plik


ÿþFIZYKA dla IN{YNIERÓW Zbigniew Kkol WydziaB Fizyki i Informatyki Stosowanej Akademia Górniczo-Hutnicza Kraków 2006 MODUA X ModuB X  ZwiatBo a fizyka kwantowa 32 ZwiatBo a fizyka kwantowa 32.1 Promieniowanie termiczne Z codziennego do[wiadczenia wiemy, |e rozgrzane do wysokiej temperatury ciaBa s zródBami [wiatBa widzialnego. Typowym przykBadem s wolframowe wBókna |arówek. Promieniowanie wysyBane przez ogrzane ciaBa nazywamy promieniowaniem termicznym . Wszystkie ciaBa emituj takie promieniowanie do otoczenia, a tak|e z tego otoczenia je absorbuj w ka|dej temperaturze wy|szej od zera bezwzgldnego. Je|eli ciaBo ma wy|sz temperatur od otoczenia to bdzie si ozibia poniewa| szybko[ promieniowania przewy|sza szybko[ absorpcji (oba procesy zawsze wystpuj jednocze[nie). Gdy osignita zostanie równowaga termodynamiczna wtedy te szybko[ci bd równe. Za pomoc siatki dyfrakcyjnej mo|emy zbada [wiatBo emitowane przez te zródBa to znaczy dowiedzie si jakie s dBugo[ci fal wypromieniowywanych przez ciaBo i jakie jest ich nat|enie Wyniki takiej analizy dla ta[my wolframowej ogrzanej do T = 2000 K. s pokazane na rysunku 32.1. Rys. 32.1. Zdolno[ emisyjna wolframu i ciaBa doskonale czarnego Wielko[ R» przedstawiona na osi pionowej nazywana jest widmow zdolno[ci emisyjn promieniowania i jest tak zdefiniowana, |e wielko[ R»d» oznacza moc promieniowania czyli szybko[, z jak jednostkowy obszar powierzchni wypromieniowuje energi odpowiadajc dBugo[ciom fal zawartym w przedziale od », do »+d». CaBkowit energi wysyBanego promieniowania w caBym zakresie dBugo[ci fal mo|emy obliczy sumujc emisj dla wszystkich dBugo[ci fal tzn. caBkujc R» po wszystkich dBugo[ciach fal. Wielko[ ta nazywana jest caBkowit emisj energetyczn promieniowania R i wyra|a si wzorem 406 ModuB X  ZwiatBo a fizyka kwantowa " R = R» d » (32.1) +" 0 Oznacza to, |e mo|emy interpretowa emisj energetyczn promieniowania R jako powierzchni pod wykresem R» od ». Widmo emitowane przez ciaBo staBe ma charakter cigBy i silnie zale|y od temperatury. Ponadto szczegóBy tego widma s prawie niezale|ne od rodzaju substancji. Zauwa|my, |e w "zwykBych" temperaturach wikszo[ ciaB jest dla nas widoczna dlatego, |e odbijaj one (lub rozpraszaj) [wiatBo, które na nie pada, a nie dlatego, |e ciaBa te wysyBaj promieniowanie widzialne ([wiec). Je|eli nie pada na nie [wiatBo (np. w nocy) to s one niewidoczne. Dopiero gdy ciaBa maj wysok temperatur wtedy [wiec wBasnym [wiatBem. Ale jak wida z rysunku 32.1 i tak wikszo[ emitowanego promieniowania jest niewidzialna bo przypada na zakres podczerwieni czyli promieniowania cieplnego. Dlatego ciaBa, [wiecce wBasnym [wiatBem s bardzo gorce. Je|eli bdziemy rozgrzewa kawaBek metalu to pocztkowo chocia| jest on gorcy to z jego wygldu nie mo|na tego stwierdzi bo nie [wieci; mo|na to tylko zrobi dotykiem. Emituje promieniowanie podczerwone. Ze wzrostem temperatury kawaBek metalu staje si pocztkowo ciemnoczerwony, nastpnie jasnoczerwony, a| wreszcie [wieci [wiatBem niebiesko-biaBym. Poniewa| ilo[ciowe interpretacje takich widm promieniowania s trudne to posBugujemy si wyidealizowanym ciaBem staBym, zwanym ciaBem doskonale czarnym . (Tak postpowali[my ju| w przypadku gazów; rozwa|ali[my modelowy obiekt tak zwany gaz doskonaBy.) CiaBo doskonale czarne charakteryzuje si tym, |e pochBania caBkowicie padajce naD promieniowanie. 32.2 CiaBo doskonale czarne Rozwa|my pokazany na rysunku 32.2 blok metalowy posiadajcy pust wnk wewntrz. W [ciance bocznej tego bloku znajduje si niewielki otwór. Rys. 32.2. Model ciaBa doskonale czarnego Promieniowanie pada na otwór z zewntrz i po wielokrotnych odbiciach od wewntrznych [cian zostaje caBkowicie pochBonite. Oczywi[cie [cianki wewntrzne te| emituj 407 ModuB X  ZwiatBo a fizyka kwantowa promieniowanie, które mo|e wyj[ na zewntrz przez otwór. Otwór wnki ma wic wBasno[ci ciaBa doskonale czarnego. Z obserwacji [wiatBa wysyBanego przez takie ciaBo wynika, |e: " Promieniowanie wychodzce z wntrza bloków ma zawsze wiksze nat|enie ni| promieniowanie ze [cian bocznych. " Dla danej temperatury emisja promieniowania wychodzcego z otworów jest identyczna dla wszystkich zródeB promieniowania, pomimo |e dla zewntrznych powierzchni te warto[ci s ró|ne. Prawo, zasada, twierdzenie Emisja energetyczna promieniowania ciaBa doskonale czarnego (nie jego powierzchni) zmienia si wraz z temperatur wedBug prawa Stefana-Boltzmanna 4 (32.2) R = ÃT gdzie à jest uniwersaln staB (staBa Stefana-Boltzmanna) równ 5.67·10-8 W/(m2K4). Zdolno[ emisyjna promieniowania R» dla ciaBa doskonale czarnego zmienia si z temperatur tak jak na rysunku 32.3 poni|ej. Rys. 32.3. Widmo promieniowania ciaBa doskonale czarnego w wybranych temperaturach Prawo, zasada, twierdzenie DBugo[ fali dla której przypada maksimum emisji jest zgodnie z prawem Wiena odwrotnie proporcjonalna do temperatury ciaBa. Podkre[lmy, |e pokazane krzywe zale| tylko od temperatury i s caBkiem niezale|ne od materiaBu oraz ksztaBtu i wielko[ci ciaBa doskonale czarnego. 408 ModuB X  ZwiatBo a fizyka kwantowa Mo|esz prze[ledzi zale|no[ widma promieniowania ciaBa doskonale czarnego od temperatury korzystajc z darmowego programu komputerowego  CiaBo doskonale czarne dostpnego na stronie WWW autora. {eby si o tym przekona rozpatrzmy, pokazane na rysunku 32.4 dwa ciaBa doskonale czarne, tzn. dwie wnki o dowolnym ksztaBcie i jednakowej temperaturze [cianek obu wnk (ciaBa stykaj si). Promieniowanie oznaczone RA przechodzi z wnki A do wnki B, a promieniowanie RB w odwrotnym kierunku. Je|eli te szybko[ci nie byByby równe wówczas jeden z bloków ogrzewaBby si a drugi stygB. OznaczaBoby to pogwaBcenie drugiej zasady termodynamiki. Otrzymujemy wic RA = RB = RC gdzie RC opisuje caBkowite promieniowanie dowolnej wnki. Rys. 32.4. Dwa ciaBa doskonale czarne o jednakowej temperaturze Nie tylko energia caBkowita ale równie| jej rozkBad musi by taki sam dla obu wnk. Stosujc to samo rozumowanie co poprzednio mo|na pokaza, |e R»A = R»B = R»C , gdzie R»C oznacza widmow zdolno[ emisyjn dowolnej wnki. 32.3 Teoria promieniowania we wnce, prawo Plancka 32.3.1 Rozwa|ania klasyczne Na przeBomie ubiegBego stulecia Rayleigh i Jeans wykonali obliczenia energii promieniowania we wnce (czyli promieniowania ciaBa doskonale czarnego). Zastosowali oni teori pola elektromagnetycznego do pokazania, |e promieniowanie wewntrz wnki ma charakter fal stojcych. Promieniowanie elektromagnetyczne odbija si od [cian wnki tam i z powrotem tworzc fale stojce z wzBami na [ciankach wnki (tak jak omawiane w punkcie 13.5 fale w strunie zamocowanej na obu koDcach). Nastpnie Rayleigh i Jeans obliczyli warto[ci [redniej energii w oparciu o znane nam prawo ekwipartycji energii i w oparciu o ni znalezli widmow zdolno[ emisyjn. Wynik jaki uzyskali zostaB pokazany lini przerywan na rysunku 32.3 . Jak wida rozbie|no[ midzy wynikami do[wiadczalnymi i teori jest du|a. Dla fal dBugich (maBych czstotliwo[ci) wyniki teoretyczne s bliskie krzywej do[wiadczalnej, ale dla wy|szych czstotliwo[ci wyniki teoretyczne d| do nieskoDczono[ci. Ten sprzeczny z rzeczywisto[ci wynik rozwa|aD klasycznych nazywany jest  katastrof w nadfiolecie . 409 ModuB X  ZwiatBo a fizyka kwantowa 32.3.2 Teoria Plancka promieniowania ciaBa doskonale czarnego Pierwszy wzór empiryczny dajcy wyniki widmowej zdolno[ci emisyjnej w przybli|eniu zgodne z do[wiadczeniem przedstawiB Wien. Wzór ten zostaB nastpnie zmodyfikowany przez Plancka tak, |e uzyskano wynik w peBni zgodny z do[wiadczeniem. Wzór Plancka ma posta c1 1 R» = (32.3) »5 ec2 »T -1 gdzie C1 i C2 s staBymi wyznaczanymi do[wiadczalnie. Planck nie tylko zmodyfikowaB wzór Wiena ale zaproponowaB zupeBnie nowe podej[cie majce na celu stworzenie teorii promieniowania ciaBa doskonale czarnego. ZaBo|yB on, |e ka|dy atom zachowuje si jak oscylator elektromagnetyczny posiadajcy charakterystyczn czstotliwo[ drgaD. Prawo, zasada, twierdzenie Oscylatory te, wedBug Plancka, nie mog mie dowolnej energii, ale tylko [ci[le okre[lone warto[ci dane wzorem (32.4) E = nhv gdzie ½ oznacza czsto[ drgaD oscylatora, h jest staB (zwan obecnie staB Plancka) równ h = 6.63·10-34 Js, a n - pewn liczb caBkowit (zwan obecnie liczb kwantow ). Ten postulat zmieniaB radykalnie istniejce teorie. Wiemy, |e zgodnie z fizyk klasyczn, energia ka|dej fali mo|e mie dowoln warto[, i |e jest ona proporcjonalna do kwadratu amplitudy. Tymczasem wedBug Plancka energia mo|e przyjmowa tylko [ci[le okre[lone warto[ci czyli jest skwantowana . Ponadto oscylatory nie wypromieniowuj energii w sposób cigBy, lecz porcjami czyli kwantami . Kwanty s emitowane gdy oscylator przechodzi ze stanu (stanu kwantowego ) o danej energii do drugiego o innej, mniejszej energii. Odpowiada to zmianie liczby kwantowej n o jedno[, a w konsekwencji wypromieniowana zostaje energia w ilo[ci "E = hv (32.3) Prawo, zasada, twierdzenie Oznacza to, |e dopóki oscylator pozostaje w jednym ze swoich stanów kwantowych dopóty ani nie emituje ani nie absorbuje energii. Mówimy, |e znajduje si w stanie stacjonarnym . Sprawdzmy teraz czy ta nowatorska hipoteza stosuje si do znanych nam oscylatorów. Jako przykBad rozpatrzmy wahadBo proste zBo|one z ciaBa o masie 1 kg zawieszonego na lince o dBugo[ci 1 m. Czstotliwo[ drgaD wBasnych takiego wahadBa wynosi 410 ModuB X  ZwiatBo a fizyka kwantowa 1 1 g v = = = 0.5 Hz (32.6) T 2À l Je|eli wahadBo wykonuje drgania o amplitudzie 10 cm to jego energia caBkowita wynosi 1 1 mg E = kA2 = A2 = 0.1 J (32.7) 2 2 l Zgodnie z hipotez Plancka zmiany energii dokonuj si skokowo przy czym "E = h½. Wzgldna zmiana energii wynosi wic "E hv = = 3.3Å"10-33 (32.8) E E {eby zaobserwowa niecigBe zmiany energii musieliby[my wykona pomiar energii z dokBadno[ci przewy|szajc wielokrotnie czuBo[ przyrzdów pomiarowych. Kwantowa natura drgaD nie jest wic widoczna dla makroskopowych oscylatorów podobnie jak nie widzimy dyskretnej natury materii to jest czsteczek, atomów, elektronów itp., z których zbudowane s ciaBa. Wnioskujemy, |e do[wiadczenia z wahadBem prostym nie mog rozstrzygn o sBuszno[ci postulatu Plancka. Zanim przejdziemy do przedstawienia innych do[wiadczeD (zjawisko fotoelektryczne i efekt Comptona) omówmy zastosowanie prawa promieniowania w termometrii. 32.3.3 Zastosowanie prawa promieniowania w termometrii Promieniowanie emitowane przez gorce ciaBo mo|na wykorzysta do wyznaczenia jego temperatury. Je|eli mierzy si caBkowite promieniowanie emitowane przez ciaBo, to korzystajc z prawa Stefana-Boltzmana (32.2) mo|na obliczy jego temperatur. Sprawdz ten sposób wykonujc nastpujce wiczenie. wiczenie 32.1 Zrednia ilo[ energii (na jednostk czasu) promieniowania sBonecznego padajcego na jednostk powierzchni Ziemi wynosi 355 W/m2. Oblicz [redni temperatur jak bdzie miaBa powierzchnia Ziemi, je|eli przyjmiemy, |e Ziemia jest ciaBem doskonale czarnym, wypromieniowujcym w przestrzeD wBa[nie tyle energii na jednostk powierzchni i czasu. Czy uzyskany wynik jest zgodny z do[wiadczeniem? Wynik zapisz poni|ej. T = Rozwizanie mo|esz sprawdzi na koDcu moduBu. Poniewa| dla wikszo[ci zródeB trudno dokona pomiaru caBkowitego promieniowania wic mierzy si ich zdolno[ emisyjn dla wybranego zakresu dBugo[ci fal. Z prawa 411 ModuB X  ZwiatBo a fizyka kwantowa Plancka wynika, |e dla dwu ciaB o temperaturach T1 i T2 stosunek nat|eD promieniowania o dBugo[ci fali » wynosi hc »kT1 I1 e -1 = (32.9) I2 ehc»kT2 -1 Je|eli T1 przyjmiemy jako standardow temperatur odniesienia to mo|emy wyznaczy T2 wyznaczajc do[wiadczalnie stosunek I1/I2. Do tego celu posBugujemy si urzdzeniem zwanym pirometrem (rysunek 32.5). Rys. 32.5 Pirometr Obraz zródBa S (o nieznanej temperaturze) powstaje w miejscu gdzie znajduje si wBókno |arowe pirometru P. Dobieramy prd |arzenia tak aby wBókno staBo si niewidoczne na tle zródBa tzn. [wieciBo tak samo jasno jak zródBo S. Poniewa| urzdzenie jest wyskalowane odczytujc warto[ prdu |arzenia mo|emy wyznaczy temperatur zródBa. 32.4 Zjawisko fotoelektryczne zewntrzne Omawia teraz bdziemy do[wiadczalne dowody kwantowej natury promieniowania. Najpierw zajmiemy si zjawiskiem fotoelektrycznym zewntrznym. Zjawisko fotoelektryczne zewntrzne polega na wyrzucaniu elektronów z powierzchni ciaBa staBego pod wpBywem padajcego promieniowania. Na rysunku 32.6 pokazano aparatur do badania zjawiska fotoelektrycznego. W szklanej baDce, w której panuje wysoka pró|nia, znajduj si dwie metalowe elektrody A i B. ZwiatBo przechodzc przez otwór w elektrodzie B pada na metalow pBytk A i uwalnia z niej elektrony, które nazywamy fotoelektronami . 412 ModuB X  ZwiatBo a fizyka kwantowa Rys. 32.6. UkBad do obserwacji zjawiska fotoelektrycznego Fotoelektrony s rejestrowane jako prd elektryczny pByncy midzy pBytk A oraz elektrod zbierajc B przy przyBo|onym napiciu U. Do pomiaru prdu stosujemy czuBy miliamperomierz (mA). Poni|ej na rysunku 32.7 pokazana jest zale|no[ prdu fotoelektrycznego od przyBo|onego napicia U, dla dwóch ró|nych warto[ci nat|enia [wiatBa. Rys. 31.7. Zale|no[ fotoprdu od napicia dla ró|nego nat|enia [wiatBa; krzywa a odpowiada warunkom silniejszego o[wietlenia Widzimy, |e gdy U jest dostatecznie du|e, wtedy prd fotoelektryczny osiga maksymaln warto[ (prd nasycenia Ia, Ib). Odpowiada to sytuacji gdy wszystkie elektrony wybijane z pBytki A docieraj do elektrody B. 413 ModuB X  ZwiatBo a fizyka kwantowa Je|eli zmienimy znak napicia U, to prd nie spada natychmiast do zera (przy U = 0 mamy niezerowy prd). Oznacza to, |e fotoelektrony emitowane z pBytki A maj pewn energi kinetyczn, dziki której docieraj do B (nawet wtedy gdy nie s przyspieszane napiciem U). Ponadto zauwa|my, |e nie wszystkie elektrony maj jednakowo du| energi kinetyczn bo tylko cz[ z nich dolatuje do elektrody B; przy U = 0 prd jest mniejszy od maksymalnego. Wreszcie przy dostatecznie du|ym napiciu równym Uh zwanym napiciem hamowania prd zanika. Ró|nica potencjaBów Uh pomno|ona przez Badunek elektronu e jest wic miar energii najszybszych elektronów (przy U = Uh nawet najszybsze elektrony s zahamowane, nie dochodz do elektrody B Ekmax = eUh (32.10) Krzywe na rysunku 32.7 ró|ni si nat|eniem padajcego [wiatBa. Zauwa|my, |e przy silniejszym o[wietleniu (krzywa a) otrzymujemy wikszy prd nasycenia ale takie samo napicie hamowania jak dla ukBadu o[wietlonego sBabiej (krzywa b). Wida wic, |e Ekmax nie zale|y od nat|enia [wiatBa. Zmienia si tylko prd nasycenia, a to oznacza, |e wizka [wiatBa o wikszym nat|eniu wybija wicej elektronów ale nie szybszych. Wynik innego do[wiadczenia pokazuje rysunek 32.8. Wykre[lono tu zale|no[ napicia hamowania od czstotliwo[ci (barwy) [wiatBa padajcego na powierzchnie sodu metalicznego. Zauwa|my, |e otrzymano zale|no[ liniow oraz |e istnieje pewna warto[ progowa czstotliwo[ci ½0 , poni|ej której zjawisko fotoelektryczne nie wystpuje. Rys. 32.8. Zale|no[ napicia hamowania od czstotliwo[ci [wiatBa dla sodu Opisane zjawisko fotoelektryczne ma cechy, których nie mo|na wyja[ni na gruncie klasycznej falowej teorii [wiatBa: 414 ModuB X  ZwiatBo a fizyka kwantowa " Z teorii klasycznej wynika, |e wiksze nat|enie [wiatBa oznacza wiksz energi fali i wiksze pole elektryczne E. Poniewa| siBa dziaBajca na elektron wynosi eE wic gdy ro[nie nat|enie [wiatBa to powinna rosn te| siBa i w konsekwencji energia kinetyczna elektronów. Tymczasem stwierdzili[my, |e Ekmax nie zale|y od nat|enia [wiatBa. " Zgodnie z teori falow zjawisko fotoelektryczne powinno wystpowa dla ka|dej czstotliwo[ci [wiatBa pod warunkiem dostatecznego nat|enia. Jednak dla ka|dego materiaBu istnieje progowa czstotliwo[ ½0, poni|ej której nie obserwujemy zjawiska fotoelektrycznego bez wzgldu na to jak silne jest o[wietlenie. " Poniewa| energia w fali jest  rozBo|ona w caBej przestrzeni to elektron absorbuje tylko niewielk cz[ energii z wizki (bo jest bardzo maBy). Mo|na wic spodziewa si opóznienia pomidzy pocztkiem o[wietlania, a chwil uwolnienia elektronu (elektron musi mie czas na zgromadzenie dostatecznej energii). Jednak nigdy nie stwierdzono |adnego mierzalnego opóznienia czasowego. 32.4.1 Kwantowa teoria Einsteina zjawiska fotoelektrycznego Einsteinowi udaBo si wyja[ni te wBasno[ci zjawiska fotoelektrycznego dziki nowemu rewolucyjnemu zaBo|eniu, |e energia wizki [wietlnej rozchodzi si w przestrzeni w postaci skoDczonych porcji (kwantów) energii zwanych fotonami . Energia pojedynczego fotonu jest dana wzorem E = hv (32.11) Przypomnijmy sobie, |e wedBug Plancka zródBa emituj [wiatBo w sposób niecigBy ale w przestrzeni rozchodzi si ono jako fala elektromagnetyczna. Natomiast Einstein zapostulowaB, |e kwanty [wiatBa rozchodz si w przestrzeni jak czstki materii, i gdy foton zderzy si z elektronem w metalu to mo|e zosta przez elektron pochBonity. Wówczas energia fotonu zostanie przekazana elektronowi. Prawo, zasada, twierdzenie Je|eli do wyrwania elektronu z metalu potrzebna jest energia W to wówczas (32.12) hv = W + Ekmax Wielko[ W charakterystyczna dla danego metalu nazywana jest prac wyj[cia. Zgodnie z powy|sz zale|no[ci energia h½ fotonu, w cz[ci (W) zostaje zu|yta na wyrwanie elektronu z materiaBu (jego przej[cie przez powierzchni), a ewentualny nadmiar energii (h½ - W) elektron otrzymuje w postaci energii kinetycznej, przy czym cz[ z niej mo|e by stracona w zderzeniach wewntrznych (przed opuszczeniem materiaBu). Teoria Einsteina pozwala na wyja[nienie, przedstawionych wcze[niej, osobliwych wBasno[ci zjawiska fotoelektrycznego: " Zwikszajc nat|enie [wiatBa zwikszamy liczb fotonów, a nie zmieniamy ich energii. Ulega wic zwikszeniu liczba wybitych elektronów (fotoprd), a nie energia elektronów Ekmax, która tym samym nie zale|y od nat|enia o[wietlenia. 415 ModuB X  ZwiatBo a fizyka kwantowa " Je|eli mamy tak czstotliwo[ ½0, |e h½0 = W to wtedy Ekmax = 0. Nie ma nadmiaru energii. Je|eli ½ < ½0 to fotony niezale|nie od ich liczby (nat|enia [wiatBa) nie maj do[ energii do wywoBania fotoemisji. " Dostarczana jest energia w postaci skupionej (kwant, porcja) a nie rozBo|onej (fala); elektron pochBania caBy kwant. Korzystajc z zale|no[ci (32.10) mo|emy przeksztaBci równanie (32.12) do postaci h W Uh = v - (32.13) e e Widzimy, |e teoria Einsteina przewiduje liniow zale|no[ pomidzy napiciem hamowania, a czstotliwo[ci, co jest caBkowicie zgodne z do[wiadczeniem (rysunek 32.8). Teoria fotonowa potwierdza wic fakty zwizane ze zjawiskiem fotoelektrycznym ale jest sprzeczna z teori falow, która te| zostaBa potwierdzona do[wiadczalnie (zjawisko dyfrakcji, interferencji, polaryzacji). Jak jest wic mo|liwe |eby [wiatBo byBo fal i jednocze[nie zbiorem czstek? Nasz obecny punkt widzenia na natur [wiatBa jest taki, |e ma ono zBo|ony charakter, to znaczy, |e w pewnych warunkach zachowuje si jak fala, a w innych jak czstka, czyli foton. T wBasno[ [wiatBa nazywa si dualizmem korpuskularnofalowym . W zjawisku fotoelektrycznym ujawnia si wBa[nie korpuskularna (czstkowa) natura [wiatBa. wiczenie 32.2 Korzystajc z poznanej teorii Einsteina spróbuj teraz na podstawie wykresu 32.8 obliczy prac wyj[cia dla sodu. W fizyce atomowej energi powszechnie wyra|a si w elektronowoltach, 1eV = 1.6·10-19 J. Oblicz, równie| w tych jednostkach, energi fotonu odpowiadajcego czstotliwo[ci progowej ½0. Wynik zapisz poni|ej. W = Rozwizanie mo|esz sprawdzi na koDcu moduBu. wiczenie 32.3 Czy fotokomórka, w której zastosowano elektrod wykonan z cezu mo|na zastosowa jako czujnik dla promieniowania widzialnego? Praca wyj[cia dla cezu W = 2 eV. Wynik zapisz poni|ej. T = Rozwizanie mo|esz sprawdzi na koDcu moduBu. 416 ModuB X  ZwiatBo a fizyka kwantowa 32.5 Efekt Comptona Czsteczkowa natur [wiatBa mo|na w peBni zaobserwowa w do[wiadczeniu zwizanym z rozpraszaniem fal elektromagnetycznych na swobodnych elektronach, nazywanym zjawiskiem Comptona. Po raz pierwszy taki proces zostaB zaobserwowany przez Comptona w 1923 r. W do[wiadczeniu wizka promieni X, o dokBadnie okre[lonej dBugo[ci fali pada na blok grafitowy tak jak na rysunku 32.9. Rys. 32.9. UkBad do[wiadczalny zastosowany przez Comptona Compton mierzyB nat|enie wizki rozproszonej pod ró|nymi ktami Æ jako funkcj dBugo[ci fali ». Wyniki do[wiadczenia s pokazane na rysunku 32.10. Rys. 32.10. Wyniki do[wiadczeD Comptona. Linia po lewej stronie odpowiada dBugo[ci fali », a po prawej » . 417 ModuB X  ZwiatBo a fizyka kwantowa Wida, |e chocia| wizka padajca na grafit ma jedn dBugo[ fali to w promieniowaniu rozproszonym wystpuj dwie dBugo[ci fal. Jedna z nich ma dBugo[ » identyczn jak fala padajca, druga dBugo[ »' wiksz o "». To tak zwane przesunicie Comptona "» zmienia si wraz z ktem obserwacji Æ rozproszonego promieniowania X tzn. »' zmienia si wraz z ktem. Je|eli padajce promieniowanie potraktujemy jako fal to pojawienie si fali rozproszonej o zmienionej dBugo[ci »' nie daje si wyja[ni. Dopiero przyjcie hipotezy, |e wizka promieni X nie jest fal ale strumieniem fotonów o energii h½ pozwoliBo Comptonowi wyja[ni uzyskane wyniki. ZaBo|yB on, |e fotony (jak czstki) zderzaj si z elektronami swobodnymi w bloku grafitu. Podobnie jak w typowych zderzeniach (np. kul bilardowych) zmienia si w wyniku zderzenia kierunek poruszania si fotonu oraz jego energia (cz[ energii zostaBa przekazana elektronowi). To ostatnie oznacza zmian czstotliwo[ci i zarazem dBugo[ci fali. Sytuacja ta jest schematycznie pokazana na rys 32.11. Rys. 32.11. Zjawisko Comptona  zderzenie fotonu ze swobodnym elektronem Stosujc do tego zderzenia zasad zachowania pdu oraz zasad zachowania energii otrzymujemy wyra|enie na przesunicie Comptona h 2 "» = » - » = (1- cosÕ) (32.14) m0c gdzie m0 jest mas elektronu (spoczynkow). Tak wic przesunicie Comptona zale|y tylko od kta rozproszenia. W tym miejscu konieczny jest komentarz: poniewa| odrzucone elektrony mog mie prdko[ci porównywalne z prdko[ci [wiatBa wic dla obliczenia energii kinetycznej elektronu stosujemy wyra|enie relatywistyczne. Elementy szczególnej teorii wzgldno[ci s omówione w UzupeBnieniu. 418 ModuB X  ZwiatBo a fizyka kwantowa wiczenie 32.4 Korzystajc z poznanych wzorów spróbuj samodzielnie obliczy jak maksymaln energi kinetyczn mo|e uzyska elektron podczas rozpraszania promieniowania X o dBugo[ci fali » = 0.1 nm? Wynik zapisz poni|ej. Wskazówka: Oblicz zmian energii rozpraszanego fotonu. "E = Rozwizanie mo|esz sprawdzi na koDcu moduBu. Na koniec musimy jeszcze wyja[ni wystpowanie maksimum dla nie zmienionej dBugo[ci fali ». Ten efekt jest zwizany z rozpraszaniem fotonów na elektronach rdzenia atomowego. W takim zderzeniu odrzutowi ulega caBy atom o masie M. Dla grafitu M = 22000 m0 wic otrzymujemy niemierzalnie maBe przesunicie Comptona. 419 ModuB X  Model atomu Bohra 33 Model atomu Bohra 33.1 Wstp Na pocztku XX w. znano wiele wyników eksperymentalnych, które wskazywaBy na to, |e atomy zawieraj elektrony. Z faktu, |e atomy s elektrycznie obojtne wnioskowano, |e maj one równie| Badunek dodatni równy ujemnemu. Ponadto, poniewa| masa elektronów jest bardzo maBa w porównaniu z mas najl|ejszych nawet atomów oznaczaBo to, |e Badunki dodatnie zwizane s ze znaczn mas. Na tej podstawie Thomson zaproponowaB model budowy atomu, zgodnie z którym ujemnie naBadowane elektrony s równomiernie rozBo|one wewntrz obszaru wypeBnionego w sposób cigBy Badunkiem dodatnim. Aadunek dodatni tworzyB kul o promieniu rzdu 10-10 m. Dowód nieadekwatno[ci modelu Thomsona podaB jego uczeD Rutherford analizujc wyniki rozpraszania czstek alfa na atomach zBota. Z przeprowadzonej przez Rutherforda analizy wynikaBo, |e Badunek dodatni nie jest rozBo|ony równomiernie wewntrz atomu, ale skupiony w maBym obszarze zwanym jdrem (o rozmiarze 10-15 - 10-14 m) le|cym w [rodku atomu. Zgodnie z modelem jdrowym Rutherforda: " Masa jdra jest w przybli|eniu równej masie caBego atomu. " Aadunek jdra jest równy iloczynowi liczby atomowej Z i Badunku elektronu e. " WokóB jdra znajduje si Z elektronów, tak |e caBy atom jest obojtny. Taki obraz atomu byB zgodny z wynikami do[wiadczeD nad rozpraszaniem czstek alfa, ale pozostaBo wyja[nienie zagadnienia stabilno[ci takiego atomu. Elektrony w atomie nie mog by nieruchome bo w wyniku przycigania z dodatnim jdrem zostaByby do niego przycignite i wtedy  wróciliby[my do modelu Thomsona. Dlatego Rutherford zapostulowaB, |e elektrony w atomach kr| wokóB jdra po orbitach. Je|eli jednak dopu[cimy ruch elektronów wokóB jdra (tak jak planet wokóB SBoDca w ukBadzie sBonecznym) to te| natrafiamy na trudno[ interpretacyjn: Zgodnie z prawami elektrodynamiki klasycznej ka|de naBadowane ciaBo poruszajce si ruchem przyspieszonym wysyBa promieniowanie elektromagnetyczne. Przypomnijmy sobie anten dipolow, któr omawiali[my w punkcie 27.3. Zmienne pole elektryczne w antenie wywoBuje oscylacje Badunku i antena emituje fal elektromagnetyczn. Podobnie, kr|cy elektron doznawaBby stale przyspieszenia (do[rodkowego) i zgodnie z elektrodynamik klasyczn wysyBaBby energi kosztem swojej energii mechanicznej. OznaczaBoby to, |e poruszaBby si po spirali ostatecznie spadajc na jdro (model Thomsona). Zagadnienie stabilno[ci atomów doprowadziBo do powstania nowego modelu zaproponowanego przez Bohra. Podstawow cech tego modelu byBo to, |e umo|liwiaB przewidywanie widm promieniowania wysyBanego przez atomy (których nie wyja[niaB model Rutherforda). 420 ModuB X  Model atomu Bohra 33.2 Widma atomowe Na rysunku 33.1 pokazany jest typowy ukBad do pomiaru widm atomowych. yródBem promieniowania jest jednoatomowy gaz pobudzony do [wiecenia metod wyBadowania elektrycznego (tak jak w jarzeniówce). Promieniowanie przechodzi przez szczelin kolimujc, a nastpnie pada na pryzmat (lub siatk dyfrakcyjn), który rozszczepia promieniowanie na skBadowe o ró|nych dBugo[ciach fal. Rys. 33.1. UkBad do obserwacji emisyjnych widm atomowych Na rysunku 32.2 pokazana jest widzialna cz[ widma atomu wodoru. Rys. 33.2. Widmo liniowe atomu wodoru Na rysunku 33.2 uwidacznia si cecha szczególna obserwowanych widm. W przeciwieDstwie do widma cigBego emitowanego na przykBad przez powierzchnie ciaB ogrzanych do wysokich temperatur, widma promieniowania pierwiastków w postaci gazów i par, pobudzonych do [wiecenia na przykBad za pomoc wyBadowania elektrycznego, s zBo|one z jasnych, ostrych linii, odpowiadajcych [ci[le okre[lonym dBugo[ciom fal. Promieniowanie wysyBane przez swobodne atomy (tzw. widmo emisyjne ) zawiera tylko pewn liczb dBugo[ci fal. Takie widmo nazywamy widmem liniowym , a ka|d z takich skBadowych dBugo[ci fal nazywana jest lini widmow. 421 ModuB X  Model atomu Bohra Obok widm emisyjnych badano równie| widma absorpcyjne , tym razem obserwujc promieniowanie pochBaniane przez gazy zamiast emitowanego. OkazaBo si, |e je|eli [wiatBo o widmie cigBym, na przykBad [wiatBo |arówki, przechodzi przez gaz lub par, to w widmie cigBym wysyBanym przez |arówk widoczne s ciemne linie, promieniowanie o pewnych dBugo[ciach fal zostaBo pochBonite przez gaz (zaabsorbowane). DBugo[ci tych fal dokBadnie odpowiadaj dBugo[ciom fal widma emisyjnego danego pierwiastka. Do[wiadczenia pokazuj wic, |e pojedyncze atomy (czsteczki) zarówno emituj jak i absorbuj promieniowanie o [ci[le okre[lonych dBugo[ciach fali. To wBa[nie badanie widma wodoru doprowadziBo Bohra do sformuBowania nowego modelu atomu. Model ten chocia| posiada pewne braki to ilustruje id kwantowania w sposób prosty matematycznie. 33.3 Model Bohra atomu wodoru Fizyka klasyczna przewidywaBa, |e atom kr|cy po orbicie bdzie wypromieniowywaB energi, tak |e czsto[ z jak kr|y elektronu i w konsekwencji tak|e czsto[ wysyBanego promieniowania bd si zmienia w sposób cigBy. Tymczasem obserwujemy bardzo ostre linie widmowe o [ci[le okre[lonej czstotliwo[ci (dBugo[ci fali). Sprzeczno[ci te usunB Niels Bohr proponujc nowy kwantowy model budowy atomu. Klasyczny obraz planetarnego atomu zbudowanego z masywnego jdra i kr|cych wokóB niego pod wpBywem siBy kulombowskiej elektronów Bohr rozszerzyB o nowe kwantowe postulaty: " Zamiast nieskoDczonej liczby orbit dozwolonych z punktu widzenia mechaniki klasycznej, elektron mo|e porusza si tylko po pewnych dozwolonych orbitach. " Podobnie jak oscylatory Plancka, tak samo atom wodoru mo|e znajdowa si tylko w [ci[le okre[lonych stacjonarnych stanach energetycznych, w których, pomimo, |e elektron doznaje przyspieszenia (poruszajc si po orbicie) nie wypromieniowuje energii. Jego caBkowita energia pozostaje staBa. " Promieniowanie elektromagnetyczne zostaje wysBane tylko wtedy gdy elektron poruszajcy si po orbicie o caBkowitej energii Ej zmienia swój ruch skokowo, tak |e porusza si nastpnie po orbicie o ni|szej energii Ek (rysunek 33.3 poni|ej). Rys. 33.3. Emisja fotonu przy zmianie orbity elektronu 422 ModuB X  Model atomu Bohra Czstotliwo[ emitowanego promieniowania jest równa: Ek - Ej v = (33.1) h Natomiast h½ jest energi fotonu, który zostaje w trakcie przej[cia wypromieniowany przez atom. Zwrómy uwag, |e taki byB postulat Einsteina gBoszcy, |e czstotliwo[ fotonu promieniowania elektromagnetycznego jest równa energii fotonu podzielonej przez staB Plancka. Wynika std, |e trzeba wyznaczy energie stanów stacjonarnych i wtedy obliczajc mo|liwe ró|nice tych energii bdzie mo|na przewidzie wygld widma promieniowania emitowanego przez atom. W tym celu zakBadamy, |e elektron porusza si po orbitach koBowych o promieniu r ze [rodkiem w miejscu jdra oraz |e jdro (pojedynczy proton) jest tak ci|kie, |e [rodek masy pokrywa si ze [rodkiem protonu. Korzystajc z drugiej zasady dynamiki Newtona i (prawa Coulomba) otrzymujemy 2 1 e2 v = m (33.2) 4Àµ0 r2 r gdzie uwzgldnili[my tylko przyciganie elektrostatyczne pomidzy dodatnim jdrem i ujemnym elektronem zaniedbujc oddziaBywanie grawitacyjne. (SBuszno[ tego zaBo|enia sprawdzili[my rozwizujc wiczenie 17.1 ). Na podstawie wzoru (33.3) mo|na obliczy energi kinetyczn elektronu 1 e2 Ek = mv2 = (33.3) 2 8Àµ0r Natomiast energia potencjalna ukBadu elektron-proton jest dana równaniem e2 Ep = - (33.4) 4Àµ0r wiczenie 33.1 Oblicz teraz stosunek energii kinetycznej do energii potencjalnej elektronu i odpowiedz od czego on zale|y. Wynik zapisz poni|ej. Ep/Ek = Rozwizanie mo|esz sprawdzi na koDcu moduBu. 423 ModuB X  Model atomu Bohra CaBkowita energia ukBadu bdca sum energii kinetycznej i potencjalnej wynosi e2 E = Ek + Ep = - (33.5) 8Àµ0r Ze wzoru (33.3) na energi kinetyczn mo|emy wyznaczy prdko[ liniow elektronu e2 v = (33.6) 4Àµ0mr Na tej podstawie pd elektronu dany jest równaniem me2 p = mv = (33.7) 4Àµ0r a moment pdu me2r L = pr = (33.8) 4Àµ0 Zwrómy uwag, |e je|eli znamy promieD orbity r, to znamy równie| pozostaBe wielko[ci Ek, Ep, E, v, p oraz L. Oznacza to równie|, |e je|eli jakakolwiek z tych wielko[ci jest skwantowana (mo|e przyjmowa tylko [ci[le okre[lone, a nie dowolne warto[ci), to wszystkie wymienione wielko[ci te| musz by skwantowane. Bohr poszukiwaB zasady, która dopuszczaBaby tylko pewne promienie orbit, czyli tylko pewne warto[ci energii elektronów i wysunB hipotez, wedBug której najprostsz jest kwantyzacja parametrów orbity i która mówiBa, |e moment pdu elektronu musi by caBkowit wielokrotno[ci staBej Plancka podzielonej przez 2À. Podsumowujc, postulaty Bohra dotyczce atomu byBy nastpujce: III. 8. Elektron w atomie porusza si po orbicie koBowej pod wpBywem przycigania kulombowskiego pomidzy elektronem i jdrem i ruch ten podlega prawom mechaniki klasycznej. III. 9. Zamiast nieskoDczonej liczby orbit, dozwolonych z punktu widzenia mechaniki klasycznej, elektron mo|e porusza si tylko po takich orbitach, dla których moment pdu L jest równy caBkowitej wielokrotno[ci staBej Plancka podzielonej przez 2À. h L = n , n = 1, 2,..... (33.9) 2À gdzie staBa n jest liczb kwantow . " Pomimo, |e elektron doznaje przyspieszenia (poruszajc si po orbicie), to jednak nie wypromieniowuje energii. Zatem jego caBkowita energia pozostaje staBa. 424 ModuB X  Model atomu Bohra " Promieniowanie elektromagnetyczne zostaje tylko wysBane gdy elektron poruszajcy si po orbicie o caBkowitej energii Ek zmienia swój ruch skokowo, tak |e porusza si nastpnie po orbicie o energii Ej. Czstotliwo[ emitowanego promieniowania jest Ek - Ej równa v = . h Postulat Bohra dotyczy kwantyzacji momentu pdu L (równanie 33.9). Ale jak ju| mówili[my je|eli jakakolwiek z wielko[ci Ek, Ep, E, v, p, L jest skwantowana, to wszystkie musz by skwantowane. Aczc wyra|enie na moment pdu (33.8) z postulatem Bohra (33.9), otrzymujemy h2µ0 rn = n2 = n2 r1 n = 1, 2,..... (33.10) À me2 Widzimy jak skwantowane jest r. Podstawiajc ten wynik do wyra|enia na energi caBkowit (33.5) otrzymujemy warto[ci energii dozwolonych stanów stacjonarnych me4 E1 En = = n = 1, 2,..... (33.11) 2 8µ0 h2n2 n2 To równanie przedstawia warto[ci energii dozwolonych stanów stacjonarnych. Stan z liczb kwantow n = 1 tzw. stan podstawowy odpowiada najni|szej energii E1 = -13.6 eV, a stan z liczb kwantow n ’! " odpowiada stanowi o zerowej energii E = 0, w którym elektron jest caBkowicie usunity poza atom. Jak wida wprowadzenie kwantowania orbitalnego momentu pdu elektronu prowadzi do kwantowania jego energii caBkowitej. wiczenie 33.2 Jakie s, zgodnie z teori Bohra, warto[ci: promienia orbity, energii kinetycznej, energii potencjalnej, prdko[ci liniowej i prdko[ci ktowej elektronu w stanie podstawowym (n = 1) atomu wodoru? Wynik zapisz poni|ej. r = Ek = Ep = v = É = Rozwizanie mo|esz sprawdzi na koDcu moduBu. 425 ModuB X  Model atomu Bohra 33.4 Stany energetyczne i widmo atomowe wodoru Teoria Bohra przewiduje, |e caBkowita energia elektronu (i w konsekwencji energia atomu) jest wielko[ci skwantowan. Dozwolone warto[ci energii elektronu s dane wzorem E1 En = n = 1, 2,..... (33.12) n2 Na podstawie tych warto[ci mo|emy, korzystajc z zale|no[ci (33.1), obliczy energie kwantów promieniowania emitowanych (lub absorbowanych) przy przej[ciu midzy orbitami c ›# 1 1 ž# hv = h = Ek - E = E1œ# - Ÿ# (33.13) j œ# 2 » k j2 Ÿ# #  # gdzie j, k s liczbami kwantowymi opisujcymi ni|szy i wy|szy stan stacjonarny, ½ jest czstotliwo[ci promieniowania, » dBugo[ci fali , a c prdko[ci [wiatBa. Na rysunku 33.4a poni|ej zaznaczone s symbolicznie (strzaBkami) przeskoki midzy ró|nymi orbitami, a na rysunku 33.4b energie emitowanych kwantów promieniowania przy przeskokach elektronów pomidzy odpowiadajcymi im stanami stacjonarnymi. DBugo[ ka|dej ze strzaBek odpowiada ró|nicy energii midzy dwoma stanami stacjonarnymi czyli równa jest energii h½ wypromieniowanego kwantu. (Na rysunku 33.4a nie s zachowane proporcje pomidzy promieniami orbit, które zmieniaj si zgodnie z relacj rn = r1n2.) Rys. 32.3. Przeskoki midzy orbitami (a) i schemat poziomów energetycznych w atomie wodoru (b). Zaznaczone s trzy z istniejcych serii widmowych 426 ModuB X  Model atomu Bohra Przej[cia pomidzy stanami stacjonarnymi i odpowiadajce im linie widmowe tworz serie widmowe. Dana seria obejmuje promieniowanie emitowane przy przej[ciu elektronu z poziomów wy|szych na dany np. seria Balmera obejmuje przej[cia ze stanów o n > 2 do stanu o n = 2. Zauwa|my ponadto, |e tylko przej[ciom elektronu na drug orbit (seria Balmera) towarzyszy emisja promieniowania z zakresu widzialnego. Seria Lymana obejmuje promieniowanie w zakresie nadfioletu, a seria Paschena w podczerwieni. wiczenie 33.3 Wiedzc, |e energia stanu podstawowego E1 = -13.6 eV wyka|, |e seria widmowa Balmera przypada na zakres widzialny [wiatBa? Wskazówka: Oblicz czstotliwo[ (dBugo[ fali) ze wzoru (33.13) dla j = 2. Wynik zapisz poni|ej. » (k = 3) = » (k = 4) = » (k = 5) = » (k = 6) = Rozwizanie mo|esz sprawdzi na koDcu moduBu. Na gruncie kwantowego modelu Bohra budowy atomu mo|na Batwo zrozumie wBasno[ci widm emisyjnych i absorpcyjnych atomów jednoelektronowych. Jednak ten model nie wyja[niaB fundamentalnego faktu, dlaczego poj mechaniki klasycznej nie mo|na stosowa w [wiecie atomów (czstek elementarnych). Model Bohra zostaB zastpiony nowym udoskonalonym modelem budowy atomu, w którym poBo|enie elektronu w danej chwili czasu nie jest okre[lone dokBadnie lecz z pewnym prawdopodobieDstwem, a sam elektron traktowany jest nie jak czstka ale jako fala materii. 427 ModuB X  Fale i czstki 34 Fale i czstki 34.1 Fale materii Przedstawione w poprzednich rozdziaBach do[wiadczenia byBy interpretowane raz w oparciu o obraz falowy (na przykBad dyfrakcja [wiatBa) innym razem w oparciu o model czstkowy [wiatBa (na przykBad efekt Comptona). W 1924 r. L. de Broglie zapostulowaB, |e skoro [wiatBo ma dwoist, falowo-czstkow, natur, to tak|e materia mo|e mie tak natur. Tak sugesti zaprezentowaB midzy innymi w oparciu o obserwacj, |e Wszech[wiat skBada si wyBcznie ze [wiatBa i materii oraz |e pod wieloma wzgldami przyroda jest symetryczna. De Broglie zasugerowaB, |e nale|y zbada czy materia nie wykazuje równie| wBasno[ci falowych. PosBugujc si klasyczn teori elektromagnetyzmu mo|na pokaza, |e [wiatBo o energii E ma pd p = E/c. Zatem foton (kwant [wiatBa) ma pd równy E hv hc » h p = = = = (34.1) f c c c » De Broglie nie tylko zasugerowaB istnienie fal materii ale równie| przewidziaB ich dBugo[. ZaBo|yB, |e dBugo[ przewidywanych fal materii jest okre[lona tym samym zwizkiem, który stosuje si do [wiatBa h » = (34.2) p Wyra|enie to wi|e pd czstki materialnej z dBugo[ci przewidywanych fal materii . Oba równania (34.1) i (34.2) zawieraj wielko[ charakteryzujc fale (») jak i wielko[ zwizan z czstkami (p). PrzykBad Sprawdzmy teraz jak dBugo[ fali przewiduje równanie (34.2) dla obiektów  masywnych przykBadowo dla piBki, o masie 1 kg, poruszajcej si z prdko[ci 10 m/s, a jak dla  lekkich elektronów przyspieszonych napiciem 100 V? Dla piBki p = mv = 1 kg·10 m/s = 10 kg m/s. Std dBugo[ fali de Broglie a h 6.6 Å"10-34 Js » = = = 6.6 Å"10-35 m p 10 kgm/s W porównaniu z rozmiarami obiektu » jest praktycznie równa zeru wic do[wiadczenia prowadzone na takim obiekcie nie pozwalaj na rozstrzygnicie czy materia wykazuje wBasno[ci falowe. Natomiast elektrony przyspieszone napiciem 100 V uzyskuj energi kinetyczn Ek = eU = 100 eV = 1.6·10-17 J. Prdko[ jak uzyskuj elektrony wynosi wic 428 ModuB X  Fale i czstki 2Ek 2Å"1.6Å"10-17J v = = = 5.9Å"106m s m 9.1Å"10-31kg a odpowiednia dBugo[ fali de Broglie a h h 6.6 Å"10-34 Js » = = = = 1.2 Å"10-10 m = 0.12 nm p mv 9.1Å"10-31 Å"5.9 Å"106 kgm s Jest to wielko[ rzdu odlegBo[ci midzyatomowych w ciaBach staBych. Mo|na wic zbada falow natur materii próbujc uzyska obraz dyfrakcyjny dla wizki elektronów padajcych na krysztaB analogicznie jak dla promieni Roentgena. Takie do[wiadczenie przeprowadzili, w 1926 roku, Davisson i Germer w USA oraz Thomson w Szkocji. Na rysunku 34.1 przedstawiono schemat aparatury pomiarowej. Rys. 33.1. UkBad do pomiaru dyfrakcji elektronów na krysztale Elektrony emitowane z ogrzewanego wBókna przyspieszane s napiciem U, które mo|na regulowa. Wizka elektronów zostaje skierowana na krysztaB niklu, a detektor jest ustawiony pod pewnym szczególnym ktem Æ. Nat|enie wizki ugitej na krysztale jest odczytywane przy ró|nych napiciach przyspieszajcych czyli przy ró|nej energii kinetycznej elektronów. Okazuje si, |e prd w detektorze ujawnia maksimum dyfrakcyjne przy kcie równym 50° dla U = 54 V. Je|eli skorzystamy z prawa Bragga (paragraf 30.5) to mo|emy obliczymy warto[ », dla której obserwujemy maksimum w tych warunkach » = 2d sin¸ (34.3) gdzie zgodnie z przyjtymi oznaczeniami ¸ = 90° - Æ/2. DBugo[ fali obliczona dla niklu (d = 0.091 nm) w oparciu o powy|sze dane do[wiadczalne wynosi » = 0.165 nm. 429 ModuB X  Fale i czstki Z drugiej strony w oparciu o znan energi elektronów (54 eV) mo|emy obliczy dBugo[ fali de Broglie a (tak jak w przykBadzie powy|ej) h » = = 0.165 nm p Ta doskonaBa zgodno[ stanowiBa argument za tym, |e w pewnych okoliczno[ciach elektrony wykazuj natur falow. Dzisiaj wiemy, |e inne czstki, zarówno naBadowane jak i nienaBadowane, wykazuj cechy charakterystyczne dla fal. Dyfrakcja neutronów jest powszechnie stosowan technik eksperymentaln u|ywan do badania struktury ciaB staBych. Tak wic, zarówno dla materii, jak i dla [wiatBa, przyjmujemy istnienie dwoistego ich charakteru. 34.2 Struktura atomu i fale materii Teoria sformuBowana przez Bohra pozwoliBa na wyja[nienie wBasno[ci widma atomu wodoru, a przede wszystkim stabilnej struktury atomu. Jednak nie podawaBa uzasadnienia postulatów, na których si opieraBa, zwBaszcza reguBy kwantowania momentu pdu. Tak fizyczn interpretacj reguB kwantowania Bohra zaproponowaB de Broglie przyjmujc, |e elektron kr|cy wokóB jdra po orbicie koBowej ze staB prdko[ci jest reprezentowany przez pewn fal materii - fal elektronow . Ta fala, tak jak elektron, przebiega wielokrotnie wzdBu| orbity koBowej, przy czym w ka|dym kolejnym okresie przebieg ulega dokBadnemu powtórzeniu, to znaczy fala jest zgodna w fazie z falami z poprzednich obiegów. W przeciwnym razie powstajca fala wypadkowa miaBa by nat|enie równe zeru. Ten warunek zgodno[ci faz oznacza, |e orbita musi na swym obwodzie mie[ci caBkowit liczb dBugo[ci fal de Broglie'a 2À r = n » (34.4) Co w poBczeniu z postulatem de Broglie'a prowadzi do wyra|enia h 2À r = n (34.5) p Std moment pdu elektronu h L = pr = n n = 1, 2,..... (34.6) 2À Otrzymali[my warunek Bohra kwantyzacji momentu pdu, który jest teraz konsekwencj przyjcia zaBo|enia, |e elektron jest reprezentowany przez odpowiedni fal materii. Na rysunku 34.2 przedstawione s fale materii zwizan z elektronem poruszajcym si po orbicie o promieniu r. DBugo[ fali de Broglie a zostaBa dobrana tak, aby orbita o promieniu r zawieraBa caBkowit liczb n fal materii. 430 ModuB X  Fale i czstki Rys. 33.3. Ilustracja zwizanych z elektronem fal materii na orbitach Bohra Przedstawiony powy|ej obraz sugeruje powstawanie stojcych fal materii. Mamy do czynienia z sytuacj, w której ruch fal jest ograniczony przez naBo|enie pewnych warunków fizycznych (34.4), analogicznie jak dla drgaD struny zamocowanej na obu koDcach. Przypomnijmy sobie, |e mamy wtedy do czynienia z fal stojc (a nie bie|c), a co wa|niejsze w strunie mog wystpowa tylko pewne dBugo[ci fal. Mamy wic do czynienia z kwantyzacj dBugo[ci fal wynikajc z ograniczeD naBo|onych na fal. Co wicej fale stojce nie przenosz energii (nie mo|e ona pBync przez wzBy, jest na staBe zmagazynowana w poszczególnych punktach przestrzeni), elektron kr|cy po orbicie nie emituje promieniowania elektromagnetycznego, jest w stanie stacjonarnym. Postulat de Broglie'a wi|cy elektron ze stojca fal materii przyniósB zadawalajce uzasadnienie reguB kwantowania Bohra i stworzyB fundament wspóBczesnej teorii opisu stanów atomowych. Sam jednak nie byB wystarczajcy, bo miedzy innymi nie dawaB informacji o sposobie rozchodzenia si fal materii. Nie odpowiadaB na pytanie jak posta mo|e mie funkcja opisujca fale materii - funkcja falowa , jak j wyznaczy oraz jaka jest jej interpretacja. Problem ten zostaB wyja[niony przez Heisenberga i Schrödingera, którzy zaproponowali nowy sposób opisu [wiata mikroczstek - mechanik kwantow. 431 ModuB X  Elementy mechaniki kwantowej 35 Elementy mechaniki kwantowej W 1926 roku E. Schrödinger sformuBowaB mechanik falow (jedno ze sformuBowaD fizyki kwantowej) zajmujc si opisem falowych wBasno[ci materii. WedBug tej teorii, elektron w stanie stacjonarnym w atomie mo|e by opisany za pomoc stojcych fal materii, przy czym podstaw stanowi zwizek de Broglie'a p = h/» wi|cy wBasno[ci czsteczkowe z falowymi. Teoria ta okre[la prawa ruchu falowego czstek w dowolnym ukBadzie mikroskopowym. FormuBuje równanie opisujce zachowanie si funkcji falowej (funkcja opisujca fale materii) dla takiego ukBadu i okre[la zwizek pomidzy zachowaniem si czstek, a zachowaniem funkcji falowej opisujcej czstki. Teoria Schrödingera stanowi uogólnienie hipotezy de Broglie'a. 35.1 Funkcja falowa Dotychczas przypisywali[my czstkom wBasno[ci falowe podajc dBugo[ fali materii de Broglie'a stowarzyszonej z dan czstk. Jednak do peBniejszego opisu wBasno[ci falowych posBugujemy si funkcj reprezentujc fal de Broglie'a, tak zwan funkcj falow È. Przypomnijmy, |e dla fal w strunie zaburzenie opisywali[my za pomoc równania fali opisujcego poprzeczne wychylenie y struny (punkt 13.2), a dla fal elektromagnetycznych poprzez równanie opisujce wektor nat|enia pola elektrycznego E (punkt 29.3). Analogiczn miar dla fal materii jest wBa[nie funkcja falowa È. Najogólniej, jest to funkcja wspóBrzdnych przestrzennych i czasu È(x,y,z,t). Na przykBad dla swobodnej czstki poruszajcej si w kierunku osi x mo|na j zapisa w postaci prostej funkcji sinusoidalnej o amplitudzie A 2À y = Asin (x -vt) (35.1) » Zauwa|my, |e wyra|enie to jest identyczne jak wzór (13.4) opisujcy rozchodzenie si (w kierunku x) fali harmonicznej wzdBu| dBugiego napr|onego sznura. O ile jednak znamy fizyczne znaczenie funkcji opisujcej zaburzenie falowe dla struny czy fali elektromagnetycznej to pozostaje odpowiedzie na pytanie jaki jest zwizek pomidzy funkcj falow, a opisywanym przez ni elektronem (czstk), pozostaje wyja[ni z czym wi|e si funkcja È. Jako pierwszy fizyczn interpretacj funkcji falowej zaproponowaB M. Born. Prawo, zasada, twierdzenie 2 ZasugerowaB, |e wielko[ È w dowolnym punkcie przedstawia miar prawdopodobieDstwa, |e czstka znajdzie si w pobli|u tego punktu to znaczy w jakim[ obszarze wokóB tego punktu np. w przedziale x, x+dx. (Poniewa| funkcja falowa mo|e przyjmowa warto[ci zespolone to uwzgldniamy kwadrat moduBu funkcji falowej.) 432 ModuB X  Elementy mechaniki kwantowej Ta interpretacja funkcji È daje statystyczny zwizek pomidzy fal i zwizan z ni czstk. Nie mówimy gdzie czstka jest ale gdzie prawdopodobnie si znajdzie. Je|eli w jakiej[ chwili t, dokonamy pomiaru majcego na celu ustalenie poBo|enia czstki opisywanej funkcj falowa È(x,t) to prawdopodobieDstwo, |e znajdziemy czstk 2 2 w przedziale [x, x+dx] wynosi È (x,t) dx . Wielko[ È jest wic miar gsto[ci prawdopodobieDstwa . Poniewa| ruch czstki jest opisywany stowarzyszon z ni fal materii, to oczekujemy, |e w miejscu przebywania czstki fala materii ma du| amplitud. Natomiast gdy amplituda fali materii jest równa zeru w pewnych punktach przestrzeni to prawdopodobieDstwo znalezienia czstki w tym miejscu jest zaniedbywalnie maBe. 35.2 Zasada nieoznaczono[ci Zauwa|my, |e jedn z konsekwencji falowo-czsteczkowej natury materii jest to, |e jedyne czego mo|emy dowiedzie si o ruchu elektronów to prawdopodobieDstwo znalezienia ich w przestrzeni. Powstaje pytanie czy musimy zadowoli si tak informacj czy te| jest mo|liwy pomiar, który da nam odpowiedz na przykBad na temat ewentualnych orbit po których poruszaj si elektrony. Czy mo|emy "dokBadnie" opisa ruch elektronu to znaczy równocze[nie okre[li jego poBo|enie i prdko[? Negatywna odpowiedz na to pytanie jest zawarta w zasadzie nieoznaczono[ci Heisenberga. Pierwsza cz[ tej zasady dotyczy jednoczesnego pomiaru poBo|enia i pdu. Prawo, zasada, twierdzenie GBosi ona, |e iloczyn nieokre[lono[ci pdu czstki i nieokre[lono[ci jej poBo|enia w danym kierunku jest zawsze wikszy od staBej Plancka. Ograniczenie to wyra|aj nierówno[ci "px"x e" h "py"y e" h (35.2) "pz"z e" h Zauwa|my, |e im dokBadniej mierzymy pd, np. zmniejszamy "px, tym bardziej ro[nie nieoznaczono[ poBo|enia "x. Druga cz[ zasady nieoznaczono[ci dotyczy pomiaru energii i czasu potrzebnego na wykonanie tego pomiaru. Prawo, zasada, twierdzenie Je|eli czstka posiada energi E, to dokBadno[ jej wyznaczenia "E zale|y od czasu pomiaru "t zgodnie z relacj. (35.3) "E"t e" h Im dBu|ej czstka jest w stanie o energii E tym dokBadniej mo|na j wyznaczy. 433 ModuB X  Elementy mechaniki kwantowej Na szczególne podkre[lenie zasBuguje fakt, |e ograniczenie dokBadno[ci pomiarów nie ma nic wspólnego z wadami i niedokBadno[ciami aparatury pomiarowej lecz jest wynikiem falowej natury czstek. Tak maBe obiekty jak czstki elementarne czy atomy nie podlegaj prawom mechaniki klasycznej, ale prawom mechaniki kwantowej. Sama zasada stanowi podstaw stwierdzenia, |e w fizyce kwantowej musimy posBugiwa si pojciem prawdopodobieDstwa. Zauwa|my, na przykBad, |e okre[lenie poBo|enia przedmiotów opiera si na rejestrowaniu [wiatBa odbitego przez te przedmioty. Po prostu widzimy gdzie s przedmioty. ZwiatBo w  zderzeniu z przedmiotami o du|ej masie praktycznie nie zaburza ich ruchu, ale caBkiem inn sytuacj mamy w przypadku elektronów. Tutaj te| mogliby[my si spodziewa, |e zobaczymy elektron gdy odbije si od niego [wiatBo. Jednak elektron w zderzeniu z fotonem doznaje odrzutu, który caBkowicie zmienia jego ruch (przypomnij sobie zjawisko Comptona). Tej zmiany ruchu elektronu nie mo|na unikn ani dokBadnie oceni. Gdyby wic elektron poruszaB si po [ci[le okre[lonym torze to znaczy istniaByby orbity to byByby one caBkowicie niszczone przy próbie pomiarów majcych potwierdzi ich istnienie. Dlatego wBa[nie mówimy o prawdopodobieDstwie znalezienia elektronu a nie o okre[lonych orbitach. Wicej o zasadzie nieoznaczono[ci mo|esz przeczyta w Dodatku 1, na koDcu moduBu X. wiczenie 35.1 Przyjmijmy, |e elektron w atomie wodoru porusza si z prdko[ci v = 106 m/s, któr mierzymy z dokBadno[ci 1%. Z jak najlepsz dokBadno[ci mo|emy okre[li poBo|enie tego elektronu. Wynik porównaj z promieniem orbity w modelu Bohra r1 = 5.3·10-11 m. Czy mo|emy w tych warunkach traktowa elektron jak punkt materialny? Wynik zapisz poni|ej. "x = Rozwizanie mo|esz sprawdzi na koDcu moduBu. 35.3 Teoria Schrödingera atomu wodoru 35.3.1 Równanie Schrödingera Znajomo[ [cisBej postaci funkcji falowej jest niezbdna do okre[lenia ruchu czstek w konkretnych przypadkach (zjawiskach fizycznych). PrzykBadem mo|e by funkcja falowa È, opisujca ruch czstki swobodnej, która zostaBa przedstawiona w punkcie 35.1. Tak [cisB posta funkcji falowej dla dowolnego ukBadu mo|na znalez rozwizujc równanie Schrödingera. Jest to równanie ró|niczkowe opisujce zachowanie si ukBadu kwantowego w czasie i przestrzeni, które w szczególno[ci przyjmuje posta 434 ModuB X  Elementy mechaniki kwantowej d2È 2m = - [E -U (x)]È (35.4) dx2 h2 gdzie E jest energi caBkowit czstki, U(x) jej energi potencjaln zale|n od jej poBo|enia, a h = h 2À . Zale|no[ (35.4) przedstawia najprostsz form równania Schrödingera to jest równanie w jednym wymiarze i niezale|ne od czasu. Rozwizanie równania Schrödingera polega na znalezieniu postaci funkcji falowej È i warto[ci energii czstki E przy znanej dziaBajcej na czstk sile zadanej poprzez energi potencjaln U. 35.3.2 Kwantowomechaniczny opis atomu wodoru Omówimy teraz zastosowanie teorii Schrödingera do atomu wodoru. Ten przypadek ma szczególne znaczenie, gdy| byB to pierwszy ukBad, do którego Schrödinger zastosowaB swoj teori kwantow i który stanowiB pierwsz jej weryfikacj. Poniewa| atom wodoru jest ukBadem trójwymiarowym równanie Schrödingera dla atomu wodoru ma bardziej skomplikowan posta ni| podane wcze[niej równanie (35.4) "2È (x, y, z) "2È (x, y, z) "2È (x, y, z) 2me + + = - [E -U (x, y, z)]È (35.5) "x2 " y2 "z2 h2 Zgodnie z równaniem (19.4) energia potencjalna dwóch Badunków punktowych (elektronu i protonu) znajdujcych si w odlegBo[ci r jest dana wyra|eniem 1 e2 1 e2 U (x, y, z) = - = - (35.6) 4Àµ0 r 4Àµ0 x2 + y2 + z2 Równanie Schrödingera (35.5) rozwizuje si zazwyczaj we wspóBrzdnych sferycznych (r, ¸, Õ) (rysunek 35.1) bo energia potencjalna oddziaBywania elektronu z jdrem (równanie 35.6) zapisana we wspóBrzdnych sferycznych jest funkcj tylko jednej zmiennej (r) podczas gdy we wspóBrzdnych prostoktnych funkcj wszystkich trzech wspóBrzdnych (x,y,z). Rys. 35.1. Zwizek pomidzy wspóBrzdnymi prostoktnymi (x,y,z) i sferycznymi punktu P 435 ModuB X  Elementy mechaniki kwantowej Rozwizanie równania Schrödingera w trzech wymiarach jest problem trudnym matematycznie midzy innymi ze wzgldu na obliczenia w trzech wymiarach. Dlatego nie bdziemy go rozwizywa, a jedynie omówimy wybrane rozwizania tego równania dla atomu wodoru. 35.3.3 Funkcje falowe Okazuje si, |e we wspóBrzdnych sferycznych mo|na funkcj falow przedstawi najogólniej jako iloczyn dwóch funkcji: funkcji radialnej R(r) zale|nej tylko od promienia r oraz funkcji ktowej ¥(¸, Æ) zale|nej tylko od któw. Rozwizujc równanie Schrödingera dla atomu wodoru stwierdzamy, |e funkcja falowa elektronu zale|y od trzech liczb caBkowitych - liczb kwantowych n, l, ml. È (r,¸ ,Õ) = Rn, lYl, ml (¸ ,Õ) (35.7) n, l, ml Przypomnijmy, |e w dotychczas prezentowanych modelach atomu wodoru, zarówno energia elektronu jak i dBugo[ stojcej fali materii stowarzyszonej z elektronem zale|aBy od jednej liczby kwantowej n. Tak jest w przypadku ruchu w jednym wymiarze. Jednak trójwymiarowa funkcja falowa zale|y od trzech liczb kwantowych co wynika z faktu, |e ruch czstki w przestrzeni jest opisany przez trzy niezale|ne zmienne; na ka|d wspóBrzdn przestrzenn przypada jedna liczba kwantowa. Te trzy liczby kwantowe oznaczane n, l, ml speBniaj nastpujce warunki: n = 1, 2, 3, ..... l = 0, 1, 2, ...... , n -1 lub 0 d" l d" n -1 (35.8) ml = -l, - l +1, - l + 2, ..... , l - 2, l -1, l lub - l d" ml d" l Ze wzgldu na rol jak odgrywa liczba n w okre[leniu energii caBkowitej atomu, jest nazywana gBówn liczb kwantow . Liczba l nosi nazw azymutalnej liczby kwantowej , a liczba ml nazywana jest magnetyczn liczb kwantow . Równania Schrödingera ma poprawne fizycznie rozwizania tylko dla liczb kwantowych speBniajcych warunki (35.8). Z tych warunków wida, |e dla danej warto[ci n (danej energii) istnieje na ogóB kilka ró|nych mo|liwych warto[ci l, ml. Zgodnie z interpretacj Borna zwizek pomidzy fal materii i zwizan z ni czstk 2 wyra|a si poprzez kwadrat moduBu funkcji falowej È , który wyra|a gsto[ prawdopodobieDstwa znalezienia czstki w danym punkcie przestrzeni 2 2 2 È (r,¸ ,Õ) = Rn, l (r) Yl, ml (¸ ,Õ) (35.9) n, l, ml Na rysunku 35.2 pokazane s (dla kilku stanów kwantowych) wykresy radialnej gsto[ci prawdopodobieDstwa, danej wyra|eniem 436 ModuB X  Elementy mechaniki kwantowej 2 2 Pn, l (r) = r2 Rn, l (r) (35.10) (Czynnik r2 w powy|szym równaniu wynika std, |e prawdopodobieDstwo znalezienia elektronu w obszarze pomidzy r i r+dr, w trzech wymiarach, jest proporcjonalne do elementarnej objto[ci r2dr.). Na rysunku 35.2 na osi x odBo|ona jest odlegBo[ elektronu od jdra r podzielona przez promieD pierwszej orbity Bohra r1, natomiast na osi y przyjto jednostki umowne. Rys. 35.2. Radialna gsto[ prawdopodobieDstwa dla elektronu w atomie wodoru dla n = 1, 2, 3 Maksima gsto[ci prawdopodobieDstwa, zaznaczone lini przerywan, odpowiadaj promieniom orbit w modelu Bohra dla n =1, 2, 3 (rn = r1n2). 2 Ktow gsto[ prawdopodobieDstwa Yl, ml (¸ ,Õ) te| mo|na przedstawi graficznie w postaci tak zwanych wykresów biegunowych . Na rysunku 35.3 pokazane s wykresy biegunowe gsto[ci prawdopodobieDstwa dla kilku stanów kwantowych atomu wodoru. Pocztek takiego wykresu umieszczamy w punkcie r = 0 (jdro), a kt ¸ mierzymy od osi pionowej (z). Dla danej warto[ci kta ¸ punkt wykresu le|y w odlegBo[ci (mierzonej pod 2 ktem ¸) równej Yl, ml (¸ ,Õ) od pocztku ukBadu tak jak to zaznaczono na jednym z wykresów. 437 ModuB X  Elementy mechaniki kwantowej Rys. 35.3. Ktowa gsto[ prawdopodobieDstwa dla elektronu w atomie wodoru dla l = 0,1, 2 Obraz przestrzenny otrzymujemy przez obrót wykresów biegunowych wokóB pionowej osi (ukBad jest symetryczny ze wzgldu na kt Æ). Ktowe rozkBady prawdopodobieDstwa (takie jak na rysunku 35.3) nosz nazw orbitali . Do oznaczenia orbitali stosuje si litery: l = 0 - orbital s, l = 1 - orbital p, l = 2 - orbital d, l = 3 - orbital f, itd. Orbitale mo|na traktowa jako rozkBady Badunku elektronu wokóB jdra. Gdy mówimy, |e jdro atomowe jest otoczone chmur elektronow mamy wBa[nie na my[li orbitale. 35.3.4 Energia elektronu Rozwizanie równania Schrödingera dla atomu wodoru dostarcza oprócz funkcji falowych równie| warto[ci energii elektronu zwizanego w atomie. Te energie wyra|aj si wzorem 438 ModuB X  Elementy mechaniki kwantowej me4 E1 En = = n = 1, 2,..... (35.11) 2 8µ0 h2n2 n2 Otrzymane warto[ci s identyczne z przewidywaniami modelu Bohra i warto[ciami obserwowalnymi do[wiadczalnie. Wynik ten stanowiB pierwsz weryfikacj teorii Schrödingera. Teoria Schrödingera atomu jednoelektronowego ma ogromne znaczenie, bo podajc obraz struktury atomu stworzyBa podstawy kwantowego opisu wszystkich atomów wieloelektronowych, czsteczek oraz jder atomowych. Opis falowy mikro[wiata jest ju| dzisiaj dobrze ugruntowan teori, a rozwój technik eksperymentalnych takich jak na przykBad skaningowy mikroskop tunelowy pozwala na prowadzenie badaD w [wiecie atomów. Ten rozdziaB koDczy moduB dziesity; mo|esz teraz przej[ do podsumowania i zadaD testowych. 439 Podsumowanie, ModuB X Podsumowanie " Emisja energetyczna promieniowania ciaBa doskonale czarnego zmienia si wraz 4 z temperatur wedBug prawa Stefana-Boltzmanna R = à T . DBugo[ fali dla której przypada maksimum emisji jest odwrotnie proporcjonalna do temperatury ciaBa. " Planck wyja[niB widmo emisyjne ciaBa doskonale czarnego zakBadajc, |e atomy nie mog mie dowolnej energii, ale tylko [ci[le okre[lone warto[ci dane wzorem E = nhv . Ponadto atomy wypromieniowuj energi (kwantami) tylko gdy przechodz ze stanu stacjonarnego o danej energii do drugiego o innej energii. " Zgodnie z równaniem Einsteina dla zjawiska fotoelektrycznego hv = W + Ekmax energia hv fotonu, w cz[ci (W) zostaje zu|yta na wyrwanie elektronu z materiaBu (jego przej[cie przez powierzchni), a ewentualny nadmiar energii (hv - W) elektron otrzymuje w postaci energii kinetycznej. " Czstkow natur [wiatBa mo|na w peBni zaobserwowa w do[wiadczeniu zwizanym z rozpraszaniem fal elektromagnetycznych na swobodnych elektronach, nazywanym zjawiskiem Comptona. Zmiana dBugo[ci fali fotonu rozproszonego h 2 "» = » - » = (1- cosÕ) , gdzie Õ jest ktem odchylenia biegu fotonu. m0c " Postulaty Bohra dotyczce atomu wodoru: 1)Elektron w atomie porusza si po orbicie koBowej pod wpBywem przycigania kulombowskiego pomidzy elektronem i jdrem, 2) Elektron mo|e porusza si tylko po takich orbitach, dla których momemt pdu L jest równy caBkowitej wielokrotno[ci staBej Plancka podzielonej przez 2À, 3) Promieniowanie elektromagnetyczne zostaje wysBane tylko gdy elektron poruszajcy si po orbicie o caBkowitej energii Ek zmienia swój ruch skokowo, tak |e porusza si nastpnie po orbicie o energii Ej. Czstotliwo[ emitowanego promieniowania jest Ek - Ej równa v = h " Kwantowanie promienia orbity jest opisane warunkiem r = n2 r1 , a kwantowanie energii E1 En = . n2 h " DBugo[ fal materii De Broglie'a jest okre[lona zwizkiem » = . p " Ruch elektronów w atomie mo|e by opisany przez stojce fale materii. 2 " Funkcj falow È przedstawiajc stan czstki interpretujemy tak, |e wielko[ È w dowolnym punkcie przedstawia miar prawdopodobieDstwa, |e czstka znajdzie si w pobli|u tego punktu to znaczy w jakim[ obszarze wokóB tego punktu. " Funkcje falowe È czstki i warto[ci jej energii E s rozwizaniem równania Schrödingera, przy zadanej energii potencjalnej U. " Zasada nieoznaczono[ci Heisenberga gBosi, w zastosowaniu do pomiarów pdu i poBo|enia, |e iloczyn nieokre[lono[ci pdu czstki i nieokre[lono[ci jej poBo|enia w danym kierunku jest zawsze wikszy od staBej Plancka np. "p "x e" h. Druga cz[ zasady nieoznaczono[ci dotyczy pomiaru energii i czasu i stwierdza, |e je|eli czstka posiada energi E, to dokBadno[ jej wyznaczenia "E zale|y od czasu pomiaru "t zgodnie z relacj "E"t e" h . 440 ModuB X - MateriaBy dodatkowe MateriaBy dodatkowe do ModuBu X X. 1. Zasada nieoznaczono[ci w pomiarach Aby przetestowa nasze mo|liwo[ci pomiarowe rozwa|my wizk elektronów padajcych z prdko[ci v0 na szczelin o szeroko[ci "y, tak jak na rysunku poni|ej. Wizka elektronów ugita na szczelinie tworzy obraz dyfrakcyjny na ekranie Je|eli elektron przechodzi przez szczelin to znamy jego poBo|enie z dokBadno[ci "y. Elektrony ulegaj ugiciu na szczelinie tak, |e na ekranie obserwujemy obraz dyfrakcyjny. Oznacza to, |e elektrony maj teraz oprócz prdko[ci poziomej tak|e skBadow w kierunku pionowym y (s odchylone). Spróbujmy oceni t skBadow pionow prdko[ci. Rozpatrzmy elektron padajcy na ekran w miejscu pierwszego minimum dyfrakcyjnego (punkt A na rysunku powy|ej). Pierwsze minimum jest dane równaniem "y sin¸ = » (X.1.1) a dla maBego kta ¸ "y¸ H" » (X.1.2) Elektron dolatujcy do punktu a (1-sze minimum) ma prdko[ pionow "vy tak, |e "v y sin¸ H"¸ = (X.1.3) v0 441 ModuB X - MateriaBy dodatkowe Korzystajc z obu powy|szych równaD otrzymujemy "v » y = (X.1.4) v0 "y lub "v "y = »v0 (X.1.5) y DBugo[ fali wizki elektronowej jest dana przez relacj de Broglie'a h h » = = (X.1.6) p mv0 Podstawiajc t zale|no[ do równania (X.1.5) otrzymujemy hv0 "v "y H" y (X.1.7) mv0 co mo|na zapisa "py"y H" h (X.1.8) Je|eli chcemy poprawi pomiar poBo|enia y (zmniejszy "y) to w wyniku zmniejszenia szeroko[ci szczeliny otrzymujemy szersze widmo dyfrakcyjne (mocniejsze ugicie). Inaczej mówic zwikszone zostaBo "py. Otrzymany wynik zgadza si z granic wyznaczan przez zasad nieoznaczono[ci. 442 ModuB X - Rozwizania wiczeD Rozwizania wiczeD z moduBu X wiczenie 32.1 Dane: R = 355 W/m2. Temperatur obliczamy korzystajc z prawa Stefana-Boltzmana 1 4 R ›# ž# T = œ# Ÿ# à #  # gdzie à jest uniwersaln staB (staBa Stefana-Boltzmanna) równ 5.67·10-8 W/(m2K4). Podstawiajc dane otrzymujemy T = 281.3 K czyli 8 °C. Uzyskany wynik jest zgodny ze [rednia temperatur powierzchni Ziemi. wiczenie 32.2 Dane: Z wykresu 32.8 odczytujemy warto[ progowej czstotliwo[ci dla sodu ½0 = 4.5·1014 Hz, h = 6.63·10-34 Js, 1eV = 1.6·10-19 J. Je|eli [wiatBo ma progow czstotliwo[ ½0, to h½0 = W bo wtedy Ekmax = 0. Prac wyj[cia obliczamy wic z zale|no[ci W = h½0 . Po podstawieniu danych otrzymujemy W = 2.98·10-19 J = 1.86 eV. Tyle wBa[nie wynosi energia fotonu o czstotliwo[ci progowej ½0. wiczenie 32.3 Dane: W = 2 eV, h = 6.63·10-34 Js, c = 3·108 m/s, 1eV = 1.6·10-19 J. Promieniowanie widzialne obejmuje zakres dBugo[ci fal od 400 do 700 nm. Odpowiada to zakresowi czstotliwo[ci (½ = c/») od 7.5·1014 do 4.3·1014 Hz i zakresowi energii fotonów (E = h½) od 1.78 do 3.11 eV Oznacza to, |e fotokomórk, w której zastosowano elektrod wykonan z cezu mo|na zastosowa jako czujnik dla promieniowania widzialnego ale nie w caBym zakresie bo czstotliwo[ progowa dla cezu wynosi ½0 = W/h = 4.8·1014 Hz i promieniowanie czerwone, pomaraDczowe i |óBte nie bdzie przez ni rejestrowane. wiczenie 32.4 Dane: » = 0.1 nm, h = 6.63·10-34 Js, c = 3·108 m/s, m0 = 9.1·10-31 kg, 1eV = 1.6·10-19 J. Przesunicie Comptona jest dane wyra|eniem h 2 "» = » - » = (1- cosÕ) m0c i przyjmuje maksymaln warto[ dla Æ = 180° . Wówczas 443 ModuB X - Rozwizania wiczeD h 2 » = » + m0c Po podstawieniu danych otrzymujemy »' = 0.105 nm. Zmianie dBugo[ci fali odpowiada zmiana czstotliwo[ci i w konsekwencji zmiana energii fotonów c c "E = hv - hv'= h - h » »' Po podstawieniu danych otrzymujemy "E = 592 eV. Zmiana energii rozpraszanego fotonu jest równa energii kinetycznej jak zyskuje elektron podczas zderzenia z fotonem. wiczenie 33.1 Obliczamy stosunek energii kinetycznej do energii potencjalnej elektronu e2 Ek 8Àµ0r 1 = = - Ep e2 2 - 4Àµ0r Widzimy, |e stosunek tych energii jest staBy (nie zale|y od promienia orbity). wiczenie 33.2 Dane: n = 1, me = 9.1·10-31 kg, e = 1.6·10-19 C, µ0 = 8.85·10-12 F·m-1, h = 6.63·10-34 Js, E1 = -13.6 eV, 1eV = 1.6·10-19 J. PromieD orbity obliczamy z zale|no[ci (33.10) h2µ0 rn = n2 = n2 r1 n = 1, 2,..... À me2 podstawiajc dane otrzymujemy r1 = 5.3·10-11 m. Stosunek energii kinetycznej do energii potencjalnej elektronu jest staBy i wynosi Ek1 1 = - Ep1 2 Ponadto energia caBkowita E1 = Ek1 + Ep1 Na podstawie tych dwóch równaD otrzymujemy: Ek1 = - E1 = 13.6 eV Ep1 = 2E1 = - 27.2 eV. 444 ModuB X - Rozwizania wiczeD Prdko[ liniow obliczamy z zale|no[ci (33.16) e2 v = 4Àµ0mr podstawiajc dane otrzymujemy (dla r1 = 5.3·10-11 m) v1 = 2.2·106 m/s. Czstotliwo[ jest zwizana z prdko[ci liniow i promieniem relacj v v = 2Àr podstawiajc dane (r1 = 5.3·10-11 m oraz v1 = 2.2·106 m/s) otrzymujemy ½ = 6.6·1015 Hz. wiczenie 33.3 Dane: E1 = -13.6 eV, h = 6.63·10-34 Js, c = 3·108 m/s, 1eV = 1.6·10-19 J. Energie fotonów wyra|aj si wzorem (33.13) c ›# 1 1 ž# hv = h = Ek - E = E1œ# - Ÿ# j œ# 2 » k j2 Ÿ# #  # Dla serii Balmera ( j = 2) otrzymujemy kolejno: dla k = 3, h½1 = 1.89 eV oraz »1 = 658 nm - [wiatBo czerwone, dla k = 4, h½2 = 2.55 eV oraz »2 = 487 nm - [wiatBo niebieskie, dla k = 5, h½3 = 2.86 eV oraz »3 = 435 nm - [wiatBo fioletowe, dla k = 6, h½4 = 3.02 eV oraz »4 = 412 nm - na granicy midzy [wiatBem widzialnym i nadfioletem, a dla n ’! ", h½" = 3.40 eV oraz »" = 366 nm  nadfiolet (poza obszarem widzialnym). wiczenie 35.1 Dane: v = 106 m/s, "v/v = 1%, me = 9.1·10-31 kg, h = 6.63·10-34 Js, r1 = 5.3·10-11 m. Nieokre[lono[ prdko[ci elektronu (np. w kierunku x) wynosi "vx = 0.01·v = 104 m/s, a nieokre[lono[ jego pdu "px = me·"v = 9.1·10-27 kgm/s. Nieokre[lono[ poBo|enia wyznaczamy z zasady nieoznaczono[ci h "x e" "px Po podstawieniu danych otrzymujemy "x = 7.3·10-8 m. Nieokre[lono[ poBo|enia elektronu jest o trzy rzdy wielko[ci wiksza od promienia pierwszej orbity w modelu Bohra. 445 ModuB X - Test kontrolny Test X 1. WBókno wolframowe |arówki o mocy 60 W ma [rednic d = 0.3 mm i dBugo[ równ l = 10 cm. Oblicz temperatur spirali, zakBadajc, |e zdolno[ emisji spirali wolframowej wynosi e = 0.26 zdolno[ci emisyjnej ciaBa doskonale czarnego. 2. Praca wyj[cia dla litu wynosi W = 2.3 eV. Czy wystpi efekt fotoelektryczny, gdy o[wietlimy jego powierzchni kolejno [wiatBem o dBugo[ci 500 nm i 650 nm ? 3. ZwiatBo |óBte o dBugo[ci » = 589 nm jest rejestrowane przez oko ludzkie przy minimalnej mocy promieniowania padajcego na siatkówk P = 1.7·10-8 W. Jaka jest ilo[ fotonów padajcych na siatkówk oka w cigu jednej sekundy? 4. Jakie powinno by napicie hamowania, je[li praca wyj[cia z metalu wynosi W = 2.3 eV, a o[wietlany jest promieniowaniem o dBugo[ci 400 nm ? Jaka jest maksymalna prdko[ elektronów wybijanych z powierzchni tego metalu? 5. Fotony o dBugo[ci fali » = 0.005 nm zderzaj si ze swobodnymi elektronami. Jaka jest dBugo[ fotonu rozproszonego odpowiednio pod ktem 30°, 90° i 180°? 6. Gazowy wodór zostaB wzbudzony do stanu n = 4. Jak energi zaabsorbowaB atom? Ile linii zaobserwujemy w widmie emisyjnym tego gazu? 7. Jaka energia jest potrzebna do usunicia poza atom wodoru elektronu znajdujcego si w stanie n = 6 ? 8. Ile wynosi dBugo[ fali de Broglie'a tak zwanych neutronów termicznych 3 w temperaturze 300 K ? Energia kinetyczna takiego neutronu jest równa kT , gdzie k 2 jest staB Boltzmanna. 9. Spróbuj pokaza, |e je|eli niepewno[ poBo|enia czstki jest równa dBugo[ci jej fali de Broglie'a to niepewno[ jej prdko[ci jest równa tej prdko[ci. 446

Wyszukiwarka

Podobne podstrony:
Fizyka modul
Fizyka modul
Fizyka modul
Fizyka modul
Fizyka modul
Fizyka modul (3)
Fizyka modul (2)
Fizyka modul (2)
Fizyka modul
Fizyka modul (2)
Fizyka modul (2)
Fizyka modul
Fizyka modul (2)
Fizyka modul

więcej podobnych podstron