Сверхпроводимость Ядерные силы Деление ядер m Элементарные частицы Кварки Поляризация диэлектриков Применение закона Ампера Соединение конденсаторов Кинематика Фотонный газ Постулаты Бора

Квантовая физика Кинематика Ядерная физика

Простейшие задачи квантовой механики

Содержание

Свободное движение квантовой частицы. Фазовая ячейка.

Движение квантовой частицы в однородном электрическом поле.

Квантовый гармонический осциллятор.

Частица в потенциальной яме.

Туннельный эффект.

Два типа туннельных эффектов.

Примеры туннельных переходов второго типа.

Свободное движение квантовой частицы. Фазовая ячейка

Рассмотрим движение квантовой частицы в отсутствие силового поля, т.е. при . Решение уравнения Шредингера для стационарных состояний (для одномерного движения)

  (1)

можно записать в виде

.  (2)

Подстановка (2) в (1) приводит к следующему выражению для энергии частицы: . Значит, энергетический спектр свободной квантовой частицы непрерывен и ограничен снизу: .

  Вычисляем плотность вероятности нахождения частицы в данной точке:

 .

Последнее равенство означает, что свободная частица с равной вероятностью может находиться в любой точке пространства, т.е. она равномерно размазана по всему пространству. Поэтому интеграл нормировки волновой функции оказывается расходящимся:

.

Возникшее затруднение устраняется, если считать, что движение частицы происходит лишь в области , где  - очень большое, но конечное число. На волновую функцию накладываем условие периодичности (циклическое граничное условие) , означающее, что точки на оси , отстоящие друг от друга на , эквивалентны. Подставляя в условие периодичности выражение (2) для волновой функции, получаем уравнение

,

решение которого имеет вид:

.  (3)

Согласно (3), импульс и энергия свободной частицы принимают лишь избранные значения, т.е. квантуются: . Так как ширина области, в которой происходит движение частицы (основная область), очень велика, то получается квазинепрерывный спектр энергии – расстояние между уровнями энергии очень мало. Из условия нормировки  вычисляем постоянную нормировки волновой функции: .

 Число квантовых состояний, импульсы которых лежат в интервале , а координата  лежит в области , определим с помощью формулы (3):

 .

Аналогично определяем число квантовых состояний  и , соответствующих движению частицы вдоль координатных осей  и . Полное число квантовых состояний, приходящихся на интервал  в пространстве импульсов и на объем , составляет (в случае трехмерного движения):

, (4)

где .

 Правая часть равенства (4) представляет собой отношение объема области фазового пространства, в которой происходит движение частицы, к объему  некоторой области фазового пространства, которая называется фазовой ячейкой. Последнюю естественно интерпретировать как такую область, которая приходится на одно квантовое состояние свободной частицы (при трехмерном движении). Напомним, что в классической механике одному состоянию частицы соответствует точка  в фазовом пространстве. Как видим, в квантовой механике на одно квантовое состояние приходится целая область фазового пространства объемом . Очевидно, эта особенность квантового состояния обусловлена тем, что квантовая частица подчиняется корпускулярно-волновому дуализму.

Пример 4.2. Определить период колебаний стержня длиной 60 см около оси, перпендикулярной стержню и проходящей через его конец.

Дано: L=60см=0,6м.

Найти:  T.

Решение.

Стержень, имеющий возможность совершать вращение около горизонтальной оси O, не проходящей через центр масс (центр тяжести) C, есть физический маятник (рис. 3). Для физического маятника период колебаний около неподвижной оси:

, (4.2.1)

где J – момент инерции относительно этой оси, m – масса маятника, a – расстояние от оси колебаний не проходящей через центр масс до центра тяжести (расстояние ОС). Момент инерции относительно оси О, проходящей через конец стержня, можно определить по теореме Штейнера:

,  (4.2.2)

где Jc – момент инерции относительно оси, параллельной данной и проходящей через центр тяжести, т.е. относительно оси С. Известно, что для однородного стержня, длиной l:

 (4.2.3)

Подставим (4.2.3) в (4.2.2) учитывая, что a=l/2:

. (4.2.4)

Подставив (4.2.4) в (4.2.1), получим:

.  (4.2.5)

Убедимся, что правило размерностей выполняется:

.

Подставим в (4.2.5) числовые данные:

.

Ответ: период колебаний стержня Т=1,27 с.


Характеристические рентгеновские спектры