Z. Kąkol-Notatki do Wykładu z Fizyki

34-1

Wykład 34

34. Fale i cząstki

34.1

Fale materii

Omawiane na poprzednich wykładach doświadczenia były interpretowane raz

w oparciu o obraz falowy (np. dyfrakcja) innym razem w oparciu o model cząsteczkowy
(np. efekt Comptona).
Jeżeli światło ma dwoistą falowo-cząsteczkową naturę, to być może materia też ma taką
dwoistą naturę. Taką sugestię zaprezentował w 1924 L. de Broglie min. w oparciu ob-
serwację, że Wszechświat składa się wyłącznie ze światła i materii oraz że pod wieloma
względami przyroda jest zadziwiająco symetryczna. Chociaż materię traktowano jako
cząstki de Broglie zasugerował, że należy zbadać czy materia nie wykazuje również
własności falowych.

De Broglie nie tylko zaproponował istnienie fal materii ale również przewidział ich

długość. Założył, że długość przewidywanych fal materii jest określona tym samym
związkiem, który stosuje się do światła.

Analizując zderzenie fotonu z elektronem (efekt Comptona) zastosowano do tego

zderzenia zasadę zachowania pędu. Do tych obliczeń potrzebne było wyrażenie na

pęd

fotonu

.

λ

λ

h

c

hc

c

hv

c

E

mc

p

f

=

=

=

=

=

(34.1)

Analogiczne wyrażenie zostało zaproponowane przez de Broglia dla fal materii

p

h

=

λ

(34.2)

Wyrażenie to wiąże teraz pęd cząstki materialnej z długością przewidywanych fal mate-
rii.

Przykład 1

Jaką długość fali przewiduje równanie (34.2) dla obiektów „masywnych” np. dla piłki, o
masie 1 kg, poruszającej się z prędkością 10 m/s, a jaką dla „lekkich” np. elektronów
przyspieszonych napięciem 100 V?
Dla piłki p= mv = 1 kg·10 m/s = 10 kg m/s
Stąd długość fali de Broglie’a

m

10

6

.

6

kgm/s

10

Js

10

6

.

6

35

34

−

−

⋅

=

⋅

=

=

p

h

λ

Ta wielkość jest praktycznie równa zeru zwłaszcza w porównaniu z rozmiarami obiektu.
Doświadczenia prowadzone na takim obiekcie nie pozwalają więc na rozstrzygnięcie
czy materia wykazuje własności falowe (

λ

zbyt mała). Przypomnijmy, że falowy cha-

Z. Kąkol-Notatki do Wykładu z Fizyki

34-2

rakter światła przejawia się gdy wymiary liniowe obiektów są porównywalne z długo-
ścią fali.
Natomiast elektrony przyspieszone napięciem 100 V uzyskują energię kinetyczną

E

k

= eU = 100 eV = 1.6·10

-17

J

Prędkość jaką uzyskują elektrony wynosi

s

m

10

9

.

5

kg

10

1

.

9

J

10

6

.

1

2

2

6

31

17

⋅

=

⋅

⋅

⋅

=

=

−

−

m

E

k

v

Odpowiednia długość fali de Broglie’a wynosi

nm

12

.

0

m

10

2

.

1

s

m

kg

10

*

9

.

5

10

1

.

9

Js

10

6

.

6

10

6

31

34

=

⋅

=

⋅

⋅

⋅

=

=

=

−

−

−

v

m

h

p

h

λ

Jest to wielkość rzędu odległości między atomowych w ciałach stałych.
Można więc zbadać falową naturę materii (tak jak promieni Roentgena) skierowując
wiązkę elektronów, o odpowiedniej energii, na kryształ. Takie doświadczenie przepro-
wadzili w 1961 roku Davisson i Germer w USA oraz Thomson w Szkocji. Na rysunku

przedstawiono schemat aparatury pomiarowej.
Elektrony emitowane z ogrzewanego włókna przyspieszane są regulowanym napięciem.
Wiązka zostaje skierowana na kryształ niklu a detektor jest ustawiony pod pewnym
szczególnym kątem

ϕ. Natężenie wiązki ugiętej na krysztale jest odczytywane przy róż-

nych napięciach przyspieszających. Okazuje się, że prąd w detektorze ujawnia maksi-
mum dyfrakcyjne przy kącie równym 50° dla U = 54 V.
Jeżeli skorzystamy z prawa Bragga możemy obliczymy wartość

λ, dla której obserwu-

jemy maksimum w tych warunkach

w

łókno

wi

ązka

padaj

ąca

wi

ązka

odbita

kryszta

ł

detektor

ϕ

Z. Kąkol-Notatki do Wykładu z Fizyki

34-3

θ

λ

sin

2d

=

Dla niklu d = 0.091 nm. Ponieważ

ϕ = 50° więc

θ = 90° - ϕ/2 = 65° (rysunek obok). Długość fali ob-
liczona w oparciu o te dane wynosi:

λ = 2·0.091 nm·sin65° = 0.165 nm

Teraz w oparciu o znaną energię elektronów (54 eV)
obliczymy długość fali de Broglie’a analogicznie jak
w przykładzie 1

nm

165

.

0

=

=

p

h

λ

Ta doskonała zgodność stanowiła argument za tym, że w pewnych okolicznościach
elektrony wykazują naturę falową.
Dzisiaj wiemy, że inne cząstki, zarówno naładowane jak i nienaładowane, wykazują ce-
chy charakterystyczne dla fal. Dyfrakcja neutronów jest powszechnie stosowaną techni-
ką eksperymentalną używaną do badania struktury ciał stałych.
Tak więc, zarówno dla materii, jak i dla światła, musimy przyjąć istnienie dwoistego ich
charakteru.

34.2

Struktura atomu i fale stojące

Jeżeli na ruch fali nie ma żadnych ograniczeń to fala może mieć dowolną długość.

Inaczej sytuacja przedstawia się gdy ruch fal zostanie ograniczony przez nałożenie pew-
nych warunków fizycznych. Np. dla fal w strunie odpowiada to wyodrębnieniu odcinka
struny zamocowanego na obu końcach (np. struna w skrzypcach).
Występują wtedy dwie ważne różnice:

•

ruch jest teraz opisywany przez

falę sto-

jącą

(a nie bieżącą),

•

mogą występować tylko pewne długo-
ści fal tzn. mamy do czynienia

z kwan-

tyzacją

długości fali wynikającą z

ograniczeń nałożonych na falę (rysunki
obok).

Na rysunku tych widać trzy pierwsze stany
kwantowe dla drgającej struny.
Jeżeli więc ruch elektronów jest ograniczo-
ny w atomach to możemy się spodziewać
przez analogię, że:

•

ruch elektronów może być opisany przez

stojące fale materii

,

•

ruch ten zostaje

skwantowany

.

ϕ

θ

d

l

0

n = 1

0

l

n = 3

0

l

n = 2

Z. Kąkol-Notatki do Wykładu z Fizyki

34-4

Rysunek obok przedstawia stojącą falę ma-
terii związaną z orbitą o promieniu r. Dłu-
gość fali de Broglie’a została dobrana tak,
aby orbita o promieniu r zawierała całkowitą
liczbę n fal materii.
Wtedy otrzymujemy

λ

π

n

r

=

2

czyli

p

h

n

r

=

π

2

Prowadzi to natychmiast do

,....

3

,

2

,

1

2

=

=

=

n

h

n

pr

L

π

Warunek kwantyzacji Bohra jest teraz konsekwencją przyjęcia, że elektron jest
reprezentowany przez odpowiednią falę materii i zastosowania odpowiednich
warunków brzegowych.

34.3

Mechanika falowa

W 1926 roku E. Schr

ödinger sformułował

mechanikę falową

(jedno ze sformułowań

fizyki kwantowej) min. w oparciu o założenie, że stacjonarne stany w atomach odpo-
wiadają

stojącym falom materii

.

Dla fal w strunie zaburzenie może być opisane za pomocą poprzecznego wychylenia y,
dla fal elektromagnetycznych poprzez wektor natężenia pola elektrycznego E.
Analogiczną miarą dla fal materii jest

funkcja falowa

ψ

.

Teraz spróbujemy znaleźć taką funkcję dla prostego zagadnienia ruchu cząstki o masie
m pomiędzy sztywnymi ściankami odległymi o l (rysunek na następnej stronie).
Funkcję falową można otrzymać przez analogię do zagadnienia struny umocowanej na
obu końcach. Z warunków brzegowych wynika, że na obu końcach struny muszą wystę-
pować węzły. Oznacza to (przez to żądanie)

że długość fali jest skwantowana

:

...

,

2

,

1

2

lub

2

=

=

=

n

n

l

n

l

λ

λ

Zaburzenie falowe dla struny jest opisane przez falę stojącą (Wykład 15)

y(x,t) = 2Asinkxcos

ωt

dla której rozkład przestrzenny (amplitudy) jest dany przez

y(x) = Asinkx

r

Z. Kąkol-Notatki do Wykładu z Fizyki

34-5

gdzie k = 2

π/λ. Ponieważ λ jest skwantowane to k też jest skwantowane.

Prowadzi to do warunku

,......

2

,

1

,

sin

=

=

n

l

x

n

A

y

π

Wykres tej funkcji dla n =1, 2, 3 pokazany jest na stronie 34-3.

Rozważmy teraz cząstkę poruszającą się
pomiędzy sztywnymi ściankami (rysunek
obok). Ponieważ ścianki są sztywne, cząst-
ka nie może przeniknąć przez nie, tak więc
stojąca fala materii opisująca tę cząstkę ma
węzły na ściankach. Inaczej mówiąc funk-
cja falowa

ψ przyjmuje wartość zero w

punktach x = 0 i x = l.
W konsekwencji dopuszczalne fale materii
muszą mieć długość fal danych równaniem

...

,

2

,

1

,

2

lub

2

=

=

=

n

n

l

n

l

λ

λ

Ponieważ mówimy o fali materii (reprezentującej cząstkę) to jest to po prostu fala de
Broglie’a, dla której możemy zastąpić

λ przez h/p.

Prowadzi to do związku

l

nh

p

2

=

Widzimy, że

pęd cząstki uwięzionej pomiędzy ściankami jest skwantowany

.

Dla cząstki pęd p jest związany z energią kinetyczną E

k

relacją

m

p

m

E

k

2

2

2

2

=

=

v

Zestawienie tego równania z równaniem na pęd cząstki prowadzi do warunku kwanty-
zacji energii

......

,

2

,

1

,

8

2

2

2

=

=

n

ml

h

n

E

Cząstka nie może mieć dowolnej energii (jak w obrazie klasycznym) ale ściśle określo-
ne wartości dane powyższym równaniem.
Amplituda fal materii zmienia się tak samo jak amplituda dla fali stojącej w strunie tzn.
jest dana analogicznym równaniem:

,......

2

,

1

,

sin

=

=

n

l

x

n

A

π

ψ

(34.3)

l

m

v

Z. Kąkol-Notatki do Wykładu z Fizyki

34-6

34.4

Znaczenie funkcji

ψ

Funkcję

ψ skonstruowaliśmy przez analogię do funkcji opisującej amplitudę fali sto-

jącej w strunie. Ale nie wyjaśniony jest jeszcze sposób w jaki

ψ przedstawia ruch cząst-

ki. Wiemy już, że długość fali materii (de Broglie’a) wiąże się bezpośrednio z pędem
cząstki. Pozostaje wyjaśnić z czym wiąże się

ψ.

Jako pierwszy fizyczną interpretację funkcji falowej podał Max Born. Zasugerował, że

wielkość

ψ

2

w dowolnym punkcie przedstawia miarę prawdopodobieństwa, że cząstka

znajdzie się w pobliżu tego punktu tzn. w jakimś obszarze wokół tego punktu np. w prze-
dziale x, x+dx

.

Ta interpretacja funkcji

ψ daje statystyczny związek pomiędzy falą i związaną z nią

cząstką. Nie mówimy gdzie cząstka jest ale gdzie prawdopodobnie się znajdzie

.

Tak więc dla cząstki poruszającej się pomiędzy dwoma ściankami odległymi o l

,......

2

,

1

,

sin

2

2

=

=

n

l

x

n

A

π

ψ

(34.4)

nie opisuje położenia cząstki ale

rozkład (gęstość) prawdopodobieństwa

.

Na rysunku przedstawiona jest za-
leżność

ψ

2

(x) dla trzech pierwszych

stanów ruchu cząstki.
Zwróćmy uwagę, że przykładowo
dla n = 1 cząsteczka ma większą
tendencję (prawdopodobieństwo) do
przebywania w środku niż przy
ściankach. Jest to sprzeczne z fizyką
klasyczną, która przewiduje jedna-
kowe prawdopodobieństwo prze-
bywania cząstki gdziekolwiek po-
między ściankami (linie poziome na
rysunku). Podobnie jest dla wyż-
szych n. Oczywiście całkowite
prawdopodobieństwo

znalezienia

cząstki pomiędzy ściankami jest
równe jedności.
Zagadnienie cząstki poruszającej się
pomiędzy sztywnymi ściankami ma
mało realne zastosowanie w fizyce.
Dlatego poniżej pokazane są wyniki
zastosowania mechaniki falowej do
problemu atomu wodoru.
Sam problem jest trudny matema-

tycznie. Dlatego pokazane są tylko wyniki zależności

ψ(r) dla n = 1, 2, 3 dla orbitalnej

liczby kwantowej l = 0, (rozkład sferycznie symetryczny).

ψ

2

0

l

n = 2
E

2

= 4E

1

X

0

l

n = 3
E

3

= 9E

1

l

0

n = 1
E

1

= h

2

/ 8ml

2

Z. Kąkol-Notatki do Wykładu z Fizyki

34-7

Widać, że mamy ponownie do czynie-
nia z rozkładem prawdopodobieństwa.
Istnieje obszar w którym elektron może
przebywać (z niezerowym prawdopo-
dobieństwem). Mówimy o

orbitalach

zamiast o orbitach.
Linią przerywaną zaznaczono promie-
nie orbit przewidywane w modelu
Bohra.
Są, jak widać orbity dla których ta war-
tość odpowiada maksimum prawdopo-
dobieństwa znalezienia elektronu.

34.5

Zasada odpowiedniości

Chociaż teorie w fizyce mają ograniczenia to zazwyczaj w sposób ciągły dają wyniki

coraz mniej zgodne od doświadczenia, tzn. nie „urywają” się nagle.
Np. mechanika Newtonowska staje się coraz mniej dokładna gdy prędkość zbliża się do
prędkości światła.
Dla mechaniki kwantowej też istnieje taka granica. Fizyka kwantowa przechodzi w fi-
zykę klasyczną dla dużych liczb kwantowych. To twierdzenie nazywamy

zasadą odpo-

wiedniości

.

W przykładzie z wykładu 31 widzieliśmy, że dla makroskopowego wahadła nie uwi-
dacznia się natura kwantowa podobnie jak w układach makroskopowych nie widzimy
dyskretnej natury materii (cząsteczek, atomów, elektronów itp.).
Wyliczona wtedy względna zmiana energii wyniosła

∆

E/E = 4.7·10

-31

= hv/nhv

Stąd otrzymujemy bardzo dużą wartość liczby kwantowej n

≈

2·10

30

; może stosować

mechanikę klasyczną.

n =1

0

5

10

15

20

25

r/r

Bohra

n = 3

n = 2

ψ

(r

)

2

Z. Kąkol-Notatki do Wykładu z Fizyki

34-8

34.6

Zasada nieoznaczoności

W poprzednim paragrafie najbardziej szczegółową informacją jaką udało się uzy-

skać o ruchu elektronów były krzywe prawdopodobieństwa. Czy musimy zadowolić się
taką informacją czy też jest możliwy pomiar, który da nam odpowiedź na temat ewentu-
alnych orbit po których poruszają się elektrony?
Obserwacje przedmiotów opierają się na rejestrowaniu światła odbitego przez te przed-
mioty. Światło w „zderzeniu” z przedmiotem o dużej masie praktycznie nie zaburza je-
go ruchu, ale całkiem inną sytuację mamy w przypadku elektronów. Tutaj też spodzie-
wamy się, że zobaczymy elektron gdy odbijemy od niego światło (tak jak widzimy np.
stół rejestrując światło odbite od niego). W tym jednak przypadku elektron w zderzeniu
z fotonem dozna odrzutu, który całkowicie zmieni jego ruch (przypomnijmy sobie efekt
Comptona). Zmiany tej nie można uniknąć ani dokładnie ocenić. Gdyby więc istniały
orbity to byłyby one całkowicie niszczone przy próbie pomiarów mających potwierdzić
ich istnienie. Dlatego wolimy mówić o prawdopodobieństwie niż o orbitach.

Aby przetestować nasze możliwości pomiarowe rozważmy wiązkę elektronów pa-

dających z prędkością v

0

na szczelinę o szerokości

∆

y, tak jak na rysunku.

Jeżeli elektron przechodzi przez otwór to znamy jego położenie z dokładnością

∆

x.

Elektrony ulegają ugięciu na szczelinie tak, że na ekranie obserwujemy obraz dyfrakcyj-
ny. Oznacza to, że elektrony mają teraz oprócz prędkości poziomej także składową
w kierunku y (są odchylone). Spróbujmy ocenić tę składową pionową prędkości. Rozpa-
trzmy np. elektron padający na ekran w miejscu pierwszego minimum dyfrakcyjnego
(punkt a na rysunku poniżej). Pierwsze minimum jest dane równaniem

∆

ysin

θ = λ

a dla małego kąta

∆

y

θ

≅

λ

Aby elektron doleciał do punkt a (1-sze minimum) musi mieć prędkość pionową

∆

v

y

taką, że

0

sin

v

v

y

∆

=

≅

θ

θ

Korzystając z obu powyższych równań otrzymujemy

v

0

∆

y

θ

a

Z. Kąkol-Notatki do Wykładu z Fizyki

34-9

y

y

∆

=

∆

λ

0

v

v

lub inaczej

∆

v

y

∆

y =

λv

0

Długość fali wiązki elektronowej jest dana przez h/p czyli h/mv

0

. Podstawiając to do

ostatniego równania otrzymujemy

0

0

v

v

v

m

h

y

y

≅

∆

∆

co można zapisać

∆

p

y

∆

y

≅

h

Jeżeli chcemy poprawić pomiar y (zmniejszyć

∆

y) to w wyniku zmniejszenia szerokości

szczeliny otrzymujemy szersze widmo dyfrakcyjne (mocniejsze ugięcie). Inaczej mó-
wiąc zwiększone zostało

∆

p

y

. Równani to przedstawia ograniczenie nałożone na do-

kładność pomiarów przez przyrodę (nie ma nic wspólnego z wadami aparatury pomia-
rowej).
Równanie to jest szczególnym przypadkiem ogólnej zasady podanej przez
W. Heisenberga znanej jako

zasada nieoznaczoności

.

W zastosowaniu do pomiaru pędu i położenia głosi ona, że

h

z

p

h

y

p

h

x

p

z

y

x

≥

∆

∆

≥

∆

∆

≥

∆

∆

(34.5)

Tak więc żadna składowa ruchu elektronu nie może być określona z nieograniczoną do-
kładnością. Ta sama zasada obowiązuje w odniesieniu do energii i czasu.