Том 3. Квантовая механика

Уравнение Шредингера в том виде, в каком мы его записали, не учитывает каких-либо магнитных эффектов. Их, правда, можно приближенно принять во внимание, добавив в уравнение еще другие члены. Но, как мы убедились раньше, магнетизм — это эффект существенно релятивистский, так что правильное описание движения электрона в произвольном электромагнитном поле можно обсуждать только в рамках надлежащего релятивистского уравнения. Правильное релятивистское уравнение для движения электрона было открыто Дираком через год после того, как Шредингер придумал свое уравнение; оно имеет совершенно другой вид. Мы его не успеем здесь изучить.

Прежде чем перейти к рассмотрению некоторых следствий из уравнения Шредингера, хотелось бы продемонстрировать, как оно выглядит для системы многих частиц. Мы не будем им пользоваться, а просто хотим показать вам его, чтобы подчеркнуть, что волновая функция ψ не просто обычная волна в пространстве, а функция многих переменных. Если частиц много, уравнение превращается в

(14.55)

Потенциальная функция V — это то, что классически соответствует полной потенциальной энергии всех частиц. Если на частицы не действуют внешние силы, то функция V есть попросту электростатическая энергия взаимодействия всех частиц. Иначе говоря, если заряд i-й частицы равен Z_iq_e, то функция V просто равна[57]

(14.56)

§ 6. Квантованные уровни энергии

В одной из последующих глав мы на каком-нибудь примере более подробно разберем решение уравнения Шредингера. А сейчас мы хотим показать вам, как получается одно из самых замечательных следствий из уравнения Шредингера — тот поразительный факт, что из дифференциального уравнения, в которое входят только непрерывные функции непрерывных пространственных переменных, могут возникнуть квантовые эффекты, как, например, дискретные уровни энергии в атоме. Нам надо понять следующий существенный факт: как это может быть, что энергия электрона, попавшего в потенциальный «колодец» и вынужденного оставаться в определенной области пространства, с необходимостью принимает значения только из точно определенной дискретной их совокупности.

Пусть речь идет об одномерном случае движения электрона, когда потенциальная энергия меняется по х так, как показано на фиг. 14.3.

Фиг. 14.3. Потенциальная яма для частицы, движущейся вдоль оси х.

Предположим, что потенциал является статическим: со временем он не меняется. Как уже мы делали много раз, поищем решения, отвечающие состояниям определенной энергии, т. е. определенной частоты. Испытаем такую форму решения:

(14.57)

Если мы эту функцию подставим в уравнение Шредингера, то увидим, что функция а(х) обязана подчиняться следующему дифференциальному уравнению:

(14.58)

Это уравнение говорит, что, каково бы ни было х, вторая производная а(х) по х пропорциональна а(х) с коэффициентом пропорциональности V-Е. Вторая производная от а(х) это скорость изменения наклона а(х). Если потенциал V больше энергии Е частицы, то скорость изменения наклона а(х) будет иметь тот же знак, что и a(х). Это значит, что кривая а(х) повернута выпуклостью к оси х, т. е. более или менее следует ходу положительной или отрицательной экспоненты е^±x. Это означает, что на участке слева от х₁ (см. фиг. 14.3), где V больше предполагаемой энергии Е, функция а(х) будет напоминать одну из кривых на фиг. 14.4, а.

Фиг. 14.4. Возможные формы волновой функции а(х) при V>E и при V

Если же потенциальная функция V меньше энергии Е, то знак второй производной а(х) по х противоположен знаку самой а(х) и кривая a(х) будет всегда вогнута к оси х, подобно одной из линий на фиг. 14.4, б. Решение на этом участке приобретет форму кусочков синусоид.

Теперь поглядим, можем ли мы графически построить решение для функции а(х), отвечающей частице с энергией Е_а при потенциале V, показанном на фиг. 14.5. Раз нас интересует такое положение, когда частица заключена внутри потенциальной ямы, то мы будем искать решения, при которых амплитуда волны принимает после удаления х за пределы потенциальной ямы очень малые значения. Мы очень легко можем представить себе кривую наподобие изображенной на фиг. 14.5, стремящуюся к нулю при больших отрицательных х и плавно поднимающуюся при приближении к х₁. Поскольку V в точке х₁ равно Е_а, то кривизна функции в этой точке равна нулю. Между х₁ и х₂ величина V-Е_а всегда отрицательна, так что функция а(х) все время вогнута к оси, а кривизна тем больше, чем больше разность между Е_а и V. Если продолжить кривую в область между x₁ и x₂, ей придется идти примерно так, как на фиг. 14.5.

Фиг. 14.5. Волновая функция для энергии Е_а, стремящаяся к нулю при удалении х в отрицательную сторону.

Теперь протянем эту кривую правее х₂. Там она искривляется прочь от оси и движется к большим положительным значениям (фиг. 14.6).