Число n в формулі (1.46) визначає вид хвильової функції і енергію частинки в стані з цією хвильовою функцією, називається квантовим числом. Покажемо, що для частинки в потенціальному ящику можливі лише такі енергетичні рівні, на яких викладається ціле число півхвиль де Бройля. При аналізі граничних умов було показано, що kl=np, де - хвильове число хвиль де Бройля. З урахуванням останнього маємо:

(1.47)

Співвідношення (1.47) показує, що в потенціальному ящику можливі лише такі стани частинки, при яких на ширині потенціального ящика l вкладається ціле число півхвиль де Бройля (Рис.1.7).

Рис 1.7

Незбуреному стану частинки відповідає енергія

(1.48)

Значення цієї енергії Е1>0 свідчить про те, що частинка в потенціальному ящику ніколи не зупиняється і що невизначеність DРх імпульсу частинки не може бути меншою за величину

(1.49)

Однак в потенціальному ящику шириною l положення частинки визначається похибкою, яка співрозмірна з шириною ящика Dх»l

Тому

Dх.DРх³p, (1.50)

що перебуває у повній відповідності із співвідношенням невизначеностей імпульс - координата.

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

DE=En+1-En.

Або

Дж.

В електрон-вольтах ця енергія дорівнює

Коли ширина потенціального ящика співрозмірна з розмірами атома, енергетичний інтервал між сусідніми енергетичними рівнями досить значний, а спектр є дискретним.

У випадку, коли потенціальний ящик має мікроскопічні розміри l»10-2м., енергетичний інтервал між сусідніми рівнями дорівнює

Дж=0,34.10-14(2n+1) eB.

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

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

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

1.3.3. Гармонічний квантовий осцилятор.

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

F=-kx, де k=m (1.51)

Потенціальна енергія класичного осцилятора знаходиться за формулою

де m - маса частинки; - циклічна частота осцилятора.

Графічна залежність енергії класичного осцилятора показана на рис.1.8.

Рис. 1.8

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

Квантовим осцилятором може бути лише елементарна частинка, яка поряд з корпускулярними властивостями проявляє і хвильові властивості. Прикладом квантового осцилятора може бути коливний рух атомів і молекул у вузлах кристалічної гратки. Потенціальна енергія квантового осцилятора має таку ж математичну залежність, що і класичний осцилятор (1.52).

Стаціонарне рівняння Шредінгера для лінійного гармонічного осцилятора має вигляд:

(1.53)

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

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

(1.54)

де n= 0,1,2,3,..... - любе ціле число, починаючи з нуля; - циклічна частота; - стала Дірака.

Аналіз рівняння (1.54) показує, що енергетичний спектр квантового осцилятора є дискретним і що власні значення енергії дорівнюють:

В енергетичному спектрі (1.54) проміжки між енергетичними рівнями не залежать від квантового числа n, а є однаковими

(1.55)

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

Найменше значення енергії квантового осцилятора дорівнює

(1.56)

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

Рис. 1.9

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

(1.57)

Рис 1.10

де - середнє значення довжини хвилі де Бройля.

Звідки

(1.58)

Середнє значення імпульсу кванта хвилі де Бройля

(1.59)

Середня кінетична енергія такого осцилятора

(1.60)

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

(1.61)

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

(1.62)

Перемножимо рівності (1.61) і (1.62)

(1.63)

Або

(1.64)

В межах точності наших міркувань »1, тому

(1.65)

де n =1,2,3,... - цілі числа.

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

Точне значення енергії квантового осцилятора для не збудженого, нульового рівня можна одержати із рівняння Шредінгера (1.53), якщо згідно рис. (1.10) скористатись функцією Гаусса, яка дорівнює

(1.66)

де а - стала величина, яку слід визначити.

Другу похідну від (1.66) підставимо в (1.53)

звідки

. (1.67)

Тотожність (1.67) має місце при рівності коефіцієнтів при х2 і вільних членів, тобто

(1.68)

Система рівнянь (1.68) дає значення енергії Е і сталої величини а

(1.69)

Таким чином функція Гаусса є розв’язком рівняння Шредінгера (1.53) лише за умови, коли .

В цьому випадку

. (1.70)

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

(1.71)

де n = 0,1,2,3....

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

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

Проведемо оцінку цієї імовірності шляхом розв’язування наступної задачі. Нехай квантова частинка з масою m, рухаючись в напрямі осі х, вдаряється в потенціальний бар’єр кінцевої висоти U0, тобто

причому енергія частинки e менша висоти бар’єра U0, (рис. 1.11).

Рис. 1.11

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

(1.72)

Якщо позначити вираз через , то рівняння (1.72) перепишеться

. (1.73)

Розв’язком рівняння (1.34) може бути функція

, (1.74)

де А і В - деякі константи, і - уявна одиниця.

Експонента з додатним знаком фізичного змісту не має і може бути відкинута, так як не повинно бути зростання імовірності в області потенціального бар’єра. Тому в області потенціального бар’єра (х>0), хвильова функція частинки Yx визначається рівністю

Yx = Be-ix (1.75)

Коефіцієнт В у виразі (1.75) пов’язаний з інтенсивністю променя частинок, які рухаються в напрямі бар’єра, а тому задається довільно. Як правило х>0 координати частинок розподіляються з густиною імовірності

, (1.76)

де w(0) дорівнює значенню |Yx|2 при х=0.

Рівняння (1.76) показує, що із збільшенням глибини проникнення в область потенціального бар’єра, густина імовірності w(х) зменшується експоненційно. Це зменшення буде тим швидше, чим більша різниця енергій U0 - E.

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

Ця відстань перевищує на два порядки діаметр атома водню. Глибина проникнення зменшується на порядок, якщо різниця енергій U0 - E зросте до 10-2 еВ.

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

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

2. Фізика атомів і молекул

2.1. Атом водню

2.1.1. Використання рівняння Шредінгера до атома водню.

Хвильова функція. Квантові числа.

2.1.2. Енергія атома водню і його спектр. Виродження рівнів.

Правила відбору.

2.1.3. Механічний і магнітний моменти атома водню.

2.1.1.Використання рівняння Шредінгера до атома водню.

Хвильова функція. Квантові числа.

Теорія Бора будови і властивостей енергетичних рівнів електронів у воднево подібних системах знайшла своє підтвердження в квантовій механіці. Квантова механіка також стверджує, що:

a) електрони в атомах водню знаходяться лише в дискретних енергетичних станах. При переході електронів із одних станів в інші випромінюється або поглинається фотон;

б).не існує певних колових орбіт електронів. В силу хвильової природи електрони «розмиті» в просторі подібно до хмарки негативного заряду. Розміри і форму такої хмарки в заданому стані можна розрахувати.

Розглянемо рух електрона в кулонівському полі ядра з зарядом Ze, потенціальна енергія якого виражається формулою

, (2.1.1)

де r - відстань між електроном і ядром.

Стан електрона в атомі водню або воднево подібному атомі описується деякою хвильовою функцією Y, яка задовольняє стаціонарному рівнянню Шредінгера:

, (2.1.2)

де - оператор Лапласа; Е - значення повної енергії електрона в атомі; m - маса частинки; (x,y,z) - хвильова функція в декартові системі координат.

Для розв’язування рівняння Шредінгера (2.1.2), тобто знаходження виду хвильової функції для електрона в атомі водню слід перейти від декартових координат до сферичних. В цьому випадку зв’язок між параметрами цих систем координат визначається з рис.2.1.

Рис.2.1.

Співвідношення, які зв’язують координати x,y,z декартової прямокутної системи координат з сферичними координатами r, q, j наступні:

(2.1.3)

Таким чином можна вважати, що хвильова функція y електрона в атомі водню залежить від сферичних координат, тобто y=y(r, q, j).

Опустивши не складні, але досить громіздкі перетворення переходу від декартової системи координат до сферичної, одержимо:

(2.1.4)

Якщо розглядати основний (не збуджений) стан атома водню, то другою і третьою складовими в рівнянні (2.1.4) можна знехтувати. Електрон в такому стані рухається лише по коловій траєкторії, і хвильова функція не залежить від q і j. Тому

. (2.1.5)

Хвильова функція y електрона в основному стані (2.1.5) є функцією лише r, тобто y=y( r). Такий стан називається s-станом; він має сферично-симетричний характер. Імовірність виявити електрон у заданій точці атома - залежатиме лише від r. Умовам стаціонарного стану відповідає легко диференціруєма центральносиметрична функція, яка має вигляд:

, (2.1.6)

де a - деяка стала величина, яка має розмірність довжини.

Необхідні похідні від (2.1.6) підставимо в (2.1.5). Після скорочення на одержимо:

. (2.1.7)

Рівність (2.1.7) має місце для будь-яких значень r при виконанні наступних умов:

(2.1.8)

З рівностей (2.1.8) одержуємо

(2.1.9)

(2.1.10)

Покажемо, що вираз (2.1.9) є найбільш імовірною відстанню електрона в атомі водню до ядра. Імовірність знайти електрон на відставні r від ядра, точніше в інтервалі відстаней від r до r+dr, тобто в кульковому шарі з об¢ємом dV=4pr2 dr, дорівнює:

. (2.1.11)

З урахуванням (2.1.6), хвильової функції основного стану маємо:

, (2.1.12)

де - густина імовірності.

Дослідимо вираз (2.1.12) на максимум, тобто похідну від w(r) прирівняємо до нуля

Звідки

r=a. (2.1.13)

Цей результат є окремим випадком загального висновку: борівські орбіти електрона в атомі водню є геометричними місцями точок, в яких з найбільшою імовірністю можна виявити електрон.

Залежність густини імовірності w(r) виявити електрон на різних відстанях від ядра показана на рис.2.2.

Рис.2.2.

За теорією Бора імовірність виявити електрон у стані з n=1 відмінна від нуля лише для r=a, а згідно з висновками квантової механіки ця відстань є лише найбільш імовірною.

Теорія Бора дає можливість визначити значення енергії електрона в будь-якому енергетичному стані, а також радіус відповідних борівських орбіт:

, (2.1.14)

, (2.1.15)

де m - маса електрона; e - заряд електрона; e0 - діелектрична проникність вакууму; - стала Планка, поділена на 2p; n=1,2,3... - головні квантові числа.

Співставлення (2.1.9) і (2.1.14), а також (2.1.9) і (2.1.15) показують, що висновки квантової механіки і теорії Бора повністю співпадають. Це співподання підкреслює значну історичну роль теорії Бора, яка ще не є квантовою, однак і не класичною теорією.

Хвильові функції для наступних двох енергетичних рівнів електронів в атомі водню мають вигляд

, (2.1.16)

. (2.1.17)

Ці хвильові функції також є розв¢язками рівняння (2.1.4) при умові, що і . Можна показати, що формула (2.1.14) є значенням енергії електрона на будь-якому енергетичному рівні.

Однак для повного пояснення стану електрона в атомі водню необхідні ще два квантові числа, які входять у відповідні рівняння хвильових функцій і які характеризують момент імпульсу електрона в атомі.

Для збуджених атомів хвильові функції не є центрально симетричними і залежать не лише від r, а і від q і j. Ці хвильові функції містять три цілочислові параметри, які називають квантовими числами. Серед них:

n - головне квантове число, співпадає з аналогічним квантовим числом теорії Бора і набуває значень від 1 до ¥;

l - орбітальне квантове число, квантує момент імпульсу

. (2.1.18)

Орбітальне квантове число набуває значень l=0,1,2,... .

ml - магнітне квантове число, квантує проекцію орбітального моменту імпульсу на вісь Z напрямку зовнішнього магнітного поля

. (2.1.19)

Магнітне квантове число набуває значень ml= 0,±1,±2,±3... .

2.1.2. Енергія атома водню і його спектр. Виродження рівнів.

Правила відбору.

Знаючи кількісне співвідношення для енергії електрона на енергетичному рівні в атомі водню, можна розрахувати весь його спектр. Нехай енергія більш високого збудженого енергетичного рівня дорівнює

(2.1.19)

а енергія нижчого рівня

(2.1.19)

Частоти, які відповідають різним спектральним лініям, можна записати у вигляді

або

(2.1.21)

Серія спектральних ліній, яким відповідає n1=1, називається серією Лаймана. Всі лінії цієї серії розміщені в ультрафіолетовій області спектра електромагнітного випромінювання. У випадку, коли n1=2, виникає друга серія випромінювання, яка називається серією Бальмера. Перші чотири лінії цієї серії знаходяться у видимій області спектра. Інші спектральні лінії цієї серії перебувають на межі видимої і ультрафіолетової області спектра.

Формула (2.1.21) називається формулою Бальмера. У цій формулі вираз перед дужками є сталою величиною, яку називають сталою Рідберга. Стала Рідберга R розрахована з великою точністю. Її величина дорівнює

м-1.

Число знаків, до яких визначена стала Рідберга показує рівень точності сучасної спектроскопії і ілюструє повне співпадання розрахунків за формулою Бальмера з результатами спостережень.

Якщо n1=3, то за формулою (2.1.21) можна розрахувати наступну серію випромінювання - серію Пашена. Всі лінії цієї серії перебувають в інфрачервоній області спектра.

Наступна серія випромінювання для n1=4 носить назву серії Бреккета. Лінії цієї серії перебувають в інфрачервоній області спектра.

Характер утворення спектральних серій атомом водню наведено на рис. 2.3.

Кожному значенню енергії електрона в атомі водню En (за винятком Е1) відповідає декілька значень хвильової функції . Вони відрізняються значеннями квантових чисел l i ml. Це означає, що атом водню може мати однакове значення енергії і перебувати в кількох різних квантових станах.

Стани з однаковою енергією називаються виродженими, а число таких станів з одним значенням енергії, називається порядком виродження.

Порядок виродження легко обчислити виходячи з числа можливих значень l i ml. Кожному значенню числа n відповідає 2l+1 значень квантового числа ml. Тому число різноманітних станів для даного значення n, дорівнює

(2.1.22)

Таким чином кожен рівень енергії атома водню має порядок виродження 2n2.

В квантовій механіці доводиться, що можливі лише такі переходи електронів між енергетичними рівнями, для яких виконується умова зміни орбітального квантового числа l на одиницю:

Dl=±1 . (2.1.23)

Рис. 2.3.

Умова, яка виражена співвідношенням (2.1.23) називається правилом відбору. Існування цього правила обумовлено тим, що фотон має власний момент імпульсу, який називають спіном, рівним наближено . При випромінюванні фотон забирає від атома цей момент, а при поглинанні віддає атому. Тому правило відбору є відповідним наслідком закону збереження моменту імпульсу.

Переходи електронів в атомі водню, які дозволені правилом відбору показані на рис. 2.3.

Серії Лаймана відповідають переходи

np®1s, (n=2,3,4,...).

Серії Бальмера відповідають переходи

np®2s, ns®2p i nd®2p, (n=3,4,5,...).

Стан 1s є основним станом атому водню. В цьому стані атом має найменшу енергію. Для виведення атома з основного стану йому слід надати необхідної енергії за рахунок зовнішнього джерела. Таким джерелом енергії може бути нагрівання, електричний розряд або опромінення.

При опромінені водню фотонами від зовнішнього джерела їх енергія поглинається повністю лише у випадку коли енергія фотонів в точності співпадає з різницею енергії двох енергетичних рівнів. В цьому випадку фотон зникає повністю, передаючи атому всю свою енергію. Атом не може поглинути частину фотона, так як фотон є неподільним.

2.1..3. Механічний і магнітний моменти атома водню.

Орбітальне квантове число l визначає стан електрона в атомі. Якщо рух електрона характеризується значенням квантового числа l=0, то електрон перебуває в s- стані, а сам електрон називається s-електроном. Квантовому числу l=1 відповідає р-стан електрона, l=2 - d-стан, l=3 - f-стан і т. д.

Для електрона, що знаходиться в атомі водню на n-му енергетичному рівні, можливі одна колова орбіта при l=n-1 i n-1 еліптичних орбіт. Із зменшенням l збільшується ступінь витягнутості орбіти. Отже, при заданому головному квантовому числі орбітальне квантове число l визначає форму орбіти.

У квантовій механіці орбітальний момент імпульсу електрона визначається таким співвідношенням:

, де (l=0,1,2,...n-1). (2.1.24)

Цей вираз свідчить про можливість таких рухів електрона, для яких (при l=0) орбітальний момент імпульсу електрона дорівнює нулю.

Третє квантове число ml, яке називається магнітним квантовим числом, визначає просторовий розподіл траєкторії руху електрона, а також і проекцію вектора механічного моменту або моменту імпульсу орбіти на заданий напрям.

Орбіту, по якій рухається електрон, можна розглядати як контур струму. Такий контур характеризується певним значенням орбітального магнітного моменту електрона , векторною величиною, що направлена вздовж осі орбіти в той бік, куди направлена індукція магнітного поля, створюваного цим контуром. Між вектором і існує наступний зв’язок

= - =-g, (2.1.25)

де е - заряд електрона; m - маса електрона; g - гіромагнітне відношення.

Враховуючи значення Ll з (2.1.24) одержимо:

=-g =-б, (2.1.26)

де б=g - магнетон Бора.

Як видно з (2.1.26) вектори і мають протилежні напрямки.

Вектор може мати 2l+1 просторових орієнтацій, а це означає, що при даному l електрон в атомі, який вміщено в зовнішнє магнітне поле, може рухатися по 2l+1 орбітах, які відрізняються своєю орієнтацією щодо напрямку магнітного поля.

, (2.1.27)

де ml - магнітне квантове число.

На рис. 2.4. зображено можливі значення проекції орбітального механічного моменту на напрям осі z зовнішнього магнітного поля для випадків l=1 i l=2.

Рис. 2.4.

Таким чином просторове квантування приводить до розчеплення в магнітному полі енергетичного рівня електрона на ряд підрівнів, а отже, і до розчеплення спектральних ліній. Таке явище спостерігав Зеєман. Розчеплення спектральних ліній також можливе в електричному полі - дослід Штарка.

Рис. 2.5

Між розщепленими рівнями можливі переходи електронів згідно правил відбору (рис. 2.5)

Dl=±1 i Dml=0 ; ±1.

2.2 Багатоелектронні атоми.

2.2.1. Досліди Штерна і Герлаха. Спін електрона.

2.2.2. Принцип нерозрізненості тотожних частинок. Принцип

Паулі.

2.2.3. Розподіл електронів за станами. Періодична система

елементів.

2.2.4. Рентгенівські промені. Суцільний спектр і його межі.

Характеристичний спектр. Закон Мозлі.

2.2.1. Досліди Штерна і Герлаха. Cпін електрона

Висновки квантової механіки про просторове квантування потребували експериментального підтвердження . Виявилось, що всі електронні лінії мають так звану «тонку структуру», яка спостерігається навіть при відсутності зовнішнього магнітного поля. Так, всі спектральні лінії водню і лужних металів є дублетами, тобто складаються з двох окремих, близько розташованих ліній. Була висунута гіпотеза про наявність у електронів власного механічного моменту, пов’язаного з обертанням його навколо власної осі. Пізніше власний механічний момент електронів S назвали спіном. Чисельно спін електрона дорівнює 1/2. Електрону властивий також магнітний момент, що дорівнює магнетону Бора mБ=g, де g - гіромагнітне відношення, рівне e/2m; Власний механічний і магнітний моменти електрона можуть бути орієнтовані лише двома способами: паралельно або антипаралельно відносно вибраного напрямку. Ці дві орієнтації визначаються четвертим квантовим числом, яке називається спіновим. Спінове квантове число може набувати значень 1/2 і -1/2 . Отже, на ряду з уже введеними раніше трьома квантовими числами n, l, ml є ще четверте квантове число ms - яке квантує власний механічний момент електрона.

Гіпотезу про існування власного механічного моменту (спіну) і власного магнітного моменту було пояснено в дослідах Штерна і Герлаха, виконаних ними ще в 1921-1923р.р.

Для дослідження були використані нейтральні атоми срібла, на зовнішніх оболонках яких рухається по одному електрону. Схема установки дослідів Штерна і Герлаха показана на рис. 2.6.

Рис. 2.6

В установці на рис. 2.6. було створено досить неоднорідне магнітне поле за рахунок особливої конструкції магнітних полюсів постійного магніту.

Потенціальна енергія атомів срібла пов’язана з Рм і В співвідношенням

(2.1.28)

де - вектор магнітного моменту атому срібла:

- вектор індукції зовнішнього магнітного поля.

Якщо зовнішнє магнітне поле буде постійним, то магнітні моменти атомів срібла, здійснювали б прецесію навколо вектора , а магнітні сили були б відсутні.

В сильно неоднорідному магнітному полі цього не спостерігається, так як

, тому що

Отже

(2.1.29)

Під дією цієї магнітної сили (2.1.29.) повинно бути розчеплення спектральних рівнів.

Якщо просторового квантування немає, тобто орієнтація магнітних моментів атомів у зовнішньому магнітному полі довільна, то на екрані спостерігатиметься неперервний розподіл атомів. При просторовому квантуванні пучок атомів після проходження неоднорідного поля розчеплюється на кілька пучків. Таке розчеплення атомних пучків спостерігали Штерн і Герлах і тим самим довели справедливість положення про просторове квантування магнітних моментів атомів. Проте виявилося, що в окремих дослідах є розбіжність між результатами експерименту і вимогами теорії.

Так, в експерименті з атомами срібла спостерігалось розчеплення пучка атомів, що проходили неоднорідне магнітне поле на два пучки, тоді як за теорією ці атоми не повинні зазнавати дії магнітного поля, оскільки їх орбітальні магнітні моменти в основному стані дорівнюють нулю.

Аномальне розчеплення атомних пучків водню, літію, срібла на два пучки неоднорідним магнітним полем пов’язане з квантуванням власного магнітного моменту атомів.

(2.1.30)

де ms - спінове квантове число, рівне 1/2 і -1/2.

В дослідах Штерна і Герлаха було встановлено, що власний магнітний момент електронів дорівнює

(2.1.31)

Спінове гіромагнітне відношення в два рази перевищує орбітальне. Наявність власного механічного моменту електрона заборонена теорією відносності. Це говорить про те, що класичної інтерпретації власний механічний момент немає.

З квантової точки зору цю властивість частинок називають спіном, і інтерпретують як невід’ємну властивість елементарних частинок.

Спін та власний магнітний момент мають протони, нейтрони та інші елементарні частинки.

2.2.2. Принцип нерозрізненості тотожних частинок. Принцип Паулі

До цих пір ми розглядали рух лише однієї квантової частинки. Незвичайні, з класичної точки зору властивості, проявляються при вивченні руху системи квантових частинок. Квантова теорія систем частинок полягає в тому, що в цій теорії поняття хвильової функції відноситься лише до системи частинок. Кожна окрема частинка системи не знаходиться в певному квантовому стані і не може бути охарактеризована своєю хвильовою функцією, яка б залежала лише від параметрів даної частинки.

Система квантових частинок набуває властивостей, яким не має аналога ні в класичній фізиці ні в квантовій механіці однієї частинки. Специфічна особливість квантової теорії систем частинок полягає в їх принциповій нерозрізненості. Всі частинки такої квантової системи є тотожними.

Нерозрізненість тотожних частинок в квантових системах не властива для систем класичних частинок, де кожна частинка системи має свою індивідуальність.

В квантовій фізиці однакові частинки втрачають свою індивідуальність, так як рухаються не по траєкторіях. Поняття траєкторії квантових частинок із за хвильових властивостей втрачає будь-який фізичний зміст.

Із принципової нерозрізненості однакових частинок випливає, що перестановка місцями двох однакових частинок в системі не впливає ні на одну із фізичних величин, що характеризують цю систему.

Слід відмітити, що при перестановці місцями двох частинок в системі хвильова функція, яка є функцією всіх параметрів частинок цієї системи, змінюється з Y на Y1. Однак густина імовірності при цьому не змінюється, тобто

|Y|2=|Y1|2.

В той же час хвильова функція Y1 відрізняється від Y на множник eia, де a - деяка дійсна величина. Переставимо ті ж частинки ще раз місцями, тобто повернемось в попередній стан. Густина імовірностей знову ж не зміниться, а от хвильова функція Y буде відрізнятись від Y в початковий момент на е2іa . Для рівності імовірностей необхідно, щоб е2іa =1, а еіa = ± 1. З цих міркувань видно, що при перестановці місцями довільної пари частинок системи хвильова функція може залишитися такою ж, або змінювати знак.

Страницы: 1, 2, 3