Поток солнечной радиации, приходящийся на 1 м2 площа­ди границы земной атмосферы, составляет 1350 Вт. Эту ве­личину называют солнечной постоянной. 2 страница

В рамках геометрической электронной оптики возможно, в ча­стности, описание движения заряженных частиц в электриче­ском и магнитном полях, а также схематическое построение изо­бражения в электронном микроскопе (см. рис. 23.2, б).

Подход волновой электронной оптики важен в том случае, ког­да проявляются волновые свойства заряженных частиц. Хорошей иллюстрацией этому является нахождение разрешающей способ­ности (предела разрешения) электронного микроскопа, приведен­ное в начале параграфа.

§ 23.3. Волновая функция и её физический смысл

Так как с микрочастицей сопоставляют волновой процесс, ко­торый соответствует ее движению, то состояние частиц в кванто­вой механике описывается волновой функцией, зависящей от ко­ординат и времени: Эта функция аналогична функ­ции s (см. § 5.7), описывающей волновой процесс в механике.

Если силовое поле, действующее на частицу, является стаци­онарным, т. е. не зависящим от времени, то -функцию можно представить в виде произведения двух сомножителей, один из ко­торых зависит от времени, а другой — от координат:

(23.5)

В дальнейшем будем рассматривать только стационарные состоя­ния; y-функция координат является вероятностной характеристи­кой пространственной локализации частицы. Поясним смысл этого утверждения.

Выделим в пространстве достаточно малый объем dV = dxdydz, в пределах которого значения функции можно считать одинако­выми. Вероятность нахождения dW_B частицы в этом объеме про­порциональна объему и определяется, согласно М. Борну, квадра­том модуля y-функции:

(23.6)

Отсюда следует физический смысл волновой функции:

(23.7)

т. е. квадрат модуля волновой функции равен плотности ве­роятности, или отношению вероятности нахождения части­цы в малом объеме dV к этому объему.

Интегрируя выражение (23.6) по некоторому объему V, нахо­дим вероятность нахождения частицы в этом объеме:

(23.8)

Отсюда получаем условие нормировки волновой функции в виде , где интегрирование ведется по всему бесконечному пространству, вероятность нахождения в котором частицы равна единице.

§ 23.4. Соотношения неопределенностей

Одним из важных положений квантовой механики являются соотношения неопределенностей, предложенные В. Гейзенбергом. Существуют различные пары физических величин (называемые канонически сопряженными переменными), которые могут быть одновременно определены лишь с ограниченной точностью.

Пусть одновременно измеряют положение и импульс частицы, при этом неопределенности в измерении координаты и проекции импульса на эту координатную ось, например х, равны соответ­ственно

В классической физике нет каких-либо ограничений, запре­щающих с любой степенью точности одновременно измерить как одну, так и другую величину, т. е.

В квантовой механике положение принципиально иное: Dх и Dр_х, соответствующие одновременному определению х и р_х, связа­ны зависимостью

(23.9)

Таким образом, чем точнее определена координата

,

тем менее точно определена соответствующая проекцияим- импульса , и наоборот. Аналогично для у и г:

(23.10)

Формулы (23.9), (23.10) называют соотношениями неопределен­ностей для координат и импульсов. Вычисления, проделанные для электрона, показывают, что его локализация внутри атомного ядра невозможна, т. к. в этом случае неопределенность его скорости должна превысить величину скорости све­та. Действительно, если м (размер ядра атома), то из (23.9) сле­дует, что величина Ap_v должна превы­сить , следовательно, неопределенность ско­рости электрона , тогда как скорость света равна

Еще одной парой канонически сопряженных переменных яв­ляются энергия частицы Е и время t. Соотношение неопределен­ностей для этих переменных имеет вид

(23.11)

где — неопределенность энергии некоторого состояния систе­мы, — время его существования. Соотношение (23.11) означа­ет, что чем короче время существования какого-либо состояния системы, тем больше неопределенность значения энергии этого состояния. Энергетические уровни (дискретные значения энер­гии) E₁ Е₂ и т. д. имеют некоторую ширину (рис. 23.4), завися­щую от времени пребывания (времени жизни) системы в состоя­ниях, соответствующих этим уровням энергии.

«Размытость» уровней приводит к неопределенности энергии излучаемого фотона и его частоты при переходе системы с одного энергетического уровня на другой:

(23.12)

Это экспериментально проявляется в уширении спектральных линий.

§ 23.5. Уравнение Шредингера.

Электрон в потенциальной яме

Так как состояние микрочастицы описывают -функцией, то надо указать способ нахождения этой функции с учетом внешних условий. Это возможно в результате решения основного уравнения квантовой механики, предложенного Э. Шредингером (1926). Та­кое уравнение в квантовой механике постулируется так же, как в классической механике постулируется второй закон Ньютона.

Применительно к стационарным состояниям частицы уравне­ние Шредингера может быть записано так:

(23.13)

где т — масса частицы, Е и Е_п — ее полная и потенциальная энергии (потенциальная энергия определяется силовым полем, в котором находится частица, и для стационарного случая не зави­сит от времени).

Если частица перемещается только вдоль некоторой линии, на­пример, вдоль оси ОХ (одномерный случай), то уравнение Шре­дингера существенно упрощается и принимает вид

(23.14)

Одним из наиболее простых примеров использования уравне­ния Шредингера является решение задачи о движении частицы в одномерной «потенциальной яме».

Пусть электрон перемещается вдоль оси ОХ только в пределах О < х < I (рис. 23.5). Это означает, что в указанном интервале y-функция отлична от нуля, а вне интервала (х < =0, х >= I) равна нулю. Так какна частицу в выделенном интервале 0 < х < I сило­вые поля не действуют, то ее потенциальная энергия может иметь любое постоянное значение (наиболее удобно принять Е_п = 0). Вне этого интервала электрона нет, т. е. электрон не может выйти за пределы интервала, поэтому в области х <= 0 и х >= I следует счи тать его потенциальную энергию бесконечно большой, а волновую функцию равной нулю (y = 0). На рис. 23.5 показана графическая зависимость E_n = f(x). Интервал 0 < х < I, удовлетворяющий сформулированным вы­ше условиям, называют одномерной прямо­угольной потенциальной ямой с бесконечно высокими стенками. С учетом Е_П = 0 уравнение Шредингера (23.14) для интерва­ла 0 < х < I имеет вид

(23.14а)

Произведя замену

(23.15)

получим

(23.16)

Это уравнение аналогично дифференциальному уравнению гармони­ческого колебания (см. § 5.1), решение (5.8) которого запишем в виде

(23.17)

где y₀ — амплитуда волновой функции, — ее начальная фаза.

Чтобы найти две постоянные а также возможные зна-

чения w или E, рассмотрим граничные условия с учетом непре­рывности волновой функции y на границах интервала:

1) 1) при х = 0, =0;

2) 2) при х = I, = 0.

Подставляя эти значения в (23.17), получаем , Физический смысл здесь имеет только одно значение:

С учетом из (23.17) имеем . Физический смысл здесь имеет только одно значение: , или , откуда

(23.18)

где п — целое число, оно принимает значения 1, 2, 3, ...; п # 0, так как в противном случае = 0 при любом х, что означает отсут­ствие электрона в потенциальной яме. Число п называют кванто­вым числом. Из (23.15) находим энергию , что с учетом (23. 18) дает

(23.19)

Индекс п при Е показывает, что различным значениям квантово­го числа п соответствует и разная энергия.

Подставляя со из (23.18) в (23.17) и учитывая , получаем

(23.20)

Проанализируем выражения (23.19) и (23.20). Прежде всего при­мечательно, что решение уравнения Шредингера для электрона в потенциальной яме без каких-либо дополнительных постулатов приводит к дискретным, квантованным значениям энергии:

и т. д.

Энергетические уровни E₁ E₂, E₃, E₄, соответствующие раз­ным Состояниям электрона, схематически показаны на рис. 23.6. Вычислим разность энергий соседних уровней га + 1и га:

(23.21)

Из (23.21) видно, что при некотором фиксированном значении га дискретность, т. е. различие энергий соседних уровней тем меньше, чем больше размеры потенциальной ямы. Так, напри­мер, рассмотри два случая при га = 1:

Возведя (23.20) в квадрат, получим плотность вероятности нахождения электрона в разных точках потенциальной ямы. На рис. 23.7 показана графическая зависимость от х при разных дискретных состояниях, т. е. разных квантовых числах. Как вид­но из рисунка, электрон может с разной вероятностью находиться в разных местах потенциальной ямы. Есть такие точки, в кото-

рых вероятность нахождения электрона вообще равна нулю. Это существенно отличается от представлений классической физики, согласно которым нахождение частицы в разных местах потенциальной ямы равновероятно (рис. 23.8), т. е. не­возможно разделение ямы точками, в ко­торых исключено нахождение частицы. Уравнение Шредингера можно применить и к более сложным силовым полям, например, к электрону в атоме. Это приведет к дополнительным математическим труднос­тям, но не изменит основных особенностей атомных систем: диск­ретности энергетических состояний, вероятностных суждений о нахождении электрона, своеобразной зависимости |\|/|² от коорди­нат и т. д.

§ 23.6. Применение уравнения Шредингера к атому водорода. Квантовые числа

Описание состояний атомов и молекул с помощью уравнения Шредингера является достаточно сложной задачей. Наиболее просто она решается для одного электрона, находящегося в поле ядра. Такие системы соответствуют атому водорода и водородопо-добным ионам (однократно ионизированный атом гелия, двукрат­но ионизированный атом лития и т. п.). Однако и в этом случае решение задачи выходит за рамки нашего курса, поэтому ограни­чимся лишь качественным изложением вопроса.

Прежде всего в уравнение Шредингера (23.13) следует подста­вить потенциальную энергию, которая для двух взаимодействую­щих точечных зарядов -е (электрон) и Ze (ядро), находящихся на расстоянии г в вакууме, выражается следующим образом:

(23.22)

При центральной симметрии поля, созданного ядром, удобнее решать задачу не в декартовых прямоугольных координатах, а в сферических

Решение уравнения Шредингера находят в виде произведения

функций:

(23.23)

Аналогично тому, как для электрона в прямоугольной потен­циальной яме с бесконечно высокими стенками граничные усло­вия привели к конкретным возможным значениям функции у и энергии Е_п, так и в потенциальной яме, соответствующей атому водорода, физические условия приводят к определенным типам функций f_v f₂, f₃ и, следовательно, y-функции. Здесь также про­является главная особенность квантово-механических систем — дискретность физических величин.

Дискретность математически проявляется в том, что любой из функций, являющейся решением уравнения Шредингера с задан­ными граничными условиями и потенциальной энергии Е_п, соот­ветствует набор (спектр) целочисленных значений параметров, каж­дому из которых отвечает так называемое квантовое число. В отли­чие от прямоугольной потенциальной ямы с бесконечно высокими стенками состояние электрона в атоме водорода характеризуется не одним, а несколькими квантовыми числами. Решением уравнения Шредингера вводятся три квантовые числа: п, l, т_l В общем случае квантовыми числами называют целые (0, ±1, ±2, ...) или полуце­лые (+1/₂, ±³/₂, ±⁵/2…) числа, определяющие возможные дискрет­ные значения физических величин, которые характеризуют кванто­вые системы.

Первое из них — главное квантовое число п = 1,2,3, ... . Оно определяет уровни энергии электрона в атоме водорода (z = 1) или водородоподобных ионах:

(23.24)

Это выражение вытекает из ре­шения уравнения Шредингера и полностью совпадает с соответст­вующей формулой теории Бора (см. §23.7).

На рис. 23.9 штриховыми пря­мыми показаны уровни возмож­ных значений полной энергии Е электронов в атоме водорода (E₁ Е₂, Е₃ и т. д.) и график зависимоcти потенциальной энергии Е_п от расстояния rмежду электроном и ядром [см. (23.22)]. С возрастанием главного квантового числа га увели­чивается r [см., например, (23.33)],

а полная [см. (23.24)] и потенциальная энергии стремятся к нулю. Кинетическая энергия также стремится к нулю. Заштрихованная область (Е > 0) — непрерывный спектр значений энергии — соот­ветствует состоянию свободного электрона.

Второе квантовое число — орбитальное квантовое число I, которое при данном п может принимать значения 0, 1, 2, ..., п — 1. Это число характеризует орбитальный момент импульса L_l элект­рона относительно ядра:

(23.25)

Третье квантовое число — магнитное квантовое число т_г, ко­торое при данном l принимает значения 0, ±1, +2, ..., ±1, всего 21 + 1 значений. Это число определяет проекции орбитального момента импульса электрона на некоторое произвольно выбранное направ­ление Z (или направление внешнего магнитного поля):

(23.26)

Четвертое квантовое число — спиновое {магнитное спино­вое)¹ квантовое число m₈. Оно может принимать только два зна­чения (±¹/₂) и характеризует возможные значения проекции на ось Z спина (собственного механического момента) электрона:

(23.27)

Состояния электрона в атоме с заданными п и I обозначают сле­дующим образом: Is, 2s, 2p, 3s и т. д. Здесь цифра указывает зна­чение главного квантового числа, а буква — орбитальное кванто­вое число: символам s, p, d, f, ... соответствуют значения I =0, 1, 2, 3 и т. д. (табл. 30).

Число состояний с заданными п и I равно 2(2l + 1). Чтобы най­ти общее число состояний, имеющих одинаковое главное кванто­вое число, просуммируем 2(2l + 1) по всем возможным значениям l от l = 0 до l = п - 1:

(23.28)

Таким образом, первому уровню энергии атома водорода соот­ветствуют два состояния электрона, второму — 8, третьему — 18 и т. д. (см. табл. 30).

Наглядное представление о нахождении электрона в атоме да­ет фотомодель электронного облака (рис. 23.10). Снимки выпол­нены на модели со светящейся лампочкой. Рассчитав плотности вероятности нахождения электрона в атоме в состояниях с разными значениями п, l и m_l лампочку перемещали в соответст­вии с этим расчетом: больше времени она находилась в местах с большей плотностью вероятности, менее длительно — в местах с меньшей плотностью вероятности. В результате экспозиции на фотопленке получились места разной освещенности, которые ил­люстрируют распределение вероятности нахождения электрона в атоме. Из рисунков видно, сколь условно и даже неверно понятие «орбита» применительно к движению электрона.

Спиновый и орбитальный магнитные моменты взаимодейству­ют между собой, это изменяет систему энергетических уровней атома по сравнению с той, которая была бы без такого взаимодей­ствия. Спин-орбитальное взаимодействие приводит к расщепле­нию энергетических уровней и тонкой структуре спектральных линий излучения. Если это расщепление уровней существенно, то необходимо учитывать полный момент импульса электрона — ор­битальный плюс спиновый. При этом вместо тп₁ и m_s используют другие квантовые числа: j и т_j

Квантовое число j определяет дискретные значения полного момента импульса L_j. электрона:

(23.29)

При заданном l квантовое число у принимает два значения:

Таблица 30

i

Магнитное квантовое число т, характеризует возможные проекции полного момента импульса электрона L_j. на некоторое произвольно выбранное направление Z, либо направление внеш­него магнитного поля:

(23.30)

При заданном у квантовое число т_j, принимает 2j + 1 значений: -j, -j + 1, ..., + j.

^{______________________}

¹ Наличие спина у частиц и спинового квантового числа не следует из уравнения Шредингера.

§ 23.7. Понятие о теории Бора

Еще до создания квантовой механики датский физик Н. Бор в 1913 г. предложил теорию атома водорода и водородоподобных ионов, которая основывалась на планетарной модели атома и двух постулатах. Постулаты Бора не укладывались в рамки классиче­ской физики.

Согласно первому постулату, атом и атомные системы могут длительно пребывать только в определенных стационарных со­стояниях. Находясь в таких состояниях, атом не излучает и не по­глощает энергии. Стационарным состояниям соответствуют диск­ретные значения энергии: E₁ Е₂, …..•

Любое изменение энергии атома или атомной системы связано со скачкообразным переходом из одного стационарного состояния в другое.

По второму постулату, при переходе атома из одного состояния в другое атом испускает или поглощает фотон частоты v, энергия которого определяется разностью энергий Е_j, E_k атомных состо­яний:

(23.31)

Переход из состояния с большей энергией в состояние с мень­шей энергией сопровождается излучением фотона. Обратный про­цесс происходит при поглощении фотона.

Согласно теории Бора, электрон в атоме водорода вращается по круговой орбите вокруг ядра. Из всех возможных орбит стаци­онарные состояния соответствуют только тем, для которых мо­мент импульса (орбитальный механический момент) равен цело­му числу :

(23.32)

где т — масса электрона, — его скорость на я-й орбите, r_n— ее радиус.

На электрон, вращающийся по круговой орбите в атоме (ионе), действует кулоновская сила притяжения со стороны положитель­но заряженного ядра, которая, по второму закону Ньютона, равна произведению массы электрона на центростремительное ускоре­ние (запись дана для вакуума):

(23.33)

где е — заряд электрона, Ze — заряд ядра. Для водорода Z = 1, для водородоподобных ионов Z > 1. Исключая ^{v n} из (23.32) и (23.33), получаем

(23.34)

Используя (23.33), находим кинетическую энергию электрона:

(23.35)

а сумма кинетической (23.35) и потенциальной (23.22) энергий дает полную энергию электрона:

(23.36)

Подставляя выражение (23.34) в (23.36), получаем дискретные значения энергии , как в квантово-механическом описании атомов (23.24).

На основании второго постулата (23.31) и формулы (23.24) Бор получил формулу (24.14), объясняющую сериальные закономернос­ти спектра атома водорода и водородоподобных ионов (см. § 24.3).

Теория Бора в свое время явилась триумфом развития атомной физики. Впервые, хотя и для простейшей атомной системы (один электрон вращается вокруг ядра), были раскрыты закономернос­ти спектров.

Несмотря на большой успех теории Бора, скоро стали заметны и ее недостатки. Так, в рамках этой теории не удалось объяснить раз­личия интенсивностей спектральных линий, т. е. ответить на воп­рос, почему одни переходы между энергетическими уровнями бо­лее вероятны, чем другие. Теория Бора не раскрыла спектральных закономерностей более сложных атомных систем, в частности, ато­ма гелия (с двумя электронами, вращающимися вокруг ядра).

Недостатком теории Бора была ее внутренняя противоречи­вость. Эта теория объединяла в себе положения принципиально отличных теорий: классической и квантовой физики. Так, напри­мер, в соответствии с теорией Бора считается, что электрон в ато­ме движется по определенным орбитам (классические представле­ния), но при этом не излучает и не поглощает электромагнитной энергии (противоречит классической электродинамике).

В первой четверти двадцатого века стало ясно, что теория Бора должна быть заменена другой теорией атома, в связи с чем и по­явилась квантовая механика.

§ 23.8. Электронные оболочки сложных атомов

Квантовые числа, описывающие состояние электрона в атоме водорода, используют для приближенной характеристики состоя­ния отдельных электронов сложных атомов. Однако при этом следует учитывать по крайней мере два существенных отличия слож­ных атомов от атома водорода: 1) в сложных атомах энергия электронов из-за их взаимодействия зависит не только от п, но и от /; 2) распределение электронов по энергетическим уровням обусловлено принципом Паули, согласно которому в атоме не мо­жет быть двух (и более) электронов с четырьмя одинаковыми квантовыми числами.

При образовании электронной конфигурации, соответствую­щей невозбужденному состоянию атома, каждый электрон стре­мится иметь наименьшую энергию. Если бы не принцип Паули, то все электроны расположились бы на самом нижнем энергетиче­ском уровне. В действительности электроны последовательно заполняют состояния, которые указаны для атома водорода в табл. 30 (за некоторыми исключениями).