Главная > Общий курс физики. T. V. Атомная и ядерная физика (Сивухин Д. В.)
НАПИШУ ВСЁ ЧТО ЗАДАЛИ
СЕКРЕТНЫЙ БОТ В ТЕЛЕГЕ
<< Предыдущий параграф Следующий параграф >>
Пред.
1
2
3
4
5
6
7
8
9
10
11
12
13
14
15
16
17
18
19
20
21
22
23
24
25
26
27
28
29
30
31
32
33
34
35
36
37
38
39
40
41
42
43
44
45
46
47
48
49
50
51
52
53
54
55
56
57
58
59
60
61
62
63
64
65
66
67
68
69
70
71
72
73
74
75
76
77
78
79
80
81
82
83
84
85
86
87
88
89
90
91
92
93
94
95
96
97
98
99
100
101
102
103
104
105
106
107
108
109
110
111
112
113
114
115
116
117
118
119
120
121
122
123
124
125
126
127
128
129
130
131
132
133
134
135
136
137
138
139
140
141
142
143
144
145
146
147
148
149
150
151
152
153
154
155
156
157
158
159
160
161
162
163
164
165
166
167
168
169
170
171
172
173
174
175
176
177
178
179
180
181
182
183
184
185
186
187
188
189
190
191
192
193
194
195
196
197
198
199
200
201
202
203
204
205
206
207
208
209
210
211
212
213
214
215
216
217
218
219
220
221
222
223
224
225
226
227
228
229
230
231
232
233
234
235
236
237
238
239
240
241
242
243
244
245
246
247
248
249
250
251
252
253
254
255
256
257
258
259
260
261
262
263
264
265
266
267
268
269
270
271
272
273
274
275
276
277
278
279
280
281
282
283
284
285
286
287
288
289
290
291
292
293
294
295
296
297
298
299
300
301
302
303
304
305
306
307
308
309
310
311
312
313
314
315
316
317
318
319
320
321
322
323
324
325
326
327
328
329
330
331
332
333
334
335
336
337
338
339
340
341
342
343
344
345
346
347
348
349
350
351
352
353
354
355
356
357
358
359
360
361
362
363
364
365
366
367
368
369
370
371
372
373
374
375
376
377
378
379
380
381
382
383
384
385
386
387
388
389
390
391
392
393
394
395
396
397
398
399
400
401
402
403
404
405
406
407
408
409
410
411
412
413
414
415
416
417
418
419
420
421
422
423
424
425
426
427
428
429
430
431
432
433
434
435
436
437
438
439
440
441
442
443
444
445
446
447
448
449
450
451
452
453
454
455
456
457
458
459
460
461
462
463
464
465
466
467
468
469
470
471
472
473
474
475
476
477
478
479
480
481
482
483
484
485
486
487
488
489
490
491
492
493
494
495
496
497
498
499
500
501
502
503
504
505
506
507
508
509
510
511
512
513
514
515
516
517
518
519
520
521
522
523
524
525
526
527
528
529
530
531
532
533
534
535
536
537
538
539
540
541
542
543
544
545
546
547
548
549
550
551
552
553
554
555
556
557
558
559
560
561
562
563
564
565
566
567
568
569
570
571
572
573
574
575
576
577
578
579
580
581
582
583
584
585
586
587
588
589
590
591
592
593
594
595
596
597
598
599
600
601
602
603
604
605
606
607
608
609
610
611
612
613
614
615
616
617
618
619
620
621
622
623
624
625
626
627
628
629
630
631
632
633
634
635
636
637
638
639
640
641
642
643
644
645
646
647
648
649
650
651
652
653
654
655
656
657
658
659
660
661
662
663
664
665
666
667
668
669
670
671
672
673
674
675
676
677
678
679
680
681
682
683
684
685
686
687
688
689
690
691
692
693
694
695
696
697
698
699
700
701
702
703
704
705
706
707
708
709
710
711
712
713
714
715
716
717
718
719
720
721
722
723
724
725
726
727
728
729
730
731
732
733
734
735
736
737
738
739
740
741
742
743
744
745
746
747
748
749
750
751
752
753
754
755
756
757
758
759
760
761
762
763
764
765
766
767
768
769
770
771
772
773
774
775
776
777
778
779
780
781
782
783
След.
Макеты страниц

Распознанный текст, спецсимволы и формулы могут содержать ошибки, поэтому с корректным вариантом рекомендуем ознакомиться на отсканированных изображениях учебника выше

Также, советуем воспользоваться поиском по сайту, мы уверены, что вы сможете найти больше информации по нужной Вам тематике

ДЛЯ СТУДЕНТОВ И ШКОЛЬНИКОВ ЕСТЬ
ZADANIA.TO

1. Приведем еще один пример на квантование энергии атомной системы. Речь идет о водородоподобном атоме. Рассмотрим частный случай, когда волновая функция ψ электрона в атоме сферически симметрична, т.е. зависит только от радиуса r — расстояния электрона от атомного ядра. Такой случай не предусматривался старой теорией Бора. В ней всякое движение электрона вокруг ядра происходило по плоским орбитам и, следовательно, не могло быть сферически симметричным. Но в квантовой механике, в которой нет представления о движении электронов по орбитам, нет никаких препятствий для 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 электрон, движущийся прямолинейно вдоль радиуса. При таких движениях он неизменно претерпевал бы столкновения с атомным ядром. Старая теория Бора не давала удовлетворительного решения возникавшей здесь трудности, — чтобы избежать столкновений с ядром, она просто исключала возможность 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 случае сферической симметрии оно будет
d2ψdr2+2rdψdr+(qrβ2)ψ=0,

где введены обозначения
β2=2mE2,q=2mZe22.

Введем новую функцию u(r) по формуле
ψ=u(r)reβr

Тогда
d2udr22βdudr+qru=0.

Ищем решение этого уравнения в виде ряда
u=k=γakrk,

где γ — постоянное число, пока что не определенное. Подставляя (27.4) в (27.3) и приравнивая члены с одинаковыми степенями, придем к соотношениям
γ(γ1)=0,k(k+1)ak+12βkak+qak=0 при keqγ.

Из (27.5) следует, что либо γ=0, либо γ=1. Первая возможность исключается, так как при γ=0 нулевой член ряда (27.4), т.е. a0, был бы отличен от нуля. А в таком случае функция ψ при r=0 обращалась бы в бесконечность как a0/r, что противоречит общим требованиям, накладываемым на ψ в особых точках. Таким образом, разложение (27.4) должно начинаться с k=1, а это значит, что γ=1.

Исследуем теперь поведение ряда (27.4) на бесконечности. Из (27.6) получаем
ak+1ak=2βkqk(k+1).

Отсюда следует, что при k
ak+1ak2βk+1

Сравним разложение (27.4) с разложением показательной функции:
e2βr=k=0ckrk=k=01k!(2βr)k.

Коэффициенты ck последнего разложения асимптотически ведут себя на бесконечности так же, как и коэффициенты ak, ибо
ck+1ck=2βk+1

Значит, на бесконечности сумма ряда (27.4) асимптотически ведет себя как показательная функция e+2βr, а волновая функция ψ(r) — как eβr/r, т.е. при произвольно выбранном значении E функция ψ(r) при r= обращается в бесконечность. Этого не будет только для таких значений E, при которых ряд (27.4) обрывается, т.е. переходит в сумму конечного числа членов. Пусть, например, при k=n числитель формулы (27.7) 2βkq=0. Тогда, как видно из (27.7), an+1 и все последующие коэффициенты будут равны нулю, т. е. ряд (27.4) оборвется. Следовательно, n-й энергетический уровень определится условием 2βnq=0. Используя его, из (27.2) находим
E=mZ2e422n2

что совпадает с соответствующей формулой теории Бора.

Изложенным еще не решается задача о спектре водородного и водородоподобного атомов, даже в ее наиболее грубой постановке. Чтобы объяснить спектральные серии, необходимо схему энергетических уровней дополнить правилами отбора при излучении фотонов. Оказывается, что переходы между найденными нами уровнями энергии, соответствующими сферически симметричным состояниям водородоподобного атома, являются запрещенными, т.е. не сопровождаются (дипольным) излучением. Для объяснения спектральных серий необходимо рассмотреть сферически несимметричные состояния водородоподобного атома и установить правила отбора. Это будет сделано ниже (см. § 39).
3. Для сравнения с теорией Бора найдем еще волновую функцию ψ1(r) основного состояния в сферически симметричном случае. Так называется стационарное состояние наименьшей энергии. Посмотрим, при каких значениях параметров E и a1 уравнению (27.1) удовлетворяет экспоненциальная функция
ψ1(r)=er/a1,

где a1>0. Эта функция не имеет узлов. Поэтому, если ψ1(r) удовлетворяет уравнению Шредингера (27.1), то она и будет волновой функцией основного состояния. Дифференцируя ψ1(r) дважды по r и подставляя результаты в (27.1), получим
1a122a1r+qrβ2=0.

Это соотношение должно выполняться тождественно по r, а потому должно быть
1a12=β2,2a1=q,

или на основании (27.2)
a1=mZe2,E=E1=mZ2e422.

Последнее выражение является частным случаем (27.8) при n= =1, как и должно быть для основного состояния. Параметр a1 имеет размерность длины, при Z=1 он обращается в боровский радиус. О физическом смысле этого параметра в квантовой механике будет сказано несколько ниже.

Функция ψ1(r) при r=0 обращается в единицу, т. е. остается конечной. Следовательно, при r=0u(r)= =rψ1(r)=0, как того требует и общая теория.

Если функция ψ1 нормирована, то |ψ1|2 дает объемную плотность вероятности обнаружения электрона в пространстве. Наряду с ней введем радиальную плотность вероятности ρr. Вероятность обнаружения электрона в сферическом слое между r и r+dr равна объему этого слоя 4πr2dr, умноженному на |ψ1|2, т.е. 4πr2|ψ1|2dr. Эту вероятность можно представить в виде ρrdr. Величина ρr и есть радиальная плотность вероятности — произведение ρrdr дает вероятность того, что электрон будет обнаружен на расстоянии от ядра между r и r+dr. Таким образом,
ψ1=Cer/a1,ρr=4πC2r2e2r/a1.

Интегрируя второе выражение по r в пределах от 0 до + и приравнивая результат единице, находим нормировочную постоянную C и таким путем получаем
ψ1=1πa13er/a1,ρr=4a13r2e2r/a1.

На рис. 49 представлены графики кривых |ψ1|2 и ρr. Ординаты первой кривой увеличены в десять раз. Кривая ρr проходит через максимум при r=a1. Следовательно, в квантовой механике радиус первой боровской орбиты надо истолковать как такое расстояние от ядра, на котором вероятность обнаружения электрона максимальна.
ЗАДАЧИ
1. Найти среднее расстояние r¯, на каком будет обнаружен электрон от ядра атома, если последний находится в основном состоянии.
Ответ. r¯=(3/2)a1.
2. В той же задаче найти среднее значение (1/r) обратного расстояния электрона от ядра.
Ответ. (1/r)=1/a1.
3. Найти средние значения потенциальной U¯ и кинетической E кин энергий основного состояния водородоподобного атома.

Ответ. U¯=Ze2/a1;Eкин =Ze2/2a1=U¯/2. Отметим, что такое же соотношение между U и Eкин  получилось бы в классической механике для электрона, движущегося вокруг ядра по всякой круговой орбите.
4. Определить уровни энергии в сферически симметричном состоянии 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 стационарного состояния. Этому условию для n-го стационарного состояния удовлетворяет выражение
ψn(r)=Pn1(r)er/an,

где an — положительная постоянная, а Pn1(r) — полином степени n1, все корни которого вещественны и различны. Необходимо, чтобы функция

ψn(r) удовлетворяла уравнению Шредингера (27.1). Простым дифференцированием находим
dψndr=(1anPn1+Pn1)er/and2ψndr2=(1an2Pn12anPn1+Pn1)er/an.

После подстановки в (27.1) получаем
1an2Pn12anPn1+Pn12anPn1r+2Pn1r+qPn1rβ2Pn1=0.

Это соотношение должно выполняться тождественно по r. Старшую степень rn1 содержат только первое и последнее слагаемые. Поэтому должно быть
1/an2=β2 или 1/an=β.

Степень rn2 содержат только подчеркнутые члены. При этом при взятии производной Pn1 появляется коэффициент ( n1 ). С учетом этого
2(n1)an2an+q=0, или 2nan=q.

Таким образом,
an=2nq=n2mZe2=na1,E=2β2m=22ma2=mZ2e422n2,

что совпадает с ранее полученными результатами.
Недостаток приведенного решения — в том, что мы не исследовали до конца, что наша функция ψn(r) действительно является решением уравнения Шредингера. Для небольших n, подобно тому как это было сделано в §23, нетрудно найти в явном виде полиномы Pn1(r) и соответствующие им постоянные an. Таким путем можно убедиться, что функции ψn(r)= =Pn1(r)er/an действительно удовлетворяют уравнению Шредингера. Можно проверить также, что все корни полинома Pn1(r) вещественные и некратные.

1
Оглавление
email@scask.ru