Wykład 3 i 4 - Zakład Biofizyki
Transkrypt
Wykład 3 i 4 - Zakład Biofizyki
r. akad. 2012/2013 Mechanika kwantowa wykład III-IV Podstawy Procesów i Konstrukcji Inżynierskich Mechanika kwantowa Zakład Biofizyki Zakład Biofizyki 1 Mechanika kwantowa Falowa natura materii Zarówno fale elektromagnetyczne (fotony) jaki i elektrony lub inne obiekty mikroświata, w jednych zjawiskach mogą zachowywać się jak fala, a w innych jak cząstka tzn. wykazują zarówno własności falowe jak i korpuskularne λX Doświadczenie Thomsona: dyfrakcja elektronów na cienkiej folii polikrystalicznej Doświadczenie Davissona-Germera: falowe własności elektronów Zakład Biofizyki Doświadczenie Sterna: dyfrakcja atomów wodoru i helu na kryształach fluorku litu i chlorku sodu 2 Mechanika kwantowa Równanie de Broglie’a i Einsteina Poniższe równania wiążą cechy falowe z korpuskularnymi: Ef =mf c2 Ef =hν hv= mf c2 równanie de Broglie’a – wiąże długość fali z pędem Zakład Biofizyki 3 Mechanika kwantowa Zasada komplementarności cechy falowe i korpuskularne uzupełniają się wzajemnie, dając pełny opis danego obiektu w danym pomiarze stosuje się tylko jeden model, zatem w tych samych warunkach nie można stosować obu modeli dany obiekt fizyczny, rejestrowany w wyniku pewnego rodzaju oddziaływania, zachowuje się jak cząstka w tym sensie, że jest zlokalizowany (posiada określoną wielkość, kształt i masę), natomiast kiedy porusza się – zachowuje się jak fala, która nie jest zlokalizowana, lecz rozciąga się w przestrzeni Zakład Biofizyki 4 Mechanika kwantowa Zasada nieokreśloności (Zasada nieoznaczoności Heisenberga) Nie można z dowolnie dużą dokładnością określić obu wielkości występujących w równaniu tj. pędu i położenia lub energii i czasu; iloczyn nieokreśloności obu wielkości nie może być mniejszy od ħ/2 (ħ – h/2π) h ∆ x∆ p ≥ 2 h ∆ E∆ t ≥ 2 ħ jest ona wynikiem dwoistości materii mało istotna w makroskali h ∆ x∆ υ ≥ 2m Zakład Biofizyki Ze wzrostem masy nieoznaczoność staje się mniejsza; dla ciał makroskopowych nieoznaczoność zanika i zarówno położenie jak i prędkość ciała mogą być określone dokładnie 5 Mechanika kwantowa Zasada nieokreśloności cd.: bardzo ważna dla rozważania cząstek elementarnych Doświadczenie Bohra – wyznaczanie położenia elektronu Aby zaobserwować elektron należy go oświetlić. Fotony oddziałują z cząstką powodując jej odrzut w wyniku zjawiska Comptona Zasada nieoznaczoności odnosi się do samego procesu pomiaru i wyraża fakt, że pomiędzy obserwatorem a obiektem istnieje zawsze pewne oddziaływanie. Nie ma sposobu na uniknięcie tego oddziaływania lub na uwzględnienie go przed pomiarem. Zakład Biofizyki 6 Mechanika kwantowa Paczki fal Fala materii związana z poruszającym się elektronem składa się z nieskończonych ciągów falowych. Amplituda takiej fali jest modulowana tak, że różni się od zera tylko w obszarze przestrzeni w pobliżu cząstki, której ruch opisuje. Fala materii ma więc postać grupy fal (paczek fal) poruszających się z tą samą prędkością co rozważana cząstka. ω ≡ (ω1 + ω 2 ) / 2 ∆ω ≡ (ω 2 − ω 1 ) / 2 S (t ) = cos(ω + ∆ω )t + cos(ω − ∆ω )t korzystając ze związku S (t ) = 2 cos(∆ωt ) cos ω t = A(t ) cos ω t otrzymamy gdzie cos A + cos B = 2 cos( A−2 B ) cos( A+2 B ) A( t ) = 2 cos(∆ωt ) Zakład Biofizyki funkcja modulująca (obwiednia) 7 Mechanika kwantowa Paczki fal- prędkość grupowa Prędkość paczki fal lub funkcji modulującej nazywa się prędkością grupową Fala będąca sumą dwóch fal o zbliżonych długościach fali: y( x , t ) = cos[(ω + ∆ω )t − ( k + ∆k ) x ] + cos[(ω − ∆ω )t − ( k + ∆k ) x ] gdzie k = 2π / λ korzystając ze związku otrzymamy średnia liczba falowa cos A + cos B = 2 cos( A−2 B ) cos( A+2 B ) y( x , t ) = 2 cos[(∆ω )t − ( ∆k ) x ] cos(ω t − k x ) A( x , t ) = 2 cos[(∆ωt − ( ∆k ) x ] x ∆ω lub, gdy (∆ ω t − ∆ k x ) = 0 = t ∆k funkcja modulująca dω υg = dk Zakład Biofizyki osiąga maksimum gdy prędkość grupowa 8 Mechanika kwantowa Paczki fal- prędkość grupowa Ze związku de Broglie’a wynika, że dla wszystkich cząstek p= h 2π h k = hk = 2π λ 2π gdzie h= h 2π k= 2π λ E = hf = h 2πf = hω Podstawiając powyższe równania do otrzymamy υg = υ Zakład Biofizyki (hk ) 2 hω = 2m E = p 2 / 2m różniczkujemy po k dω hk p = = =υ dk m m Oznacza to, że prędkość grupy fal materii jest równa prędkości cząstki, której ruch opisuje. 9 Mechanika kwantowa Funkcja falowa własności falowe cząstki (lub innego obiektu) w mechanice kwantowej opisuje funkcja falowa Ψ. Jest to w ogólnym przypadku zespolona funkcja współrzędnych przestrzennych oraz czasu: Ψ(x,y,z,t) funkcja falowa opisuje prawdopodobieństwo, że jeśli pomiar nastąpił w chwili t to cząstka znajduje się pomiędzy x i x+dx. Prawdopodobieństwo znalezienia cząstki określa kwadrat modułu funkcji falowej ∗ Ψ Ψ= Ψ 2 Funkcja gęstości prawdopodobieństwa napotkania elektronu atomu wodoru dla pierwszych liczb kwantowych n=1,2,3, z l=0,1,2 Zakład Biofizyki 10 Mechanika kwantowa Funkcja falowa cd.: wielkość Ψ = ∆p / ∆V nazywamy gęstością prawdopodobieństwa znalezienia cząstki w chwili t w pewnym punkcie przestrzeni, w otoczeniu którego wybrano element objętości ∆V 2 wielkość ∫Ψ 2 dV = p V gdzie ∆V jest małą objętością w przestrzeni, jest równa prawdopodobieństwu znalezienia cząstki w chwili t w objętości ∆V prawdopodobieństwo tego, że cząstka znajduje się „gdziekolwiek” w przestrzeni wynosi 1. ∫Ψ 2 dV = 1 ∞ Warunek powyższy nosi nazwę warunku normalizacji a funkcję Ψ spełniającą ten warunek nazywamy funkcją unormowaną Zakład Biofizyki 11 Mechanika kwantowa Równanie Schrödingera Funkcję falową Ψ dla danej cząstki otrzymujemy rozwiązując równanie różniczkowe nazywane równaniem Schrödingera. Równanie nazywamy stacjonarnym, jeśli energia potencjalna cząstki nie zależy od czasu. 2m d Ψ = − 2 [ E − U ( x)]Ψ 2 dx h 2 Erwin SCHRÖDINGER (1887 – 1961), fizyk austriacki Rozwiązaniem tego równania jest możliwe tylko dla pewnych wartości energii En, które nazywamy wartościami własnymi, a odpowiadające funkcje Ψn nazywamy funkcjami własnymi. Zakład Biofizyki 12 Mechanika kwantowa Przejście cząstek przez bariery potencjału Rozpraszanie cząstki – próg potencjału I U E I I Uo 0 KLASYCZNIE x Cząstka o energii E poruszająca się w obszarze x<0 dozna działania opóźniającej siły w punkcie x=0 . Działanie to spowolni cząstkę (wyhamuje) i wejdzie ona w obszar x>0. Jej całkowita energia pozostanie stała.: Zakład Biofizyki 13 Mechanika kwantowa Przejście cząstek przez bariery potencjału Rozpraszanie cząstki – próg potencjału I KWANTOWO U E<Uo II Uo 0 Obszar I Rozwiązanie równania ma postać padającej i odbitej fali de Broglie’a Ψ1 ( x) = Ae ik1x − Be − ik1x x gdzie A – amplituda fali padającej, B – amplituda fali odbitej Obszar II h2 d 2 − Ψ ( x) + U o Ψ ( x) = EΨ ( x) 2 2m dx Rozwiązanie równania ma postać Zakład Biofizyki Ψ2 ( x) = Ce ik 2 x − De −ik 2 x gdzie 14 Mechanika kwantowa Przejście cząstek przez bariery potencjału Rozpraszanie cząstki – próg potencjału I KWANTOWO U E<Uo II Uo 0 x Współczynnik odbicia Dla E<Uo wszystkie cząstki zostają odbite od bariery potencjalnej w postaci schodka Zakład Biofizyki 15 Mechanika kwantowa Przejście cząstek przez bariery potencjału Rozpraszanie cząstki – próg potencjału U I II KWANTOWO E>Uo Uo 0 Obszar I Rozwiązanie równania ma postać padającej i odbitej fali de Broglie’a Ψ1 ( x) = Ae ik1x − Be − ik1x x gdzie A – amplituda fali padającej, B – amplituda fali odbitej Obszar II Rozwiązanie h2 d 2 − Ψ ( x) + U o Ψ ( x) = EΨ ( x) 2 2m dx ik x − ik x równania ma postać Ψ2 ( x ) = Ce 2 − De 2 gdzie Jeżeli cząstka pada na barierę potencjału z lewej strony (z obszaru 1, to nie ma w obszarze II źródeł rozpraszania stąd należy przyjąć D=0 Zakład Biofizyki 16 Mechanika kwantowa Przejście cząstek przez bariery potencjału Rozpraszanie cząstki – próg potencjału U I II KWANTOWO E>Uo Uo 0 x Współczynnik odbicia Współczynnik przejścia Zakład Biofizyki 17 Mechanika kwantowa Przejście cząstek przez bariery potencjału Bariera potencjału o skończonej szerokości I KWANTOWO U II III Uo 0 L x Obszar I Obszar II h2 d 2 − Ψ ( x) + U o Ψ ( x) = EΨ ( x) 2m dx 2 Obszar III Zakład Biofizyki 18 Mechanika kwantowa Cząstka w jamie (studni) potencjału Jeśli energia potencjalna jest równa zeru w obszarze [0,L] a poza nim U0. (U0 →∞) to taki kształt energii nazywamy jamą (studnią) potencjału. Równanie Schrödingera ma w tym wypadku postać (U(x)=0) h2 d 2 − Ψ ( x ) = EΨ ( x ) 2 2m dx Zakład Biofizyki 19 Mechanika kwantowa Cząstka w jamie (studni) potencjału Funkcja falowa cząstki jest superpozycją fali rozchodzącej się w prawo i w lewo. Ψ ( x ) = Be ikx − Be − ikx = B(e ikx − e − ikx ) korzystając z e ikx − e − ikx sin kx = 2i otrzymamy Funkcja Ψ(x) misi spełniać warunki brzegowe: Ψ ( L) = O ⇔ kL = nπ ⇒ k n = n Ψ ( 0) = 0 oraz A = 2 Bi Ψ ( L) = 0 π L W studni potencjału powinna mieścić się całkowita liczba połówek fal Ψn ( x ) = A sin( nπ / L) x Zakład Biofizyki Ψ( x ) = A sin kx 1 L = n( λ ) 2 dla n=1,2,3,… 20 Mechanika kwantowa Cząstka w jamie (studni) potencjału cd.: Odpowiadające tym funkcjom pędy: pn = hk n = n πh L Tym wartościom pędu odpowiadają następujące energie kinetyczne: pn2 En = 2m En = n 2 2 π h 2 2mL Najmniejsza wartość energii wynosi π2ħ2/(2mL2) (dla n=1) nosi nazwę energii zerowej a odpowiadająca tej energii funkcja falowa jest dokładnie polówką fali sinusoidalnej Zakład Biofizyki 21 Mechanika kwantowa Studnia potencjału o skończonej głębokości Poziomy energetyczne oraz trzy fale stojące najniższego rzędu (odpowiadające energiom E1, E2, E3) dla elektronu w studni potencjału o szerokości 10-10m. Linia ciągła-poziomy studni potencjału o głębokości 800eV; linia przerywana-nieskończenie głęboka studnia potencjału Zakład Biofizyki 22 Mechanika kwantowa Oscylator harmoniczny klasycznie oscylatorem harmonicznym nazywamy cząstkę o masie m wykonującą jednowymiarowy ruch pod wpływem sprężystej siły F=-kx, gdzie k jest współczynnikiem sprężystości w ujęciu klasycznym energia potencjalna takiej cząstki wynosi U(x) = kx2 2 = mω 2 x 2 2 w mechanice kwantowej zagadnienie oscylatora harmonicznego rozwiązujemy równaniem Schrödingera; jako energię potencjalną wstawiamy 2 mωkl x 2 U(x) = 2 d 2Ψ 2m 1 2 2 = − (E − mω kl x )Ψ 2 2 dx h 2 Proponowane rozwiązanie Ψ(x) = e − ax 2 d 2Ψ − ax 2 2 2 − ax 2 = −2ae + 4a x e 2 dx Zakład Biofizyki 23 Mechanika kwantowa Oscylator harmoniczny ( −2a + 4a x )e 2 2 − ax 2 2m 1 2 2 − ax 2 = − 2 (E − mωkl x )e h 2 Porównujemy współczynniki przy x2 2 2 m ω mωkl 4a 2 = 2 kl → a = h 2h Porównujemy wyrazy stałe wówczas Ψ1 ( x ) = e 2mE − 2a = − 2 h 1 E = hω kl 2 − ( m ω kl / 2 h ) x 2 Fala następnego rzędu ma postać: Ψ2 ( x ) = xe Zakład Biofizyki − ( m ω kl / 2 h ) x 2 Z energią własną: 3 E = hω kl 2 24 Mechanika kwantowa Oscylator harmoniczny Różnica pomiędzy dwoma przyległymi poziomami wynosi E 2 − E 1 = hω Uogólniając, wzór na wartości własne ma postać: 1 E n = ( n − )hω kl 2 W fizyce klasycznej energia cząstki może mieć każda wartość nie wyłączając zera. W teorii kwantowej możliwe są tylko dozwolone wartości energii Zakład Biofizyki 25 Mechanika kwantowa Zastosowania Reakcja fuzji termojądrowej, jądra deuteru i trytu łączą się, powstaje jądro helu, neutron i wydzielana jest energia Fuzja jądrowa będąca źródłem energii Słońca zachodzi w dużym stopniu dzięki zjawisku tunelowemu. Zjawisko to umożliwia pokonanie bariery odpychania kulombowskiego jąder atomów w temperaturze niższej, niż wynikałoby to z praw termodynamiki. Efekt tunelowy stwarza również nadzieje na obniżenie temperatury fuzji przeprowadzanej w sposób kontrolowany. Źródło: Wikipedia Zakład Biofizyki 26 Mechanika kwantowa Zastosowania Dzięki zjawisku tunelowemu następuje emisja cząstek α w procesie rozpadu promieniotwórczego masywnych jąder atomowych. Rozpad α Źródło: www.libray.thinkquest.org Zakład Biofizyki 27 Mechanika kwantowa Zastosowania We współczesnej technice na zjawisku tunelowym oparte jest funkcjonowanie wielu półprzewodnikowych elementów elektronicznych (np. dioda tunelowa) oraz urządzeń takich jak skaningowy mikroskop tunelowy. DIODA DIODA TUNELOWA Źródło: www.marekwierzbicki.cba.pl Zakład Biofizyki 28