Feynmann - Feynmann 9

§ 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 па 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:

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

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 а (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 х 1 (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 < E .

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 х 1 . Поскольку V в точке х 1 равно Е а , то кривизна функции в этой точке равна нулю. Между х 1 и х 2величина 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 x 1 и x 2, 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 х 2 . Там она искрив­ляется прочь от оси и движется к большим положительным зна­чениям (фиг. 14.6).