3. Uvod v kvantno fiziko 2
3. Uvod v kvantno fiziko 2
3. Uvod v kvantno fiziko 2
Create successful ePaper yourself
Turn your PDF publications into a flip-book with our unique Google optimized e-Paper software.
Poglavje 2<br />
Osnove kvantne fizike,<br />
nadaljevanje<br />
2.1 Comptonovo sipanje<br />
Tretji pojav, ki kaže, da je svetloba kvantizirana, je Comptonovo sipanje.<br />
To je relativističen pojav in bi ga lahko obravnavali že pri posebni teoriji<br />
relativnosti.<br />
Imejmo rentgensko svetlobo, torej svetlobo z dovolj majhno valovno<br />
dolžino, ki se siplje na prostem elektronu. Elektrone lahko obravnavamo<br />
kot približno proste, če je njihova vezavna energija na atome majhna v<br />
primerjavi z energijo fotona. Temu se dokaj dobro približamo, če kot<br />
tarčo vzamemo snov z veliko lahkimi atomi, na primer parafin.<br />
1
2 POGLAVJE 2. OSNOVE KVANTNE FIZIKE, NADALJEVANJE<br />
Obravnavajmo trko fotona z mirujočim elektronom. Po trku naj ima<br />
foton frekvenco ν in odleti pod kotom θ glede na vpadno smer, elektron<br />
pa po kotom −φ. Ohraniti se morata energija in gibalna količina:<br />
mc 2 + hν = hν + c 2 p 2 + m 2 c 4<br />
hν = hν cos θ + cp cos φ<br />
hν sin θ = cp sin φ<br />
Skvadriranjeminseštevanjemdrugihdvehenačb dobimo<br />
c 2 p 2 = (hν) 2 +(hν ) 2 − 2hνν cos θ =<br />
= h 2 (ν − ν ) 2 +2h 2 νν (1 − cos θ)<br />
s kvadriranjem prve enačbe pa<br />
od koder sledi<br />
h 2 (ν − ν ) 2 +2h (ν − ν ) mc 2 + m 2 c 4 = c 2 p 2 + m 2 c 4<br />
h (ν − ν ) mc 2 = h 2 νν (1 − cos θ)<br />
in<br />
λ − λ = h mc (1 − cos θ) =λ c (1 − cos θ) (2.1)
2.2. ZAVORNO SEVANJE 3<br />
λ c = h/mc imenujemo Comptonova valovna dolžina. Za elektron je<br />
λ c = hc/mc 2 = 1240 eVnm/0, 5MeV= 2,4˙8 .10 −3 nm.<br />
Poglejmo primer. Naj ima svetloba valovno dolžino λ =0, 240 nm.<br />
To ustreza energiji hν = hc/λ =1240eVnm/0, 240nm =5keV. Po<br />
enačbi2.1jeprikotuθ =60 0<br />
λ = λ +0, 5λ c =0, 241 nm<br />
Razlika ni velika, je pa zlahka merljiva. Energijo, ki jo je izgubil foton,<br />
seveda odnese elektron. Očitno je tudi, da je relativna sprememba<br />
valovne dolžine fotona vidne svetlobe pri sipanju zelo majhna.<br />
Pojav Comptonovega sipanja jasno kaže, da se svetloba na prostih<br />
elektronih siplje kot tok fotonov, ki imajo energijo in gibalno količino<br />
in se gibljejo s hitrostjo c, njihova masa je torej 0.<br />
2.2 Zavorno sevanje<br />
Rentgenskosvetlobo,tojesvetlobozvalovnodolžino pod 1 nm je<br />
mogoče dobiti tako, da v evakuirani cevi pospešujemo elektrone, ki<br />
izhajajo iz katode, z napetostjo U nad 1 kV (slika). Ko se elektroni<br />
zenergijoeU zaletijo v anodo, se v njej zavirajo in pri tem sevajo.<br />
To zavorno sevanje je posledica pospešenega gibanja elektronov, torej<br />
klasičnega pojava. Spekter tega sevanja je po klasični elektrodinamiki<br />
v podrobnostih odvisen od tega, kako se elektroni v anodi zavirajo,<br />
pričakovali pa bi, da so v njem zastopane vse frekvence.
4 POGLAVJE 2. OSNOVE KVANTNE FIZIKE, NADALJEVANJE<br />
Zavorno sevanje, anoda iz molibdena<br />
Izmerjeni spekter kaže slika. Spekter je res zvezen, vendar vsebuje<br />
dve pomembni značilnosti. Prva je, da pod neko mejno valovno dolžino<br />
λ min ni sevane svetlobe. Mejna valovna dolžina je obratno sorazmerna<br />
spospeševalno napetostjo:<br />
hc<br />
λ min<br />
= eU<br />
ali maksimalna frekvenca sevanja je ν max = c/λ min = eU/h. Elektron<br />
lahkoprizaviranjuoddavsoenergijostem,daizsevafoton. Obstoj<br />
maksimalne frekvence spet kaže, da lahko svetloba pri dani frekvenci<br />
prejemaenergijolevobrokihhν, to je v obliki fotonov.<br />
Druga značilnost v spektru zavornega sevanja so ozki vrhovi, katerih<br />
položaj je odvisen od kovine, iz katere je anoda. Težjielementiimajo<br />
vrhove pri manjšihvalovnihdolžinah, to je pri večjih energijah fotonov.<br />
Elektronivanodinelesevajo,temveč lahko predajo del energije tudi<br />
atomom anode. Ti jo potem spet oddajo tako, da sevajo rentgensko<br />
svetlobo. Ostri vrhovi kažejo,datudiatomilahkoprejemajoalioddajajo<br />
le določene količine energije.
2.<strong>3.</strong> ATOMSKI SPEKTRI 5<br />
2.3 Atomski spektri<br />
Ne le pri zavornem sevanju, temveč vselej, kadar vzbujamo atome, opazimo,<br />
da lahko atomi prejmejo ali oddajo le diskretne obroke energije.<br />
Ti so lahko različno veliki in so odvisni od atomov, ki jih opazujemo.<br />
Če na primer na plin izbranih atomov svetimo z belo svetlobo, ki<br />
vsebuje vse frekvence v nekem intervalu, v spektru svetlobe po prehodu<br />
skozi plin opazimo, da nekatere frekvence manjkajo ali da je pri<br />
njih svetlobe manj. Takemu spektru pravimo absorpcijski spekter in<br />
je značilen za izbrane atome. Atomi torej lahko absorbirajo le fotone<br />
nekaterih valovnih dolžin.<br />
Priabsorpcijifotonaalitrkuzelektronialidrugimiatomiseatomu<br />
poveča notranja energija. Tudi pri trkih se pokaže, da je sprememba<br />
notranje energije možna le v karakterističnih obrokih. Za atom, ki ima<br />
povečano notranjo energijo, pravimo, da je v vzbujenem stanju. Iz<br />
vzbujenega stanja v stanje z najmanjšo notranjo energijo lahko atomi<br />
prehajajo s sevanjem svetlobe ali pa s trki. Vzbujeni atomi lahko sevajo<br />
samo fotone s frekvencami, ki ustrezajo karakteristi”nim spremembam<br />
notranje energije atoma. Spektru izsevane svetlobe vzbujenih atomov<br />
pravimo tudi emisijski spekter in je zančilen za dane atome. To seveda<br />
izkoriščajo kemiki za analizo snovi.<br />
Obstoj diskretnih vrednosti energije vzbujenih stanj je nemogoče razložiti<br />
s klasično <strong>fiziko</strong>. Vendar se lahko spomnimo, da dobimo karakteristične<br />
frekvence pri nihanju strune, zračnega stolpca v piščali ali<br />
napete opne. Pri vseh teh primerih je karakteristična frekvenca posledica<br />
tega, da imamo opravka s stoječimi valovi. To nas navede na zaenkrat<br />
zelo megleno slutnjo, da imamo tudi pri elektronih v atomu<br />
nekakšno valovanje.<br />
Vklasični sliki je poseben problem stabilnost atomov. Rutherford<br />
je v začetku 20. stoletja s poskusi pokazal, da je v atomih majhno<br />
pozitivno nabito jedro, okoli katerega so negativni elektroni. Klasično<br />
se morajo elektroni okoli jedra gibati kot planeti okoli sonca. Vendar<br />
je tako gibanje pospešeno, zato bi elektroni morali sevati toliko časa,<br />
dokler ne bi padli v jedro. Račun, ki ga bomo naredili kasneje, pokaže,<br />
da bi naj bil ta c”as le kakih 10 −8 s. Atomov torej sploh ne bi smelo<br />
biti.
6 POGLAVJE 2. OSNOVE KVANTNE FIZIKE, NADALJEVANJE<br />
s 1 s 2<br />
a<br />
x<br />
L<br />
Slika˜2.1:<br />
2.4 Svetloba - fotoni (delci) ali valovanje<br />
Vrnimo se k vprašanju, s katerim smo to poglavje pričeli. Videli smo, da<br />
vrsta poskusov pokaže, da je treba svetlobo obravnavati kot tok fotonov,<br />
ki imajo določeno energijo in gibalno količino. Po drugi strani pa vemo,<br />
da se s svetlobo posrečijo intererenčni poskusi, svetloba je torej valovanje.<br />
Kako lahko združimo te klasično nezdružljive ugotovitve<br />
Zamislimo si interferenčni poskus na dveh režah. V ravnini zadnjega<br />
zaslona imejmo vrsto merilnikov, s katerimi lahko štejemo pozamezne<br />
fotone, na primer fotopomnoževalk. Tenajsodovoljmajhne,da<br />
je razdalja med njimi znatno manjša od razmika med interferenčnimi<br />
progami. Izvor svetlobe naj je tako šibak,dajemednjiminmerilno<br />
ravnino v vsakem trenutku v povprečju kvečjemu en foton, recimo torej,<br />
da oddala izvor v povprečjuleenfotonnasekunda. Podobneinterfernčne<br />
poskuse zares delajo.<br />
Videli smo, da je število fotoelektronov na enoto časa pri fotoefektu<br />
sorazmerno z gostoto svetlobnega toka. Pri našem poskusu mora biti ta<br />
zelo majhna in lahko le vsako sekundo ena od fotopomnoževalk zazna<br />
foton. Ne moremo vnaprej napovedati, katera bo to v naslednji sekundi,<br />
detekcija je slučajen proces. Gotovo bo z večjo verjetnostjo zaznala<br />
foton fotopomnoževalka na takem mestu, kjer je gostota svetlobnega
2.4. SVETLOBA - FOTONI (DELCI) ALI VALOVANJE 7<br />
toka največja, torej v interferenčnem vrhu. Dokler je vseh detektiranih<br />
fotonov malo, interferenčnih prog ne bomo mogli opaziti, na zaslonu<br />
bomo videli zadetke na nekaj slučajnih mestih. Po dovolj časa pa bomo<br />
lahko opazili, da so v enakomerno razmaknjenih progah zadetki gostejši,<br />
vmes pa jih skoraj ni - dobili bomo interferenčni vzorec.<br />
100<br />
80<br />
60<br />
40<br />
20<br />
200 400 600 800 1000<br />
Interferen”cna slika po 100 fotonih<br />
Verjetnost, da na danem mestu zaznamo foton, je torej sorazmerna<br />
z E 2 . Polje na zaslonu je vsota polj, ki izhajajo iz obeh odprtin:<br />
E = E 1 + E 2 =<br />
= E 0 cos (ks 1 − ωt)+E 0 cos (ks 2 − ωt)<br />
V E 2 dobimo člene z dvojno frekvenco, ki jih moramo povprečiti<br />
po periodi, ker detektor ne more slediti dvojni optični frekvenci. To<br />
najlažje naredimo takole. Povprečna vrednost je E 2 = (E 0 cos ωt) 2<br />
= 1 2 E2 0, kar lahko dobimo tudi tako, da zapišemo polje v kompleksni<br />
obliki E = E 0 e −iωt in je E 2 = 1 2 |E|2 = 1 2 EE∗ . Verjetnost, da na
8 POGLAVJE 2. OSNOVE KVANTNE FIZIKE, NADALJEVANJE<br />
100<br />
80<br />
60<br />
40<br />
20<br />
200 400 600 800 1000<br />
Slika˜2.2: Interferen”cna slika po 4000 fotonih
2.5. DELCI - VALOVANJE 9<br />
zaslonu zaznamo foton, je tako sorazmerna z<br />
|E 1 + E 2 | 2 = E 0 e i(ks1−ωt) + E 0 e i(ks 2−ωt) 2 =<br />
= | E 0 | 2 2+e ik(s 2−s 1 ) + e −ik(s 2−s 1 )<br />
=<br />
= 2| E 0 | 2 (1 + cos k∆s) =<br />
= 4| E 0 | 2 cos 2 kax<br />
2 L<br />
ker je ∆s = ax/ ˙L.<br />
Sedaj vidimo, kako je mogoče združiti klasičnoslikointerference<br />
svetlobe s fotonsko sliko. Svetlobni detektor ne meri direktno E ali E 2 ,<br />
temveč zaznava diskretne fotone. Detekcija je slučajna, verjetnost za<br />
detekcijopajesorazmernaz|E| 2 .<br />
2.5 Delci - valovanje<br />
Doslej smo ugotovili, da je treba svetlobo obravnavati kot valovanje in<br />
tok fotonov, ki so v nekaterih pogledih podobni delcem. Videli smo<br />
tudi, da imajo lahko elektroni v atomu le določene diskretne energije.<br />
Za fotone je energija zvezana s frekvenco: W = hν. Diskretne frekvence<br />
pa so značilne za stoječe valovanje v omejenem prostoru. Vse to nas<br />
navede na vprašanje, ali imajo morda tudi delci, kot so elektroni, kakšne<br />
lastnosti valovanja.<br />
Energijo fotona lahko zapišemo W = cp = hν = hc/λ. Takoje<br />
λ = h p<br />
De Broglie je leta 1924 po takem razmisleku postavil hipotezo, da so<br />
tudi delci na nek način valovanje in da velja enaka zveza<br />
λ B = h p =<br />
To lahko zapišemo tudi malo drugače<br />
h mv<br />
(2.2)<br />
k = 2π<br />
λ B<br />
= p h
10 POGLAVJE 2. OSNOVE KVANTNE FIZIKE, NADALJEVANJE<br />
kjer je h = h/2π. Tej konstanti pravimo h-prečna in jo bomo pogosto<br />
uporabljali namesto h.<br />
Za makroskopske delce je λ B nemerljivo majhna. Vzemimo delec s<br />
polmerom okoli 1µm.Njegovamasajetedajpribližno <strong>3.</strong>10 −15 kg. Recimo,<br />
da je njegova hitrost tako majhna, da je primerljiva s hitrostjo<br />
zaradi termičnega (Brownovega) gibanja: v = 3k B T/m =1mm/s.<br />
Tedaj je λ B =2.10 −16 m, torej 10 krat manj od velikosti atomskega jedra.<br />
Zaelektronzenergijo1eVpajeλ B = h/ √ 2eUm e = hc/ √ <br />
2eUm e c 2 =<br />
1240 eVnm/ 10 6 (eV) 2 =1, 24 nm, kar je primerljivo z razdaljo atomovvkristalih.<br />
De Broglievo hipotezo sta leta 1926 prva preverjala C. Davisson in<br />
L. Gremer. Če naj bi bili elektroni tudi valovanje z določeno valovno<br />
dolžino, se morajo z njimi posrečiti interferenčni poskusi. Primerno<br />
mrežico predstavljajo vrste atomov na površini kristala. Poskus Davissona<br />
in Germerja kaže skica. Curek elektronov, ki so izhajali iz vroče<br />
katode, sta pospešila z napetostjo na anodi, ki je bila preluknjana, da je<br />
iz nje izhajal curek elektronov z znano energijo. Tak izvor elektronskega<br />
snopa je še danes v vsaki televizijski slikovni cevi. Curek je padel na<br />
površino kristala nikla. Davisson in Germer sta merila odvisnost števila<br />
odbitih elektronov od kota φ in dobila pri napetosti 54 V močan odbiti
2.5. DELCI - VALOVANJE 11<br />
curek pri φ =50 ◦ . Vrsteatomovniklasorazmaknjenezad =0, 215<br />
nm, kar je znano iz neodvisnih meritev z rentgensko svetlobo. Za interfernčni<br />
vrh pri odboju na vrstah atomov mora veljati izraz za uklonsko<br />
mrežico<br />
d sin θ = nλ<br />
Iz meritev je d sin θ = 0, 165 nm, izračunana de Broglieva valovna<br />
dolžina pa je pri eU = 54 eV 0,167 eV. Iz meritev dobljena valovna<br />
dolžina je bila tudi obratno sorazmerna s korenom iz napetosti, kar<br />
je dalo dodatno potrditev de Broglievi formuli. Davisson-Germerjev<br />
poskus je tako pokazal, da se elektronski curek z dobro določeno gibalno<br />
količino obnaša kot valovanje z de Broglievo valovno dolžinoinseznjim<br />
posrečijo interferenčni poskusi.<br />
Slika˜2.3:<br />
Podobne poskuse je skoraj istočasno napravil tudi G. P. Thomson, le<br />
da je uporabil elektrone z večjo energijo, ki so prodrli globlje v kristal in<br />
so se odbili od vzporednih kristalnih ravnin. Takemu interferenc”nemu<br />
odboju pravimo Braggovo sipanje in bomo o njem govorili kasneje.<br />
Danes se interfernečni poskusi posrečijo z mnogimi mikroskopskimi<br />
delci na različnih periodičnih strukturah. Sipanje nevtronov na kristalih
12 POGLAVJE 2. OSNOVE KVANTNE FIZIKE, NADALJEVANJE<br />
Slika˜2.4: Davisson-Germerejev poskus: odvisnost izmerjene valovne<br />
dol”zine od pospe”sevalne napetosti<br />
je standardna metoda za določanje strukture kristalov, interferenca helijevih<br />
atomov pri odboju od kristalne površine se uporablja za preiskavo<br />
površin. Posrečili so se poskusi interference elektronov na dveh dovolj<br />
drobnih umetno narejenih režah. V zadnjih letih so naredili interferenčne<br />
poskuse z dokaj velikimi molekulami, na primer C 60 in večjimi.<br />
Dobiti je mogoče celo interferenco s curkom atomov, ki so se sipali na<br />
stoječem valu laserske svetlobe. V vseh teh primerih je valovna dolžina<br />
dana z de Broglievo formulo.<br />
Pri elektronih in drugih delcih lahko zaznamo le cele elektrone.<br />
Povsem podobno kot pri fotonih je tudi zaznavanje elektrona na izbranem<br />
mestu slučajno in se lahko vprašamo le, kakšna je verejetnost, da elektron<br />
zaznamo v danem delu prostora in časovnem intervalu.<br />
Pri svetlobi je verjetnost, da zazanmo foton, sorazmerna z |E| 2 .<br />
Priinterferencinadvehrežah moramo sešteti električni polji delnih<br />
valovanj iz obeh rež in je verjetnost, da na zaslonu zaznamo foton<br />
P foton ∝ |E 1 + E 2 | 2 = |E 1 | 2 + |E 2 | 2 + E 1 E ∗ 2 + E ∗ 1E 2<br />
Prva dva člena sta ravno vsota verjetnosti, da na danem mestu zaznamo<br />
foton, če je odprta le ena reža, zadnja dva člena pa dasta interferenco.
2.5. DELCI - VALOVANJE 13<br />
Ta je torej posledica tega, da za električnoi polje velja princip superpozicije,<br />
to je, da se polja seštevajo, in da je verjetnost, da zanznamo<br />
foton, sorazmerna s kvadratom polja.<br />
Poskusimo opisati interferenco elektronov na dveh režah na enak<br />
način. Vpeljimo novo količino - verjetnostno amplitudo ψ, ki je funkcija<br />
krajainimalastnost,daje|ψ| 2 sorazmerna z verjetnostjo, da na danem<br />
mestu zaznamo elektron. Zahtevajmo še, da se takrat, kadar lahko<br />
elektron pride na dano mesto po več poteh, delne amplitude seštevajo.<br />
Zaprimo najprej eno režo in opazujmo elektrone na zaslonu. Ko jih<br />
zaznamo dovolj, je njihova porazdelitev na zaslonu, gladek širok vrh.<br />
Porazdelitev je sorazmerna z verjetnostjo, da zaznamo elektron P 1 ∝<br />
|ψ 1 | 2 . Pri tem je ψ 1 verjetnostna amplituda za elektron, ki je šel skozi<br />
režo 1. P 1 ima podobno krajevno odvisnost, kot bi jo pričakovali pri<br />
klasic”nih delcih. Podobno velja za primer, ko je odprta le druga reža.<br />
Kadar sta odprti obe reži, imamo verjetnost<br />
P 12 ∝ |ψ 1 + ψ 2 | 2 = |ψ 1 | 2 + |ψ 2 | 2 + ψ 1 ψ ∗ 2 + ψ ∗ 1ψ 2<br />
Spetstaprvadvačlenaverjetnosti,dadobimonadanemmestuelektron,<br />
če je odprta le ena ali druga reža, zadnja dva člena pa opisujeta<br />
interferenco. Verjetnost P 12 ni kar vsota verjetnosti P 1 + P 2 , kot bi<br />
pričakovali klasično, temveč imaše interferenčni člen, ki smo ga dobili<br />
zato, ker je verjetnost sorazmerna s kvadratom verjetnostne amplitude<br />
ψ, zakaterovelja,dasedelneamplitudeseštevajo. Za verjetnostne<br />
amplitude torej velja princip superpozicije.
14 POGLAVJE 2. OSNOVE KVANTNE FIZIKE, NADALJEVANJE<br />
Delec z določeno gibalno količino p = mv ima po de Broglievi<br />
hipotezi valovno dolžino λ = h/p ali velikost valovnega vektorja k =<br />
2πp/h= p/. Verjetnostna amplituda se mora torej zapisati kot raven<br />
val<br />
ψ (x) =Ae i(kx−ωt) (2.3)<br />
Verjetnostna amplituda ima naravo valovanja, zato ji navadno pravimo<br />
valovna funkcija. Je osnova kvantnega opisa gibanja delcev. Videli<br />
bomo,davsebujevalovnafunkcijavsoinformacijoodelcu,zatopravimo<br />
tudi, da opisuje stanje delca, ali, še krajše,karvalovnifunkcijirečemo<br />
stanje.<br />
V primeru fotona je bila frekvenca vala sorazmerna z energijo fotona.<br />
Enakazvezaveljazadelce(toformalnoslediizLorentzovetransformacije,<br />
po kater se ω in W enako transformirata):<br />
W = hν = ω<br />
Na delec ne deluje nobena sila in imamo le kinetično energijo, ki je<br />
seveda povezana z gibalno količino,takodaimamozvezo<br />
ω = W =<br />
p2<br />
2m = k2<br />
2m<br />
(2.4)<br />
Zveza med frekvenco in valovnim vektorjem za delce z maso torej ni<br />
linearna. Valovanje s tako lastnostjo ima disperzijo, to je, fazna in
2.6. VALOVNI PAKET IN NAČELO NEDOLOČENOSTI 15<br />
grupna hitrost sta različni. Fazna hitrost ω/k zavalovnofunkcijonima<br />
fizikalnega pomena, k grupni hitrosti pa se bomo vrnili nekoliko kasneje.<br />
Verjetnost, da najdemo delec v okolici tocke x je sorazmerna z |ψ| 2<br />
(točno zvezo bomo obravnavali nekoliko kasneje). Za valovno funkcijo<br />
v obliki ravnega vala 2.3 je |ψ (x)| 2 nedovisna od kraja, verjetnost za<br />
detekcijo delca s tako valovno funkcijo je povsod enaka. To je seveda<br />
povsem drugače, kot smo navajeni v klasični fiziki. Poskusimo poiskati<br />
tako valovno funkcijo, ki opisuje stanje, ki je bolj podobno klasičnemu<br />
delcu.<br />
2.6 Valovni paket in načelo nedoločenosti<br />
Za klasični delec navedemo položaj in hitrost. V kvantni fiziki predstavimo<br />
stanje delca z določeno hitrostjo kot ravni val, ki se razprostira<br />
po vsem prostoru. Kako lahko val omejimo na majhen del prostora, to<br />
je, ga lokaliziramo<br />
Pojav interference kaže, da tudi valovna funkcija, ki je vsota dveh<br />
valovnih funkcij, opisuje stanje delca, to je, velja princip superpozicije.<br />
Sestavimo torej (ob t = 0) dva ravna valova, katerih valovna vektorja<br />
se le malo razlikujeta:<br />
ψ (x) =A e ik 1x + e ik 2x <br />
Ustrezna verjetnost za zaznavanje delca je<br />
|ψ (x)| 2 = A 2 e ik1x + e ik 2x<br />
e −ik1x + e −ik 2x<br />
=<br />
= A 2 (2 + 2 cos ∆kx)<br />
kjer je ∆k = k 2 − k 1 . Ta verjetnost ni večpovsodenaka,ampakkot<br />
funkcija kraja utripa. Seštejmo N ravnih valov v okolici k 0 , ki so razmaknjeni<br />
za ∆k<br />
N−1<br />
<br />
N−1<br />
<br />
ψ (x) = A e i(k0+n∆k)x = Ae ik 0x<br />
e in∆kx =<br />
n=0<br />
n=0<br />
= Ae ik 0x 1 − eiN∆kx<br />
N∆k<br />
1 − e = i∆kx Aei (k 0 + N−1<br />
2 ∆k sin x<br />
)x 2<br />
sin ∆kx<br />
2
16 POGLAVJE 2. OSNOVE KVANTNE FIZIKE, NADALJEVANJE<br />
Kako določimo sorazmernostno konstanto A, bomo pogledali nekoliko<br />
kasneje. Verjetnost je<br />
|ψ (x)| 2 N∆k<br />
2<br />
sin2 x<br />
2<br />
= A<br />
sin 2 ∆kx<br />
(2.5)<br />
2<br />
To funkcijo (srečali smo jo že pri računu interferenčne slike uklonske<br />
mrežice pri Fiziki I) kaže slika.<br />
Dobili smo periodične vrhove verjetnosti, da zaznamo delec. Perioda<br />
L je določena s pogojem, da je v imenovalcu 2.5 ničla: ∆kL=2π ali<br />
L =2π/∆k . Perioda je torej tem večja, čim manjši je ∆k. Za širino<br />
vrha δx vzamemo položaj prve ničle števca, δx = 2π/ (N∆k). Če<br />
želimo,daboperiodaL velika, moramo zmanjšati ∆k, da ohranimo<br />
isto širino vrha, pa moramo za enak faktor povečati število valov N. V<br />
limiti preide vsota v integral, perioda gre proti ∞ in dobimo le en vrh<br />
pri x =0:<br />
ψ (x) = A<br />
<br />
k 0 +δk/2<br />
k 0 −δk/2<br />
δkx<br />
= 2Ae ik sin<br />
0x 2<br />
x<br />
|ψ (x)| 2 δkx<br />
2<br />
sin2<br />
2<br />
= 4A<br />
x 2<br />
e ikx dk = Ae ik 0x eiδkx/2 − e −iδkx/2<br />
ik<br />
=
2.6. VALOVNI PAKET IN NAČELO NEDOLOČENOSTI 17<br />
Širina vrha te funkcije do prve ničle je δx =2π/δk in je obratno sorazmerna<br />
z δk. Vemo, da je k = p/. Če torej s seštevanjem ravnih<br />
valov dosežemo, da je delec lokaliziran na območje δx, nimavečdobro<br />
določene gibalne količine. Valovni funkciji, ki ima le en vrh s končno<br />
širino, pravimo valovni paket.<br />
Gornji valovni paket ni posebno lep, saj ima poleg glavnega vrha<br />
še stranske oscilacije. V splošnem ni treba, da v valovnem paketu<br />
nastopajo vsi ravni valovi z isto amplitudo:<br />
<br />
ψ (x) = A (k) e ikx dk<br />
Integriramo po vsem območju k, kjerjeA (k) = 0. S primerno izbiro<br />
A (k) lahko dobimo razli”ne oblike ψ (x). Velja, da je mogoče vsako<br />
funkcijo x, kigreproti0,kadargrex proti ±∞, zapisati v obliki gornjega<br />
integrala. ( Taki zvezi pravimo Fourierov integral ali Fourierova<br />
transformacija).<br />
PosebnougodnaizbirajeGaussovafunkcija<br />
−(k−k 0 ) 2<br />
4σ<br />
A (k) =A 0 e k<br />
2<br />
Ta funckija ima vrh pri k 0 in njena širina je določena s σ k . Valovna<br />
funkcija je<br />
∞<br />
<br />
<br />
− (k − k 0 ) 2<br />
ψ (x) =A 0 exp<br />
+ ikx dk<br />
−∞<br />
Ta integral ni elementaren, lahko pa ga izračunamo, če vemo, da je<br />
∞<br />
−∞<br />
4σ 2 k<br />
e u2 /2 du = √ 2π (2.6)<br />
Da izračunamo ψ (x), dopolnimo eksponent do popolnega kvadrata,<br />
tako da prištejemo in odštejemo −σk 2x2 + ik 0 x :<br />
∞<br />
<br />
ψ (x) =A 0 exp − 1 k − k0<br />
√ − √ <br />
2<br />
2iσ k x<br />
− σ 2<br />
2<br />
kx 2 + ik 0 x dk<br />
2σk<br />
−∞
18 POGLAVJE 2. OSNOVE KVANTNE FIZIKE, NADALJEVANJE<br />
Zadnja dva člena v eksponentu ne vsebujeta k, zato ju lahko postavimo<br />
pred integral:<br />
ψ (x) =A 0 exp −σkx 2 2 + ik 0 x ∞<br />
Vpeljemo novo spremenljivko<br />
−∞<br />
<br />
exp − 1 2<br />
k − k0<br />
√<br />
2σk<br />
− √ 2<br />
2iσ k x dk<br />
u = k − k 0<br />
√<br />
2σk<br />
− √ 2iσ k x<br />
du = 1 √<br />
2<br />
dk<br />
pa je<br />
ψ (x) = √ 2A 0 exp −σkx 2 2 + ik 0 x ∞<br />
−∞<br />
= 2 √ πA 0 exp −σkx 2 2 + ik 0 x =<br />
= 2 √ <br />
πA 0 exp<br />
− x2<br />
e ik 0x<br />
4σ 2 x<br />
e −u2 /2 du =<br />
Dobili smo valovni paket, ki je tudi Gaussove oblike, njegova širina<br />
pa je določena s σ x = 1/ (2σ k ). Spet velja, da je delec tem bolj<br />
lokaliziran v prostoru, čim širša je funkcija A (k), ki pove, kako širok<br />
interval k-jev in s tem gibalnih količin prispeva v ψ (x). Povedano<br />
drugače: čim bolj ostro je določen položaj delca, tem bolj nedoločena<br />
je njegova gibalna količina. Tej ugotovitvi pravimo Heisenbergov princip<br />
nedoločenosti in je ena osnov kvantne fizike.<br />
Naj bo nedoločenost položaja δx, nedoločenost gibalne količine v<br />
smeri x pa δp x = δk. Za Gaussov paket je δx = σ x in δk = σ k .Velja<br />
δx δk = 1 2<br />
in<br />
δx δp x = 1 2
2.6. VALOVNI PAKET IN NAČELO NEDOLOČENOSTI 19<br />
Izkažese,dajegornjaenačba najmanjša možna vrednost produkta<br />
δx δp x , ki velja le za paket Gaussove oblike. V splošnem imamo namesto<br />
enakosti Heisenbergovo neenačbo<br />
δx δp x ≥ 1 2 (2.7)<br />
V kvantni mehaniki zaradi principa nedoločenosti ne moremo istočasno<br />
povedati natanc”nega položaja in gibalne količine delca. Klasičen opis<br />
torej ni možen. To je posledica tega, da je treba tudi delce opisovati z<br />
valovno funkcijo, ki ima lastnosti valovanja. Valovanje, ki je omejeno le<br />
na del prostora, mora nujno vsebovati več valovnih vektorjev in s tem<br />
več gibalnih količin.<br />
θ<br />
θ 1<br />
θ 0<br />
∆p<br />
Princip nedoločenosti je tako pomemben, da si ga poskusimo pojasniti<br />
še z miselnim eksperimentom. Zamislimo si, da z mikroskopom<br />
opazujemo elektron in skušmo določiti nejgov položaj (glej sliko). Na<br />
elektron svetimo s svetlobo določene valovne dolžine, ki se od elektrona<br />
odbije v objektiv mikroskopa. Zaradi uklona je slika elektrona v<br />
mikroskopu neostra. Uklonska ločljivost in s tem nedoločenost položaja<br />
elektrona je določena z valovno dolžino in z razmerjem velikosti odprtine<br />
in gorisč”ne razdalje objektiva:<br />
δx ∼<br />
λ<br />
sin θ 1
20 POGLAVJE 2. OSNOVE KVANTNE FIZIKE, NADALJEVANJE<br />
Pri sipanju preda foton eletkronu gibalno količino v prečni smeri<br />
∆p x = h λ (sin θ − sin θ 0)<br />
kjer je θ 0 kot, pod katerim vpadajo fotoni osvetlitve, θ pa kot, pod<br />
katerim se foton siplje v objektiv. Kota θ ne poznamo, vemo le, da<br />
je med 0 in θ 1 , zato je nedoločenost prenosa gibalne količine in s tem<br />
nedoločenost gibalne količine elektrona po meritvi<br />
Produkt obeh nedoločenosti je<br />
δp x ∼ h λ sin θ 1<br />
δx δp x ∼ h<br />
Dobili smo enako oceno kot po Heisenbergovi neenačbi. Ta razmislek<br />
pokaže, da je princip nedoločenosti povezan s tem, da za mikroskopske<br />
delce ne moremo privzeti, da lahko merimo z njimi povezane fizikalne<br />
količine, ne da bi delec pri meritvi zmotili. Zato nekaterih količin ne<br />
moremo hkrati določiti s poljubno natančnostjo. Kasneje bomo poleg<br />
kraja in gibalne količine dobili še druge primere.<br />
Če Heisenbergovo neenačbo uporabimo kot približno enačbo, s katero<br />
iz δx ocenimo δp x ,lahkože napravimo nekatere zanimive ocene.