Luku 9: Kvanttimekaniikan soveltaminen eri liiketyyppeihin:

Transkriptio

1 Luku 9: Kvanttimekaniikan soveltaminen eri liiketyyppeihin: Translaatioliike (hiukkanen laatikossa) Rotaatio eli pyörimisliike Vibraatio eli värähdysliike 1

2 Vapaan hiukkasen (V =0) Schrödingerin yhtälön ratkaisuna saatiin aaltofunktio ja kokonaisenergia: " k = Ae ikx + Be #ikx E k = k 2 h 2 2m (tiettyä k-arvoa vastaava energia) Havaitaan, että vapaan hiukkasen energia ei ole kvantittunut Kvantittuminen aiheutuu hiukkasen liikkeeseen kohdistuvista reunaehdoista Yksinkertaisin reunaehdot sisältävä malli on hiukkanen 1-ulotteisessa laatikossa 2

3 Potentiaalienergia V = 0 laatikon sisällä V = seinämällä Hiukkanen ei voi mennä seinälle Seinä on lisäksi äärettömän paksu Aaltofunktio alueessa, jossa V =0 " k = Ae ikx + Be #ikx = A(coskx + isinkx) + B(coskx # isinkx) = (A + B)coskx + (A # B)isinkx Merkitään: (A+B) = C ja (A-B) = D " k = Ccoskx + Disinkx 3

4 Koska hiukkanen ei voi mennä seinälle (sen potentiaalienergia olisi ääretön), täytyy seuraavien reunaehtojen olla voimassa: " k (0) =" k (L) = 0 Tästä seuraa, että hiukkasen energia on kvantittunut: E = n 2 h 2 8"L 2 n = 1,2,... Kvantittumisesta johtuen myös aaltofunktio lausutaan k:n asemasta n:n funktiona ( kl = n" ): " n = Csin(n#x /L) Vakio C saadaan normittamalla aaltofunktio: $ L L n#x " 2 dx = C 2 sin 2 L = C 2 L $ =1 C = " 2 % $ # L ' & 1/ 2 4

5 E n = n 2 h 2 8mL 2 Tilojen välinen energiaero: E n +1 " E n = (n +1)2 h 2 8mL 2 " n 2 h 2 8mL 2 = (2n +1) h 2 8mL 2 # " n = 2 & % ( $ L' 2 # sin n)x & % ( $ L ' ratkaisut ovat ns. seisovia aaltoja (reaalinen aaltofunktio) vrt. vapaan hiukkasen ratkaisu (kompleksinen aaltofunktio) 5

6 Johtamamme aaltofunktiot eivät ole liikemääräoperaattorin ominaisfunktioita: ˆ p x = h i " 2 % $ ' # L& 1/ 2 h d dx ; i d dx " " n(x %% $ sin$ ' # # L && ' = " 2 % $ # L ' & 1/ 2 h i " n(x % cos$ ' # L & Onko liikemäärä määritelty? Aaltofunktio voidaan kuitenkin kirjoittaa superpositiona kahdesta liikemääräoperaattorin ominaisfunktiosta: # " n = 2 & % ( $ L' 1/ 2 sin n)x L = 1 # 2 & % ( 2i $ L' 1/ 2 ( e ikx * e *ikx ) p x = +hk p x = "hk k = n" L 6

7 Koska molempien ominaisarvojen todennäköisyydet ovat samat, saadaan klassisen mekaniikan kuvaa vastaava tulos jossa hiukkanen liikkuu edes takaisin seinien väliä Merkittävä ero klassiseen mekaniikkaan on se, että hiukkasen alin energia E 1 = h 2 8mL " 0 ns. nollapiste-energia 2 Hiukkasen paikan todennäköisyystiheys saadaan: " 2 (x) = 2 L sin2 n#x L 7

8 Kutakin energian ominaisarvoa E n vastaavat aaltofunktiot ovat keskenään ortogonaalisia: $ " n *" n' d# = 0 L % esim. " 1 *" 3 d# = 2 L 0 L % 0 sin $x L sin 3$x L dx = 0 8

9 Tarkastellaan seuraavaksi hiukkasta 2-ulotteisessa laatikossa, ts. hiukkasta, joka on vangittu pinnalle: 9

10 Schrödingerin yhtälö saa nyt muodon: " h2 2m %# 2 $ #x + # 2 $ ( ' * = E$ & 2 #y 2 ) Yhtälö ratkaistaan siten, että kirjoitetaan aaltofunktio tulona kahdesta funktiosta, joista toinen riippuu x:stä ja toinen y:stä (muuttujien separoiminen) "(x, y) = X(x)Y(y) sij. Schrödingerin yhtälöön: " 2 # "x = Y d 2 X 2 2 dx ;" # 2 "y = X d 2 Y 2 dy 2 # 2m Y d 2 X % $ dx 2 " h2 + X d 2 Y dy 2 & ( = EXY ' 1 X d 2 X dx Y d 2 Y dy = " 2mE 2 h 2 10

11 x- ja y-suuntaiset liikkeet ovat toisistaan riippumattomia, jolloin E = E x + E y ja ongelma palautuu kahdeksi normaaliksi differentiaaliyhtälöksi: 1 X d 2 X dx 2 = " 2mE x 1 h 2 Y d 2 Y dy = " 2mE y 2 h 2 ratkaisut identtisiä 1-ulotteisen tapauksen kanssa: " X n1 (x) = 2 % $ ' # L 1 & 1/ 2 sin n (x " 1 ;Y n2 (y) = 2 % $ ' L 1 # L 2 & 1/ 2 sin n 2 (x L 21 n 1 kvanttiluku liittyy x-suuntaan n 2 kvanttiluku liittyy y-suuntaan Kokonaisaaltofunktio saadaan tulona: " n1 n 2 (x, y) = 2 ( L 1 L 2 ) sin n 1#x sin n 2#x 1/ 2 L 1 L 2 0 " x " L 1 ;0 " y " L 2 " Kokonaisenergia saadaan summana: E n1,n 2 = n L + n 2 % 2 $ 2 ' h2 # 1 L 2 & 8m 11

12 n 1 =1;n 2 =1 n 1 =1;n 2 = 2 n 1 = 2;n 2 =1 n 1 = 2;n 2 = 2 sama energia kahdesti degeneroitunut tila 12

13 aaltofunktiot ψ 1,2 ja ψ 2,1 ovat keskenään degeroituneita eli niillä on sama energian ominaisarvo degeneraatio aiheutuu tarkasteltavan systeemin symmetriasta. Degeneroituneet aaltofunktiot voidaan muuttaa toisikseen symmetriaoperaatioiden avulla ψ 1,2 ja ψ 2,1 muuntuvat toisikseen 90 asteen kierron avulla 13

14 Mielenkiintoinen ilmiö havaitaan tilanteessa, jossa potentiaalienergia on äärellinen seinällä. Nyt aaltofunktion ei tarvitse noudattaa ehtoa ψ(seinällä) = 0 vaimenee mutta ei häviä Ilmiötä kutsutaan tunneloitumiseksi ja sen mukaan hiukkanen voi mennä potentiaaliseinämän läpi vaikka hiukkasen energia E<V. 0 L 14

15 Aaltofunktio alueessa x<0 vastaa vapaan hiukkasen tilannetta: " = Ae ikx + Be #ikx kh = ( 2mE) 1/ 2 Tarkastellaan tilannetta seinämän sisällä tapauksessa E<V: " h2 2m d 2 # + V# = E# 2 dx Ratkaisuna saadaan superpositio kahdesta reaalisesta funktiosta: " = Ce #x + De $#x #h = { 2m( V $ E) } 1/ 2 Seinämän ulkopuolella (x>l) ratkaisu on taas tuttu: " = A'e ikx + B'e #ikx kh = ( 2mE) 1/ 2 15

16 +hk tn " A 2 "hk tn " B 2 +hk tn " A' 2 Kokonaisaaltofunktio saadaan ehdoista, että aaltofunktion tulee olla jatkuva ja derivoituva piteissä x=0 ja x=l 16

17 pisteessä x=0 e 0 =1 A + B = C + D pisteessä x=l Ce "L + De #"L = A'e ikl + B'e #ikl jatkuvuusehdot pisteessä x=0 ika " ikb = #C "#D derivoituvuusehdot pisteessä x=l "Ce "L #"De #"L = ika'e ikl # ikb'e #ikl Fysikaalisista syistä B = 0 Tunneloitumistodennäköisyys (transmission probability) T = A' 2 A 2 ( ) 2 % = ' 1+ e "L # e #"L & 16$(1# $) (' ) ' * + ' #1 " = E /V Tapauksessa jossa κl>>1, ts potentiaalivalli on korkea T =16"(1#")e #2$L 17

18 Tunneloitumistodennäköisyys pienenee eksponentiaalisesti potentiaaliseinämän paksuuden funktiona Tunneloitumistodennäköisyys riippuu hiukkasen massasta (T m 1/2 ) numerot viittaavat suureen L( 2mV ) 1/ 2 /h arvoon Huomaa, että vaikka E>V hiukkanen ei kuitenkaan etene esteettä vallin yli! 18

19 Tunneloitumista hyödynnetään STM (scanning tunnelling microscopy) mikroskopiassa, joka on eräs SPM (scanning probe microscopy) mikroskopian laji 19

20 elektronit tunneloituvat pinnan ja kärjen välillä tunneloitumisvirta on riippuvainen pinnan topografiasta. Saadaan erittäin tarkka kuva pinnan rakenteesta 20

21 Cs atomit gallium arsenidin pinnalla 21

22 Värähdys (vibraatio) liike Yksinkertainen lähtökohta on olettaa, että värähtely noudattaa Hooken lakia: x Palauttava voima F = -kx; k = jousivakio Potentiaalienergia V = 1/2 kx 2 Tällaista värähtelijää kutsutaan harmoniseksi värähtelijäksi. Harmoninen värähtelijä on yksinkertainen malli atomien värähtelylle molekyyleissä 22

23 Kvanttimekaanista harmonista värähtelijää kuvaa Schrödingerin yhtälö: " h2 2m d 2 # dx kx 2 # = E# Yhtälön ratkaisuna saadaan värähtelijän energiatilat E v = (v + 1)h" " = # k & 2 % ( $ m' 2 v=0,1,2,... värähdyskvanttiluku ω= kulmataajuus = 2πf k = potentiaalin muotoa kuvaava voimavakio k = d 2 dx 2 V (x) Alin energia (nollapisteenergia): E 0 = 1 2 h" 23

24 Harmonisen värähtelijän Schrödingerin yhtälön ratkaisuna saadaan aaltofunktiot, jotka ovat tyyppiä: " v (x) = N v H v (y)e #y 2 / 2 % ( y = x /$ $ = ' h2 * & mk ) N v = normitusvakio; H v = Hermiten polynomi Hermiten polynomit ovat differentiaaliyhtälön 1/ 4 H v ''"2yH v '+2vH v = 0 ratkaisuja Hermiten polynomien rekursiorelaatio: H v +1 " 2yH v + 2vH v"1 = 0 Hermiten polynomien ortogonaalisuus: # $ H v' H v e "y 2 dy = "# ' 0, jos v'% v ( )& 1/ 2 2 v v! jos v'= v 24

25 25

26 Aaltofunktio " v (x) = N v H v (y)e #y 2 / 2 polynomin lisäksi Gaussin funktiosta koostuu Hermiten 26

27 Perustilan aaltofunktio: " 0 (x) = N 0 H 0 (y)e #y 2 / 2 = N 0 e #x 2 / 2$ 2 1. Viritystilan (v=1) aaltofunktio 27

28 aaltofunktioita "v! todennäköisyystiheyksiä "v 2! 28

29 Pyörimis- eli rotaatioliike 1. Pyöriminen 2-ulotteisessa renkaassa 2. Pyöriminen pallon pinnalla (3-ulotteinen tapaus) Pyörimisliikkeen kuvaamisessa käytetään liikemäärän asemasta pyörimismäärää J ja massan asemasta hitausmomenttia I E = J 2 z 2I J z = ± pr 29

30 Voimme ymmärtää pyörimisliikkeen kvantittumisen sijoittamalla debroglien tuloksen J z :n lausekkeeseen: J z = ± hr " Ympyräradalla liikkuvaa hiukkasta voidaan siis kuvata aallolla. Reunaehtona on kuitenkin, että aallon pitää toistaa itsensä täydellä (2π) kierroksella huono ratkaisu hyvä ratkaisu 30

31 Vain tietyt sopivat aallonpituudet toteuttavat tämän ehdon: Sijoittamalla tämä tulos: " = 2#r m l m l = 0,±1,±2,... Vastaavasti pyörimisenergia: J z = ± hr " = m lhr 2#r = m lh 2# = m l h E = J 2 z 2I = m l 2I huomaa, että tapausta m l =0 lukuunottamatta energiatilat ovat kahdesti degeneroituneita (+ m l ja - m l antavat saman energian) 2 h 2 2-uloitteista pyörimistä (hiukkanen renkaan kehällä) kuvaa aaltofunktio: " ml (#) = 1 (2$) 1/ 2 eim l# 31

32 Ongelmaamme on yksinkertaisinta tarkastella ns. sylinterikoordinaatistossa ˆ H = " h2 2m $ # 2 #x + # 2 ' & ) % 2 #y 2 ( " 2 "x 2 + " 2 "y 2 = " 2 "r r " "r + 1 r 2 " 2 "# 2 0 (koska r on vakio) x = rcos" y = rsin" = " h2 d 2 2mr 2 d# = h2 2 2I d 2 d# 2 I = hitausmomentti ratkaisuna aaltofunktio: " ml (#) = eim l# (2$) 1/ 2 32

33 Aaltofunktion tulee noudattaa syklistä reunaehtoa: " ml (# + 2$) =" ml (#) " ml (# + 2$) = eim l (# +2$) = eiml# e 2$iml =" (2$) 1/ 2 (2$) 1/ 2 ml (#)e 2$im l e i" = cos" # isin" = #1 " ml (# + 2$) = (%1) 2m l " m l (#) jotta tämä ehto toteutuisi täytyy ("1 ) 2m l =1 m l = 0,±1,±2,... 33

34 3-ulotteinen pyörimisliike (hiukkanen pallon pinnalla) edellyttää aaltofunktiolta kahta syklistä reunaehtoa Schrödingerin yhtälö on muotoa: " 2 = # 2 # 2 #r r " h2 2m # 2 $ = E$ #x 2 + # 2 #y 2 + # 2 #z 2 = # #r + 1 & 1 # 2 r 2 sin 2 $ #% + 1 # 2 sin$ #$ sin$ # ) ( + ' #$ * Koska r = vakio: 1 r 2 "2 # = 2mE # h 2 " 2 ratkaisuna saadaan kulmista riippuva funktio: " #,$ jolle voidaan tehdä muuttujien separointi ( ) = % # ( )& $ ( ) 34

35 Ratkaisut sisältävät nyt kaksi kvanttilukua: l = 0,1,2,... m l = l,l "1,...,"l ratapyörimismäärä kvanttiluku (orbital angular momentum quantum number) magneettinen kvanttiluku Normitettuja aaltofunktioita kutsutaan palloharmonisiksi funktioiksi Y l,ml (",#) Palloharmoniset funktiot ovat keskenään ortogonaalisia: $ % 0 2$ % 0 Y l',ml '(",#)Y l,ml (",#) = 0 35

36 36

37 nollakohdat (solmutasot) Varsinaiset funktiot 37

38 Solmutasojen (nodal plane) lukumäärä kasvaa l:n funktiona. m l = 0 ratkaisuissa ei esiinny solmuja tasossa johon kuuluu z-akseli. Fysikaalinen tulkinta on, että näissä tiloissa ei ole z-akselin suuntaista pyörimismäärää Pyörimisenergia on kvantittunut kvanttiluvun l suhteen: E = l(l +1) h2 2I Kutakin l-arvoa vastaa 2l+1 m l arvoa, joten kukin energiatila on (2l+1)-kertaisesti degeneroitunut Pyörivän kappaleen energia voidaan aina liittää sen pyörimismäärään. Kvanttimekaniikan mukaan : pyörimismäärävektorin pituus = { l(l + 1) } 1/ 2 h vektorin z " komponentinpituus = m l h 38

39 z-komponentin kvantittuminen vastaa klassisessa fysiikassa tilannetta, että pyöriminen olisi sallittu vain tietyissä pyörimistasoissa. Ilmiötä kutsutaan avaruuden kvantittumiseksi (space quantization) 39

40 vain pyörimismäärän z-komponentti on kiinnitetty 40

41 Stern ja Gerlach tutkivat Ag atomien muodostamaa suihkua epähomogeenisessa magneettikentässä klassisen fysiikan ennustama tulos kokeellinen havainto. Näytteessä on ikään kuin kahdenlaisia atomeita, jotka vuorovaikuttavat magneettikentän kanssa eri tavoin 41

42 Tulos tulkittiin johtuvaksi pyörimismäärän z-komponentit kvantittumisesta Mutta kokeessa havaittiin vain kaksi orientaatiota, ts. se vastaisi tilannetta missä l=1/2 Pian ymmärrettiin, että havainto liittyy elektronin sisäiseen pyörimismäärään, jota kutsutaan spinniksi Elektronin spin s=1/2 ja sen komponentit m s =±1/2 Joskus käytetään merkintöjä (spin ylös) ja (spin alas) Spin ei rajoitu elektroneihin. Hiukkaset, joiden spin on puoliluku ovat fermioneja. Hiukkaset, joiden spin on kokonaisluku (tai nolla) ovat bosoneja 42