КАТЕГОРИИ:

Астрономия Биология География Другие языки Другое Информатика История Культура Литература Логика Математика Медицина Механика Образование Охрана труда Педагогика Политика Право Психология Риторика Социология Спорт Строительство Технология Физика Философия Финансы Химия Черчение Экология Экономика Электроника

Линейчатый спектр атома водорода.

⇐ ПредыдущаяСтр 19 из 287Следующая ⇒

Экспериментальное исследование спектров излучения разреженных газов (отдельных атомов) показали, что характерный линейчатый спектр каждого элемента представляет собой серии линий, положение которых может быть описано простыми эмпирическими формулами. Так, положение линий атома водорода в видимой области спектра описываются формулой Бальмера:

или

для частот:

где R’ = 1,1 • 10⁷ 1/м, R= R’ *c= 3,29• 10¹⁵ - — постоянная Ридберга.

Позднее, в ультрафиолетовой области была обнаружена

серия Лаймана:

и в инфракрасной области

серия Пашена:

серия Брэкета:

серия Пфунда:

серия Хэмфри:

Все эти серии могут быть описаны обобщенной формулой Бальмера:

где m = 1,2,3,4,5,6 определяет серию, а n = m +1,m + 2,... определяет отдельные линии этой серии. С увеличением n линии серии сближаются; значение n = определяет границу серии, к которой со стороны больших частот примыкает сплошной спектр.

Аналогичные серии были выделены в линейчатых спектрах других атомов.

3. Постулаты Бора.

Для объяснения закономерностей в линейчатых спектрах Бор объединил планетарную модель атома Резерфорда с гипотезой Планка о квантовой природе света. Теория атома Бора основывается на двух постулатах:

(I) Первый постулат Бора (постулат стационарных состояний): существуют стационарные (не изменяющиеся со временем,) состояния атома, находясь в которых он не излучает энергии. Стационарным состояниям атома соответствуют стационарные орбиты, по которым движутся электроны. Каждое стационарное состояние характеризуется определенным (дискретным) значением энергии. Движение электронов по стационарным орбитам не сопровождается излучением электромагнитных волн.

Правило квантования орбит Бора утверждает, что в стационарном состоянии атома электрон, двигаясь по круговой орбите, должен иметь квантованные значения момента импульса, удовлетворяющие условию

где т_е — масса электрона, v — его скорость на п -й орбите радиуса r_п,

(II) Второй постулат Бора (правило частот): при переходе атома из одного состояния в другое испускается или поглощается один фотон с энергией

равной разности энергий соответствующих стационарных состояний.

Излучение (Е_т<Е_п) происходит при переходе атома из состояния с большей энергией в состояние с меньшей энергией (при переходе электрона с орбиты более удаленной от ядра на ближнюю к ядру орбиту).

Поглощение фотона (Е_т>Е_п) сопровождается переходом атома в состояние с большей энергией (переход электрона на более удаленную от ядра орбиту).

Набор всевозможных дискретных частот квантовых переходов:

определяет линейчатый спектр атома

.

4. Опыты Франка и Герца.

В опытах Франка и Герца было экспериментально доказано существование в атомах стационарных состояний.

Электроны, эмитированные катодом К, разгоняются в области 1 под действием ускоряющей разности

потенциалов между катодом и сеткой С_х. В области 2 электроны проходят через пары ртути и достигают анода А. Первое возбужденное состояние атома ртути имеет энергию 4,86 эВ. При увеличении ускоряющего потенциала (р до этой величины, соударения электронов с атомами становятся неупругими: электрон отдает кинетическую энергию атому, возбуждая переход из основного энергетического состояния в первое возбужденное состояние (поглощениеэнергии атомами ртути) — ток в установке резко уменьшается. При дальнейшем увеличении , подобное же поведение тока наблюдается при энергиях, кратных =4,86 эВ, когда электроны

испытывают 2, 3, ... неупругих соударений. Таким образом, в атоме действительно существуют стационарные состояния (подтверждение первого постулата Бора).

Возбужденные атомы ртути, переходя в основное состояние, излучают кванты света с длиной волны =255нм (подтверждение второго постулата Бора).

5. Спектр атома водорода по Бору.

Рассмотрим движение электрона в водородоподобной системе, ограничиваясь круговыми стационарными орбитами. Второй закон Ньютона

(другая форма: и условие квантование момента импульса:

— позволяют получить радиус п-й стационарной орбиты электрона:

{n = 1, 2, 3,...)

Для водорода (Z = 1) радиус первой орбиты электрона (первый боровский радиус):

Полная энергия электрона в водородоподобной системе складывается из кинетической и потенциальной энергий:

и, с учетом квантования орбит r_n, получим:

где знак минус означает, что электрон находится в связанном состоянии.

Целое число n, определяющее энергетические уровни атома, называется главным квантовым числом. Энергетический уровень с п =1 называется основным (нормальным) уровнем, а соответствующее ему состояние атома называется основным (нормальным) состоянием. Уровни с n> 1 и соответствующие им состояния называются возбужденными.

Придавая n целочисленные значения, получаем для атома водорода энергетические уровни, представленные на рисунке. Минимальная энергия атома водорода: E=-13,55 эВ. Максимальная энергия О при п= называется энергией ионизации атома (при E= происходит отрыв электрона от атома). Переход из стационарного состояния п в стационарное состояние n сопровождается испусканием кванта:

Теоретическое значение R хорошо согласуется со значением постоянной Ридберга, определенным экспериментально.

Теория Бора сыграла огромную роль в создании атомной физики, в развитии атомной и молекулярной спектроскопии, но ее внутренняя противоречивость — соединение классических и квантовых представлений — не позволили на ее основе объяснить спектры многоэлектронных атомов (даже простейшего из них — атома гелия, содержащего помимо ядра два электрона).

6. Корпускулярно-волновой дуализм свойств вещества.

Квантовая механика, созданная для описания свойств квантовых объектов, основывается на предположении Луи де Бройля о том, что также как свету присущи одновременно свойства частицы (корпускулы) и волны (двойственная корпускулярно-волновая природа света), так и электроны и любые другие частицы материи наряду с корпускулярными обладают также волновыми свойствами.

Каждому объекту присущи как корпускулярные характеристики — энергия Е и импульс р, так и волновые характеристики — частота ν и длина волны λ

Соотношения между корпускулярнымии волновыми характеристиками частиц такие же как для фотонов:

Таким образом, любой частице, обладающей импульсом (в том числе и частице, в отличие от фотона, обладающей массой покоя), сопоставляется волновой процесс с длиной волны, определяемой по формуле де Бройля:

Гипотеза де Бройля была подтверждена экспериментально в опытах по дифракции электронов на монокристаллах металлов — естественных дифракционных решетках — и на металлических пленках. Даже в случае чрезвычайно слабых пучков, когда каждый электрон проходил препятствие независимо от других электронов пучка, формировалась дифракционная картина как в проходящем, так и в отраженном пучке электронов.

Полная энергия частицы определяется частотой волн де Бройля с помощью соотношения

Таким образом, корпускулярно-волновой дуализм — универсальное свойство материи.

Это свойство существенным образом проявляется только для микрообъектов. Для макроскопических тел длины волн де Бройля исчезающе малы (так, например, частице массой 1 г, движущейся со скоростью 1м/с, соответствует длина волны де Бройля с =6,62-10"³¹м) и волновыми эффектами пренебрегают.

7. Некоторые свойства волн де Бройля.

Рассмотрим свободно движущуюся со скоростью v частицу массой т.

Фазовая скорость волн де Бройля:

т.е. фазовая скорость волн де Бройля больше скорости света в вакууме (т.к. ).

Использованы соотношения: — волновое число.

Групповая скорость волн де Бройля:

Для свободной частицы поэтому

Групповая скорость волн де Бройля равна скорости частицы. Иными словами, волны де Бройля перемещаются вместе с частицей.

Для фотона:

8. Соотношение неопределенностей.

Двойственная корпускулярно-волновая природа микрочастиц определяет еще одно необычное, с точки зрения классических представлений, свойство микрообъектов — невозможно одновременно точно определить координату и импульс частицы.

В самом деле, поскольку каждой частице соответствует волновой процесс, то неопределенность "местоположения" частицы порядка длины волны де Бройля ∆x= и классическое понятие траектории теряет смысл. Для макроскопических объектов длины волн де Бройля исчезающе малы, поэтому для них применимо понятие траектории движения.

В общем случае это свойство микрообъектов называется соотношением неопределенностей Гейзенберга:

Микрочастица не может иметь одновременно определенную координату (x,y,z) и определенную соответствующую проекцию импульса ( ), причем неопределенности этих величин удовлетворяют соотношениям

т.е. произведение неопределенностей координаты и соответствующей ей проекции импульса не может быть меньше величины порядка h.

Соотношение неопределенностей проявляется в дифракции частиц. Пусть поток частиц движется вдоль оси Y с импульсом р. До прохождения частицы через щель составляющая ее импульса =0, так что ∆ =0, а координата x является совершенно неопределенной. В момент прохождения частицы через щель неопределенность координаты х частицы становится равной ширине щели Вследствие дифракции частицы будут двигаться в пределах угла 2φ, где φ— угол, соответствующий первому дифракционному минимуму. Таким образом, неопределенность в значении составляющей вдоль оси х:

С другой стороны, ∆xsin — условие первого дифракционного минимума (стр.6-15). Следовательно

Поскольку часть частиц попадает за пределы первого дифракционного максимума, то получаем выражение , т.е. соотношение неопределенностей.

Соотношение неопределенностей — квантовое ограничение применимости классической механики к микрообъектам.

Для микрочастицы не существует состояний, в которых ее координаты и соответствующие им проекции импульса имели бы одновременно точные значения.

Для неопределенности энергии ∆E некоторого состояния системы и промежутка времени∆t, в течение которого это состояние существует, также выполняется соотношение неопределенностей:

Следовательно, система, имеющая среднее время жизни не может быть охарактеризована определенным значением энергии; разброс энергии ∆E= возрастает с уменьшением времени жизни системы и частота

излученного фотона также должна иметь неопределенность , т.е. спектральные линии должны иметь конечную ширину:

9. Волновая функция и ее свойства.

Интенсивность волн де Бройля в данной точке пространства связана с числом частиц, попавших в эту точку, о чем свидетельствуют опыты по дифракции микрочастиц. Поэтому волновые свойства микрочастиц требует статистического (вероятностного) подхода к их описанию

Для описания поведения квантовых систем вводится волновая функция (другое название — пси-функция) . Она определяется таким образом, чтобы вероятность dw того, что частица находится в элементе объема dV была равна:

Физический смысл имеет не сама функция , а квадрат ее модуля которым задается интенсивность волн де Бройля (здесь — функция, комплексно сопряженная с ψ). Величина имеет смысл плотности вероятности , а сама волновая функция ψ имеет смысл амплитуды вероятности. Условие нормировки вероятностей получается из того, что вероятность существования частицы где-либо в пространстве равна единице (интеграл вычисляется по всему бесконечному пространству).

Волновая функция, характеризующая вероятность обнаружения действия микрочастицы в элементе объема должна быть 1) конечной (вероятность не может быть больше единицы), 2) однозначной (вероятность не может быть неоднозначной величиной) и 3) непрерывной (вероятность не может изменяться скачком).

Волновая функция позволяет вычислить средние значения физических величин, характеризующих данный микрообъект. Например, среднее расстояние имеет вид:

Волновая функция удовлетворяет принципу суперпозиции: если система может находиться в различных состояниях, описываемых волновыми функциями то она также может находиться в состоянии, описываемом линейной комбинацией этих функций (где С_n (n = 1, 2,...)— произвольные, вообще говоря, комплексные числа).

Сложение волновых функций (амплитуд вероятностей), а не вероятностей (определяемых квадратами модулей волновых функций) принципиально отличает квантовую теорию от классической статистической теории, в которой для независимых событий справедлива теорема сложения вероятностей.

10. Общее уравнение Шредингера.

Основное уравнение нерелятивистской квантовой механики имеет вид

где , m— масса астицы;

— оператор Лапласа; — мнимая единица; U(x,y,z,t)— потенциальная функция частицы в силовом поле, в котором она движется; ψ(x,y,z,t) — искомая волновая функция частицы.

Уравнение дополняется условиями, накладываемыми на волновую функцию: (1) волновая функция должна быть конечной, однозначной и непрерывной; (2) производные , , , должны быть непрерывны; (3) функция должна быть интегрируема; это условие в простейших случаях сводится к условию нормировки вероятностей.

11. Уравнение Шредингера для стационарных состояний.

Важным частным случаем общего уравнения Шредингера, является уравнение Шредингера для стационарных состояний, в котором исключена зависимость ψ от времени и, поэтому, значения энергии этих состояний являются фиксированными (не изменяются со временем).

В этом случае силовое поле, в котором движется частица, стационарно, т.е. функция U = U(x,y,z) не зависит явно от времени и имеет смысл потенциальной энергии. Решение уравнения может быть представлено в виде произведения двух функций— функции только координат и функции только времени:

,

где Е — полная энергия частицы.

Уравнение Шредингера:

после упрощений приобретает вид:

или — уравнение Шредингера для стационарных состояний.

Физический смысл имеют только регулярные волновые функции — конечные, однозначные и непрерывные вместе со своими первыми производными. Эти условия выполняются только при определенном наборе Е. Эти значения энергии называются собственными. Решения, которые соответствуют собственным значениям энергии, называются собственными функциями. Собственные значения Е могут образовывать как непрерывный, так и дискретный ряд. В первом случае говорят о непрерывном (или сплошном) спектре, во втором — о дискретном спектре.

12. Движение свободной частицы.

Для свободной частицы U(x)= 0 (пусть она движется вдоль оси х).

Решением уравнения Шредингера:

Будет функция:

где А = const, w= , k= — волновое число — может принимать любые положительные значения, - непрерывный спектр энергий.

Таким образом, свободная квантовая частица описывается плоской монохроматической волной де Бройля. Этому соответствует не зависящая от времени плотность вероятности обнаружения частицы в данной точке пространства , т.е. все положения свободной частицы в пространстве являются равновероятными.

13. Частица в одномерной прямоугольной "потенциальной яме" с бесконечно высокими "стенками".

Рассмотрим одномерную "потенциальную яму":

-где l— ширина "ямы", а энергия отсчитывается от ее дна.

Уравнение Шредингера для стационарных состояний в пределах ямы: или где

За пределы "ямы" частица не проникает, поэтому волновая функция вне "ямы" равна нулю, следовательно, на границах "ямы" непрерывная волновая функция также должна обращаться в нуль:

Этим граничным условиям удовлетворяет решение уравнения Шредингера при B=0 и k= . Поскольку , то

(n= 1, 2,3,...) — собственные значения энергии.

При этом минимально возможное значение энергии:

Таким образом, энергия частицы в бесконечно высокой потенциальной "яме" принимает лишь определенные дискретные значения, т.е. квантуется.

Квантованные значения энергии Е_п называются уровнями энергии, а число n, определяющее энергетические уровни частицы называется главным квантовым числом.

Собственные волновые функции

,

с учетом нормировки ,

будут иметь вид:

(n= 1, 2, 3,...)

На рисунке изображены графики собственных функций (а) и плотность вероятности (б) обнаружения частицы на разных расстояниях от "стенок" ямы, определяемая выражение

14. Прохождение частицы через потенциальный барьер. Туннельный эффект.

Рассмотрим простейший потенциальный барьер прямоугольной формы (высота Uи ширина I) для одномерного движения частицы:

Вид волновых функций, являющихся решениями уравнения Шредингера для областей 1, 2 и 3 (см. рисунок и таблицу) свидетельствует о том, что:

1) В области 1 волновая функция представляет собой сумму двух плоских волн — движущейся в сторону барьера и отраженной от барьера.

2)В области 2 в случае Е <U :

, где

3) В области 3 имеется только волна, прошедшая через барьер (В_ъ = 0), которая имеет вид волн де Бройля с той же длиной волны, но меньшей амплитудой.

Здесь . Таким образом, квантовая механика приводит к принципиально новому специфическому квантовому явлению, получившему название туннельного эффекта, в результате которого микрообъект может "пройти" сквозь потенциальный барьер. Для описания туннельного эффекта используют понятие коэффициента прозрачности D потенциального барьера, определяемого как отношение квадратов модулей прошедшей и падающей волны. Для случая прямоугольного потенциального барьера Для потенциального барьера произвольной формы

Прохождение частицы сквозь область, в которую, согласно законам классической механики, она не может проникнуть, можно пояснить соотношением неопределенностей. Неопределенность импульса ∆p на

oтрезке ∆x=l составляет . Связанная с этим разбросом в значения импульса кинетическая энергия может оказаться достаточной для того, чтобы полная энергия частицы оказалась больше потенциальной.

15. Линейный гармонический осциллятор в квантовой механике.

Линейный гармонический осциллятор — система, совершающая одномерное движение под действием квазиупругой силы, является моделью, которая часто используется при описании классических и квантовых систем.

Пружинный, физический и математический маятники — примеры классических гармонических осцилляторов.

Потенциальная энергия гармонического осциллятора равна: U= ,

где — собственная частота колебаний осциллятора, m — масса частицы.

Классический осциллятор не может выйти за пределы "потенциальной ямы" с координатами - x_max < х < +х_тах.

Уравнение Шредингера для стационарных состояний квантового осциллятора:

где Е— полная энергия осциллятора.

Собственные значения энергии для этого уравнения:

(п = 0,1,2,...)

Таким образом, энергия квантового осциллятора квантуется (может иметь лишь дискретные значения). Уровни энергии расположены на одинаковых расстояниях, равных ℏ .

Минимальная энергия называется энергией нулевых колебаний.

Существование энергии нулевых колебаний — типично квантовый эффект — прямое следствие соотношения неопределенностей.

Частица в яме любой формы не может находиться на ее дне, поскольку в нуль обращается импульс частицы и его неопределенность, а неопределенность координаты становится бесконечной, что противоречит, в свою очередь, условию пребывания частицы в "потенциальной яме".

Правилами отбора в квантовой механике называются условия, накладываемые на изменения квантовых чисел.

Для гармонического осциллятора возможны лишь переходы между соседними подуровнями, т.е. переходы, удовлетворяющие правилу отбора:

Следовательно, энергия гармонического осциллятора может изменяться только порциями hco и гармонический осциллятор испускает и поглощает энергию квантами.

Квантово-механическое решение задачи о квантовом осцилляторе

показывает, что имеется отличная от нуля вероятность обнаружить частицу за пределами области

На рисунке приведена квантовая плотность вероятности обнаружения осциллятора при n-1, имеющая конечные значения для

16.Атом водорода в квантовой механике.

На примере водородоподобных атомов — простейших атомов, содержащих единственный внешний электрон, — рассмотрим основы систематики квантовых состояний атомов. Поле водородоподобного атома это пример центрального поля. В таком поле удобно использовать сферическую систему координат:

Потенциальная энергия кулоновского взаимодействия электрона с атомным ядром, обладающим зарядом Ze (для атома водорода Z = 1)

где r— расстояние между электроном и ядром. Стационарное уравнение Шредингера

только при собственных значениях энергии

(n = 1, 2,3,...)

(т.е. для дискретного набора отрицательных энергий (квантование энергии)) имеет решения, удовлетворяющие требованиям однозначности, конечности и непрерывности волновой функции ψ(r,

Выражение для Е_n совпадает с полученным в теории атома Бора. Нижайший уровень Е₁ — основной, все остальные — возбужденные.

При Е < О движение электрона — связанное, при Е > О — свободное (атом ионизуется).

Энергия E=E=0 достигается при n=

Энергия ионизации атома водорода:

Собственные волновые функции определяются тремя квантовыми числами: главным п, орбитальным I и магнитным m.

17. Квантовые числа.

Главное квантовое число n определяет энергетические уровни электрона в атоме:

n= 1, 2,3,...

Орбитальное квантовое число l при заданном n принимает значения:

l= 0,1,2,...,(n-1) и определяет величину момента импульса (механический орбитальный момент) электрона в атоме:

— Магнитное квантовое число т приданном / принимает значения:

m= 0, , ,..., и определяет величину момента импульса электрона в заданном направлении. Так орбитальный момент импульса электрона может иметь лишь такие ориентации в пространстве, при которых проекция вектора на направление внешнего магнитного поля принимает только квантованные значения, кратные (пространственное квантование):

Таким образом, вектор может принимать 2l + 1 ориентаций в пространстве. На рисунке приведены возможные ориентации векторов для электронов сl= 1 (а) и l = 2(б).

Соответственно, в магнитном поле уровень с главным квантовым числом n расщепляется на 2l + 1 подуровней — эффект Зеемана.

Расщепление уровней энергии во внешнем электрическом поле называется эффектом Штарка.

В квантовой механике квадрат модуля волновой функции определяет вероятность обнаружения электрона в единице объема. Вероятность обнаружения электрона в разных частях атома различна. Электрон при своем движении как бы "размазан" по всему объему, образуя электронное облако, плотность (густота) которого характеризует вероятность нахождения электрона в различных точках объема атома.

Квантовые числа n и l характеризуют размер и форму электронного облака, а квантовое число m характеризует ориентацию электронного

облака в пространстве. В атомной физике, по аналогии со спектроскопией, состояние электрона, характеризующееся квантовым числом l = 0, называется s —состоянием (электрон в этом состоянии называется s -электроном), l= 1 — р -состоянием, l = 2— d-состоянием, l = 3 — f-состоянием и т.д.

На рисунке показаны графические изображения (полярные диаграммы) плотностей вероятности для s -, р-, d -и f -электронов и соответствующее каждому случаю пространственное квантование — такая ориентация боровских орбит, при которой проекция момента импульса имеет соответствующее значение (например, для l = 2 , т = 2).

18. Правила отбора.

Переходы между электронными состояниями возможны только в том случае, если:

a. Изменение ∆l орбитального квантового числа l удовлетворяет условию

b. изменение ∆т магнитного квантового числа т удовлетворяет условию

Так, например, в атоме водорода переходы np —>1s —(n = 2,3,...) образуют серию Лаймана, а переходы np —>2s , ns —>2р, nd—>2p (n= 3,4,...) — серию Бальмера.

19. Спин электрона.

Электрон обладает собственным неуничтожимым механическим моментом импульса, не связанным с движением электрона в пространстве, - спином.

Спин был обнаружен в экспериментах Штерна и Герлаха при прохождении узкого

пучка атомов водорода, находящихся в s -состоянии через сильное неоднородное

магнитное поле. В этом состоянии 1 = 0, момент импульса и магнитное поле не должно было влиять на движение атомов. Однако пучок атомов расщеплялся на два пучка, следовательно, было обнаружено пространственное квантование механического момента, не связанного с орбитальным движением электрона.

Часто спин электрона наглядно представляют, как момент импульса, связанный с вращением электрона — твердого шарика — вокруг своей оси, но такая модель приводит к абсурдному результату — линейная скорость на поверхности электрона в 200 раз превышает скорость света.

Поэтому следует рассматривать спин электрона (и всех других микрочастиц) как внутреннее неотъемлемое квантовое свойство микрочастицы: подобно тому как частицы имеют массу, а заряженные частицы заряд, они имеют еще и спин.

Спин , как механический момент, квантуется по закону:

где s — спиновое квантовое число. Проекция спина квантуется так, что вектор может принимать 2s +1 ориентации. Так как опыты Штерна и Герлаха обнаружили только две ориентации спина, то 2s + 1 = 2, откуда: s=

Проекция , где — магнитное спиновое квантовое число,

которое может иметь только два значения: = ±

Таким образом, состояние электрона в атоме определяется набором четырех квантовых чисел:

главного n (n = 1, 2, 3,...)

орбитального l (l= 0,1, 2, ...,и — 1)

магнитного m (m = -l,...,-1, 0, + 1,..., + l)

магнитного спинового ( =

20. Принцип неразличимости тождественных частиц. Фермионы и бозоны.

В квантовой физике частицы, имеющие одинаковые физические свойства — массу, электрический заряд, спин и т.д. являются тождественными.

Принцип неразличимости тождественных частиц-, тождественные частицы экспериментально различить невозможно.

Этот фундаментальный (основополагающий) принцип квантовой физики не имеет аналога в классической физике. В классической механике одинаковые частицы можно различить по положению в пространстве и отследить их траекторию. В квантовой механике, поскольку понятие траектории лишено смысла, то частицы полностью теряют свою индивидуальность и становятся неразличимыми.

Математическая запись принципа неразличимости:

где и х₂ — соответственно совокупность пространственных и спиновых координат первой и второй частиц. Возможны два случая:

и

В первом случае волновая функция системы при перемене частиц местами не меняет знака: такая функция называется симметричной.

Во втором случае при перемене частиц местами знак волновой функции изменяется: такая функция называется антисимметричной.

При этом характер симметрии не меняется со временем, т.о. свойство симметрии или антисимметрии — признак данного типа частицы.

Симметрия волновых функций определяется спином частиц.

Частицы с полуцелым спином (например, электроны, протоны, нейтроны) описываются антисимметричными волновыми функциями и подчиняются статистике Ферми-Дирака: эти частицы называются фермионами.

Частицы с нулевым или целочисленным спином (например, -мезоны, фотоны) описываются симметричными волновыми функциями и подчиняются статистике Бозе-Эйнштейна; эти частицы называются бозонами.

21. Понятия о квантовой статистике Бозе-Эйнштейна и Ферми-Дирака.

Аналогично классическим статистическим методам, применяемым в молекулярной физике для исследования большого числа подобных объектов (атомов, молекул), для квантовых систем, состоящих из огромного числа неразличимых тождественных квантовых частиц, подчиняющихся законам квантовой механики, применяются методы квантовой статистики.

Напомним, что в молекулярной физике классических систем распределение частиц идеального газа по энергиям во внешнем потенциальном поле W при заданной температуре T описывается распределением Больцмана:

, где k— постоянная Больцмана.

В квантовой статистике также используется модель идеального газа квазичастиц, причем основной характеристикой данного квантового состояния с данным набором i квантовых чисел, является число заполнения N_j:указывающее степень заполнения данного квантового состояния частицами системы, состоящей из множества тождественных частиц. Для систем частиц, образованных бозонами, числа заполнения могут принимать любые целые значения: 0,1,2, Для систем частиц, образованных фермионами, числа заполнения могут принимать лишь два значения: 0 для свободных состояний и 1 для занятых. Сумма всех чисел заполнения должна быть равна числу частиц системы. Квантовая статистика позволяет подсчитать среднее число частиц в данном квантовом состоянии, т.е. определить средние числа заполнения

Идеальный газ из бозонов — бозе-газ — описывается квантовой статистикой Бозе-Эйнштейна.

Распределение Бозе-Эйнштейна — закон, выражающий распределение частиц по энергетическим состояниям в бозе-газе: при статистическом равновесии и отсутствии взаимодействия среднее число частиц в i-м состоянии с энергией равно:

где k — постоянная Больцмана, T— термодинамическая (абсолютная) температура, — химический потенциал — термодинамическая функция состояния, определяющая изменение внутренней энергии (и, вообще говоря, других термодинамических потенциалов) системы при изменении числа частиц в системе, при условии, что все остальные величины, от которых зависит внутренняя энергия (энтропия, объем, и т.д.), фиксированы. Химический потенциал необходим для описания свойств открытых систем (систем с переменным числом частиц).

Идеальный газ из фермионов — ферми-газ — описывается квантовой статистикой Ферми-Дирака.

Распределение Ферми-Дирака — закон, выражающий распределение частиц по энергетическим состояниям в ферми-газе: при статистическом равновесии и отсутствии взаимодействия среднее число частиц в i -м состоянии с энергией равно:

При высоких температурах, когда

,

оба распределения Бозе-Эйнштейна и Ферми-Дирака переходят в классическое распределение Максвелла-Больцмана:

где .

Таким образом, при высоких температурах оба "квантовых" газа ведут себя подобно классическому газу.

22. Принцип Паули.

Системы электронов (фермионов) встречаются в природе только в состояниях, описываемых антисимметричными волновыми функциями.

Отсюда следует, что два одинаковых электрона (фермиона), входящих в одну систему, не могут находиться в одинаковых состояниях (иначе при перестановке волновая функция была бы четной).

(Отметим: в одинаковом состоянии может находиться любое число бозонов.) Другая формулировка принципа Паули: в одном и том же атоме не может быть более одного электрона с одинаковым набором четырех квантовых чиселn, l, т, m_s.

23. Распределение электронов в атоме по состояниям.

Совокупность электронов в многоэлектронном атоме, имеющих одно и то же главное квантовое число n, называется электронной оболочкой.

Максимальное число электронов, находящихся в состояниях определяемых данным главным квантовым числом, равно

В каждой из оболочек электроны распределяются по подоболочкам, соответствующим данному l.

Поскольку l принимает значение от 0 до n-1, то число подоболочек равно порядковому номеру п оболочки.

Количество электронов в подоболочке определяется квантовыми числами т и m_s : максимальное число электронов в подоболочке с данным l равно 2(2l+1).

Обозначения оболочек, а также распределение электронов по оболочкам и подоболочкам представлены в таблице.

Принцип Паули, лежащий в основе систематики заполнения электронных состояний в атомах, объясняет периодическую систему элементов Д.И.Менделеева повторяемостью в структуре внешних оболочек у атомов родственных элементов (см. стр.7-32).

24. Рентгеновские спектры.

Самым распространенным источником рентгеновского излучения является рентгеновская трубка, в которой вылетающие с катода К электроны бомбардируют анод А (антикатод), изготовленный из тяжелых металлов (W, Си, Pt и т.д.).

Рентгеновское излучение, исходящее из анода, состоит из сплошного спектра тормозного излучения, возникающего при торможении электронов в аноде, и линейчатого спектра характеристического излучения, определяемого

материалом анода.

Тормозное излучение имеет коротковолновую границу _min, называемую границей сплошного спектра, которая соответствует ситуации, при которой вся энергия электрона переходит в энергию рентгеновского кванта

где U — разность потенциалов между анодом и катодом. Граничная длина волны:

не зависит от материала анода, а определяется только напряжением на трубке.

Линии характеристического излучения возникают в результате переходов электронов во внутренних оболочках атомов, которые имеют сходное строение у всех элементов. Поэтому спектры характеристического излучения разных элементов имеют сходный характер, они состоят из нескольких серий, обозначаемых К, L, М , Nи О.

Каждая серия, в свою очередь, содержит небольшой набор отдельных линий, обозначаемых в порядке убывания длины волны индексами

При возбуждении электроном (или фотоном) из атома удаляется один из внутренних электронов, например, из K-слоя. Освободившееся место может быть занято электроном из какого-либо внешнего слоя (L, М , N и т.д. — при этом возникает К -серия).

При увеличении атомного номера Z весь рентгеновский спектр смещается в коротковолновую часть, не меняя своей структуры.

Закон, связывающий частоты линий с атомным номером Z испускающего их элемента, называется законом Мозли:

где R — постоянная Ридберга, n = 1,2,3,... определяет рентгеновскую серию(L,M,N,...), n принимает целочисленные значения начиная с m +1 (определяет отдельную линию соответствующей серии), — постоянная экранирования, учитывающая экранирование данного электрона от атомного ядра другими электронами атома. Закон Мозли обычно

выражают формулой

(С и — константы).

25. Молекулярные спектры.

Молекула — это наименьшая частица вещества, состоящая из одинаковых или различных атомов, соединенных между собой химическими связями, и являющаяся носителем его основных химических свойств.

Химические связи обусловлены взаимодействием внешних (валентных) электронов атомов. Наиболее часто в молекулах встречаются два типа связи:

1. Ионная связь осуществляется кулоновским притяжением атомов при переходе электрона от одного атома к другому (например, в молекуле NaCl: Na⁺ •••Cl)

2. Ковалентная связь осуществляется при обобществлении валентных электронов двумя соседними атомами (вследствие неразличимости тождественных частиц). Наглядно можно представить себе, что электрон каждого атома молекулы проводит некоторое время у ядра другого атома (обмен электронами). Такое специфически квантовое взаимодействие называется обменным взаимодействием.

Молекула является квантовой системой; она описывается уравнением Шредингера, учитывающим движение электронов в молекуле, колебания атомов в молекуле, вращение молекулы. Решение этого уравнения — очень сложная задача, которая (учитывая огромное различие в массах электронов и ядер) обычно разбивается на две^-, для электронов и ядер

Энергию изолированной молекулы можно представить в виде суммы:

где Е_эл— энергия движения электронов относительно ядер, Е_кол— энергия колебаний ядер, Е_в_ращ — энергия вращения ядер. Соотношение между ними:

где m — масса электрона, M — величина, имеющая порядок массы ядер атомов в молекуле. .

Поэтому:

Масштаб энергий:

Каждая из энергий квантуется и определяется квантовыми числами.

Колебательная энергия, при небольших значениях колебательного квантового числа , определяется формулой для энергии гармонического осциллятора:

При этом правило отбора для колебательного квантового числа: = ±1.

Вращательная энергия молекулы, вращающейся с угловой скоростью , и имеющей момент инерции I относительно оси, проходящей через центр ее инерции, равна

где — момент импульса молекулы.

Момент импульса квантуется по закону:

где j — вращательное квантовое число.

Следовательно, вращательная энергия молекулы может иметь только квантованные значения:

Правило отбора для вращательного квантового числа: При переходе из одного энергетического состояния в другое, с учетом правил отбора, поглощается или испускается фотон с энергией . На рисунке представлена схема уровней энергии двухатомной молекулы (для примера представлены только два электронных уровня: основное электронное состояние и первое возбужденное электронное состояние).

Типичные молекулярные спектры представляют собой совокупность полос (полосатые спектры), которые в свою очередь состоят из огромного числа настолько тесно расположенных линий — переходов между энергетическими уровнями, что их можно разделить, только используя спектральные приборы высокой разрешающей силы.

26. Комбинационное рассеяние света (эффект Рамана).

Если на вещество (газ, жидкость, прозрачный кристалл) падает строго монохроматический свет с частотой v₀, то в спектре рассеянного света наряду с частотой источника излучения наблюдаются дополнительные линии с частотами v= , где — частоты колебательных или вращательных переходов рассеивающих молекул.

Линии в спектре комбинационного рассеяния с частотами v= , меньшими частоты падающего света, называются стоксовыми (или красными) спутниками.

Линии с частотами v= большими , называются антистоксовыми (или фиолетовыми) спутниками.

Квантовомеханическое объяснение эффекта Рамана'. комбинационное рассеяние света есть процесс неупругого "столкновения" фотонов с молекулами, в котором один фотон поглощается и один фотон испускается молекулой.

Если энергии фотонов одинаковы, то в рассеянном свете наблюдается несмещенная линия.

Если молекула под действием света перейдет в возбужденное состояние, то испущенный фотон будет иметь меньшую частоту — возникает стоксов (красный) спутник.

Если молекула перейдет из возбужденного состояния в основное, то испущенный фотон будет иметь большую частоту — возникает антистоксов (фиолетовый) спутник. Интенсивность фиолетовых спутников растет с температурой, а красных практически не изменяется.

27. Поглощение. Спонтанное и вынужденное излучение.

Рассмотрим два квантовых состояния с энергиями Е_х и Е_г

1. Поглощение. Если атом находится в основном состоянии 1, то под действием внешнего излучения может осуществиться вынужденный переход в возбужденное состояние 2, приводящий к поглощению излучения.

2.Спонтанное излучение. Атом, находясь в возбужденном состоянии 2, может спонтанно (без внешних воздействий) перейти в основное состояние, испуская при этом фотон с энергией hv=E₂-E_l. Процесс испускания фотона возбужденным атомом без внешних воздействий называется спонтанным излучением. Чем больше вероятность спонтанных переходов, тем меньше среднее время жизни атома в возбужденном состоянии. Так как спонтанные переходы взаимно не связаны, то спонтанное излучение некогерентно.

3. Вынужденное излучение. А. Эйнштейн для объяснения наблюдавшегося на опыте термодинамического равновесия между веществом и испускаемым и поглощаемым им излучением постулировал, что помимо поглощения и спонтанного излучения должен существовать третий, качественно иной тип взаимодействия. Если на атом, находящийся в возбужденном состоянии 2, действует внешнее излучение с

частотой, удовлетворяющей условию

то возникает вынужденный (индуцированный) переход в основное состояние 1 с излучением фотона той же энергии
hv =Е₂- Е₁ дополнительно к тому фотону, под действием которого произошел переход. Таким образом, в процесс вынужденного излучения вовлечены два фотона: первичный фотон, вызывающий (стимулирующий) испускание излучения возбужденным атомом, и вторичный фотон, испущенный атомом.

Вынужденное излучение (вторичные фотоны) тождественно вынуждающему (первичным фотонам): оно имеет такую же частоту, фазу, поляризацию, направление распространения.

Следовательно, вынужденное излучение строго когерентно с вынуждающим излучением, т.е. испущенный фотон неотличим от фотона, падающего на атом.

Испущенные фотоны, двигаясь в одном направлении и встречая возбужденные атомы, стимулируют вынужденные переходы: происходит размножение фотонов.

Для того чтобы происходило усиление излучения, необходимо, чтобы интенсивность вынужденного излучения превышала интенсивность поглощения фотонов. А для этого необходимо, чтобы заселенность возбужденного состояния (число атомов в возбужденном состоянии) была больше, чем заселенность основного состояния (число атомов в основном состоянии). Такое термодинамически неравновесное состояние называется состоянием с инверсией населенностей.

Процесс перевода системы в состояние с инверсией населенностей называется накачкой (осуществляется оптическими, электрическими и другими способами).

Инверсная среда, в которой происходит усиление падающего на нее пучка света, называется активной. Закон Бугера

для таких сред имеет отрицательный коэффициент поглощения.

28. Лазеры.

Эффект усиления излучения в активных средах используется в оптических квантовых генераторах, или лазерах (Light Amplification of Stimulated Emission of Radiation — LASER).

Лазеры подразделяются:

1) по типу активно
Поделиться:

Дата добавления: 2014-10-31; просмотров: 673; Мы поможем в написании вашей работы!; Нарушение авторских прав
⇐ Предыдущая 14 15 16 17 181920 21 22 23 Следующая ⇒

lektsii.com - Лекции.Ком - 2014-2024 год. (0.008 сек.) Все материалы представленные на сайте исключительно с целью ознакомления читателями и не преследуют коммерческих целей или нарушение авторских прав
Главная страница Случайная страница Контакты