательно,
волна однородна.
8. Рассмотрим теперь область // в случае, когда ё" <Z. U.
Вероятность обнаружить частицу в области // в этом случае
рассматривалась как парадокс. Основанием для этого является
соотношение B8.9), из которого следует, что всегда &" > U,
так как кинетическая энергия р2/2т существенно положительна.
Однако, как уже неоднократно подчеркивалось, формула B8.9)
есть соотношение классической механики и неприменима при
<S < U. В этом случае волна де Бройля неоднородна и обычные
выражения импульса и кинетической энергии частицы теряют
смысл. Однако обнаружить частицу в области // возможно, по-
поскольку вероятность такого обнаружения не обращается в нуль,
а лишь экспоненциально убывает по мере удаления от границы
барьера в сторону положительных х. Обнаружить частицу — это
значит указать границы, между которыми она окажется в ре-
результате обнаружения. Практически частицу можно обнаружить
только в тонком поверхностном слое вблизи границы барьера,
толщина которого порядка глубины проникновения /. Величина
/ и может быть принята за неопределенность координаты после
обнаружения частицы. Неопределенность импульса обозначим
через Ар. Тогда в силу соотношения неопределенностей B0.4)
Подставляя сюда значение / из B8.7) и B8.8), получим
ДР2 \М 9Р
т. е. для локализации частицы в области // в слое толщины I
ей необходимо сообщить кинетическую энергию, величина кото-
которой во всяком случае не меньше 02 — &, т. е. положительна.
Такую энергию частица может, например, получить при осве-
освещении ее световым квантом достаточно короткой длины волны
(эффект Комптона). Понятно, что такая локализация меняет
квантовое состояние частицы. После взаимодействия со свето-
световым квантом волновая функция частицы будет отличаться от
нуля только внутри выбранного нами слоя толщины /, обра-
обращаясь в нуль вне этого слоя.
Не обязательно, чтобы слой толщины I, в котором обнаружи-
обнаруживается частица, располагался у края барьера. Он может быть
расположен где угодно в области //. От его положения зависит
лишь величина вероятности обнаружения частицы в слое. Но
энергия, которую надо сообщить частице при ее локализации в
слое толщины /, зависит только от толщины слоя, а не от его
\
§ 28] ПОТЕНЦИАЛЬНЫЕ БАРЬЕРЫ 169
положения. Толщина же слоя определяется экспонентой е~2а[
и от положения слоя не зависит.
Иллюстрируем роль измерения еще на следующем примере.
Частица должна быть локализована внутри слоя толщины /.
С этой целью осветим ее пучком света, распространяющимся
вдоль слоя перпендикулярно к оси X. Если произойдет рассея-
рассеяние света, то это и будет означать, что частица в момент рас-
рассеяния была локализована внутри рассматриваемого слоя. Из
оптики известно, что длина световой волны для локализации
должна быть короче /, т. е. к < /. Из формул B8.7) и B8.8)
получаем
4я л/2т (U2 — &) '
или
(hc/'A 2 еэ 4/rvJ > 32л2тс2 (U2 - 8).
Нерелятивистская механика применима к процессам, когда энер-
энергия светового кванта hv мала по сравнению с собственной энер-
энергией частицы тс2. Поэтому, разделив левую часть предыдущего
неравенства на меньшую величину hv, а правую на большую
32л2/пс2, получим тем более
Таким образом, для локализации должны применяться световые
кванты, энергия которых во всяком случае не меньше разности
между потенциальной и полной энергиями частицы. Это нахо-
находится в согласии с тем, что было сказано выше.
9. Заканчивая рассмотрение ступенчатого барьера, выве-
выведем некоторые общие соотношения, связывающие амплитудные
коэффициенты отражения и пропускания волн де Бройля на
границе барьера. Если переменить на противоположные направ-
направления распространения всех волн де Бройля без изменения их
амплитуд, то уравнение Шредингера и соответствующие ему
граничные условия будут по-прежнему удовлетворены. Отсюда
следует, что если возникло состояние, изображенное на рис. 51, а,
то возможно также и состояние, изображенное на рис. 51,6. На
этих рисунках каждая волна де Бройля представлена двумя сим-
символами. Первый из них представляет амплитуду, а второй — вол-
волновое число соответствующей волны, распространяющейся в по-
положительном или отрицательном направлении оси X. Направле-
Направления распространения волн обозначены стрелками. На рис. 51, а
есть только одна, а на рис. 51,6 — две падающие волны. Обозна-
Обозначим через г' и d' амплитудные коэффициенты отражения и про-
пропускания, когда падающая волна распространяется справа на-
налево из области // к области /. Падающая волна (г, k\) дает
отраженную волну (г2, —k\). Падающая волна (d, —k?) возбуж-
возбуждает проходящую волну (dd', —k\). Обе возбужденные волны
170
УРАВНЕНИЕ ШРЕДИНГЕРА. КВАНТОВАНИЕ
[ГЛ. IV
должны при наложении дать уходящую волну A, — k\). Таким
образом, должно быть
r2 + dd'=\. B8.10а)
Аналогично, волна (г, k\) возбуждает проходящую волну (rd, кг),
а волна (d, —k?)— отраженную волну (dr',ki). Обе возбужден-
с1,кг
/,-к,
б)
Рис. 51
ные волны должны гасить друг друга, т. е. rd + dr' = 0, откуда
/¦' = —г.
B8.106;
Соотношения B8.10а) и B8.106) справедливы как для одно-
однородных, так и для неоднородных волн. Они были уже получены
в т. IV (§ 67) для световых волн. Применим их к прямоуголь-
прямоугольному потенциальному барьеру (или яме) конечной ширины.
Барьер вместе с падающей волной изображен на рис. 52, а.
Более детальная картина падающей, прошедших и отраженных
волн представлена на рис.
52,6. Для волн и их направле-
направлений примем те же обозначения,
что и на рис. 51. Амплитудные
коэффициенты отражения и
прохождения волн (слева на-
направо) на первой границе обо-
обозначим через г\ и du на вто-
второй— через г2 и d2. Для обрат-
обратного направления волн (спра-
(справа налево) те же коэффициен-
коэффициенты обозначим через r\, d\, г',,
d'r Результирующие амплитуд-
амплитудные коэффициенты отражения
и пропускания волн для всего
барьера обозначим соответ-
соответственно через г и d. Все волны, которые возникнут внутри и вне
барьера, представлены на рис. 52,6. Внутри барьера в противо-
противоположных направлениях будут распространяться две волны:
(a, k) и (Ь, —к). На левой границе барьера, как видно из ри-
рисунка, сходятся четыре волны, а на правой — три волны. Напи-
Написав граничные условия -непрерывность \|> и dty/dx на каждой
границе барьера,—мы получим четыре уравнения первой сте-
6)'
*¦
u<
1
г -к.
и
i
а, к ^
<Ь,-к
иг
и
d, к, *
Рис. 52
§28] ПОТЕНЦИАЛЬНЫЕ БАРЬЕРЫ 17l
пени, из которых могут быть найдены все неизвестные ампли-
амплитуды г, a, b, d. Однако выкладки упростятся, а результаты вы-
выразятся в более краткой и компактной форме, если поступить
несколько иначе.
10. Рассмотрим сначала условия на левой границе барьера.
Примем эту границу за начало координат. К ней подходят две
волны: A, k\) слева и (b, —k) справа. Обе волны отражаются
от рассматриваемой границы барьера и частично проходят че-
через нее. В результате наложения отраженной и прошедшей
волн в первой области должна получиться результирующая
отраженная волна (г, —k\), а внутри барьера — волна (a, k).
Таким образом, должно быть
г = г,+ d;&, a = dl + r{b. B8.11)
Аналогично поступаем на второй границе барьера. Только
теперь начало координат надо перенести на вторую границу и
соответственно этому преобразовать амплитуды сходящихся на
ней волн. Амплитуды волн, изображенных на рис. 52,6, отне-
отнесены к началу координат, помещенному на левой границе. Соот-
Соответствующие координаты обозначены через х, а координаты от-
относительно начала, помещенного на второй границе, обозначим
через х'. Эти координаты связаны соотношением х — х' -\-1. При
прежнем выборе начала координат волны, сходящиеся на пра-
правой границе барьера, представляются выражениями
aeikx, be~ikx,
(временной множитель е~ш мы опускаем). При замене х через
х' те же выражения преобразуются в
' aeikl) eikx', 'be~m)e-ikx'', (deikJ) eik'x'.
Теперь роль амплитуд волн играют выражения, заключенные в
круглых скобках. В результате условия на правой границе
барьера принимают вид
deik'l = d2aeikl, be'ш == г2аеш. B8.12)
Из уравнений B8.11) и B8.12) можно найти все неизвестные
г, d, a, b. Из них представляют интерес прежде всего г и d.
С учетом соотношений г'{ = — г{ и r\ + dxd\ = 1 для них на-
находим
< ¦ B8ЛЗ)
11. Пользуясь этими формулами, можно рассчитать коэффи-
коэффициенты отражения и пропускания для частиц. Рассчитаем коэф-
коэффициент пропускания D. Предположим, что вне барьера U\ <Z <%
J72 УРАВНЕНИЕ ШРЕДИНГЕРА. КВАНТОВАНИЕ [ГЛ. IV
и U2 < <%, тогда как внутри барьера U > Ж. Тогда обе величины
4
ft п
вещественны и положительны, внутри же барьера k = ia, где
Далее,
ft, — ft ft, — ia ft — ft2 /a — ftz
r' ft, + ft fti + ia ' r<1 ft + ft, m + ft2 '
, 2ft, __ 2fti , 2ft 2m
k\ + k-i ft, + ia ' 2 ft + k, ft, + ('a '
Коэффициент пропускания частицы, согласно B8.5), вычис-
вычисляется по формуле
D = li\d\2 = ^dd\ B8.14)
Простые, но несколько длинные вычисления приводят к ре-
результату
(ft?+a2)(ft^+a2)(^' + e-2ui) + 2(«2-^) >
В большинстве интересующих нас случаев экспонентой е~2а'
в знаменателе можно пренебречь. Допустим, например, что
U — cf = 50 эВ = 0,8-1СН0 эрг. Тогда для электрона а =
= 3,64-108 см-1, е2а1= 1,45-103, е~2а1 = 0,69- Ю-3. Можно также
пренебречь слагаемым 2(a2 — k\k%), так как оно того же по-
порядка, что и коэффициент F2 + a2) (k\-\- а2). В результате по-
получается простая формула
= Doexp[— -у- V2m(?/ - #)], B8.16)
где коэффициент Do слабо меняется с изменением Z, d?, C/i, ^2.
Его можно принять постоянным и в большинстве интересных
случаев считать порядка единицы.
Если частица падает на барьер с одной стороны, то по клас-
классическим представлениям при U > & она не может появиться
с другой стороны. Напротив, согласно квантовой механике это
возможно. Частица как бы проходит по туннелю через клас-
классически запрещенную область 11 > <$. Это явление получило
название туннельного эффекта. Если при этом U\ = ?/2 (сим-
(симметричный прямоугольный потенциальный барьер), то кинети-
кинетическая энергия, с которой частица появляется за барьером,
равна начальной кинетической энергии, с которой она падала
на барьер. Начало представления о туннельных переходах было
заложено в 1927 г. Л. И. Мандельштамом и М. А. Леонтовичем
A903—1981). Они на основе уравнения Шредингера рассмо-
28]
ПОТЕНЦИАЛЬНЫЕ БАРЬЕРЫ
173
трели проблему квантования для ангармонического осцилля-
осциллятора, у которого потенциальная функция U = х jikx2 при |х| < а
и U = const при |л:| > а.
12. Мы рассмотрели потенциальный барьер прямоугольной
формы (рис. 52). Это было сделано только с целью математи-
математического упрощения задачи. Ничего принципиального при этом
потеряно не было. Для полноты рассмотрим теперь потенциаль-
потенциальный барьер, в котором V является произвольной функцией х.
Пример такого барьера приведен на рис. 53. Горизонтальная
прямая U(x) = & пересекает кривую барьера в двух точка,
с абсциссами Х\ и х2. Аппроксимируем кривую барьера над этой
прямой ступенчатой линией. Тогда вся площадь, где & < U,
разобьется на заштрихованные прямоугольники, каждый из ко-
которых можно рассматривать как прямоугольный потенциальный
барьер. Пусть ширина одного из таких прямоугольников равна
dx, а высота U(x). Если dx взять достаточно большим, то коэф-
коэффициент пропускания такого прямоугольного барьера предста-
представится выражением
Коэффициент пропускания всего барьера получится путем пе-
перемножения выражений такого вида. При этом показатели сте-
степеней сложатся, и мы придем к выражению вида
= A,exp{-\-s-V2m(?/~
B8.17)
Эту приближенную формулу можно обосновать и математически
более строго.
Туннельным прохождением через потенциальный барьер
объясняются многие физические явления. Сюда относятся раз-
разбираемые в следующем параграфе контактная разность потен-
потенциалов и холодная эмиссия электронов из металлов. Сюда же
относятся такие явления, как сс-распад, спонтанное деление
атомных ядер, ядерные реакции, когда по классическим пред-
представлениям кинетической энергии сталкивающихся ядер недо-
174 УРАВНЕНИЕ ШРЕДИНГЕРА. КВАНТОВАНИЕ [ГЛ IV
статочно для преодоления кулоновского потенциального барьера
между ними, и т. д. Эти явления будут разобраны в ядерной
физике.
ЗАДАЧА
В прямоугольном барьере (или яме) 1)\ = 1/г. При каком условии частица
не будет отражаться от потенциального барьера (ямы) ?
Ответ. Полная энергия & должна быть больше потенциальной энергии
С! частицы внутри барьера (ямы). Толщина барьера (ямы) должна быть I =
= '/A, BUk, 6/Л, • • •. где к = A/V2m (S — U) — длина волны де Бройля вну-
внутри барьера (ямы).
§ 29. К объяснению контактной разности потенциалов.
Холодная эмиссия электронов из металлов
1. Будем исходить из простейшей модели металла — модели
свободных электронов. Согласно этой модели электроны в ме-
металле ведут себя как газ невзаимодействующих частиц, движу-
движущихся в свободном от поля пространстве. Электроны удержи-
удерживаются в металле силами отталкивания, возникающими при
приближении электронов к стенке металла. В такой модели
металл можно рассматривать как потенциальную яму, в кото-
которой заперты электроны. Для простоты будем считать яму прямо-
прямоугольной определенной глубины. Мы не можем дать удовлетво-
удовлетворительное обоснование и указать границы применимости такой
модели. Особое удивление вызывает то, что электрические силы
взаимодействия между электронами не учитываются, хотя они
отнюдь не малы. Возможность отвлекаться от таких сил, по-ви-
по-видимому, связана с тем, что взаимодействие между электронами
не меняет числа энергетических уровней системы. Последнее
определяется только общим числом электронов, а не силами
взаимодействия между ними. Для ряда явлений, по крайней
мере при их качественном рассмотрении, существенно именно
общее число энергетических уровней, а не их точное располо-
расположение. Разумеется, как и всякая модель, модель свободных
_ электронов объясняет отнюдь не все свой-
свойства металлов. Однако ряд явлений объяс-
объясняется этой моделью правильно, по крайней
мере качественно.
На рис. 54 представлена модель металла
в виде прямоугольной потенциальной ямы.
Внутри металла (т. е. на дне потенци-
потенциальной ямы) потенциальная функция при-
Рис. 54 нята равной нулю, на стенках ямы она
скачкообразно меняется до постоянного зна-
значения Uq ~> 0. Конечно, энергетические уровни электрона внутри
ямы дискретны, хотя в макроскопических кусках металла и
расположены очень густо. Собственно говоря, нельзя сказать,
^„_ „—
§ 291 КОНТАКТНАЯ РАЗНОСТЬ И ХОЛОДНАЯ ЭМИССИЯ 175
что в модели свободных электронов между электронами нет
никакого взаимодействия. Оно имеется. Но это не есть силовое
взаимодействие, а взаимодействие особого рода, которое не мо-
может быть понято в рамках классической механики. О нем по-
подробно говорится в гл. VI. Такое взаимодействие проявляется
в том, что в каждом квантовом состоянии системы может нахо-
находиться не более одного электрона. Это положение называется
принципом Паули A900—1958). Под квантовым состоянием в
рассматриваемом нами вопросе следует понимать энергетиче-
энергетический уровень электрона (с одним уточнением: допустимое число
электронов на энергетическом уровне должно быть удвоено
из-за наличия у них спина; но это обстоятельство в разбираемых
сейчас вопросах не играет роли, и мы его учитывать не будем).
Будем теперь последовательно заполнять потенциальную
яму электронами в предположении, что температура системы
равна абсолютному нулю. Первый электрон займет самый ниж-
нижний (нулевой) уровень энергии. Второй электрон расположится
на втором энергетическом уровне и т. д. Последний электрон
соответствует такому состоянию металла, когда он сделается
электрически нейтральным. Этот электрон займет наивысший
уровень энергии ц, называемый уровнем или энергией Ферми
A901 —1954). Таким образом, ниже уровня Ферми все энерге-
энергетические уровни потенциальной ямы заполнены, а выше — сво-
свободны. Напомним, что при этом температура металла предпо-
предполагается равной абсолютному нулю. Чтобы удалить электрон из
металла с уровня Ферми, необходимо затратить работу, не
меньшую
A = U0-p. B9.1)
Это и есть работа выхода электрона из металла. Разумеется
формула B9.1) остается справедливой и тогда, когда величины
iTo и ц отсчитываются не от дна ямы, а от произвольно выбран-
выбранного уровня.
2. Обратимся теперь к объяснению контактной разности по-
потенциалов, открытой еще Вольтой A745—1827). Рассмотрим
два разных металла / и // (рис. 55,а). Дно обеих потенциаль-
потенциальных ям и все уровни энергии условимся отсчитывать от одного
и того же общего уровня. Дно потенциальной ямы первого ме-
металла, вообще говоря, не будет совпадать с дном потенциальной
ямы второго металла. То же самое относится к соответствующим
уровням Ферми. Пусть, например, уровень Ферми первого ме-
металла расположен выше, чем у второго металла. Сблизим оба
металла друг с другом, чтобы зазор между ними стал порядка
атомных расстояний, т. е. 10~8 см (рис. 55,6). Тогда в зазоре
между металлами образуется узкий потенциальный барьер, че-
через который электроны с заметной вероятностью могут перехо-
переходить из одного металла в другой. Переход электронов из
173
УРАВНЕНИЕ ШРЕДИНГЕРА. КВАНТОВАНИЕ
[ГЛ. IV
металла / в металл // действительно будет осуществляться. Од-
Однако обратный переход из металла // в металл / невозможен, так
как все уровни энергии, на которые могли бы переходить электро-
электроны из металла //, в металле / уже заполнены. В результате ме-
металл / будет терять электроны и заряжаться положительно, его
потенциал начнет повышаться, а уровень Ферми понижаться. На-
Наоборот, металл //, приобретая электроны, начнет заряжаться
отрицательно, его потенциал будет уменьшаться, а уровень
Ферми подниматься. Статистическое равновесие установится,
когда уровни Ферми обоих металлов сравняются. Но это есть
A,
6)
Л
Рис. 55
как раз то условие, на основе которого в томе III (§ 104) было
подробно рассмотрено возникновение контактной разности по-
потенциалов, как внутренней, так и внешней. Поэтому нет надоб-
надобности продолжать дальнейшее изложение, а достаточно ограни-
ограничиться ссылкой на указанный параграф тома III. Здесь же
важно было подчеркнуть только то, что процесс установления
равновесного состояния осуществляется путем туннельных пе-
переходов электронов через потенциальный барьер.
3. Перейдем теперь к рассмотрению эмиссии электронов из
металлов. Когда температура металла делается достаточно вы-
высокой (выше ~1000°С), появляются быстрые электроны, спо-
способные преодолевать задерживающий потенциал и выходить из
металла. Это — термоэлектронная эмиссия (см. т. III, § 101).
Однако эмиссия электронов может происходить и из холодного
металла. Для этого нормально к поверхности металла надо при-
приложить сильное электрическое поле (порядка 106 В/см), на-
направленное к металлу. Такая эмиссия называется холодной.
Объяснение этого явления, в общих чертах согласующееся с
опытом, основано на теории прохождения электронов через по-
потенциальный барьер.
В отсутствие внешнего электрического поля потенциальная
энергия электрона представляется на рис. 56 ступенчатой ли-
линией АОВС, причем начало координат О помещено на стенке
металла. Внутри металла потенциальная энергия принята рав-
равной нулю, вне металла она постоянна и равна С. Если наложить
внешнее электрическое поле Е, направленное к металлу, то в
металл оно не проникнет, и потенциальная энергия электрона
29]
КОНТАКТНАЯ РАЗНОСТЬ И ХОЛОДНАЯ ЭМИССИЯ
177
в металле по-прежнему будет равна нулю. Снаружи же металла
к потенциальной энергии С добавится потенциальная энергия
электрона во внешнем электрическом поле, равная —еЕх (за-
(заряд электрона обозначен через —е). Она изображена наклон-
наклонной прямой ВМ. В результате полная потенциальная функция
электрона во внешнем поле представ-
представляется выражениями
U(x)
-1°
1С-
еЕх
при
при
А"<0,
Между металлом и вакуумом возни
кает потенциальный барьер ОВМ. Вы-
Выделим в металле группу электронов с
энергией, близкой к $к. Проницае- Рис. 56
мость барьера для электронов с такой
энергией найдется по формуле B8.17), в которой следует поло-
положить х\ = 0. Здесь хч найдется из уравнения С — еЕх2 = 8 х,
которое дает хч = (С — 8х)/еЕ. Задача сводится к вычислению
интеграла
X,
S = \ у2
dx = jj л/2т {С — еЕх — Sx)dx
Л2m
Таким образом, коэффициент прозрачности барьера для элек-
электронов с энергией <SK выражается формулой
Im, (L — i
>3/2
^29.2)
Коэффициент этот имеет несколько разные значения для раз-
различных <%х. Можно ввести средний или эффективный коэффи-
коэффициент прозрачности барьера путем соответствующего усредне-
усреднения по 8Х (чтобы получился тот же ток эмиссии). Всякое усред-
усреднение сводится к усреднению выражения вида Doexp[—f(&x)/E],
где смысл функции f(S?x) легко устанавливается сравнением с
формулой B9.2). Поскольку усреднение производится по &х при
фиксированном Е, усреднению фактически подлежит функция
f{&x). Эта функция положительна, так как С > 8Х, а потому
после усреднения ее можно представить в виде экспоненциаль-
экспоненциального выражения. В результате для усредненного коэффициента
прозрачности барьера получаем
-Еа'Е
B9.3)
178 УРАВНЕНИЕ ШРЕДИНГЕРА. КВАНТОВАНИЕ [ГЛ. IV
где Do и Ео—постоянные, зависящие от рода металла. Ток хо-
холодной эмиссии выражается формулой
/¦.?) = /сД = Ле~Яо/?. B9.4)
Именно такая зависимость тока холодной эмиссии от напряжен-
напряженности внешнего приложенного электрического поля была экспе-
экспериментально подтверждена П. И. Лукирским.
Классическую теорию холодной эмиссии и ее сравнение с опы-
опытом см. в задаче к этому параграфу.
ЗАДАЧА
Холодную эмиссию электронов из металла пытались объяснить класси-
классически влиянием силы электрического изображения e2l4x, с которой электрон
притягивается к поверхности металла (см. т. III, § 23, пунк! 2), С учетом
этой силы потенциальная энергия электрона вблизи поверхности металла на
расстоянии х от нее представляется выражением U = С - гЕх — е2/4х. Учет
этой силы понижав! потенциальный барьер, который должен преодолеть элек
трон, чтобы выйти из металла, т е уменьшает работу выхода. Рассчитать
это уменьшение и оценить напряженность внешнего электрического почя. на
чиная с которого должна была бы происходить холодная эмиссия Прове-
Провести численный расчет для вольфрама. Работа выхода для вольфрама А =
= 4,5 эВ.
Решение. Функция U достигает максимума при \ = '/ ¦s/eTE который
равен
Отсюда видно, что сила электрического изображения уменьшает высоту
барьера, а с ней и величину работы выхода на величину VlLe' Новая работа
выхода А' = А — ¦у/Еег Холодная эмиссия начинается, когда А' = 0 Зго
дает
С = АЧе> = У/е B9.5;
Последнее выражение получается из предыдущего, если работу выхода выра
зить через соответствующее напряжение V по формуле А = eV. Для воль-
вольфрама V = 4,5 В = 1,5 Ю-2 СГСЭ,
9 9^ 1 0 ~ *
Е = ,;i- = 0,469 • 10е СГСЭ = 1,41 • 108 В/см
4,8- 10"'"
Между тем Милликен получал сильные токи холодной эмиссии уже при ? яг
ж 4-Ю6 В/см.
ГЛАВА V
ДАЛЬНЕЙШЕЕ ПОСТРОЕНИЕ КВАНТОВОЙ МЕХАНИКИ
И СПЕКТРЫ
§ 30. Операторный метод
1. Операторный метод широко распространен в большинстве
исследований квантовой механики, а потому необходимо сооб-
сообщить краткие сведения о нем. Это тем более необходимо для
того, чтобы дать законченную форму связи символов квантовой
механики с реально наблюдаемыми величинами.
Под оператором понимают символ, который при действии на
функцию некоторых переменных дает новую функцию тех же
переменных. Примерами такого действия могут служить умно-
умножение на х или на какую-либо функцию f(x). Рассматриваемые
с этой точки зрения символы х- и f(x) являются операторами.
Для отличия от чисел их обозначают через х и f{x), т. е. ставят
шляпку над х и f(x). Другим примером оператора может слу-
служить дифференцирование по х, т. е. -х—, ~я~^ - ¦ • •
Операторы можно складывать. Под суммой операторов А-\-В
понимают такой оператор, действие которого на любую функ-
функцию f(x) дает результат Af(x) + Bf(x). Под произведением опе-
операторов АВ понимают оператор, результат действия которого на
любую функцию f(x) равен Д[В[(х)]. Здесь функция f(x) сна-
сначала подвергается действию оператора В, а затем на получен-
полученный результат действует оператор А. Частным случаем произ-
произведения операторов является произведение оператора Д на число
К, т. е. либо ХА, либо АХ, ибо всякое число можно рассматривать
как частный случай оператора. В алгебре операторов не всегда
соблюдается коммутативный закон относительно умножения.
Это значит, что не всегда АВ — ВА. Если такое равенство соблю-
соблюдается, то говорят, что операторы А и 6 коммутируют друг
с другом. Иначе их называют коммутирующими операторами.
В противном случае операторы А и В не коммутируют и назы-
называются некоммутирующими или антикоммутирующими. Приме-
Примером некоммутирующих операторов могут служить умножение
на х и дифференцирование по х. Действительно,
так что
180 ДАЛЬНЕЙШЕЕ ПОСТРОЕНИЕ КВАНТОВОЙ МЕХАНИКИ [ГЛ. V
Эти определения позволяют по заданным операторам А и В
строить другие операторы С(А, В), являющиеся их функциями.
Определение это имеет смысл только для целых рациональных
функций операторов А и В, Достаточность такого ограничения
в этом построении связана с тем, что именно при таком ограни-
ограничении в классической физике определяют новые физические ве-
величины через другие, ранее введенные физические величины.
Сложение и умножение операторов производится по обыч-
обычным алгебраическим правилам сложения и умножения чисел.
Единственное отличие состоит в том, что при умножении опера-
операторов не всегда можно переставлять порядок сомножителей. На-
Например, всегда
(А + ВJ = (А + В) (А + В) = А2 + ВА + АВ + В2.
В общем виде было бы неправильно писать
Такая формула верна только тогда, когда операторы Л и В ком-
коммутируют между собой, ибо при ВА = АВ она получается из
предыдущей. Но в случае некоммутирующих операторов эта
формула неверна, ибо в этом случае ВА фАВ.
Оператор Л называется линейным, если для любых двух
функций / и ф и любых постоянных К и |д соблюдается соотно-
соотношение
A {If + |хф) = kAf -f- Л
В квантовой механике применяются только линейные операторы.
В противном случае нарушался бы принцип суперпозиции со-
состояний.
2. Предположим теперь, что многократно производится из-
измерение координаты х частицы, причем частица, поскольку это
позволяет опыт, всякий раз приводится в одинаковые макроско-
макроскопические условия. Тогда состояние частицы в этих опытах
можно характеризовать волновой функцией ^?(х), которую мы
ради простоты будем считать функцией только одной простран-
пространственной координаты х. Среднее значение координаты, которое
будет найдено в результате измерений, можно записать в виде
(х) = ( xWW dx.
ибо W*^ dx есть вероятность того, что частица будет обнару-
обнаружена в интервале х, к -\- dx. При этом необходимо оговорить, что
функция Ч(х) всюду конечна, отлична от нуля в ограниченной
области пространства и нормирована к единице, т. е.
'Wdx=l, C0.2)
§ 301 ОПЕРАТОРНЫЙ МЕТОД 181
где интегрирование производится по всему пространству, в ко-
котором W отлична от нуля. Выражение для среднего значения
<х> мы нредпочитаем занисать в виде
(х)= \ WWdx. C0.3)
Совершенно гак же вычисляется среднее значение функции f(x),
т. е. по формуле
(/ (х)) = J Ф (х) f (х) W (х) dx, C0.4)
в которой /(х) рассматривается как оператор.
Если состояние Ч' меняется во времени, то формула C0.4)
дает среднее значение для определенного момента времени.
В этом случае в функции ~Ч*(х, t) следует время / рассматривать
как параметр, т. е. при взятии интеграла его следует считать
постоянным.
3. Как же вычислять по волновой функции *Р(х) средние
значения импульса частицы или средние значения целых ра-
рациональных функций от импульса? Будем предполагать, что в
каждый момент времени функция у?{х) всюду копечна и от-
отлична от нуля в ограниченной области пространства, а потому
может быть нормирована согласно формуле C0.2). В целях
математического упрощения применим искусственный прием. За-
Заменим истинную волновую функцию ^(х) другой периодической
функцией Ф(х) с периодом /, гак что при любом х Ф(х -f- /) =
= Ф(х). Функция 4х (х) отлична от нуля только на небольшом
участке где-то в середине интервала 0 < х < / (основного пе-
периода). В этом интервале обе функции ^(х) и Ф(х) совпадают.
Вне интервала 0 <. х < I функция vF(x) обращается в нуль.
Поэтому из нормировки C0.2) следует нормировка для функ-
функции Ф(х):
^Ф*(х,Ф(хЫх= 1 C0.5)
о
Указанная замена не может существенно отразиться на яв-
явлениях, протекающих в рассматриваемое время в рассматри-
рассматриваемой нами области пространства. Действительно, различие
между функциями Ф(х) и xY(x) относится только к достаточно
удаленным областям пространства, которые не могут оказать
существенное влияние на протекание изучаемого нами явления.
В пределе, когда /-^оо, небольшие искажения явлений, вызван-
вызванные заменой У на Ф, совсем исчезают.
Периодическую функцию Ф(х) разложим в ряд Фурье:
Л = + оо
Ф(х)= X с„е'*»х, C0.6)
n=» -oo
182 ДАЛЬНЕЙШЕЕ ПОСТРОЕНИЕ КВАНТОВОЙ МЕХАНИКИ ГГЛ V
где
kn = Bn/l)n C0.7)
Чтобы определить коэффициент ст этого ряда, надо обе части
ножить на е ' ~*
При этом
C0.6) умножить на е т и проинтегрировать по х от 0 до /.
, если п = т,
v i{kn^ei{kn~km)X\=0, если пфт,
так как
e'(*«-*m)' =_
С учетом этого получаем
ст = -г\Ф{х)е~1 тХ dx = -r\W (x^e~lkmX dx. C0.8)
' J ' J
о о
С учетом того же условия нормировка приводится к виду
_ |с„|2=1. C0.9)
0 0 п = -оо
Выведем еще одну вспомогательную формулу. Имеем
i
0 т п
или после перестановки порядка суммирования и интегриро-
интегрирования
Входящий сюда интеграл уже был вычислен выше. Воспользо-
Воспользовавшись вычисленным значением, получим
n?kn. C0.10)
4. До сих пор мы не обращали внимания на зависимость
функции W, а с ней и функции Ф, от времени /. Наши вычисле-
вычисления, в сущности, относились к функциям ЧЧх, t) и Ф(х, t) при
фиксированном значении t, — время t рассматривалось как па-
§ 30] ОПЕРАТОРНЫЙ МЕТОД 183
раметр. Временная зависимость определится из требования,
чтобы функции W и Ф удовлетворяли временному уравнению
Шредингера B1.5). Такому условию удовлетворяет функция
ф[Х, /) = y'cBe'(V-V)> C0.11)
где частоты со» определяются законом дисперсии <оя = (on(&n)
по формуле A9.6). Этот ряд представляет собой разложение
функции Ф(х, t) по плоским волнам де Бройля1).
Волне де Бройля е ^"х "'"'* соответствует импульс pn = hkn.
Значения импульса дискретны. Но эта дискретность искусствен-
искусственная и получилась в результате замены истинной волновой функ-
функции W(x, t) на вспомогательную периодическую функцию Ф(х, t).
Истинные значения импульса непрерывны. И действительно, чем
длиннее взять период /, тем меньше расстояние между сосед-
соседними значениями дискретного спектра импульса. В пределе,
когда /-»-оо, это расстояние стремится к нулю, так что факти-
фактически импульс становится величиной, меняющейся непрерывно.
Измерение импульса в состоянии Ф(х, t) дает одно из значений
рп. Вероятность эюго значения, в силу условия нормировки
C0.9), равна /|с„|2. Поэтому среднее значение импульса, кото-
которое получится в результате измерения, будет равно
<р;=ЕЛс„Р/?п, C0.12)
или в силу соотношения C0.10)
Теперь можно выполнить предельный переход к 1-+оо и полу-
получить формулу
\r() C0.13)
в которой всякая неопределенность, связанная с введением
вспомогательной функции Ф, исчезла. При этом интегрирование
распространяется уже по всему бесконечному пространству, так
как большие значения х не вносят никакого вклада в интеграл.
') Произвольную функцию Ф(х, t), периодичную по х, можно разложить
в ряд Фурье по х, коэффициенты которого будут функциями t. Распростра-
Распространено ошибочное мнение, что это и есть разложение по плоским волнам де
Бройля. Ошибка состоит в том, что периодическая функция Ф(х, t) не мо-
может быть произвольной, а должна удовлетворять уравнению Шредингера
B1.5). Это накладывает ограничения на коэффициенты разложения как функ-
функции времени t.
184 ДАЛЬНЕЙШЕЕ ПОСТРОЕНИЕ КВАНТОВОЙ МЕХАНИКИ [ГЛ. V
Рассуждая аналогичным образом, можем без труда полу-
получить для произвольного целого положительного п
Wdx, C0.14)
а для целой рациональной функции импульса
(F(p))=^W'F(p)Wdx, C0.15)
где через р обозначен оператор
р^рх = -т±.. (золе)
называемый оператором импульса, точнее — оператором проек-
проекции импульса рх-
5. Квантовая механика постулативно обобщает полученные
результаты на любые физические величины, являющиеся функ-
функциями координат и импульсов. Иначе говоря, она полагает
(F х, /?)) = J ЧГ Ух) F (х, р) W ух) dx. C0.17)
Здесь F(x, p)—целая рациональная функция координат и им-
импульсов, как она определяется классически, a F(x, p)—соответ-
p)—соответствующий ей оператор. Формула C0.17) и может быть положена
в основу введения операторов в квантовую механику. Заметим,
что поскольку мы располагаем операторами хирв прямоуголь-
прямоугольных координатах, при нахождении оператора F(x, p) надо исхо-
исходить из соответствующей классической формулы также в прямо-
прямоугольных координатах или в векторной форме.
Нелишне подчеркнуть, что под х и р в формуле C0.17)
нельзя понимать значения координаты х и импульса р, получен-
полученные в результате одного и того же измерения. Такое понимание
противоречит принципу неопределенностей Гейзенберга. Под х
и р следует понимать координату и импульс в классическом
смысле. Квантовая механика заменяет эти величины операто-
операторами х и р и вводит новые операторы F(Jt, p). Оператор Fix, p)
получается в результате применения к х и р тех же операций
сложения и умножения, с помощью которых в классической фи-
физике по значениям х и р находится значение функции F(x, p).
Здесь нет еще никакой статистичности, свойственной квантовой
механике. Статистичность появляется при переходе к формуле
C0.17), ибо она дает только среднее значение функции F(x, p),
а не ее истинное значение (которое в квантовой механике, во-
вообще говоря, может не иметь никакого смысла из-за невозмож-
невозможности характеризовать состояние частицы одновременным зада-
заданием х и р). Получение оператора F(x, p) из классической функ-
функции F(x, p) обусловливает, наряду с другими соображениями,
тесную связь между классической и квантовой механиками. По-
§ 301 ОПЕРАТОРНЫЙ МЕТОД 185
лучается парадоксальное утверждение, что обоснование кван-
квантовой механики принципиально невозможно без механики клас-
классической, хотя квантовая механика и является более общей тео-
теорией, в которой классическая механика содержится как пре-
предельный частный случай. Этот предельный случай получается
из квантовой механики, когда постоянная Планка п пренебре-
пренебрежимо мала по сравнению со всеми величинами той же размер-
размерности, играющими роль в рассматриваемом явлении.
Все полученные результаты выведены для одномерного слу-
случая. Это сделано только в целях простоты и сокращения записи
формул. Но эти- результаты без труда обобщаются и на трех-
трехмерный случай. Так, оператором трехмерного импульса частицы
является символический вектор
а формула для среднего значения такого импульса принимает
вид
[dV, C0.19)
где интегрирование производится по всему пространству V, а
функция W предполагается нормированной к единице:
= 1. C0.20)
Таким образом, всякой классической величине F(r, p) кван-
квантовая механика сопоставляет оператор F(r, p), получающийся
заменой классических величин г и р на соответствующие опе-
операторы г и р. При этом связь с реально наблюдаемыми величи-
величинами устанавливается статистически с помощью формулы
(F(r> р)) = [ \y*f (r, p)wdV. C0.21)
6. Поставим теперь вопрос, не существует ли таких состоя-
состояний, что при измерении величины L, соответствующей опера-
оператору ?, всегда получается определенное значение L. Легко ви-
видеть, что такому условию удовлетворяют волновые функции,
являющиеся решениями уравнения
Ь? = LW. C0.22)
Действительно, в этом случае
(L) = ( WLW dx = [ WLW dx = L[ W'4' dx = L,
J J J
т. е. среднее значение <L> всегда равно L. А это возможно тогда
и только тогда, когда результат каждого измерения равен L. Мы
доказали достаточность условия C0.22). Немного сложнее до-
186 дальнейшее построение квантовой механики [гл. v
называется и его необходимость, но на этом мы не будем оста-
останавливаться.
Функции lF, удовлетворяющие уравнению C0.22), называ-
называются собственными функциями оператора С, а числа L — его
собственными значениями. В квантовой механике принимается,
что при измерении физической величины могут получиться
(с той или иной вероятностью) только собственные значения
соответствующего ей оператора. Так как физические величины
существенно вещественны, то операторы L физических величин
должны быть такими, чтобы их собственные значения были так-
также вещественными. Но мы не будем углубляться в обсуждение
условий, при которых это требование выполняется.
Уравнение C0.22) является обобщением на случай любых
физических величин правила квантования энергии, рассмотрен-
рассмотренного в предыдущей главе. Чтобы убедиться в этом, найдем опе-
оператор Я, соответствующий полной энергии частицы. Согласно
изложенному такой оператор представляется суммой операто-
операторов кинетической и потенциальной энергий, т. е.
Й==^Р2 + 0 = --^гч2 + и- C0-23)
Следовательно, C0.22) переходит в
Это уравнение Шредингера B1.7) для стационарных состояний.
Таким образом, сокращенно его можно записать в символиче-
символической форме
C0.24)
отличающейся от C0.22) только обозначениями. Общее уравне-
уравнение Шредингера B1.5) для нестационарных состояний также
можно записать символически:
C0.25)
ih
Для полноты заметим, что уравнение C0.25) справедливо
не только в случае потенциальных сил, но и в случае, когда силы
потенциалом не обладают (например, магнитные силы). Тре-
Требуется только, чтобы соответствующие классические уравнения
могли быть записаны в форме уравнений Гамильтона. В этом
случае Й называют оператором Гамильтона или гамильтониа-
гамильтонианом. Если силы потенциальны, то гамильтониан тождественно
совпадает с оператором энергии.
Приведем второй пример на применение уравнения C0.22).
Найдем собственные функции и собственные значения опера-
оператора импульса. Ограничиваясь одномерным случаем, положим
§ 30] ОПЕРАТОРНЫЙ МЕТОД 187
L — р — —ih д/дх и получим
Отсюда
Чтобы удовлетворить общему уравнению Шредингера C0.25),
следует положить C(t) = Се~Ш1, т. е.
C0.26)
Таким образом, собственными функциями оператора импульса
являются плоские волны де Бройля. Параметр р может прини-
принимать любые значения, т. е. спектр собственных значений опера-
оператора р непрерывный.
В связи с этим заметим, что к уравнению C0.22) мы пришли
на основе уравнения C0.21). Наш вывод последнего предпола-
предполагал выполнение условия нормировки C0.20), т. е. обращения
функции Ф в нуль на бесконечности. Собственные функции
C0.26) этому условию не удовлетворяют. Да и в случае опера-
оператора энергии при 8 > 0 собственные значения образуют непре-
непрерывный спектр, и нормировка C0.20) не может быть выполнена.
В этих случаях наше доказательство формулы C0.22) не про-
проходит. Однако сама Формула C0.22) остается верной. Можно
так обобщить нормировку C0.20), чтобы распространить дока-
доказательство и на такие случаи. Но для этого надо пользоваться
обобщенными функциями. На этом формальном вопросе мы
останавливаться не будем. В физике в принципе достаточно
ограничиться волновыми функциями, обращающимися в нуль
на бесконечности, для которых нормировка C0.20) всегда вы-
выполняется.
7. Остановимся в заключение еще на одном вопросе, специ-
специфическом только для квантовой, но не классической механики.
Пусть А и В— два квантовомеханических оператора, каждому
из которых соответствует свой спектр собственных значений.
Всегда ли существует состояние W, в котором оба оператора
имеют определенные собственные значения Лив? Иными сло-
словами, существует ли состояние W, в котором обе величины
А и В измеримы одновременно? Для ответа на этот вопрос
допустим, что Wn является собственной функцией как оператора
Л, так и оператора В, т. е.
где Ап к В,, —числа, представляющие собой собственные значе-
значения операторов Л и В в одном и том же состоянии Wn- Умножим
первое равенство слева на оператор В Получим
п = АаВпЧ?п.
188 ДАЛЬНЕЙШЕЕ ПОСТРОЕНИЕ КВАНТОВОЙ МЕХАНИКИ [ГЛ. V
Аналогично
Отсюда (АВ— Ba)vP,! = 0. На этом основании нельзя еще за-
заключить, что АВ — ВА = 0, так как Wn — не произвольная функ-
функция, а лишь одна из общих собственных функций операторов
А и В1).
Допустим, однако, что каждая собственная функция опера-
оператора А является также собственной функцией оператора В и на-
наоборот. Существует математическая теорема, которую мы дока-
доказывать не будем, что произвольная волновая функция lF может
быть разложена по собственным функциям оператора Л (или,
что то же самое, оператора В), т. е.
(предполагается, что спектр дискретный, что несущественно).
Из этой формулы и из соотношения (АВ — ВА )ЧГ„ = 0 следует
{АВ— BA)W = 0.
Теперь уже ввиду произвольности х? можно заключить, что
АВ = ВА, C0.27)
т. е. операторы А и В коммутативны. Действительно, единствен-
единственный оператор, обращающий в нуль произвольную функцию,
есть оператор умножения на нуль.
Итак, если все собственные функции операторов А и В сов-
совпадают, то эти операторы коммутируют. Справедлива и обрат-
обратная теорема: если операторы А и В коммутируют, то совпадают
и их собственные функции. Эту теорему мы также примем без
доказательства.
Приведенной теореме можно придать и другую формули-
формулировку. Цве величины А и В измеримы одновременно, вообще
говоря, тогда и только тогда, когда соответствующие им опера-
операторы А и В коммутируют. Это правило может нарушаться только
в отдельных исключительных случаях (см. § 31, пункты 1 и 4).
Например, координаты хну можно измерить одновременно,
так как операторы х и г/ коммутируют. Напротив, координата х
и соответствующий ей импульс рх одновременно измерены быть
не могут, поскольку операторы х и рх не коммутируют, как это
видно из формулы C0.1). Именно этого требует принцип не-
неопределенностей Гейзенберга. Координата х и импульс ру, со-
соответствующий другой координате у, измеримы одновременно,
д2
') Например, из равенства {-^ 5ТГ ) х = 0 не следует, что -т—j
S 31) МОМЕНТ ИМПУЛЬСА ЧАСТИЦЫ 189
ибо операторы х и ру — —ifid/dy коммутируют, поскольку при
дифференцировании по у координата х ведет себя как посто
янная.
§ 31. Момент импульса частицы
1. Момент импульса частицы I относительно начала коорди
нат О в классической механике определяется векторным произ-
произведением [гр]. Такое определение в квантовой механике не
имеет смысла, поскольку не существует состояния, в котором бы
оба вектора г и р имели определенные значения. В квантовой
механике векторному произведению [гр] соответствует оператор
1 = \го\ 31.1
Раскрывая это векторное произведение и соблюдая при этом
порядок расположения операторов координат и проекций век-
вектора импульса, найдем операторы проекций момента импульса
на координатные оси X, Y, Z:
U = (УРг - Zpy) = ih(z-j^-y -^-j ,
{^^) C1.2)
_d д >
дх ду )-
Через эти проекции сам оператор вектора момента импульса
выражается формулой
Смысл этого векторного оператора выяснится, если написать
результат действия его на произвольную функцию г|>. Это есть
i> = I (?*Ч>) + / (/» + к (/г-ф), '31.4)
т. е. вектор с составляющими lxty, tyty и tzty. Таким образом, про-
произвольной волновой функции г|з соответствует вектор, определяе-
определяемый выражением C1.4). Возникает, однако, вопрос, существует
ли такая функция г|), для которой все три проекции вектора
C1.4) имеют определенные значения, т. е. одновременно выпол-
выполняются все три равенства:
tx$ = lx$. tgy = lay, 1гЪ = 1гЪ. C1.5)
Для ответа на этот вопрос надо найти правила коммутации
операторов 1х, 1У, U- Перемножая операторы 1Х н 1У и сохраняя
190 дальнейшее построение квантовой механики [гл. v
порядок их расположения, получим
д д \ ( д д
fc2 / д д д д д . д д \
V ду 0^ -J dz dz ду дх ' v dz дх )
= — ft I ZX -г—з УХ -г-; Z1 -;—з V 4Z 3—3 V У -^~ I •
V ду dz v dz1 ду дх ' v dzdx ' v дх )
Аналогично
д' д2 2 д2
Операции дифференцирования но двум независимым пере-
переменным перестановочны, т. е., например, д2/дх ду = д'2/ду дх.
Поэтому почленным вычитанием предыдущил равенств получим
Аналогично получаются и два остальных правила коммутации.
Итак,
C16;
Таким образом, любые две проекции оператора момента не
коммутируют между собой. Поэтому не существует состояния,
в котором бы все три и даже какие-либо две из трех проекций
1х, 1У, U имели определенные значения (см § 30, пункт 7). Ис-
Исключением является только случай, когда все три проекции од-
одновременно равны нулю. Значит не существует состояния, в
котором бы. и сам вектор момента импульса имел определенное
значение, т. е. был бы полностью определен как по величине,
так и по направлению. Иными словами, оператор момента 1 не
имеет собственных функций и соответствующих им векторных
собственных значений. Связь векторного оператора момента с
реальной действительностью в общем виде устанавливается ста-
статистически— с помощью формулы C0.21), которая позволяет
находить средние значения, получаемые при измерении самого
момента импульса, а не соответствующего ему оператора.
2. Какими же физическими величинами (а не их оператора-
операторами) характеризуется в квантовой механике момент импульса
частицы? Для решения этого вопроса выразим прежде всего опе-
операторы проекций момента импульса через сферические (поляр-
(полярные) координаты. Вопрос этот может быть просто решен анали-
аналитически. Но аналитическое решение довольно громоздко. Мы
предпочитаем привести геометрическое решение. Начало коор-
31)
МОМЕНТ ИМПУЛЬСА ЧАСТИЦЫ
191
динат прямоугольной KYZ и сферической систем координат по-
поместим в общей точке О (рис. 57). В сферических координатах
положение точки Л характеризуется расстоянием ее / от точки О
и двумя углами ® (полярный угол) и ср (азимут). В точке А про-
проведем касательную АВ к меридиану ZAN и касательную АС к
соответствующей параллели.
Введем вспомогательную пря-
прямоугольную систему коорди-
координат |г]?; с осями 01 и От), па-
параллельными соответственно
АВ и АС, и осью О?, направ-
направленной вдоль радиуса О А.
Предполагая, что (классиче-
(классическая) частица находится в точ-
точке А, получаем для нее ? =
= х] — О, % = у. Поэтому, заме-
заменяя в формулах C1.2) х, у, z
на |, г), ?, можем написать
Но, как видно из рис. 57, dl = rdft (при постоянных г и ц),
dr\ = rsin&dxf (при постоянных г и |). Поэтому
f . ft <Э ? .^З >/л
/ , I / = Г1-1 / г = И
Теперь легко перейти к исходной прямоугольной системе ко-
координат XYZ, пользуясь обычным правилом преобразования
проекций вектора. Применимость такого правила к операторам
обусловлена тем, что направляющие косинусы, определяющие
расположение координатных систем XYZ и ty\l относительно
друг друга, следует рассматривать как величины постоянные, на
которые операторы д/д-Q и д/дц не действуют. Запишем нуж-
нужные направляющие косинусы в виде таблицы:
X
Y
Z
1
COS © COS ф
cos d sin ф
—sin ¦&
¦n
— sin ф
COS ф
0
С
cos*
192 ДАЛЬНЕЙШЕЕ ПОСТРОЕНИЕ КВАНТОВОЙ МЕХАНИКИ [ГЛ. V
Тогда
1Х = /| cos Ь cos ф — l^ sin ф,
1у = ll cos ¦& sin ф + /ч cos ф,
1у
lz = — t\ sin О,
или
C1.7,
Отметим существенную разницу между классическим момен-
моментом импульса частицы [гр] и соответствующим ему квантовым
оператором момента C1.3). Классический момент зависит от
радиуса-вектора г, т. е. от выбора начала координат О, относи-
относительно которого берется момент импульса. Оператор момента,
как видно из формул C1.7), не содержит г, а зависит только от
углов О и ф. Это значит, что оператор момента C1.3) не зависит
от выбора начала координат, а зависит только от направления
координатных осей. Поэтому его лучше называть оператором
углового или вращательного момента частицы. При рассмотре-
рассмотрении углового момента, в отличие от классического момента им-
импульса, не надо указывать, относительно какого начала он бе-
берегся. Разумеется, не зависят от выбора начала координат и
собственные значения операторов проекций и квадрата углового
момента, о которых говорится ниже.
3. Теперь поставим вопрос, может ли одна из проекций угло-
углового момента иметь определенное значение? Ясно, что если во-
вопрос решается в положительном (или отрицательном) смысле
для какой-либо одной из проекций, то он должен решаться в
том же смысле и для каждой из остальных двух проекций, а
также для проекции углового момента вдоль любого произвольно
избранного направления. Это непосредственно следует из изо-
изотропии пространства, т. е. из эквивалентности всех направлений
в пространстве. Не могут иметь в одном и том же состоянии
определенные значения проекции углового момента вдоль двух
различных направлений. Избранное направление можно поэтому
взять произвольно. Такое направление обычно принимают за
ось Z, так как в этом случае оператор lz выражается наиболее
простой формулой. Для решения поставленного вопроса служит
уравнение
/гг|з = /гг|>,
или
-/ft|i- = ^f C1.8)
5 31) МОМЕНТ ИМПУЛЬСА ЧАСТИЦЫ 193
где 1г—постоянная. Его решением является
C1.9)
В силу требуемой однозначности г|) эта функция должна воз-
возвращаться к своему исходному значению, когда аргумент ср по-
получает приращение 2л, ибо такое приращение возвращает исход-
исходную точку в начальное положение. Таким образом, должно быть
ехр ((уф) = exp {t -f- (ф + 2л)} .
Так как показательная функция периодична с периодом 2ш, то
это равенство может выполняться только при условии
i-j*- 2л = т ¦ 2лг,
или
1г = тП, C1.10)
где т — целое положительное или отрицательное число, включая
и нуль (т=0, ±1, ±2, ...). Равенство C1.10) означает, что
проекция углового момента на любое направление квантуется.
Для сокращения за единицу углового момента обычно прини-
принимают постоянную Н. При таком соглашении говорят, что проек-
проекция углового момента на избранное нанравление может прини-
принимать только целочисленные значения т = 0, ±1, ±2, ... Проек-
Проекцию углового момента на ось Z принято обозначать через тг.
Таким образом, тг = т.
Правило C1.10) по своей форме аналогично соответствую-
соответствующему правилу квантования момента импульса A3.6) в теории
Бора. Однако между этими двумя правилами есть глубокое раз-
различие. В формуле A3.6) под L следует понимать полный момент
импульса частицы (электрона), тогда как в C1.10) речь идет
только об одной проекции момента импульса на какое-либо на-
направление, а самого вектора момента импульса, как точно опре-
определенной величины, вообще не существует.
4. Нетрудно непосредственно проверить, что собственная
функция оператора U, т. е. функция C1.9), не может быть одно-
одновременно собственной функцией ни оператора tx, ни оператора
ty. Допустим противоположное, что C1.9) является собственной
функцией, например, оператора tx. Для этой функции имеем
txty = ih { sin ф -^ + im ctg Ъ cos ф С) е""ф.
Этот результат не может быть представлен в виде 1Х<§, как мы
предположили AХ—постоянное число). Чтобы убедиться в этом,
достаточно рассмотреть частный случай, когда ф = 0. Тогда
194 ДАЛЬНЕЙШЕЕ ПОСТРОЕНИЕ КЁАНТОВОЙ МЕХАНИКИ [ГЛ. V
С другой стороны, по нашему предположению должно быть
И оба эти соотношения должны соблюдаться при любых зна-
значениях угла ®, что, очевидно, невозможно. Такое же рассужде-
рассуждение применимо для оператора 1У. Это подтверждает прежний
результат, что не существует волновой функции W, которая
была бы одновременно собственной функцией операторов tx, tu,
tz. Исключением является только случай, когда функция Ч* сфе-
сферически симметрична, т. е. зависит только от г. В этом случае
Ч? будет собственной функцией всех трех операторов tx, ty, tz,
а все три проекции углового момента тх, ту, тг обратятся
в нуль.
5. Второй величиной наряду с проекцией тг, характеризую-
характеризующей величину углового момента, является квадрат полного угло-
углового момента. Его принято обозначать через I2. Но это не есть
квадрат вектора / (которого не существует), а собственное зна-
значение квадрата оператора- углового момента, т. е.
, = rx + n + n. Ci.il)
Поэтому общепринятое обозначение Р неудачно, но мы не бу-
будем его менять. Однако истинный смысл величины I2, как соб-
собственного значения квадрата оператора углового момента I2,
надо постоянно иметь в виду.
Чтобы убедиться, что величины I2 и mz могут быть измерены
в одном и том же состоянии, надо показать, что операторы I2 и
U коммутируют друг с другом. Для этого пишем
К=(й + П + И) U=\х (Ш + 1У (Ш + И,
или в силу соотношений коммутации C1.6)
К=и (tjx - ihiy) + \, {Цу+ttix)+й.
Аналогично
. U2=(U,+ad,) U + (У. - ihix) ty+II
Почленным вычитанием находим
i2tz~iJ2 = 0, C1.12)
что и требовалось доказать. Разумеется, такое же соотношение
коммутации справедливо и для операторов tx и ty.
Итак, существует состояние, в котором одновременно имеют
определенные значения квадрат углового момента I2 и одна из
его проекций на избранное направление. Обычно это направле-
направление принимают за ось Z.
Рассмотрим какое-либо состояние Ч1", в котором величины Р и
ргг (а следовательно, и т|) одновременно имеют определенные
J 31] МОМЕНТ ИМПУЛЬСА ЧАСТИЦЫ 195
значения. Докажем, что в этом состоянии всегда (за исключе-
исключением случая /2 = 0) I2 > т\. С этой целью рассмотрим опера-
операторное равенство
i>-ra=ti+ti.
Для оператора I — lz функция W является собственной с
собственным значением I2 — т2г. То же значение имеет и соот-
соответствующая средняя величина. Поэтому, производя усреднение
по формуле C0.21), получим
Но интеграл справа существенно положителен, так как он пред-
представ 1яет среднее значение существенно положительной вели-
величины 1^-\-1\ в состоянии W. Итак,
I2 > tn2z. C4.13)
Поэтому угловой момент не может ориентироваться точно вдоль
оси Z. В любом состоянии он всегда содержит проекции 1Х и 1У,
которые, однако, в рассматриваемом состоянии остаются не-
неопределенными. Это — уже известный нам факт, согласно кото-
которому не существует состояния, в котором все три проекции 1Х,
1У, lz имеют определенные значения.
Про этот факт иногда говорят, что в собственном состоянии,
где I2 имеет определенное значение, угловой момент сохраняет
свою длину, равную -\/l2, но его направление испытывает флук-
флуктуации. Вряд ли этот способ выражения можно признать удач-
удачным, ибо он предполагает, что существует какой-то вектор I,
имеющий в каждый момент времени определенную длину и
направление, но это направление беспорядочно и непрерывно
меняется во времени. На самом деле, как мы видели, такого
вектора не существует, а потому картина его флуктуации не
соответствует действительности.
6. Остается определить собственные значения I2 оператора
квадрата углового момента I2. Это можно сделать с помощью
одних только правил коммутации C1.6). Приведем сначала эти
правила к другому виду, более удобному для нашей цели. Вве-
Введем два оператора:
t+=tx + ite, t-.=ix-ity. C1.14)
Тогда из C1.6) нетрудно получить
tj_-tj+ = 2tut, U+-t+tz = td+, izi_-tjz = -ht_. C1.15)
Далее
44W
!96 ДАЛЬНЕЙШЕЕ ПОСТРОЕНИЕ КВАНТОВОЙ МЕХАНИКИ [ГЛ. V
или
i2 = U- + И - nlz=lj+ + ii + йг. C1.16)
Так как I2 есть величина ограниченная, то из C1.13) сле-
следует, что т\, а потому и тг суть также величины ограничен-
ограниченные. Обозначим через / наибольшее положительное значение
проекции тг при заданном значении квадрата момента I2. Пусть
W—общая волновая функция операторов I2 и tz, причем соб-
собственное значение оператора Хг равно т. В этом предположении
1щ = рцгг 1яхр = ЫЧ. C1.17)
Из соотношений коммутации C1.15) для такой функции по-
получаем
tJ±W = {IJZ ± ht±) Чг==А(/± 1) /±?.
Отсюда видно, что. функции !+*? и ?_\F являются собственными
функциями оператора 1г, имеющими собственные значения
ti(l-\-\) и h(l—1) соответственно. Но величина h(l-\-\) не
может быть собственным значением оператора 1г, так как по
предположению наибольшее собственное значение этого опера-
оператора равно hi. Таким образом, равенство
невозможно. Но это равенство логически следует из соотноше-
соотношений коммутации C1.15) и уравнения 1гхР = Р?. Избежать про-
противоречия можно только тогда, когда t+W = 0, ибо в этом
случае указанное равенство, конечно, будет удовлетворено. Но
из этого следует, что t-t+W = 0, или в силу соотношения C1.16)
Но в силу C1.17) tlW= h42W, ftT24f = ft2/4r, так что
или
Значит W есть собственная функция оператора квадрата угло-
углового момента с собственным значением
t2 = h4{l+V). C1.18)
7. Пусть квадрат углового момента I2 имеет определенное
значение /(/+ 1)- Во скольких состояниях может реализоваться
такая ситуация, если в них проекция т также имеет определен-
определенное значение? Очевидно, в таких состояниях т может прини-
принимать следующие значения:
т = -1, -Ц-1), ... , -1, 0, +1 +A- 1), +/,
т. е. всего таких состояний будет 21-\- 1.
. 31]
МОМЕНТ ИМПУЛЬСА ЧАСТИЦЫ
197
Полученные результаты, определяющие возможные значения
1г и I2, называют пространственным квантованием. Этот термин
заимствован из старой теории Бора, в которой пространственное
квантование определяло возможные направления вектора угло-
углового момента I в пространстве. С точки зрения квантовой ме-
механики термин «пространственное квантование» вряд ли удачен,
так как «вектор» I принципиально не имеет определенных на-
направлений в пространстве. Для наглядности пространственное
квантование обычно представляют графически на векторных
диаграммах. По оси Z откладывают возможные значения пг,
рассматривая их как проекции вектора I длины -\Jl(l-{-\),
имеющего дискретные направления в пространстве. В качестве
Рис. 58
примера на рис. 58 приведены векторные диаграммы для слу-
случаев / = 1 и / = 2 (за единицу углового момента принята по-
постоянная Планка h). Эти диаграммы нельзя понимать букваль
но. Они правильно передают только два факта: возможные зна-
значения проекции m и возможные значения квадрата углового
момента I2.
Квантовое число / по причинам, которые выяснятся ниже,
называют орбитальным квантовым числом, а число m — магнит-
магнитным квантовым числом.
8. В классической механике кинетическая энергия вращаю-
вращающегося твердого тела определяется формулой
& = /2/2/,
где / — момент инерции тела относительно соответствующей оси
вращения. Такая же формула справедлива и в квантовой меха-
механике. Различие состоит в том, что здесь величина I2 квантуется,
принимая дискретные значения I2 = h2l(l-{- 1). Неизменяемая
вращающаяся система в квантовой механике называется рота-
ротатором. Таким образом, энергетические уровни ротатора дискрет-
дискретны и определяются формулой
иг
#, = -т7-/(/+1). C1.19)
198 ДАЛЬНЕЙШЕЕ ПОСТРОЕНИЕ КВАНТОВОЙ МЕХАНИКИ [ГЛ. V
Такой формулой мы уже пользовались при качественном рас-
рассмотрении вращательной теплоемкости молекул (см. т. II, § 69).
Впрочем, необходимо заметить, что идеализированное пред-
представление о ротаторе, как и представление об идеально твер-
твердом теле, несовместимо с принципом неопределенностей Гей-
зенберга. В самом деле, в модели идеально твердого тела его
размеры в любом направлении (например, в направлении оси
X) строго определены и не могут меняться во времени, т. е.
неопределенность координаты Ах = 0. Но тогда для импульса
в том же направлении из соотношения неопределенностей сле-
следует, что Ар* = со. В теле неизбежно возникнут колебания,
меняющие величину момента инерции /. Например, вращаю-
вращающуюся молекулу можно для некоторых целей рассматривать
как жесткий ротатор и пользоваться формулой C1.19), если
изменения /, связанные с вращением, невелики.
§ 32. Сложение угловых моментов
1. Понятие углового момента можно распространить и на
системы частиц. Ради простоты будем предполагать, что си-
система состоит только из двух частиц: 1 и 2. Координаты (ра-
(радиус-вектор) первой частицы обозначим через ги второй — через
г2. Оператором углового момента / системы называют сумму
операторов угловых моментов ее частей 1\ и 12:
? = Г, + Г2- C2.1)
Так же определяется и оператор проекции углового момента
системы на избранное направление. Например,
C2.2)
Будем предполагать, что частицы не взаимодействуют между
Т ф й Ч() б
у у
собой. Тогда волновая функция первой частицы Ч\(г\) будет
одна и та же независимо от того, есть вторая частица или нет.
Эту функцию можно умножить на произвольную постоянную,
которая может зависеть от г2 как от параметра. В частности, за
нее можно принять волновую функцию Ч^(г2) второй частицы.
Тогда волновая функция первой частицы представится произве-
произведением W = 4/i(ri)xF2(r2). Но очевидно из тех же соображений,
что в таком же виде представится и волновая функция второй
частицы. Поэтому W = W\4?2 можно рассматривать как волно-
волновую функцию системы невзаимодействующих частиц 1 и 2. При
этом для нее будет сохранена нормировка
4r2\2dV2=--l. C2.3)
2. Если ограничиться действием операторов только на Функ-
Функцию W = Tj^j, то из доказанного следует, что операторы Г] и h
§ 32] СЛОЖЕНИЕ УГЛОВЫХ МОМЕНТОВ 199
перестановочны. В самом деле, поскольку оператор 1\ действует
только на функцию W\ и не действует на функцию W2, а опера-
оператор h, наоборот, действует только на Ч^ и не действует на Ч\,
можно написать
К тому же результату приводит и действие оператора 1Л\. Зна-
Значит, для функций вида W = Ч^Ч^ справедливо операторное ра-
равенство lll2=t2lu что и доказывает наше утверждение. Таким
же путем докажем для функций того же вида и перестановоч-
перестановочность операторов проекций углового момента в случае системы
независимых частиц, например tix и t2x. Из доказанного следует,
что правила коммутации C1.6) и все следствия из них для
отдельной частицы распространяются без всяких изменений и
на системы независимых частиц.
Ввиду коммутации операторов 1\ и 12 оператор квадрата
углового момента I2 будет равен
12 = («, + /2J = /? + 2('Л) + «2- C2-4)
Теперь выясним, как коммутирует оператор квадрата угло-
углового момента 12 = 1\-\-1\Л-1\ с оператором одной из проекций
его, например tx = l\x + t2x. Очевидно, операторы tlx и t2x ком-
коммутируют с 1\ и с 1\. Остается только проверить коммутатив-
коммутативность операторов 1\12 и 1Х. Имеем
(Ш tx = {UxUx + liyUy + ixzUz) (tix + Ux) =
= \l\xl2x 4" l\yf>2y 4" hzfazjhx 4" \hxl2x 4" llyhy 4" hzhz) l2X'
Аналогично
lx\l\h) =/ijc(W2a:4-W21/ -\-l\Ji2z) 4"*2x \llxl2x ~\~ llyhy -\-l\zl2z)-
Если воспользоваться правилами коммутации C1.6) и тем об-
обстоятельством, что операторы 1\ и Г2 действуют на волновые
функции разных частиц, то последнее выражение легко привести
к предыдущему. Итак, оператор г = AХ 4- l2f коммутирует с
операторами проекций / на любое направление. Поэтому суще-
существует состояние системы, в котором I2 и одна из проекций на
любое направление имеют определенные значения.
3. Состояние первой частицы можно характеризовать зна-
значениями U и т\, второй — значениями 12 и т2. Число 1\ опре-
определяет квадрат углового момента первой частицы 1\{1\-\-\),
число /2 — квадрат такого же момента второй частицы 12{12-{- 1).
Числа т\ и т2 определяют проекции на ось Z угловых моментов
/i и 12 (в единицах А). Очевидно, совокупность чисел /ь k, m\, т2
200
ДАЛЬНЕЙШЕЕ ПОСТРОЕНИЕ КВАНТОВОЙ МЕХАНИКИ
[ГЛ. V
характеризует некоторое состояние системы обеих независимых
частиц. Волновую функцию такого состояния будем обозначать
через 4>iti2mim./ Определим число состояний такого типа, т. е.
число линейно независимых функций <р при заданных значениях
U и 12. При заданном 1\ число т,\ может принимать B/j -f- I)
значений (см. § 31, пункт 7), при заданном /2 число значений
т2 равно B/2-f-l). Таким образом, при заданных U и k иско-
искомое число состояний с волновыми функциями типа ф равно
B/, + 1) B/2 + 1). Из таких B/, + 1) B/2 + 1) состояний путем
их линейных комбинаций можно составить любое состояние си-
системы с заданными U и /2.
Но линейно независимые состояния, из которых может быть
составлено любое состояние системы с заданными 1\ и /2, можно
выбрать и иначе. Должно оставаться постоянным лишь общее
число таких линейно независимых состояний, т. е. это число
по-прежнему должно быть равно B1Х + 1)B/2+ О- Ввиду спра-
справедливости для всей системы правил коммутации C1.6) су-
существуют при заданных 1\ и h состояния всей системы с опре-
определенными значениями квадрата /(/+1) полного углового мо-
момента I и его проекции т на ось Z. Волновые функции таких
состояний будем обозначать через ty^hlm- Из них путем линей-
линейных комбинаций можно составить волновую функцию любого
состояния с заданными U и /2. Поэтому число линейно незави-
независимых функций типа tyltlJm с заданными /, и /2 должно быть
равно B/, Н- 1) B/а + 1)."
Убедимся в этом путем прямого вычисления. Из формулы
C2.2) непосредственно следует, что если проекции т.\ и т?.
имеют определенные значения, то и проекция т также имеет
определенное значение т, причем т = гп\-\- т2. Ради опреде-
определенности будем предполагать, что 1\ > /2- Тогда при заданных
/i и k возможные положительные значения т, получаемые таким
путем, представятся следующей таблицей:
Отберем теперь всевозможные состояния (при заданных \\
а /г), для которых максимальные значения проекции т соответ-
§ 34 СЛОЖЕНИЕ УГЛОВЫХ МОМЕНТОВ 201
ственно равны A\ + 12), (h + h—1), ••• Это будут состояния
с определенным значением /, равным
Число таких состояний равно 2/2 + 1. В каждом из этих состоя-
состояний т может принимать B/+1) значений. Таким образом,
число всевозможных состояний (при заданных 1\ и /2) с линейно
независимыми функциями типа "§lxlllm будет
2 (/, + /2) + 1 + 2 (/, + /2 - 1) + 1 + .. . + 2 (/, - /2) + 1.
Это — арифметическая прогрессия с разностью —2 и общим
числом членов 2/2+ 1. Ее сумма равна
что и требовалось доказать.
4. Полученные результаты относятся не только к сложению
угловых моментов двух невзаимодействующих частиц. Они рас-
распространяются без всяких изменений и на произвольные слож-
сложные системы, состоящие из двух невзаимодействующих частей
1 и 2. Квадраты их угловых моментов (если они имеют опреде-
определенные значения) определяются выражениями L\ (L\ -J- 1) и
^2(^-2+ 1)> гДе ^i и ^-2 — целые положительные числа. Соответ-
Соответствующие проекции на ось Z (если таковые также имеют опре-
определенные значения) могут принимать значения:
M1 = -Ll, -(Z,,-l), .... +(?,-1), +LU
M2 = -L2, -(L2-l), .... +(L2-l), +L2.
Тогда квадрат результирующего углового момента всей системы
может принимать значения L(L-\-\), где L меняется в пре-
пределах
L = LX + L2, L, + L2—1 Lx—L2, C2.6)
причем предполагается, что L\ > L2. Соответствующие проек-
проекции на ось Z могут принимать целочисленные значения от
М = — L до М — -\-L. Полученный результат называется пра-
правилом сложения угловых моментов.
В полученном состоянии сложной системы имеют определен-
определенные значения также скалярные произведения L\L2, LLX и LL2,
т. е. собственные значения соответствующих операторов Ь?2,
LL\ и LL2. Это следует из формулы C2.4), если написать ее для
операторов L, Lu L2. Например,
LlL2 = llAi-2~L2l-U]> C2.6)
или, переходя к собственным значениям,
1) - Z., {Lx + 1) - L2(L2 + 1)J. C2.7)
202
ДАЛЬНЕЙШЕЕ ПОСТРОЕНИЕ КВАНТОВОЙ МЕХАНИКИ
[ГЛ. V
Аналогично
= 72 [Ш + 1) +
(А + 1) -
(А + 1) - Lx
+ 1)].
+ 1)].
C2.8)
C2.9)
1=3
5. Изложенные результаты принято представлять на вектор-
векторных диаграммах. Складываемые векторы L\ и L2 изображаются
стрелками с длинами V^-i (А ~Ь 1) и л/^г(^2+ 1)' а результи-
результирующий вектор L — стрелкой с длиной -\Jb{L-\-l). В качестве
примера на рис. 59 приведе-
приведена векторная диаграмма для
L\ = 2 и Z,2 = 1 при различ-
различных углах между векторами
L\ и ?г- Получается всего
три возможных случая, в со-
соответствии с тем, что L мо-
может принимать значения
?-1 + ?-2 — 3, L\ -f- L2 — 1 =
= 2 и ii + Z.2 — 2=1. Та-
Такая диаграмма правильно
передает длины всех векто-
векторов и их скалярные произ-
произведения. Но она не отра-
отражает истинную квантовую
природу угловых моментов, поскольку последние, имея опреде-
определенные длины, не имеют определенных направлений в про-
пространстве.
Если системы 1 и 2 не взаимодействуют и нет внешних сил,
то сохраняется не только результирующий угловой момент си-
системы JL, но и оба момента L\ и L2. При наличии взаимодействия
между системами 1 и 2 моменты Lx и L2 в отдельности не со-
сохраняются, а сохраняется только общий момент L (при отсут-
отсутствии внешних сил). Если взаимодействие слабое, то по анало-
аналогии с классической механикой следует ожидать, что длины век-
векторов L] и L2 при этом практически не будут изменяться. На
векторной диаграмме векторы L{ и L2 будут совершать прецес-
прецессию, т. е. вращаться вокруг вектора L с одной и той же угловой
скоростью. К такому же выводу приводит и последовательное
квантовое рассмотрение.
§ 33. Квантование водородного атома в общем случае
1. В § 27 была рассмотрена задача о квантовании водород-
водородного (или водородоподобного) атома в предположении, что вол-
волновая функция if> радиально симметрична, т. е. зависит только
от г. В таком случае угловой момент электрона в атоме равен
нулю, так как оператор момента действует только на угловые
§ 33] КВАНТОВАНИЕ ВОДОРОДНОГО АТОМА В ОБЩЕМ СЛУЧАЕ 203
переменные О и ф, но не действует на г. Уравнение же Шредин-
гера для стационарных состояний записывается в виде
C3.1)
где оператор Яг определяется выражением
w <33-2>
и описывает только радиальное квантовое движение электрона
в атоме. Учтем теперь зависимость функции г|з также от угловых
координат ¦& и ф. Для этого к оператору Йг надо добавить опе-
оператор g—г 12> соответствующий кинетической энергии враще-
вращения электрона вокруг ядра:
^. C3.3)
Ясно, что оператор Йг коммутирует с операторами I2 и tz,
поскольку последние не действуют на г, а действуют только на
угловые переменные & и ф. То же относится к оператору
A/2тг2I2, так как наличие множителя 1/2тг2 не отражается
на такой коммутации. Следовательно, и полный оператор Й
коммутирует с I2 и tz, и стационарное состояние электрона в во-
водородном или водородоподобном атоме можно характеризовать
его энергией <8', квадратом углового момента I2 и его проекцией
/г на избранное направление — ось Z.
Уравнение Шредингера для стационарных состояний теперь
запишется в виде
Здесь применяется частное дифференцирование по г, поскольку
волновая функция г|з может зависеть не только от г, но и от
угловых переменных О и ф. Но какова бы ни была зависимость
от # и ф, для стационарных состояний с определенным значе-
значением квадрата углового момента Z2\f = IAf> = h2l(l + 1 )г|>. По-
Поэтому в таких случаях
Это уравнение отличается от уравнения C3.1) наличием в скоб-
скобках дополнительного члена — Й2/(/+ 1 )/Bmr2). Формально
уравнение C3.5) имеет вид уравнения Шредййгера в радиаль-
но-симметричном силовом поле с потенциальной силовой функ-
функцией
uir) + ML+JL
U К ^ 2mr2
204 ДАЛЬНЕЙШЕЕ ПОСТРОЕНИЕ КВАНТОВОЙ МЕХАНИКИ [ГЛ. V
На второе слагаемое этого выражения можно смотреть как на
потенциальную функцию электрона в поле центробежной силы,
причем само уравнение C3.5) можно рассматривать как урав-
уравнение движения электрона во «вращающейся» системе отсчета.
Поскольку, однако, независимые переменные •& и ф в урав-
уравнение C3.5) не входят, волновая функция г|) должна иметь вид
/(#, ф)г|)(г). Во всех вычислениях функция /(О, ф) будет всюду
входить в виде множителя, который не зависит от г, т. е. ведет
себя как постоянная. Поэтому ради краткости множитель /(й, ср)
мы будем всюду опускать, т. е. рассуждать так, как если бы
функция г|> зависела только от г. Это, очевидно, не нарушает
общности рассуждений и их результатов.
2. До сих пор явный вид потенциальной функции U{r) не
использовался. Имея теперь в виду водородоподобный атом, по-
положим U(r)=—Ze2/r и введем такие же обозначения, как в
§ 27, т. е.
2 2ДО q = 2m.Ze2lh2. C3.6)
Тогда уравнение C3.5) запишется в виде
Для его исследования применяем такой же метод, что и для
исследования уравнения B7.1), т. е. вводим новую функцию
и(г) с помощью соотношения
^ = ii^Le-Pr. C3.8)
Тогда
g^ [f^y^] = 0. C3.9)
Ищем решение этого уравнения в виде ряда
оо
« = Z <v* (зз.ю)
ft-V
и путем сравнения коэффициентов находим
Y(Y-!)-'(*+ 1) = 0, шш
[k(k+l)-l(l+\)]ak+i = Bfik-q)all при кфу.
Из первого уравнения получается либо у = / + 1, либо у = —/.
Значение 7 = —I должно быть отброшено по тем же соображе-
соображениям, которые применялись при решении аналогичного вопроса
в § 27. Таким образом, следует воспользоваться значением
у +
Для исследования сходимости ряда C3.10) из формулы
C3.11) находим
ak+\ __ 2Pfe-<?
§ 33) КВАНТОВАНИЕ ВОДОРОДНОГО АТОМА В ОБЩЕМ СЛУЧАЕ 205
Асимптотически
ак
Это выражение в точности совпадает с соответствующим выра-
выражением из § 27. Поэтому, как и раньше, заключаем, что ряд
C3.10) должен обрываться. Из условия обрыва получаем преж-
прежнюю формулу B7.8) для энергии атома:
<r = -mZ2e4/B/i2re2). C3.12)
3. Из изложенного следует, что значения энергии в стацио-
стационарных состояниях водородоподобного атома зависят только от
главного квантового числа п. Но состояния с заданным п (т. е.
с заданной энергией &) могут отличаться одно от другого раз-
различными значениями квантовых чисел / и т (не путать с мас-
массой). Таким образом, одному и тому же значению & соответ-
соответствуют несколько различных квантовых состояний. В этом
случае говорят, что состояние с энергией <g вырождено. Энерге-
Энергетический уровень <g называют также вырожденным.
Число независимых состояний, суперпозицией которых мо-
может быть получено заданное состояние с энергией &, назы-
называется степенью или кратностью вырождения. Найдем степень
вырождения для водородоподобного атома в состоянии с задан-
заданным главным квантовым числом п.
Рассмотрим сначала состояния, в которых (наряду с п)
имеет определенное значение и число /. Воспользуемся форму-
формулой у = / + 1, которая до сих пор еще не принималась во вни-
внимание. Имея в виду, что ряд C3.10) должен обрываться на
члене п-й степени, запишем его в виде конечной суммы:
п а=п-1-\
«= Z akrk = rl+1 2 Щ+а+{га. C3.13)
k=l+l a=0
Отсюда видно, что главное квантовое число п имеет смысл
старшего показателя степени в полиноме C3.13). Число / на-
называется орбитальным квантовым числом. Оно определяет
квадрат углового момента,
12 = 1A-{-1) (в единицах /г2).
Фиксируя п, подсчитаем число квантовых состояний, отличаю-
отличающихся одно от другого значениями /. Наименьшее значение /
есть / = 0, наибольшее 1 = п— 1, так как в этом случае сумма
C3.13) сводится к одному члену. Следовательно, при заданном
п число / может принимать значения
/ = 0, 1, 2, ... , (я— 1), C3.14)
т. е. всего п значений и соответствующих им квантовых состоя-
состояний с определенными п и /. Функция и, как видно из C3.13),
206 ДАЛЬНЕЙШЕЕ ПОСТРОЕНИЕ КВАНТОВОЙ МЕХАНИКИ [ГЛ. V
имеет пг = п — /—1 узлов, если исключить из рассмотрения
узел г = 0. Но число узлов, как известно (см. § 25, пункт 1),
определяет номер волновой функции с заданным п. Поэтому
главное квантовое число п можно также определить соотно-
соотношением
n = nr + l+l. C3.15)
Квантовое число пг было введено еще Зоммерфельдом в старой
квантовой теории и получило название радиального квантового
числа.
Заметим теперь, что в состоянии с определенным / может
иметь различные значения квантовое число ш, определяющее
проекцию углового момента на ось Z (оно называется магнит-
магнитным). Именно:
m = -l,-(l-l), ... ,-1, 0, +1 +(/-1), +/, C3.16)
т. е. всего 2/ + 1 значений. Поэтому полное число квантовых
состояний, с помощью которых может реализоваться состояние
с заданным п, равно
l-n-l
N = Z B1+ l) = n2. C3.17)
В действительности, как будет показано в § 36, это число сле-
следует удвоить из-за наличия спина электрона. Таким образом,
кратность вырождения энергетического уровня в водородоно-
добном атоме равна In2.
§ 34. Энергетические уровни и спектральные серии
щелочных металлов
1. В атомах щелочных металлов (литий, натрий, калий, ру-
рубидий, цезий) электронная оболочка содержит один наружный
(валентный) электрон, сравнительно слабо связанный с ядром
атома. То же относится к ионизованным атомам, если только
они содержат по одному наружному (валентному) электрону
(однократно ионизованный атом гелия, двукратно ионизованный
атом лития, трехкратно ионизованный атом бериллия и т. д.).
Переходы между энергетическими уровнями валентного элек-
электрона сопровождаются излучением или поглощением квантов
сравнительно низких частот — из оптической области спектра.
Остальные Z—1 электронов (Z — заряд ядра, выраженный в
элементарных зарядах) вместе с ядром образуют сравнительно
прочный остов, в электрическом поле которого движется ва-
валентный электрон. Изменения энергии квантовых уровней остова
сравнительно велики и порождают рентгеновские спектры. Этот
вопрос здесь рассматриваться не будет. Мы сосредоточим вни-
маше только на излучений и поглощении света, связанных с по-
поведением валентного электрона.
34]
СПЕКТРАЛЬНЫЕ СЕРИИ ЩЕЛОЧНЫХ МЕТАЛЛОВ
207
При такой постановке вопроса атом щелочного металла мо-
может рассматриваться как одноэлектронный атвм, в котерем рель
ядра играет указанный остов. Последний можно характеризо-
характеризовать каким-то эффективным зарядом Zae. Для нейтрального
атома Za = Z— 1, для однократно ионизованного Za = Z— 2,
для двукратно ионизованного Za = Z — 3 и т. д. Если удалить
валентный электрон, то распределение электрических зарядов
в остове и его электрическое поле сделаются сферически сим-
симметричными.
2. Стационарные состояния валентного электрона в таком
поле определяются теми же тремя квантовыми числами, что и
в атоме водорода, а именно главным квантовым числом п, орби-
орбитальным квантовым числом I и магнитным квантовым числом т.
Квантовое число / определяет квадрат углового момента элек-
электрона
I2 h4(l+ \\
магнитное число т определяет проекцию углового момента на
избранное направление, обычно принимаемое за ось Z:
mz = lzmh.
При заданном / число т может принимать 2/+1 значений,
а именно
т = — 1, -(/- 1), .... -1, 0, +1, ... , (/- 1), /.
Главное квантовое число определяется формулой п = nr-f- ^+ 1>
где пг — так называемое радиальное квантовое число, равное
числу узлов волновой функции г|; вдоль радиуса (точка г = 0
за узел не считается). При заданном п число / может прини-
принимать следующие значения:
/ = 0, 1, 2, ... , <п-\).
Таким образом, получается всего п2 независимых квантовых со-
состояний, с помощью которых может быть реализовано любое
состояние с заданным значением главного квантового числа п.
Мы увидим дальше, что три квантовых числа п, I, m должны
быть дополнены четвертым — спиновым — квантовым числом ms,
которое может принимать два значения- т., = ±1/2. От этого
общее число независимых квантовых состояний удваивается. Но
от спина электрона мы в этом параграфе отвлечемся.
Различные состояния электрона в атоме принято обозначать
малыми буквами латинского алфавита в зависимости от значе-
значения числа / и в соответствии со следующей схемой:
Квантовое число /
Обозначение состояния
0
1
Р
2
d
3
/
4
8
5
h
6
/'
7
h
208 ДАЛЬНЕЙШЕЕ ПОСТРОЕНИЕ КВАНТОВОЙ МЕХАНИКИ [ГЛ. V
Говорят, например, об s-сосгояниях и s-электронах, р-состоя-
ниях и р-электронах и т. д. Такая терминология сложилась под
влиянием ранних спектроскопических исследований, когда еще
не существовало представления не только о квантовых состоя-
состояниях, но и о строении самого атома.
3. Обращаемся к рассмотрению поведения валентного элек-
электрона в электрическом поле ядерно-электронпого остова. Внеш-
Внешний электрон, действуя на остов, искажает распределите заря-
зарядов и электрическое поле остова. В первом приближении поле
остова можно рассматривать как наложение поля точечного
заряда Zae п поля точечного диполя, расположенных в центре
атома. При этом ось диноля направлена к внешнему электрону.
Поэтому движение последнего происходит так, как если бы поле
остова, хотя и искажалось электроном, но сохранялось сфери-
сферически симметричным. Соответствующая потенциальная функция
может быть представлена в виде
C4.1)
где С — постоянная. На это выражение следует смотреть как
на разложение функции U по степеням 1/г, оборванное на вто-
втором члене. В соответствии с этим член —CZae2/r2 надо рассма-
рассматривать как поправку к основному члену —Zae2/r. Таким обра-
образом, в принятом приближении все отличие от водородоподоб-
ного атома состоит в том, что к потенциальной функции добав-
добавляется член —C(Zae2/r2). В уравнении C3.5) этот член можно
объединить с центробежной энергией и полученную сумму пред-
представить в виде
h4(l+\) r Zae* И'(Г+1)
где постоянное число /* определяется квадратным уравнением
r(f+l) = Z(/+l)--fP-CZae2. C4.3)
В результате мы снова придем к уравнению C3.7), в котором
число / надо заменить числом Г, т. е. к уравнению
C4.4)
причем теперь
q* = 2mZae2/h2. C4.5'
В отличие от /, число /*, вообще говоря, не целое. Но это не
имеет никакого-значения для применения метода, изложенного
в предыдущем параграфе. По-прежнему функцию и (г) сле-
следует искать в виде ряда C3.10). Для /* из C4.3) получается
§ 34] СПЕКТРАЛЬНЫЕ СЕРИИ ЩЕЛОЧНЫХ МЕТАЛЛОВ 209
выражение
¦ - ^ ± V0 + ТУ ~ Ж
г
При этом положительную величину Bт/Тг2) CZae2 следует рас-
рассматривать как поправку к основному члену (/+1/2J. Когда
эта поправка обращалась в нуль, мы видели, что перед квадрат-
квадратным корнем следует брать знак плюс. Следовательно, то же
надо делать и тогда, когда поправка отлична от нуля. При от-
отсутствии поправки у = 1-\-\, при наличии таковой у = 1*-\-\.
Таким образом, все отличие атома щелочного металла от водо-
родоподобного сводится к замене числа / на число I*. Поэтому
энергетические уровни атомов щелочных металлов и сходных с
ними ионов должны определяться формулой
Вводя главное квантовое число C3.15), этой формуле можно
придать вид
2/
(Л)
где А = Г — I.
4. Величина поправки А, как видно из формулы C4.6), за-
зависит от орбитального квантового числа /. Постоянная С также
зависит от /. Качественно происхождение последней зависимости
особенно ясно с точки зрения модельной теории Бора. Макси-
Максимальному значению / в этой теории соответствует круговая ор-
орбита, минимальному — наиболее вытянутая эллиптическая ор-
орбита. В последнем случае орбита валентного электрона глубоко
проникает внутрь атомного остова и поэтому сильно возмущает
его поле. В случае круговых орбит такого проникновения нет, и
возмущение получается меньше. Квантовая механика, отвергая
в принципе наглядные классические траектории, по существу
дает такое же объяснение. С ее точки зрения дело сводится к
тому, что вероятность обнаружения электрона глубоко в атом-
атомном остове больше при малых /, чем при больших. В самом
деле, при больших / плотность вероятности обнаружения элек-
электрона в атоме ближе к сферически симметричной, чем при
малых. При максимальных значениях 1 — п—1 она становится
просто сферически симметричной. При малых / дело обстоит
наоборот.
В предыдущем параграфе было показано, что в водородном
или водородоподобном атоме при одном и том же п различным
значениям /, т соответствует один и тот же уровень энергии.
Таким образом, энергия зависит только от п, т. е. имеет место
вырождение по обоим квантовым числам I и т. Такое вырожде-
вырождение— случайное и связано с тем, что электрическое поле ядра
210 ДАЛЬНЕЙШЕЕ ПОСТРОЕНИЕ КВАНТОВОЙ МЕХАНИКИ [ГЛ. V
атома водорода, т. е. протона, — кулоново, поскольку протон
можно рассматривать как точечный заряд. В атоме щелочного
металла валентный электрон находится в электрическом поле
атомного остова. Заряд последнего — не точечный, хотя и рас-
распределен в нем сферически симметрично. Электрическое поле
остова уже не обратно пропорционально квадрату расстояния
до центра остова. Благодаря этому и получается зависимость
энергии электрона не только от главного квантового числа п, но
и от орбитального числа /. Иными словами, в некулоновом
центрально-симметричном поле вырождение по / снимается. Вы-
Вырождение по т остается, так как энергия не может зависеть от
т ввиду изотропии пространства. С этим и связано отличие
спектральных термов щелочных металлов от термов атома во-
водорода.
5. Уровням энергии C4.7), согласно формуле A2.3), в ато-
атомах щелочных металлов соответствуют спектральные термы
_ s _ s _ zlR
где
2/пяУ __ те* . Q)
Такой вид термов для щелочных металлов (т. е. при Za — Z— 1)
был эмпирически установлен Ридбергом в конце 19 века. Эти
термы имеют водородоподобный вид. Они отличаются от водо-
водородных термов поправкой Д, которая для врдорода равна нулю.
Замечательно (и это поразило первых исследователей), что R
есть та же постоянная Ридберга, которая входит в выражения
для водородных термов.
Спектральные термы щелочных атомов характеризуются
двумя квантовыми числами: главным квантовым числом п и
орбитальным квантовым числом /. Главное квантовое число
ставится впереди и обозначается цифрой, за ним следует зна-
значение числа /, обозначаемое буквой, в соответствии с таблицей
пункта 2. Например, 3s обозначает терм с п = 3, / = 0; символ
5d обозначает терм с л = 5, / = 2 и т. д. Таким образом, для
щелочных металлов получаются следующие обозначения термов:
и т. д. Численные значения поправки к числу п в правой части
обозначены здесь через s, p, d, ... Их не надо смешивать с теми
же символами, стоящими слева (здесь они обозначают соответ-
соответственно / = 0, 1=1, 1 = 2, ...). Такая терминология истори-
исторически сложилась еще при чисто эмпирических исследованиях
спектральных закономерностей. Число Za здесь положено рав-
равным единице, так как имеются в виду не ионы, а нейтральные
агомы.
§34] СПЕКТРАЛЬНЫЕ СЕРИИ ЩЕЛОЧНЫХ МЕТАЛЛОВ 211
6. Самый низкий уровень энергии водородоподобного атома
занимает электрон с главным квантовым числом п = 1. Это же
главное квантовое число может иметь еще один электрон
(подробнее см. § 38). С присоединением его в случае Z = 2
получается нейтральный атом гелия. Больше двух электронов
с главным квантовым числом п = 1 быть не может. Такие два
электрона образуют замкнутую оболочку гелия — то, что выше
было названо атомным остовом. Если присоединить третий
электрон, то он начинает занимать следующую оболочку с глав-
главным квантовым числом п = 2. Тогда при Z = 3 получится ще-
щелочной элемент литий. Построение этой замкнутой оболочки
заканчивается на элементе неоне. Далее идут щелочные эле-
элементы, с которых начинается построение следующих замкнутых
оболочек: натрий (пМин = 3), калий («мин = 4), рубидий (иМин =
= 5), цезий (п„ин = 6).
7. Путем комбинаций различных термов возникают спек-
спектральные линии в соответствии с комбинационным принципом
Ритца. Только не все комбинации, сопровождающиеся излуче-
излучением (или поглощением) спектральных линий, разрешены. Уже
эмпирически давно было замечено, что в щелочных металлах
при излучении (и поглощении) света термы s комбинируют
только с термами р\ термы р комбинируют только с термами
s и d, термы d комбинируют только с термами р и f, и т. д. На
атомном языке это означает, что при соответствующих кванто-
квантовых переходах, сопровождающихся излучением света, число /
может меняться только на единицу:
Этот и аналогичные результаты получили название правил
отбора. Остальные комбинации запрещены. Это не значит, что
соответствующие переходы вообще невозможны. Правила от-
отбора относятся только к дипольному излучению и поглощению
света и не относятся к другим процессам, которые могут проис-
происходить в ато'мах. Например, при ударе возможны переходы
с какого-либо уровня s на уровни d, f, g и т. д. Однако при этом
не происходит изменения дипольного момента атома, сопровож-
сопровождающееся излучением света. Более того, и «запрещенные пе-
переходы» могут сопровождаться испусканием спектральных ли-
линий. Но это не будет дипольное излучение, при котором меняется
дипольный момент атома, а, например, квадрупольное или окту-
польное излучения, возникающие из-за, изменения квадруполь-
ного и октупольного моментов. К такого рода излучениям пра-
правило отбора А/= ±1 не относится. Заметим еще, что на изме-
изменения главного квантового числа п никакие ограничения не
накладываются.
Квантовая механика сняла покров таинственности, с которой
до нее воспринимались правила отбора. Она поставила и
212 ДАЛЬНЕЙШЕЕ ПОСТРОЕНИЕ КВАНТОВОЙ МЕХАНИКИ [ГЛ. V
разрешила более общую задачу: найти вероятность перехода
атомной системы с излучением света из одного квантового состоя-
состояния в другое. Оказалось, что при несоблюдении правил отбора
соответствующая вероятность обращается в нуль. Это и приво-
приводит к правилам отбора или, лучше, правилам запрета (для ди-
польиого излучения света). Эти правила можно получить, и не
прибегая к конкретному вычислению соответствующих вероят-
вероятностей, а из общих соображений. Надо воспользоваться тем, что
законы природы зеркально симметричны, т. е. инвариантны от-
относительно операции инверсии — замене всех трех направлений
координатных осей на противоположные. Но на этом вопросе
мы остановимся в части 2, посвященной ядерной физике.
8. С учетом правила отбора Д/=±1 легко понять, что в
спектрах щелочных элементов должны получаться (и действи-
действительно получались на опыте еще до всякой теории) следующие
спектральные серии:
главная серия
v~ns — mp; C4.11)
первая побочная, или диффузная, серия
v = np — md; C4.12)
вторая побочная, или резкая, серия
v = np — ms; C4.13)
серия Бергмана, или фундаментальная, серия
v = nd — mf. C4.14)
Здесь v = 1/Х — спектроскопическое волновое число. Число
п в каждой серии сохраняется постоянным, число m в главной
серии должно пробегать значения m — п, n + 1, я + 2, ..., а
в остальных сериях — значения т = п-\-\, п-\-2, ..,, чтобы
получились все линии серий. Поправки А в переменных членах
в пределах каждой серии остаются практически постоянными,
но меняются от серии к серии.
Схема квантовых переходов и соответствующие им спек-
спектральные линии представлены на рис. 60 для лития и на рис. 61
для натрия. Длины волн спектральных линий даны в ангстре-
ангстремах A А = 0,1 нм). В первом столбце (s) на рис. 60 изобра-
изображены энергетические уровни лития в s-состоянии при различ-
различных значениях главного квантового числа, во втором — то же
при различных п, но при одних и тех же значениях р, в
третьем— при одних и тех же значениях d и т. д. В случае ку-
лонова поля получились бы энергетические уровни, зависящие
только от п, но не зависящие от /. Для щелочных металлов
такое вырождение энергетических уровней снимается из-за
отличия электрического поля от кулонова. Детали спектральной
. 341
СПЕКТРАЛЬНЫЕ СЕРИИ ЩЕЛОЧНЫХ МЕТАЛЛОВ
213
диаграммы натрия, а также вопросы, касающиеся спектральной
символики, выяснятся в § 40.
Рис. 60
Главная серия возникает в результате квантовых переходов
валентного электрона из различных р-состояний на наиболее
глубокий s-уровень. На этом уровне атом находится в невоз-
невозбужденном состоянии и может переходить в энергетически более
214
ДАЛЬНЕЙШЕЕ ПОСТРОЕНИЕ КВАНТОВОЙ МЕХАНИКИ
[ГЛ. V
высокие состояния. Поэтому главная серия наблюдается не
только в испускании, но и в поглощении. На рис. 62 показана
в спектре поглощения главная серия паров натрия. Приведена
Вольты
5/2
5,0
Рис. 61
только коротковолновая часть серии, начиная с пятого члена
(Я ==2594 А). Главная серия содержит наиболее характерную
для рассматриваемого элемента резонансную линию
vpe3 = ns — np. C4.15)
Таковы, например, красная линия лития и желтая линия натрия.
§ 35] МАГНЕТИЗМ АТОМОВ 215
Первая побочная (диффузная) серия возникает в результате
переходов валентного электрона из различных с/-состояний на
наиболее глубокий .^-уровень, вторая побочная (резкая)—из
Рис. 62
различных s-состояний на тот же самый глубокий р-уровень.
Оправдание названий «диффузная» и «резкая» будет дано
в § 40.
ЗАДАЧИ
1. Будут ли в принципе одинаковы спектральные линии атомов, ядра ко-
которых имеют одинаковые заряды, но отличаются размерами и формой?
Решение. Спектры будут несколько (хотя и очень мало) отличаться
друг от друга, так как по волновой механике поведение электрона опреде-
определяется волновым уравнением во всем пространстве, где существует силовое
поле.
2. Для лития значение терма 2р, вычисленное из пределов побочных се-
серий, равно 2р = 28 581,4 см-1. Длины волн линий 2р — 3d и 3d — 4f равны
соответственно К\ =6103,77 А и Аг= 18 697,0 А. Вычислить длину волны
2p-4f.
Решение. Спектроскопические волновые числа линий 1р — Ы и 3d — 4/
равны соответственно
1Д, = vi = 16 383,3 см, 1Д2 = v2 = 5 348,4 см.
Отсюда 3d = 2р —V, = 12 198,1 см-1, 4/ = 3d —v2 = 6849,7 см; 2р — 4f =
= 21 731,7 см-1, X = 4602,8 А.
§ 35. Магнетизм атомов
1. Со времени Ампера A775—1836) магнетизм был сведен
к электрическим токам, которые, по его представлениям, цирку-
циркулируют внутри мельчайших частиц вещества (атомов и моле-
молекул). Природа этих токов была установлена с появлением
электронных представлений о строении вещества и теории Бора.
Считалось, что амперовы молекулярные токи создаются элек-
электронами, вращающимися вокруг ядра атома. Однако классиче-
классическая физика до введения квантовых представлений была не в
состоянии объяснить не только движение электронов вокруг
ядра, но и сам факт существования атомов. Методами стати-
статистической физики было строго показано, что с классической
точки зрения в установившемся состоянии вещество не может
быть намагничено, т. е. не может иметь отличный от нуля маг-
216
ДАЛЬНЕЙШЕЕ ПОСТРОЕНИЕ КВАНТОВОЙ МЕХАНИКИ
[ГЛ. V
нитный момент (Бор, Лорентц, Ван-Лёвен; см. т. III, § 75). Это
не значит, что его нельзя намагнитить вообще. Электрические
заряды можно привести во вращение, т. е. возбудить в веществе
круговые токи. А в таком случае появится магнитный момент,
т. е. намагничивание вещества. Смысл приведенного утвержде-
утверждения состоит в том, что если намагниченное вещество предоста-
предоставить самому себе, поддерживая температуру его постоянной, то
оно самопроизвольно придет в равновесное состояние, в кото-
котором всякая намагниченность исчезнет, даже если вещество по-
помещено в магнитное поле. Это не согласуется с фактами.
Понимание природы магнетизма пришло только после созда-
создания квантовой механики. Магнетизм, как и существование ато-
атомов и молекул, оказался квантовым эффектом. Классические
теории намагничивания (Ланжевен) имели известный успех, и
притом немалый, только потому, что они молчаливо вводили
допущения существенно квантового характера, а именно суще-
существование у атомов готовых магнитных моментов, или стацио-
стационарных орбит, по которым вращаются электроны. А это, в сущ-
сущности, и должна была бы объяснить теория.
2. Поскольку электроны, образующие оболочку атома, за-
заряжены и обладают массами, с их движением в оболочке (оно
называется орбитальным) связан не только момент количества
движения, но и магнитный момент атома. Связь между этими
двумя моментами уже рассматривалась в
т. III (§ 75)—в той мере, как это можно
было сделать до введения квантовых пред-
представлений. Та же связь сохраняется и в
квантовой механике. Но ее смысл, а потому
и обоснование—несколько иные, чем в клас-
классической механике, так как понятие момен-
момента количества движения (углового момен-
момента) не может быть перенесено автомати-
автоматически из классической теории в кванто-
квантовую. Это делается посредством введения
соответствующего оператора. Так же надо
поступить и с понятием магнитного мо-
момента. Отправным пунктом при этом дол-
должно служить классическое рассмотрение, с которого мы и
начнем.
Согласно электродинамике (см. т. III, § 75) замкнутый виток
постоянного тока / (рис. 63) обладает магнитным моментом
™ = -S, C5.1)
где S — вектор площади, натянутой на контур тока. Этот вектор
выражается формулой
§35) МАГНЕТИЗМ АТОМОВ 217
и не зависит от выбора начала координат О, поскольку контур
тока замкнут. Направление обхода контура предполагается сов-
совпадающим с направлением тока. Оно находится в правовинто-
вом соотношении с вектором S. Таким образом, магнитный мо-
момент замкнутого постоянного тока можно представить в виде
±§[rdr]. C5.2)
Но ток / образуется движущимися зарядами. Последние и
являются непосредственными создателями магнитного момента
ю. Каждый заряд, если он движется, создает магнитный мо-
момент. Полный магнитный момент тела образуется векторной
суперпозицией магнитных моментов отдельных зарядов, движу-
движущихся в нем. Преобразуем поэтому контурный интеграл C5.2)
в интеграл по всем движущимся зарядам тела. Пусть dq — за-
заряд, проходящий за время dt через поперечное сечение витка
с током (в случае постоянного тока эта величина не зависит от
того, в каком месте взято сечение витка). Тогда / = dq/dt,
В этой формуле интегрирование производится еще по dr, так
что интеграл остается контурным. Выберем, однако, элемент кон-
контура dr так, чтобы за время dt заряд dq перемещался на dr.
Тогда dr — v dt, и мы получим
m = — \ [rv] dq =-т—\[rp]dq, C5.3)
где v — скорость, p—импульс, a \i—масса, связанная с дви-
движущимся зарядом dq. (Для массы используется обозначение \i,
так как через т обозначается магнитное квантовое число.)
Но при сделанном выборе dq есть как раз заряд, содержа-
содержащийся в рассматриваемый момент времени на элементе контура
dr. При таком истолковании заряда dq время dt выпало из
формулы C5.3). Из нее выпало и всякое упоминание о витке
с постоянным током (поэтому-то и опущен кружок у знака ин-
интеграла). Осталась только система зарядов, каждый из которых,
помимо своей величины, характеризуется положением и ско-
скоростью движения. Только это и существенно для создания маг-
магнитного момента тела. Как создается система зарядов и ее со-
состояние— это не имеет значения.
Формула C5.3) и представляет магнитный момент тела как
суперпозицию магнитных моментов движущихся зарядов. Ее
можно обобщить и записать в виде
218 ДАЛЬНЕЙШЕЕ ПОСТРОЕНИЕ КВАНТОВОЙ МЕХАНИКИ [ГЛ. V
предполагая, что имеется в виду система точечных зарядов qi,
движущихся в рассматриваемый момент со скоростями v,. Ни-
Никаких предположений о характере движения при этом не вво-
вводится.
3. Классическое выражение C5.4) для магнитного момента
системы движущихся зарядов зависит от выбора начала коор-
координат. Действительно, если а — радиус-вектор нового (штрихо-
(штрихованного) начала относительно старого (нештрихованного), то
для всех зарядов rt = r\ + а, так что
Отсюда видно, что старый ш и новый ш' магнитные моменты
только тогда будут всегда одинаковы, когда для любого век-
вектора а векторное произведение [а ? q&i] обращается в нуль.
В частности, это имеет место для всякого замкнутого неподвиж-
неподвижного витка постоянного тока, так как тогда ? qtvt = 0.
4. Для одиночного точечного заряда, движущегося со ско-
скоростью V,
где ц — масса, а р — импульс частицы, несущей этот заряд. Та-
Таким образом, классическая физика приводит к соотношению
ж = YL, C5.6)
где
Г = 9/2цс. C5.7)
Эти формулы более примитивным путем уже были получены в
т. III (см. § 75). Для электрона q = — e,
Г = — е/2цес. C5.8)
В этом случае отношение Г магнитного момента электрона к
механическому называется гиромагнитным отношением для
орбитального движения электрона.
Заметим еще, что при выводе всех полученных соотношений
применялась нерелятивистская механика (зависимость массы
от скорости не учитывалась), а частицы считались точечными.
Впрочем, частицы могут быть и протяженными, так как их
можно мысленно разбить на малые части и рассматривать по-
последние как точки. Однако чтобы отношение ra/L не изменилось,
необходимо предположить, что заряды и массы распределены в
пространстве по одному и тому же закону. Для заряженного
шарика, например, вращающегося вокруг диаметра с нереляти-
нерелятивистской скоростью, классическая физика приводит к формулам
C5.7) и C5.8) независимо от того, как распределены в нем
заряды и массы; важно только, чтобы обе величины были рас-
§ 35] МАГНЕТИЗМ АТОМОВ 219
предеде.ны одинаково. Но, конечно, результат получится иной,
если, например, заряд будет находиться в центре, а масса
равномерно распределена по объему шарика.
5. Теперь следует классические представления заменить
квантовыми. В квантовой механике формула C5.5) не может
служить определением магнитного момента, поскольку не су-
существует никакого состояния частицы, которое характеризо-
характеризовалось бы и ее точным положением г, и ее точным импульсом р.
Как и в случае углового момента, от классической формулы
C5.5) квантовая механика переходит к операторному соотно-
соотношению
« = ?["] =-^ [?р]. C5.9)
или
m = TL. C5.10)
Изучение магнитного момента частицы тем самым сводится к
изучению свойств оператора nt. Поскольку операторы nt и L от-
отличаются только постоянным множителем, их свойства совер-
совершенно аналогичны. В частности, оператор in, как и L, совер-
совершенно не зависит от выбора начала координат. Магнитный и
угловой моменты квантуются по одинаковым правилам. Со-
Составляющие магнитного момента на любые два различных на-
направления не могут одновременно иметь определенные значе-
значения. В стационарном состоянии определенные значения могут
иметь квадрат магнитного момента и одна из его проекций на
координатные оси. За таковую обычно принято принимать ось
Z. Из формул C5.8) и C5.10) для орбитального движения
электрона непосредственно вытекает
C5.11)
где
тБ = ^-= 9,274- Ю-21 эрг ¦ Гс^1. C5.12)
Постоянная тБ носит название магнетона Бора. Магнетон Бора
можно рассматривать как квант магнитного момента (точнее,
его проекции на избранное направление).
Возможен другой способ вывода формулы C5.11). Из временного урав-
уравнения Шредингера получают уравнение непрерывности др/dt + div/ = 0, где
р и / — плотность вероятности и' плотность тока вероятности. По значению
последней и по волновой функции находят плотность вероятности электриче-
электрического тока в стационарном состоянии атома, а затем непосредственным инте-
интегрированием находят и средний магнитный момент, создаваемый этим током.
Этот прямой способ рассуждения обладает тем принципиальным недостатком,
что плотность тока вероятности / определяется нерелятивистским уравнением
Шредингера не однозначно: к полученному выражению можно добавить лю-
любое слагаемое вида rota (поскольку divrota = 0), не меняя значения пол-
полного потока вероятности через любую замкнутую поверхность, который только
220
ДАЛЬНЕЙШЕЕ ПОСТРОЕНИЕ КВАНТОВОЙ МЕХАНИКИ
[ГЛ. V
и доступен наблюдению. Плотность самого электрического тока в атоме, в
отличие от потока вероятности, конечно, — величина наблюдаемая, но для ее
однозначного определения одного нерелятивистского уравнения Шредингера
недостаточно. Неоднозначность можно устранить, но для этого надо перейти
к релятивистской теории. В самом деле, величина р по своему смыслу есть
величина однозначная. А в релятивистской теории скаляр р и три компоненты
вектора / объединяются в один релятивистски инвариантный четырехмерный
вектор, временной компонентой которого является р.
§ 36. Опыты Штерна и Герлаха. Спин электрона
1. Наличие у атомов магнитных моментов и их квантование
было доказано прямыми опытами Штерна и Герлаха A889—
1979) в 1921 г. В сосуде с высоким вакуумом создавался с по-
помощью диафрагм В я В' (рис. 64) резко ограниченный атомный
пучок исследуемого элемен-
элемента, испаряющегося в печи К.
Пучок проходил через силь-
сильное магнитное поле Н меж-
между полюсными наконечни-
наконечниками N a S электромагнита.
Один из наконечников (N)
имел вид призмы с острым
ребром, а вдоль другого E)
была выточена канавка.
Благодаря такой конструк-
конструкции полюсных наконечников
магнитное поле получалось
Рис- 64 сильно неоднородным. Пос-
После прохождения через маг-
магнитное поле пучок попадал на фотопластинку Р и оставлял на
ней след.
Рассчитаем поведение атомного пучка сначала с классиче-
классической точки зрения, предполагая, что никакого квантования маг-
магнитных моментов нет. Если га—магнитный момент атома, то на
атом в неоднородном магнитном поле действует сила
Направим ось Z вдоль магнитного поля (т. е. от N к S перпен-
перпендикулярно к полюсным наконечникам). Тогда проекция силы
в этом направлении будет
дх
ду
дг
Первые два слагаемых в этом выражении не играют роли.
В самом деле, по классическим представлениям атом в магнит-
магнитном поле совершает прецессию вокруг оси Z, вращаясь с лар-
моровской частотой
п = - еН12\хс
§ 36] ОПЫТЫ ШТЕРНА И ГЕРЛАХА. СПИН ЭЛЕКТРОНА 22!
(заряд лектрона обозначен —е). Поэтому проекции тх и ту со-
совершают колебания с той же частотой, становясь попеременно
то поло;*] тельными, то отрицательными. Если угловая скорость
прецессии достаточно велика, то силу \г можно усреднить по
времени. При этом первые два члена в выражении для \г обра-
обратятся в нуль, и можно написать
Чтобы составить представление о степени допустимости та-
такого усреднения, произведем численную оценку. Период лармо-
ровской прецессии равен
2л _ 4пцс _ 7- КГ7
с,
* ~~ \п\~ еН Н
где поле Я измеряется в гауссах. Например, при Я = 1000 Гс
получаем т»7-10~10 с. Если скорость атомов в пучке равна
v= 100 м/с = 104 см/с, то за это время атом пролетает рас-
расстояние х « 7-10~6 « 10~5 см, пренебрежимо малое по сравне-
сравнению со всеми характерными размерами установки. Это и дока-
доказывает применимость проведенного усреднения.
Но формула C6.1) может быть оправдана и с квантовой
точки зрения. В самом деле, включение сильного магнитного
поля вдоль оси Z. приводит к состоянию атома только с одной
определенной составляющей магнитного момента, а именно гаг.
Остальные две составляющие т* и щ в этом состоянии не могут
иметь определенных значений. При измерениях в этом состоя-
состоянии пи и щ получили бы различные значения и притом их сред-
средние были бы равны нулю. Поэтому и при квантовом рассмотре-
рассмотрении усреднение C6.1) оправдано.
2. Тем не менее следует ожидать различных результатов
опыта с классической и с квантовой точек зрения. В опытах
Штерна и Герлаха сначала получался след атомного пучка при
выключенном магнитном поле, а затем при включенном. Если бы
проекция шг могла принимать всевозможные непрерывные зна-
значения, как требует классическая теория, то сила ]г также при-
принимала бы всевозможные непрерывные значения. Включение
магнитного поля приводило бы только к уишрению пучка. Не то
следует ожидать по квантовой теории. В этом случае проекция
mz, а с ней и средняя сила ]г квантованы, т. е. могут принимать
только ряд дискретных избранных значений. Если орбитальное
квантовое число атома равно /, то по теории при расщеплении
получится 2Z + 1 пучков (т. е. оно равно числу возможных зна-
значений, которые может принимать квантовое число гп). Таким
образом, в зависимости от значения числа / следовало бы ожи-
ожидать, что пучок расщепится на 1,3,5,... составляющих. Ожи-
Ожидаемое число составляющих должно было бы быть всегда не-
нечетным.
222 ДАЛЬНЕЙШЕЕ ПОСТРОЕНИЕ КВАНТОВОЙ МЕХАНИКИ [ГЛ. V
Опыты Штерна и Герлаха доказали квантование проекции
Шг. Однако их результаты не всегда соответствовали теории,
изложенной выше. В первоначальных опытах применялись пучки
атомов серебра. В магнитном поле пучок расщеплялся на две
составляющие. То же получалось для атомов водорода. Для
атомов других химических элементов получалась и более слож-
сложная картина расщепления, однако число расщепленных пучков
получалось не только нечетным, что требовалось теорией, но и
четным, что противоречило ей. В теорию необходимо было внести
коррективы.
3. К этому следует добавить результаты опытов Эйнштейна
и де Гааза A878—1966), а также опытов Барнета A873—1956)
по определению гиромагнитного отношения, которые были из-
изложены в т. III (§ 78). Для железа, например, оказалось, что
гиромагнитное отношение равно
m
Т~
т. е. вдвое больше, чем требуется по теории.
Наконец, оказалось, что спектральные термы щелочных ме-
металлов имеют так называемую дублетную структуру, т. е. со-
состоят из двух близко расположенных уровней. Для описания
этой структуры трех квантовых чисел п, I, m оказалось недоста-
недостаточно— потребовалось четвертое квантовое число. Это явилось
главным мотивом, послужившим Уленбеку (р. 1900) и Гаудсмиту
A902—1979) в 1925 г. для введения гипотезы о спине элек-
электрона1). Сущность этой гипотезы состоит в том, что у электрона
есть не только момент количества движения и магнитный мо-
момент, связанные с перемещением этой частицы как целого. Элек-
Электрон имеет также собственный или внутренний механический
момент количества движения, напоминая в этом отношении
классический волчок. Этот собственный момент количества дви-
движения и называется спином (от английского слова lo spin — вер-
вертеться). Соответствующий ему магнитный момент называется
спиновым магнитным моментом. Эти моменты обозначаются
соответственно через Ls и ms в отличие от орбитальных моментов
Li и Ш/. Спин чаще обозначают просто через s.
В опытах Штерна и Герлаха атомы водорода находились в
s-состоянии, т. е. не обладали орбитальными моментами. Маг-
Магнитный момент ядра пренебрежимо мал. Поэтому Уленбек и
Гаудсмит предположили, что расщепление пучка обусловлено
не орбитальным, а спиновым магнитным моментом. То же самое
относится к опытам с атомами серебра. Атом серебра имеет
единственный наружный электрон. Атомный остов ввиду его
') Гипотеза о спине электрона ранее вводилась Кроншом (р. 1904), но
его работа не была опубликована.
§ 361 ОПЫТЫ ШТЕРНА И ГЕРЛАХА. СПИН ЭЛЕКТРОНА 223
симметрии спиновым и магнитным моментами не обладает. Весь
магнитный момент атома серебра создается только одним на-
наружным электроном. Когда атом находится в нормальном, т. е.
s-состоянии, то орбитальный момент валентного электрона ра-
равен нулю — весь момент является спиновым.
4. Сами Уленбек и Гаудсмит предполагали, что спин возни-
возникает из-за вращения электрона вокруг собственной оси. Суще-
Существовавшая в то время модель атома получила еще большее
сходство с Солнечной системой. Электроны (планеты) не только
вращаются вокруг ядра (Солнца), но и вокруг собственных осей.
Однако сразу же выяснилась несостоятельность такого класси-
классического представления о спине (см. задачу 1 к этому пара-
параграфу). Паули систематически ввел спин в квантовую механику,
но исключил всякую возможность классического истолкования
этой величины. В 1928 г. Дирак показал, что спин электрона
автоматически содержится в его теории электрона, основанной
на релятивистском волновом уравнении. В теории Дирака со-
содержится также и спиновый магнитный момент электрона, при-
причем для гиромагнитного отношения получается значение, согла-
согласующееся с опытом. При этом о внутренней структуре электрона
ничего не говорилось — последний рассматривался как точечная
частица, обладающая лишь зарядом и массой. Таким образом,
спин электрона оказался квантово-релятивистским эффектом,
не имеющим классического истолкования. Затем концепция
спина, как внутреннего момента количества движения, была
распространена на другие элементарные и сложные частицы и
нашла подтверждение и широкие применения в современной
физике.
5. Разумеется, в общем курсе физики нет возможности вда-
вдаваться в подробную и строгую теорию спина. Мы примем в ка-
качестве исходного положения, что спину s соответствует вектор-
векторный оператор s, проекции которого sx, sy, sz удовлетворяют
таким же перестановочным соотношениям C1.2), что и проекции
оператора орбитального момента, т. е.
sjx — uxsz = i№y, C6.3)
s г $ $ — if, в
Из них следует, что определенные значения в одном и том же
состоянии могут иметь квадрат полного спина s2 и одна из его
проекций на определенную ось (принимаемую обычно за ось Z).
Если максимальное значение проекции s2 (в единицах Й) равно
s, то число всех возможных проекций, соответствующих данному
s, будет равно 2s + 1- Опыты Штерна и Герлаха показали, что
для электрона это число равно 2, т. е. 2s -f- I = 2, откуда s =
= 1/2. Максимальное значение, которое может принимать
224 ДАЛЬНЕЙШЕЕ ПОСТРОЕНИЕ КВАНТОВОЙ МЕХАНИКИ [ГЛ. V
проекция спина на избранное направление (в единицах ft), т. е.
число s, и принимается за значение спина частицы.
Спин частицы может быть либо целым, либо полуцелым. Для
электрона, таким образом, спин равен 1/2. Из перестановочных
соотношений C6.3) следует, что квадрат спина частицы равен
s2 = s(s -f- I), а для электрона s2 = '/.г ('/2 + 1 )= 3А (в едини-
единицах ft2).
Измерения проекции магнитного момента тг по методу
Штерна и Герлаха показали, что для атомов водорода и се-
серебра величина шг равна магнетону Бора Шб, т. е. C5.12). Таким
образом, гиромагнитное отношение для электрона
в согласии с C6.2).
ft/2
ЗАДАЧ И
1. С классической точки зрения спин электрона пытались истолковать как
момент количества движения, возникающий из-за вращения электрона вокруг
своего диаметра. Электрон считался шариком, его масса определялась по ре-
релятивистской формуле & = цс2, причем принималось, что собственная энер-
энергия электрона имеет чисто электростатическое происхождение. Проанализиро-
Проанализировать трудности, возникающие при таком классическом истолковании спина.
Решение. Момент количества движения электрона при его вращении
L = Й/2 = /со, где / — момент инерции электрона относительно диаметра, а
со — угловая скорость. Очевидно, / ¦< цг2, так как максимальное значение /
получилось бы, если бы вся масса электрона была распределена по окруж-
окружности, а именно по экватору вращающегося электрона. Таким образом,
/г/2 < \ir2w. откуда v > й/2|лл
где v = шг—максимальная линейная скорость на поверхности электрона.
Масса электрона ft = 3>/c2. При определении собственной энергии электрона
$ возникает трудность. Величина S зависит от распределения полного за-
заряда е электрона по его объему. Минимальное значение $ = е2/2г полу-
получится при распределении заряда е по поверхности электрона. При равномер-
равномерном распределении заряда по объему электрона получилось бы Ж = 31$е2/г.
Примем, что JT = е2/г. Тогда
_ П he' с
V~~ ЧЖг\сг >~2Jr~~*i'
где а = е2/йс — безразмерная величина, называемая постоянной гонкой струк-
структуры (а, ж 1/137). Таким образом, при сделанных предположениях v >> 68,5 с,
т. е. v больше скорости света с, что невозможно.
2. Показать, что методом Штерна и Герлаха измерить магнитный мо-
момент электрона невозможно, если опыт производится со свободным электро-
электроном, а не с электроном, связанным с атомом.
Решение Поперечные размеры пучка часгии А* во всех направлениях
должны удовлетворять условию Ах > К, где Я — длина волны де Бройля для
этих частиц. В противном случае пучок быстро размоется из-за дифракции.
В опыте Штерна и Герлаха производится отклонение (расщепление) пучка
атомов (точнее, ионов с зарядом е) в направлении оси Z (рис. 64). Средняя
сила, вызывающая это отклонение, определяется выражением C6.1). Если
учесть уравнение дНи/ду + дНг/дг = 0 (в направлении оси X магнитное поле
37) ЭФФЕКТ САДОВСКОГО И СПИН ФОТОНА 225
можно считать равным нулю), то эту силу можно представить в виде
дН
C6.4)
Если атом движется в плоскости ZX со скоростью v, то ввиду симметрии
вектор Н лежит в той же плоскости. Поэтому сила Лорентца (e/c)[vH] будет
направлена вдоль оси У. Она вызовет смещение пучка вправо или влево вдоль
той же оси. В рассматриваемом вопросе это не имеет значения, существенно
лишь смещение пучка вдоль оси Z. Но если частица смещена в сторону на
Ау от плоскости ZX, то появится слагающая силы Лорентца и вдоль оси Z,
а именно
В первом приближении Ну = (дНУ1ду)Ау, так что
(' Лор)г = — —~ ДУ- C6.5)
Смещения частицы AjZ и Ацг, вызываемые силами C6.4) и C6.5), относятся
как
AjZ ^ fz _ тг
Д2г (/дор)г (ev/c)Ay '
Считая, что атом — однозарядный ион, в качестве т2 следует взять магнетон
Бора C5.12). Тогда
Aiz _ h
Если \ia — масса атома, то
Aiz I ua Я,
—. =-; т , Ct).O)
Д2г 4я це Ау
где А, — длина волны де Бройля для атома: % = й/ц„и.
В отсутствие магнитного поля щель, образуемая диафрагмами В и В',
изобразится на пластинке Р горизонтальной полоской. При включении неодно-
неоднородного магнитного поля центр полоски сместится силой }г. Нецентральные
точки полоски испытают дополнительные смещения под действием силы Ло-
Лорентца. Максимальные дополнительные смещения, и притом в противополож-
противоположные стороны, получат края полоски. В результате полоска на пластинке Р
перекосится. Для применимости метода Штерна и Герлаха необходимо, чтобы
перекос был мал. Это значит, что должно выполняться условие \A\z\ ^>
^> |Д22|„акс, где |Д2г|макс — смещение края полоски, вызываемое силой Ло-
Лорентца, т. е. ее значением при \Ау\ = |Дг/|макс Для свободного электрона
|х„ = |хе, и C6.6) дает A\Z/A2z = к/Dл Ау). В этом случае условию |Aiz| ^>
~> |А22|макс удовлетворить НевОЗМОЖНО, ПОСКОЛЬКУ ДОЛЖНО быТЬ | Ду |ма.чс ^
5> Я,. Но удовлетворить ему оказывается возможным в случае атомов из-за
того, что отношение jx«/|iie очень велико. Это и используется в методе Штерна
и Герлаха.
§ 37. Эффект Садовского и спин фотона
1. В 1889 г. русский физик А. И. Садовский A859—1921)
теоретически предсказал, что свет, поляризованный по кругу или
эллиптически, должен обладать моментом количества движения.
Этот результат проще всего понять, исходя из закона сохране-
226 ДАЛЬНЕЙШЕЕ ПОСТРОЕНИЕ КВАНТОВОЙ МЕХАНИКИ [ГЛ. V
ния момента количества движения. Согласно этому закону пол-
полный момент количества движения замкнутой системы должен
оставаться постоянным. Рассмотрим эффект Садовского сна-
сначала с классической точки зрения.
Допустим, что электрический заряд е вращается по окруж-
окружности радиуса г вокруг другого неподвижного заряда той же
величины, но противоположного знака. Как известно, при вра-
вращении по окружности полная энергия, складывающаяся из ки-
кинетической и потенциальной, равна <В = —е2/2г, т. е. половине
потенциальной энергии заряда. Вращение по окружности есть
движение ускоренное, а потому по законам классической элек-
электродинамики заряд е должен излучать электромагнитные волны.
При наличии излучения заряд уже не может двигаться точно
по окружности. Он будет непрерывно приближаться к ее центру.
Предположим, что за время одного оборота уменьшение расстоя-
расстояния г заряда до центра окружности очень мало по сравнению с г.
Тогда движение заряда е все еще можно охарактеризовать как
вращение по окружности, радиус которой непрерывно умень-
уменьшается. Изменения энергии & и радиуса г при этом связаны
соотношением
Вращающийся заряд обладает моментом количества движе-
движения L = (хг2со, где |я — масса, а со — круговая частота. При дви-
движении по окружности \мй2г = е2/г2, откуда
и = е/(цг3I/2,
и следовательно,
L = e{\ir)m.
Значит,
CtJLt — гтп" 0>Т\ — гто" — СО*
2г1/2 dL (цг3I'2
Итак, при движении заряда по окружности его энергия и мо-
момент количества движения уменьшаются, причем их изменения
связаны соотношением
?=«• <371>
Полная энергия и момент количества движения замкнутой
системы должны оставаться постоянными. Система состоит из
вещества и его излучения, которые могут обмениваться друг
с другом и энергией, и моментом количества движения. Поэтому
из постоянства этих величин для всей системы следует, что при
изменении г на dr излучение уносит энергию —dJS и момент
количества движения —dL.
Структура излучения, конечно, определяется процессами,
происходившими в излучателе. Но если излучение уже отдели-
§ 371 ЭФФЕКТ САДОВСКОГО И СПИН ФОТОНА 227
лось от излучателя, то теряется связь его с излучателем. Излу-
Излучение продолжает существовать уже как самостоятельная си-
система. Соотношение между его энергией и моментом количества
движения поэтому есть внутреннее свойство только самого отде-
отделившегося излучения. Отсюда следует, что при рассмотренном
нами способе возбуждения излучения его энергия <окзл и момент
количества движения La3Jl должны быть связаны соотношением
^изл/^изл = <о = 2пс/Х. C7.2)
2. Излучение, отделившееся от излучателя, в нашем случае
имеет довольно сложную структуру. Его интенсивность и поля-
поляризация по разным направлениям не одинаковы. В направлении,
перпендикулярном к плоскости окружности, по которой вра-
вращается заряд е, излучение поляризовано по кругу, в плоскости
окружности оно поляризовано линейно, а во всех остальных на-
направлениях — эллиптически. Можно, конечно, преобразовать все
излучение в плоскую бегущую волну, поляризованную по кругу.
Для этого можно, например, поместить центр окружности, по
которой вращается излучающий заряд, в фокусе бесконечного
идеально отражающего параболического зеркала, чтобы плос-
плоскость окружности была перпендикулярна к оси зеркала. Полу-
Получится отраженная плоская волна, бегущая параллельно оси
параболического зеркала. Она возникает в результате интерфе-
интерференции отраженных волн различной поляризации. Но ввиду
цилиндрической симметрии результирующая волна будет поля-
поляризована по кругу. Однако нельзя заранее утверждать, что при
отражении от зеркала общий момент количества движения из-
излучения не изменится.
Чтобы преодолеть эту трудность, воспользуемся идеализи-
идеализированной моделью излучателя, аналогичной той, которая при-
применялась в т. III, § 83, для получения плоских электромагнит-
электромагнитных волн. Там было показано, что бесконечная заряженная
плоскость, приведенная в ускоренное движение, является источ-
источником двух плоских электромагнитных волн, распространяю-
распространяющихся от нее в разные стороны с одной и той же энергией. Что-
Чтобы исключить статическое электрическое поле зарядов, мы
помещали ранее рядом с рассматриваемой плоскостью вторую
неподвижную бесконечную плоскость, заряженную электри-
электричеством противоположного знака. Теперь изменим слегка эту
модель и возьмем снова бесконечную плоскость, но уже непо-
неподвижную и находящуюся в вакууме. Разместим на ней равно-
равномерно и достаточно густо электрические диполи с электриче-
электрическими моментами, параллельными этой плоскости. Пусть каж-
каждый диполь вращается в этой плоскости вокруг своего центра
с одной и той же угловой скоростью со и одинаковой начальной
фазой. Такая плоскость, покрытая вращающимися диполями,
возбудит опять две нлоские волны, распространяющиеся в раз-
228
ДАЛЬНЕЙШЕЕ ПОСТРОЕНИЕ КВАНТОВОЙ МЕХАНИКИ
[ГЛ. V
Рис. 65
ные стороны, но уже поляризованные по кругу. В силу сим-
симметрии энергия и момент количества движения распределятся
поровну между обеими волнами. Поэтому для каждой из этих
двух волн в отдельности соотношение C7.2) сохранится.
3. Направление вращения векторов Е я Н, понятно, должно
совпадать с направлением вращения диполя р, т. е. в обеих вол-
волнах будет одно и то же. На рис. 65 направление вращения
диполей р в плоскости указано
стрелкой. В соответствии с ука-
указанным направлением моменты
количества движения Ьпзл обеих
волн направлены слева направо.
Обе волны будут бегущими и
уходящими, так что в обеих из
них вектор Пойнтинга S направ-
направлен наружу. Значит, в волне,
уходящей направо, вектор S на-
направлен тоже направо, т. е. одинаково с векторов Ькъл. В волне
же, уходящей налево, вектор S направлен налево, т. е. противо-
противоположно вектору Ь„зл. Но волна, идущая вправо, поляризована
по левому кругу (вращение векторов Е и Н совершается против
часовой стрелки, если волна идет к глазу наблюдателя); волна
же, идущая влево, поляризована по правому кругу (вращение
векторов Е и Н совершается по часовой стрелке, если волна
идет также к глазу наблюдателя). Таким образом, в левополя-
ризованной волне вектор I-изл направлен в сторону распростра-
распространения волны, а в правополяризованной — в сторону, противо-
противоположную направлению распространения волны. То же заклю-
заключение, разумеется, справедливо и для волн, поляризованных
эллиптически.
Нелишне особо подчеркнуть, что взаимное расположение век-
векторов Е и Н в бегущей волне однозначно определяет направле-
направление вектора Пойнтинга S, а с ним и направление распростра-
распространения волны. Но этим расположением еще не определяется вид
поляризации волны, поляри-
поляризованной по кругу или эл-
эллиптически: поляризация
может быть и левой, и пра-
правой. Например, на рис. 66, а
и 66, б векторы Е\ Н и S
имеют одну и ту же ориента-
ориентацию и обе волны распростра-
распространяются в одну и ту же сто-
сторону, хотя направления вра-
вращения векторов Е и Н, отме-
отмеченные круговыми стрелками, в них противоположны: рис. 66, а
соответствует левой, а рис. 66, б —• правой круговой поляризации.
н
б)
§ 37] ЭФФЕКТ САДОВСКОГО И СПИН ФОТОНА 229
Укажем теперь, насколько густо надо расположить диполи
в излучающей плоскости, чтобы получились только плоские вол-
волны, распространяющиеся перпендикулярно к этой плоскости.
Для этого надо учесть, что волны, излучаемые отдельными ди-
диполями, конечно, интерферируют между собой. Требуется, чтобы
при интерферепции они взаимно гасили друг друга во всех на-
направлениях, за исключением направлений, перпендикулярных к
излучающей плоскости. Для этого достаточно, чтобы расстояние
между диполями было меньше длины волны "к. Тогда вдали от
плоскости возникнут только плоские уходящие волны. Лишь
вблизи самой плоскости на них наложатся неоднородные волны,
не играющие роли в рассматриваемом нами вопросе, так как
эти волны быстро затухают в тонком приграничном слое, тол-
толщина которого порядка расстояния между диполями.
В итоге получается, что всякая плоская электромагнитная
волна частоты ю, поляризованная по.кругу, несет момент коли-
количества движения, связанный с энергией волны соотношением
C7.2). Если поляризация левая, то вектор Ьязл направлен в сто-
сторону распространения волны, если правая, то эти направления
противоположны. Это и есть основной результат, полученный
А. И. Садовским.
Случай эллиптической поляризации сводится к случаю кру-
круговой поляризации. Действительно, волну, поляризованную по
эллипсу, можно разложить на две волны, поляризованные по
кругу: одну — по правому, другую — по левому.
4. Момент количества движения излучения можно найти и
более непосредственно, исходя из свойств только самого излу-
излучения. Последнее, как известно, обладает количеством движе-
движения, объемная плотность которого дается выражением g3n =
= S/co, где S — вектор Пойнтинга (см. т. III, § 81). Если взять
момент вектора ?эл и проинтегрировать по всему пространству,
занятому излучением, то и получится момент количества дви-
движения излучения. Это делается в задаче в конце этого пара-
параграфа, где указанная процедура проводится применительно к
излучению электрического диполя Герца, дипольный момент ко-
которого, не меняясь по величине, равномерно вращается в одной
плоскости. При этом, конечно, речь идет о моменте количества
движения всего излучения, испускаемого источником в различ-
различных направлениях. Но в качестве источника излучения можно
снова взять бесконечную плоскость с распределенными на ней
достаточно густо диполями Герца, как это делалось в пункте 2.
Таким путем можно получить уже плоскую волну с круговой
поляризацией. Для нее можно ввести и понятие вектора плот-
плотности потока момента количества движения излучения М. На
основании формулы C7.2) этот вектор определяется формулой
C7.3)
230 ДАЛЬНЕЙШЕЕ ПОСТРОЕНИЕ КВАНТОВОЙ МЕХАНИКИ [ГЛ. V
5. При поглощении световой волны, поляризованной по
кругу, на единицу площади тела будет действовать вращающий
момент М = S/ю, если только волна падает на поверхность тела
нормально. Чтобы составить представление о величине эффекта,
предположим, что плотность потока энергии в поляризованной
по кругу плоской световой волне равна S = 1 Вт/см2 =
= 107 эрг/(см2-с). (Это примерно в 7 раз больше плотности
потока солнечного, излучения вблизи Земли за пределами ее
атмосферы.) Тогда для видимого излучения к = 500 нм формула
C7.3) дает
М = S/co = XS/2nc = 2,7 • 10~9 дин/см,
а для волны Л, = 1 см той же интенсивности
М = 5,3 • 11Г5 дин/см
Если волна проходит через кристаллическую пластинку в пол-
полволны, вырезанную параллельно оптической оси, то она превра-
превращается из право- в левополяризованную и наоборот. В соответ-
соответствии с этим величина М удваивается. При заданной мощности
излучения эффект возрастает с увеличением длины волны. Но
он все же очень мал и экспериментально был обнаружен только
в 1935 г. американским физиком Бетом, и притом не только для
радиоволн, но и для видимого света.
6. Перейдем теперь к рассмотрению эффекта Садовского с
квантовой точки зрения. Одна из особенностей здесь состоит
в том, что испускание и последующее распространение света
происходят не непрерывными порциями, а неделимыми кван-
квантами — фотонами. В соответствии с этим отпадает необходи-
необходимость в искусственной концентрации излучения в определенном
направлении, какая применялась при классическом рассмотре-
рассмотрении. Многофотонные процессы, когда в одном акте излучения
испускается не один, а несколько фотонов, как процессы мало-
маловероятные, рассматриваться не будут. Другая особенность за-
заключается в том, что у квантового вектора момента количества
движения не могут одновременно иметь определенные значения
все три проекции его на координатные оси.
При переходе атома из одного стационарного состояния в
другое испускается один фотон с энергией <S = hu>. Проекция
момента количества движения атома на избранное направление
(ось Z) при орбитальном движении электрона может принимать
значения rrih. Пусть при излучении фотона эта проекция изме-
изменилась на %. В таком случае в акте излучения атом потерял
энергию Йсо и проекцию момента количества движения %. В со-
соответствии с законами сохранения энергия и момент количества
движения, потерянные атомом, перейдут к излучению. Поэтому
следует заключить, что проекция момента количества движения
излученного фотона равна h. Внутренний момент количества
§ 37 ЭФФЕКТ САДОВСКОГО И СПИН ФОТОНА 231
движения фотона, т. е. момент, не связанный с его орбитальным
движением, называется спином фотона. Говорят, что спин фо-
фотона целочисленный и равен единице (т. е. на самом деле h),
хотя значение ft относится не к полному моменту, а только к его
проекции на избранное направление. Если проекция (в едини-
единицах ft) равна s, то, как для всякого квантового момента коли-
количества движения, квадрат вектора спина фотона определяется
выражением s(s + 1 )h2 = 2ft2. Отношение величин <S = ftw и
Lz = ft дается формулой
8fLz = ftoo/ft = со. C7.4)
Это соотношение по форме совпадает с классическим C7.2),
хотя между ними и есть существенное различие. В классической
формуле C7.2) L означает полный момент количества движения
излучения, тогда как в квантовой формуле C7.4) LZ = U дает
только проекцию момента на избранное направление.
7. Масса покоя фотона равна нулю. Поэтому не существует
системы отсчета, относительно которой фотон находился бы в
покое. Его внутренний момент количества движения, или спин,
поэтому нельзя определять как момент частицы, находящейся
в состоянии покоя. Фотон может существовать только в движе-
движении и притом со скоростью света с в любой системе отсчета.
Строгое решение вопроса о моменте количества движения
фотона может быть дано только в релятивистской квантовой
теории. Нерелятивистская теория фотона принципиально невоз-
невозможна, поскольку скорость фотона всегда равна скорости света
с. В нашем курсе излагать релятивистскую теорию не пред-
представляется возможным. Ограничимся только замечанием, что,
как и всякая квантовомеханическая величина, момент количе-
количества движения фотона определяется через соответствующий
оператор. Оказывается, что оператор момента количества дви-
движения фотона состоит из двух слагаемых. Одно слагаемое имеет
вид [гр], где р — оператор импульса фотона. Оно называется
орбитальным. Дополнительное слагаемое называется спиновым
или оператором спина фотона. Собственное значение проекции
оператора [гр] на избранное направление называется орбиталь-
орбитальным моментом количества движения фотона. Собственное зна-
значение проекции оператора спина на то же направление есть
спиновый момент количества движения или просто спин фотона.
Будем предполагать, что орбитального момента у фотона
нет, так что весь его момент является спиновым. Наглядным
оправданием этого может служить замечание, что обычно длина
волны, излучаемой атомом, очень велика по сравнению с раз-
размерами последнего. Фотон же не может быть локализован в
области пространства, линейные размеры которой меньше длины
световой волны X. С другой стороны, размеры излучающего
атома очень малы по сравнению с л. Поэтому фотон излучается
232 ДАЛЬНЕЙШЕЕ ПОСТРОЕНИЕ КВАНТОВОЙ МЕХАНИКИ [ГЛ. V
атомом практически всегда «центрально». Фотон при этом не
получает никакого орбитального момента количества движения,
он уносит только спиновый момент. Чтобы у фотона появился
дополнительный орбитальный момент, излучение должно прои-
произойти с далекой периферии атома — с расстояний порядка К.
Волновая функция атома на таких расстояниях, а с ней и ве-
вероятность излучения фотона ничтожны.
8. То обстоятельство, что фотон существует только в состоя-
состоянии движения со скоростью с, проявляется еще в том, что в лю-
любой системе отсчета для него есть только одно избранное на-
направление — направление движения. На это направление и
проектируется вектор спина фотона. А так как спин фотона
s = 1, то казалось бы, что относительно этого направления спин
может ориентироваться 2s -f- I = 3 способами: в первом проек-
проекция спина направлена по движению, во втором против движения,
в третьем равна нулю. В действительности третья возможность
не осуществляется.
Не вдаваясь в подробности, заметим, что к этому заключе-
заключению приводит опыт. Из поперечности электромагнитных волн
следует, что для получения любой поляризации волны доста-
достаточно наложения только двух, а не трех волн с различными
поляризациями. В согласии с принципом соответствия сле-
следует ожидать, что в квантовой теории для получения любого
состояния фотона достаточно суперпозиции только двух незави-
независимых состояний его. Какие же состояния фотона могут быть
приняты в качестве независимых? Для этого рассмотрим связь
между поляризацией и спином фотона.
9. Понятие поляризации (как и всякое другое понятие) в фо-
фотонной теории лишено того ясного наглядного смысла, которым
оно отличается в классической теории. Поскольку, однако, поля-
поляризация света существует и проявляется" на опыте, необходимо
установить, что соответствует ей в фотонной теории. Единствен-
Единственной направленной величиной, характеризующей внутренние
свойства фотона, является спин. С другой стороны, в классиче-
классической теории момент количества движения L волны, поляризо-
поляризованной по кругу, направлен по или против распространения
волны. Поэтому естественно считать фотон поляризованным по
кругу, если он находится в состоянии с определенным значением
проекции спина на направление распространения. Если спин на-
направлен в сторону распространения света, то поляризация фо-
фотона называется левой; в противном случае ее называют пра-
правой ').
') Такое определение правой и левой поляризаций соответствует тому,
что принято в классической оптике В квантовой электродинамике приме-
применяется противоположное соглашение: правой поляризации соответствует спин,
направленный в сторону распространения фотона, левой — спин, направлен-
направленный противоположно.
§ 37| ЭФФЕКТ САДОВСКОГО И СПИН ФОТОНА 233
В классической оптике любая поляризация (линейная или
эллиптическая) бегущей плоской волны может быть получена
путем суперпозиции двух (когерентных) поляризованных по
кругу плоских волн, распространяющихся в том же направле-
направлении, поляризация одной из которых правая, а другой левая. Так
и состояние фотона с круговой поляризацией, распространяю-
распространяющегося в определенном направлении, следует рассматривать
как его собственное состояние, которому соответствуют собствен-
собственные значения проекции спина sz = +1, 0, —1. Путем линейной
суперпозиции таких состояний может быть получен фотон лю-
любой поляризации. Но состояние с sz = О не осуществляется.
Поэтому состояние фотона с любой поляризацией, распростра-
распространяющегося в определенном направлении, может быть получено
линейной суперпозицией только двух состояний: состояния с
sz = +1 и состояния с sz = — 1.
Суперпозиция таких состояний, конечно, не будет класси-
классической. Она понимается в том же смысле, как и суперпозиция
квантовомеханических состояний частицы, характеризуемых
волновыми функциями. А так как состояния фотона с sz = +1
и с sz — —1 являются собственными, то квадраты модулей коэф-
коэффициентов при этих состояниях в суперпозиции определяют от-
относительные вероятности самих состояний. Это проявляется, на-
например, в том, что при измерении проекции sz (скажем, по ве-
величине вращающего момента, сообщаемого телу при поглоще-
поглощении фотона) может с соответствующей вероятностью получиться
либо sz = -j-l, либо sz — —1. Никакой промежуточный резуль-
результат получиться не может.
ЗАДАЧА
Твердый диполь с электрическим моментом р равномерно вращается во-
вокруг своего центра с постоянной угловой скоростью ю, причем вектор р все
время расположен в одной плоскости. Согласно классической электродина-
электродинамике он излучает, как диполь Герца. Излучение обладает количеством дви-
движения, объемная плотность которого определяется выражением
g31t = (l/4nc)[EH] C7.5)
(см. т. III, § 84). Излучение уносит и момент количества движения. Для вы-
вычисления полного момента, уносимого излучением, достаточно знать gэл на
бесконечно удаленной сфере с центром в месте нахождения диполя. Откуда
может взяться такой момент, если вдали от диполя (в волновой зоне) поля
Е и Н связаны между собой, как в плоской волне, и оба перпендикулярны
к радиусу-вектору г, проведенному от диполя к точке наблюдения, так что
вектор ?Эл направлен вдоль г, а потому момент [г?эл] равен нулю?
Решение. Утверждение, что в волновой зоне поля ? и Я убывают с
расстоянием как \jr, — приближенное и выполняется только асимптотически
при г-*-оо. Такое приближение достаточно для вычисления полной энергии
или полного импульса, уносимых излучением, так как тогда вектор [ЕН] бу-
будет меняться как 1/г2. Высшие степени величины \/г учитывать не надо, по-
поскольку при интегрировании по сфере они ничего не внесут, если выполнить
предельный переход г->оо. Но плотность момента количества движения 13л —
= [rgэл] получается из g3S векторным умножением на г. Величину
234
ДАЛЬНЕЙШЕЕ ПОСТРОЕНИЕ КВАНТОВОЙ МЕХАНИКИ
[ГЛ. V
Й»л на удаленной сфере, понятно, достаточно вычислить также с точностью до
членов 1/г2 включительно, а для этого надо учесть в выражении для g,n и
члены третьей степени по (\/г). Чтобы это сделать, достаточно пользоваться
следующими формулами для поля излучения диполя Герца в волновой зоне
в вакууме:
t-ric
t-ric
C7.6)
lpr]t-rlc-
Они получаются из формул A41.10) тома III, если их написать для вакуума
и в соответствии с этим положить D = Е, v = с. При этом в первой формуле
A41.10) отброшен первый член, пропорциональный 1/г3,
так как на gBJ1 он может повлиять только в члене порядка
1/г4. Из формул C7.6) надо найти [ЕН] в нужном нам
приближении, опуская при этом члены, коллинеарные с г,
поскольку они не играют роли при вычислении [rgax]. Та-
Таким путем, опуская значок t — г/с, получаем
Рис. 67
/эл =
Лрг) [гр\-
<37J>
C7.8)
Преобразуем эту формулу, воспользовавшись тем, что вектор р не меняет
своей длины, а изменяется только из-за вращения. В таком случае р= [*>р].
То же относится и к р, т. е. р = [юр]. В результате формула C7.8) преобра-
преобразуется:
^r ( рг) [г [со р]] = -s-^r i pr) {i pr) ш - (юг) р} • C7.9>
Чтобы найти полный момент излучения, испускаемого диполем в единицу вре-
времени, надо это выражение умножить на с и результат проинтегрировать ло
всей поверхности бесконечно удаленной сферы. Ясно, что из-за симметрии вра-
вращения вокруг и при таком интегрировании получится вектор, направленный
вдоль со. А так как вектор р — [юр] перпендикулярен к со, то последний член
в C7.9) можно опустить. Тогда
(f р2 2ф и C7Л0)
При интегрировании можно поступать так, как если бы вектор р оставался
неподвижным, и выбрать сферическую систему координат, указанную на
рис. 67. В этом случае элемент поверхности сферы будет dS = r2 sin fl' d$ drp
В результате для момента импульса излучения получим
л 2л
P2»-
C7.11)
о о
Энергия, излучаемая диполем в единицу времени, равна
т. III, § 141). А так как р2= со2р2. т0 получается
= B/Зс3)р2 (см.
C7.12)
§ 38] ТОНКАЯ СТРУКТУРА СПЕКТРАЛЬНЫХ ТЕРМОВ 235
§ 38. Четыре квантовых числа электрона
и тонкая структура спектральных термов
1. Наличие у электрона внутреннего момента количества
движения (спина) означает, что для электрона (в отличие от
точечной классической частицы) трех степеней свободы недо-
недостаточно для характеристики его состояния. Электрон в атоме
обладает дополнительной — четвертой — степенью свободы, на-
называемой спиновой. Заметим, что пока что мы имеем в виду
водородоподобный атом, а также вообще многоэлектронный
атом или ион с одним наружным (валентным или оптическим)
электроном. Такой электрон сейчас и предполагается в нашем
рассмотрении. В квантовой механике его состояние описывается
четырьмя квантовыми числами: 1) главным квантовым числом п;
2) орбитальным квантовым числом /; 3) орбитальным магнит-
магнитным квантовым числом, которое мы теперь будем обозначать
через пц, и 4) спиновым квантовым числом ms.
Смысл первых трех квантовых чисел п, I, mi уже был выяс-
выяснен в § 33. Спиновое же число ms определяет проекции вектора
спина s на выделенное направление. Если атом уже находится
в состоянии с определенным значением орбитального момента /
(т. е. с определенными /2 и lz), то выделенное направление (ось
Z) при I2 ф О определяется вектором I. Спин s может быть
ориентирован либо по /, либо против I. Это означает, что проек-
проекция вектора s на это выделенное направление может принимать
только два значения: +Й/2 и —ft/2, или msn, где nzs = ±l/2.
При / = 0 (т. е. когда атом находится в s-состоянии) весь мо-
момент количества движения атома чисто спиновый: s. Если со-
состояние атома таково, что одна из проекций sx, sy, sz имеет
определенное значение (равное +Н/2), то соответствующая ось
и определяет выделенное направление в атоме.
2. Орбитальный момент количества движения / и спиновый
момент s складываются в полный момент количества движения
j = I-\-s по правилам векторного сложения (см. § 32). Проек-
Проекция полного момента на избранное направление может прини-
принимать значения m/h, где mt= mt -f ms = mt ± 1/2 называется
квантовым числом проекции полного момента. Ясно, что опера-
операторы проекций полного момента на координатные оси удовле-
удовлетворяют тем же перестановочным соотношениям C1.6), что и
операторы проекций орбитального момента. Отсюда следует, что
определенные значения в одном и том же состоянии могут
иметь квадрат полного момента /2 и одна из его проекций на
координатные оси. Отсюда же следует, что
где / — максимальное значение, которое может принимать кван-
236 ДАЛЬНЕЙШЕЕ ПОСТРОЕНИЕ КВАНТОВОЙ МЕХАНИКИ [ГЛ. V
товое число /и/. Иногда / называют внутренним квантовым
числом.
Поскольку / есть максимальное значение числа т;-, а /—мак-
/—максимальное значение числа mi, то из соотношения т;- = mi ± 1/2
следует
/ = /±1/2. C8.1)
Знак «плюс» соответствует случаю, когда спин электрона ориен-
ориентирован в направлении орбитального момента, а «минус»—
когда он ориентирован противоположно. В обоих случаях число
/ полуцелое, поскольку / всегда целое.
При заданном / возможно 2/ -f- 1 квантовых состояний, отли-
отличающихся одно от другого значениями квантового числа mf.
Щ = - У, - (/ - 1), ..., + (/- 1}, + /• C8.2)
Число этих состояний у атомов с одним валентным электроном
всегда четное, поскольку / полуцелое.
3. Вместо квантовых чисел п, I, пц, ms для характеристики
состояния одноэлектронного атома можно применять и другие
четверки квантовых чисел, например п, I, /, ms. В спектроскопии
принято пользоваться числами п, I, /, 2s -j- 1 и заменять число /
соответствующей буквой латинского алфавита в соответствии
с таблицей, приведенной ранее в § 34 (пункт 2). Сначала пишут
численное значение главного квантового числа п, за ним букву,
заменяющую число /, число / пишут справа от этой буквы в виде
нижнего индекса, а в качестве верхнего индекса слева от той же
буквы пишут число 2s-f-l, называемое мультиплетностью
уровня. Оно показывает, сколькими способами спин может
ориентироваться относительно направления орбитального мо-
момента I. В случае атома с одним валентным электроном значок
2s -f- 1 по существу излишен, так как для электрона s = 1/2,
а потому всегда 2s -f- I = 2. Но если бы спин частицы имел
другое значение, то указание мультиплетности 2s -f- 1 приобрело
бы существенное значение. То же самое можно сказать относи-
относительно аналогичного числа в случае атома с несколькими ва-
валентными электронами (см. пункт 10).
Рассмотрим, например, состояние
32sI/2
(называемое «три, дублет Si/2». Смысл этого названия раскры-
раскрывается в пункте 4). В этом состоянии п = 3, / = 0, / = 1/2.
Полный момент количества движения — чисто спиновый. В фор-
формуле / = / ± 1/2 знак минус надо исключить, поскольку / > 0,
так что в рассматриваемом случае /=--/+ 1/2. Состояние чисто
формально называется дублетом, так как при / = 0 все направ-
направления для ориентации спина равноправны. По существу это есть
§ 38] ТОНКАЯ СТРУКТУРА СПЕКТРАЛЬНЫХ ТЕРМОВ 237
синглет. Это, разумеется, относится ко всем s-состояниям (т. е.
состояниям с / = 0).
В качестве второго примера возьмем состояние «четыре,
дублет d3/2», т. е.
В этом состоянии п = 4, 1 = 2, j = 3/2, причем j = 1— 1/2, т. е.