Prezentace se nahrává, počkejte prosím

Prezentace se nahrává, počkejte prosím

7. 1. 20151 Pokročilá fyzika C803 fIIp_10 Úvod do moderní fyziky II Hraje Bůh ‘v kostky’? Úvod do kvantové fyziky Doc. Miloš Steinhart, 06 036, ext. 6029.

Podobné prezentace


Prezentace na téma: "7. 1. 20151 Pokročilá fyzika C803 fIIp_10 Úvod do moderní fyziky II Hraje Bůh ‘v kostky’? Úvod do kvantové fyziky Doc. Miloš Steinhart, 06 036, ext. 6029."— Transkript prezentace:

1 Pokročilá fyzika C803 fIIp_10 Úvod do moderní fyziky II Hraje Bůh ‘v kostky’? Úvod do kvantové fyziky Doc. Miloš Steinhart, , ext

2 Hlavní body Základní principy kvantové mechaniky Od vlnových vlastností k vlnové funkci Relace neurčitosti Pravděpodobnostní versus deterministický přístup Popis měřitelných veličin pomocí operátorů Schrödingerova rovnice a příklady jejího použití Volná částice Nekonečná potenciálová jáma Konečná potenciálová jáma Tunelování Elektronové pasti

3 Pád klasické fyziky Na přelomu 19. a 20. století se nahromadily experimenty, které ukazovaly na principiální odlišnosti mikrosvěta a světa makroskopického. Nejzávažnější výsledky ukazovaly na dualismus vln a částic a s ním související kvantování mikroskopických veličin. Popis, který si mikrosvět vyžádal je bohužel daleko od běžných zkušeností a selského rozumu. Klasická fyzika je v makrosvětě zpravidla dobrou aproximací, ale kvantové jevy zasahují i nutně sem. Tedy existují makroskopické jevy, jejichž výsledek je způsoben kvantovým chováním.

4 Kvantová teorie I Pro zatím nejlepší teorii, která se snaží o vysvětlení mikrosvěta a sporů s klasickou fyzikou se vžil název kvantová mechanika. Spíš by se ale hodil název pravděpodobnostní mechanika, protože její nejzávažnější a nejobtížněji „stravitelnou“ vlastností je právě fakt, že ukazuje, že popis mikrosvěta je principiálně možný pouze pomocí pravděpodobností. S tímto faktem se například nikdy nesmířil A. Einstein, přestože sám stál u kolébky kvantové teorie. Tvrdil, že „Bůh nehraje v kostky“

5 Kvantová teorie II Kvantová teorie vysvětluje chování mikrosvěta. Její extrapolace do makroskopického (normálního) světa ale musí souhlasit s dobře ověřenou fyzikou klasickou. Existuje totiž jen jeden svět! Tomuto přirozenému požadavku se říká princip korespondence. Přes všechny nesporné úspěchy kvantové teorie nezavrhujeme v makroskopické praxi klasické teorie, např. Newtonovy zákony nebo geometrickou optiku, protože jejich použití je mnohem jednodušší a přitom poskytuje často dostatečně přesné výsledky. Ne ale pokaždé! Vždy je nutné vědět, kde mají klasické teorie své hranice.

6 Vlnová funkce I Experimentálně je nade vší pochybnost dokázáno, že fotony se nedělí. Změna intenzity světla tedy vede ke změně jejich počtu. Neexistuje teorie ani teoretická možnost určit, kam dopadne jeden konkrétní foton. Teprve až bude fotonů obrovské množství bude zobrazení vypadat tak, jak očekáváme v závislosti na analýze příslušného zobrazovacího systému. Tu bychom mohli učinit nejobecněji pomocí kvantové elektrodynamiky (QED), která popisuje základní interakci elektronu a fotonu.zobrazení V praxi ji však provádíme vždy s využitím nejednoduššího modelu, který ještě splňuje požadavek dané přesnosti: užitím představy paprsků pokud postačuje model geometrické optiky nebo pomocí skládání vln u difrakčních experimentů. Stejně postupujeme i u jiných mikroskopických částic.

7 Vlnová funkce II Provedeme-li s částicemi například vhodně navržený experiment s dvojitou štěrbinou, dostáváme obdobné výsledky jako s monochromatickým vlněním (světlem).štěrbinou Není tedy překvapivý předpoklad, že v pozadí existence částic je jakási hmotnostní nebo pravděpodobnostní vlna. V současné době se nazývá vlnová funkce. V analogiích lze pokračovat : Jak známo, intenzita světla v jistém bodě zobrazení je úměrná druhé mocnině intenzity elektrického pole EMA záření. Budeme-li ale zobrazovat foton po fotonu, můžeme intenzitu světla chápat jako pravděpodobnost dopadu fotonu do daného místa.

8 Vlnová funkce III Analogicky požadujeme, aby druhá mocnina amplitudy vlnové funkce byla rovná hustotě pravděpodobnosti výskytu příslušné částice v daném bodě a čase. Jedná se o komplexní veličinu, protože musí popsat i fázové posuny. Tedy vlnová funkce podobně jako amplituda elektrické intenzity EMA vlny závisí na poloze a na čase a sama o sobě není přímo měřitelnou veličinou. Uvědomme si, že například při difrakci EMA vln neumíme přímo měřit intenzitu elektrické ani magnetické složky EMA pole, ale jen intenzitu záření. Neznáme tedy fázi příchozích vln. To je obtíž například ve strukturní analýze, kde zkoumáme, strukturu ‘difrakční mřížky’. Nazývá se fázový problém.

9 Vlnová funkce IV Vlnovou funkci lze nicméně za příznivých okolností nalézt a vypočítat příslušné pravděpodobnosti. Pokud je to možné, musí být vlnová funkce normovaná. Rozličné fyzikální veličiny lze získat působíme-li na vlnovou funkci vhodnými operátory.vhodnými Například je operátor celkové energie a je operátor hybnosti.

10 Heisenbergův princip neurčitosti I V klasické fyzice předpokládáme, že každé měření je zatíženo určitou chybou, ale zlepšováním přístrojů a metod lze tuto chybu neustále zmenšovat. V mikrosvětě se ale ukazuje, že výskyt určitých “chyb“ je principiální vlastností přírody, která nesouvisí přímo s vlastním měřením. Tento fakt musí kvantová mechanika respektovat. Pomocí měření se ale princip neurčitosti nejsnáze a nejčastěji vysvětluje. To vede sice k názorným ale často ne úplně správným představám.názorným

11 H. princip neurčitosti II Jedno z vyjádření Heisenbergova principu neurčitosti lze psát ve formě : Princip neurčitosti platí pro různé, tzv. nekompatibilní (nebo nekomutativní) dvojice veličin. Kromě souřadnice a odpovídající složky hybnosti mezi ně patří i čas a energie : Kompatibilní dvojice, např. x a p y však společně ostrou hodnotu mít mohou. Neurčitosti vyplývající z Heisenbergova principu lze jistý jev chápat jako mezní dosažitelné.mezní

12 Determinizmus versus pravděpodobnost I Klasická mechanika je determistická – známe-li pohybové rovnice určitého tělesa a okrajové podmínky, jsme principiálně schopni určit její polohu a hybnost v libovolném čase v minulosti i budoucnosti. Mikrosvět deterministický není. Je to vidět třeba na předchozím příkladu zobrazování s použitím jednotlivých fotonů, kdy fotony vychází z jednoho zdroje, prochází stejným optickým systémem, ale každý dopadne někam a předem nelze určit kam. Kvantová teorie musí tuto principiální vlastnost mikrosvěta odrážet. Proto je založena na pravděpodobnostech.

13 Determinizmus versus pravděpodobnost II Extrapolace mikrosvěta do makrosvěta vede ke zdánlivému determinismu. Kvantová teorie totiž přiřadí každému řešení jistou pravděpodobnost. U některých řešení je ovšem astronomicky malá. Tím může podpořit náš předchozí názor, že se jedná o řešení téměř nemožná. Předchozí postup sice připomíná metody klasické statistické fyziky, například u teorie plynů, ale ta ve skutečnosti předpokládá deterministické chování jednotlivých částic. Kvantové efekty se nemusí vyrušit ani pro velké množství částic. Ty potom bývají nerozlišitelné a chovají se podle neklasických kvantových statistik – Bose-Einstein / Fermi- Dirac.

14 D Schrödingerova rovnice I Schrödingerova rovnice umožňuje výpočet vlnové funkce na základě zákona zachování energie. Existuje několik verzí, z nichž nejdůležitější skupiny jsou časově proměnné SR, jejichž řešením jsou vlnové funkce systémů, které se mohou vyvíjet v čase nebo stacionární SR, jejichž řešením jsou stavy stacionární. Jím odpovídající vlnové funkce závisí samozřejmě již jen na poloze.stacionární Platnost SR musí ověřit experiment.

15 Kvantová teorie III Pro názornost si další jemnosti kvantové mechaniky ukážeme při řešení konkrétních jednoduchých problémů. Nejprve řešme případ volné částice. Nezajímá-li nás fáze, můžeme volnou částici určité hybnosti a energie reprezentovat harmonickou rovinnou vlnou, která se rozprostírá v celém prostoru. Podle principu neurčitosti totiž vede ostrá hodnota hybnosti k nekonečné neurčitosti v poloze :volnéharmonickou Lokalizovanou částici by bylo nutné reprezentovat souborem rovinných vln blízkých vlastností – tzv. vlnovým balíkem. Tím však dochází k rozmazání hybnosti.balíkem

16 Kvantová teorie IV Kvantování hybnosti a energie se objevuje při prostorovém omezení výskytu částice. Nejjednodušeji je to vidět u částice v nekonečně hluboké (vysoké) potenciálové jámě.nekonečnějámě Kvantované jsou hybnost, energie, vlnová funkce i hustota pravděpodobnosti. Protože je jáma nekonečně hluboká, je jich ale nekonečně mnoho, n=1, 2, 3 …energievlnová funkcehustota pravděpodobnosti Z hustoty pravděpodobnosti je patrné, že částice v základním stavu bude spíše v centru než na krajích. Ve vyšších stavech jsou místa pravděpodobného i nepravděpodobného výskytu pravidelně odměřena.

17 Kvantová teorie V Principiální novinkou, kterou přináší kvantová teorie, je existence nenulového základního energetického stavu : Tedy částice v nekonečně hluboké potenciálové jámě a tedy i jiná, prostorově lokalizovaná částice, má v základním stavu nenulovou energii a není tudíž v absolutním klidu ani při 0 K!

18 Kvantová teorie VI Uvažujme částici v hluboké potenciálové jámě nyní konečné hloubky U 0.jáměkonečné Kvantované jsou opět stejné veličiny jako u nekonečně hluboké jámy. Podstatný rozdíl ale je nenulová pravděpodobnost výskytu částice i vně jámy. Tento fakt zcela odporuje klasickým představám, protože odporuje zachování energie. Princip neurčitosti ovšem připouští na kratičkou dobu jistou neurčitost energie.pravděpodobnost

19 Kvantová teorie VII Případ konečně hluboké potenciálové jámy naznačuje princip tak zvaného tunelování, kdy částice může s jistou pravděpodobností projít barierou určité tloušťky a (energetické) výšky, přestože podobný průnik podle klasických představ odporuje zákonu zachování energie.tloušťky Podobně jako v optice popisujeme schopnost projít bariérou transmitancí T a schopnost odrazit se reflektivitou R. Samozřejmě T + R = 1. Pro malé T platí : zjevně schopnost pronikat drasticky klesá s U 0 a L.klesá

20 Kvantová teorie VIII Tunelování je typická vlastnost vln a dochází k němu i u světelných vln v optice.optice Díky tunelování dochází například též k rozpadu .rozpadu Princip tunelování je využit u tunelových diod s tenkou vrstvou dělící p a n – umožňují přesnější řízení proudu napětím tunelové scanovací mikroskopie (STM) – zpětnovazební mechanismus udržuje konstantní proud mezi hrotem a vzorkem přibližováním nebo vzdalováním hrotu. Umožňuje laterární rozlišení 0.1 nm a vertikální dokonce – nm. Podobně funguje (ATM - atomic force microscopy) kde se ale udržuje konstantní síla.mikroskopie

21 Kvantová teorie IX I když jsme v případě konečně hluboké jámy nešli do podrobností, je patrné, že částice bude mít jen konečný počet diskrétních hladin energie, a to těch které odpovídají podmínce E n < U 0.podrobností Kdyby se například jednalo o elektron, mohl by takový systém absorbovat nebo emitovat jen fotony určitých diskrétních energií, čili by měl čárové spektrum.spektrum

22 Kvantové pasti I Ze vztahu pro energii u částice v nekonečné potenciálové jámě je patrné, že při zužování jámy konečné hloubky by rostla energie základního stavu a zmenšovala se ionizační energie. Jako skutečná past na elektrony může sloužit například zrno polovodičového materiálu a velikosti řádově nanometrů.

23 Kvantové pasti II Podobně funguje kvantová tečka nebo-li umělý atom, kde polovodičová vrstva je oddělena tenkou a podstatně tlustší vrstvou izolantu od přívodních elektrod. Tenčí vrstva umožňuje elektronům tunelovat do střední oblasti a případně nazpět v závislosti na řídícím napětí. Tímto způsobem je možné řídit počet elektronů uvězněných v jámě. Toto uspořádání se chová jako umělý atom, u kterého je možné řídit počet elektronů. Kvantové tečky uspořádané do 2D struktur mohou sloužit například jako paměti s velkou hustotou záznamu a rychlostí vybavování.

24 Relace neurčitosti I Hledáme-li ve tmě pingpongový míček, můžeme se snažit ho nahmátnout nebo si posvítit. Při nahmatávání do míčku zpravidla nechtě strčíme, ale potom nevíme přesně, kde míček původně byl. Když si posvítíme běžným světelným zdrojem, polohu míčku určíme, protože tlak fotonů jej nedokáže uvést do pohybu. Posvítíme-li si ovšem na mikroskopickou částici, do pohybu ji uvést můžeme a to podle energie použitého světla. Neurčitost změření souřadnice tedy závisí na vlnové délce použitých fotonů :

25 Relace neurčitosti II DeBroglieho vlnové délce takového fotonu odpovídá hybnost : Neurčitost hybnosti odhadneme jako srovnatelnou : Součin neurčitostí souřadnice a hybnosti tedy je : Přesnější výpočet vede na :

26 Relace neurčitosti III ^ Vidíme, že neurčitost souřadnice a neurčitost hybnosti si konkurují: Budeme-li například chtít, aby hybnost fotonů byla malá a tedy malá byla i jejich interakce se sledovanou částicí, musíme použít fotony s velkou vlnovou délkou, což ale vede k větší neurčitosti v určení souřadnice. Není ale hyperbola jako hyperbola. Kdyby bylo h = 1 projevovaly by se relace neurčitosti i v makrosvětě, jako je tomu v knížce Pan Tomkins v říši divů. Vzhledem k velikosti Planckovy konstanty tomu tak ale není!

27 Relace neurčitosti IV ^ Příklad 1.: Basebalový míček o hmotnosti 150 g je hozen rychlostí v = 42 m/s, s neurčitostí 1 m/s. S jakou maximální přesností by mohla být změřena souřadnice? Neurčitost hybnosti míčku je  p = 0.15 kg m/s. Tedy : Neexistuje metoda, která by měřila s takovou přesností. Relace neurčitosti neznamenají pro současné určení souřadnic i hybnosti makroskopických těles žádné faktické omezení. Jinak by tomu bylo, kdyby bylo např. h = 1!

28 Relace neurčitosti V ^ Příklad 2.: Elektron se pohybuje rychlostí v = m/s, která byla změřena s přesností 0.1 %. S jakou maximální přesností by mohla být změřena souřadnice? Odpovídající hybnost elektronu je p = kg m/s a její neurčitost  p = kg m/s. Tedy : To je asi tisícinásobek velikosti atomu!

29 Relace neurčitosti VI ^ Příklad 3.: Bylo zjištěno, že mezon J/ , objevený v roce 1974 má střední hmotnost 3100 MeV/c 2 s rozpětím 63 keV/c 2. Toto rozpětí souvisí s dobou života mezonu. Odhadněte tuto dobu pomocí relací neurčitosti? Neurčitost energie mezonu je  E = = 1.01 Jkg. Tedy : Takto krátké doby života je velice obtížné měřit přímo.

30 Filosofie vlnové funkce I Lineárně polarizovanou, rovinnou EMA vlnu, šířící se ve směru, vlnového vektoru, lze popsat jako časoprotorovou závislost její magnetické indukce nebo elektrické intenzity: Úhlovou frekvenci  lze vyjádřit pomocí celkové energie. Pro fotony s nulovou klidovou hmotností m 0 = 0 :

31 Filosofie vlnové funkce II Podobně velikost vlnového vektoru k lze vyjádřit pomocí velikosti vektoru hybnosti p. Stejný vztah platí i mezi jednotlivými složkami a tedy i celými vektory. Vektory a jsou podle očekávání rovnoběžné :

32 Filosofie vlnové funkce III Popis naší známé EMA vlny tedy lze upravit na : Analogicky definujeme kvantově mechanickou vlnovou funkci :

33 Filosofie vlnové funkce IV Po úpravě platí : Fyzikální veličiny vyjadřujeme z vlnové funkce zpravidla vhodným derivováním. Derivujme ji například parciálně podle času :

34 Filosofie vlnové funkce V Působením výrazu na vlnovou funkci tedy dostáváme energii. Proto tento výraz nazýváme operátorem celkové energie.

35 Filosofie vlnové funkce VI Podobně můžeme vlnovou funkci parciálně derivovat například podle souřadnice y a máme: operátor y-ové složky hybnosti :

36 Filosofie vlnové funkce VII Pokud je známa vlnová funkce lze jeho působením určit hybnost, i odvodit fundamentální rovnici kvantové mechaniky tzv. Schrödingerovu rovnici. ^ Kdybychom takto postupovali pro všechny složky: nalezneme operátor vektoru hybnosti :

37 Schrödingerova rovnice I Hybnost a potenciální energii nahradíme příslušnými operátory a budeme působit na vlnovou funkci : ^ Odvodíme stacionární Schrödingerovu rovnici pro jednorozměrný případ. Vyjdeme ze zákona zachování energie :

38 Schrödingerova rovnice II Derivujme dvakrát naší předchozí vlnovou funkci : Nyní stačí výsledek rozšířit výrazem : ^ Jak jsme dospěli k předchozímu závěru? Upravme vztah pro energii :

39 Volná částice I S diferenciální rovnicí 2. řádu jsme se setkali např. při studiu harmonického oscilátoru. Její obecné řešení je rovinná prostorová vlna: Mějme částici, která se může pohybovat ve směru osy x a nepůsobí na ní žádná síla, čili E p = 0. Napišme SR : zde k ale není tuhost pružiny, ale vlnové číslo (vektor) :

40 Volná částice II ^ Docházíme k závěru, že hybnost a energie volné částice mohou dosahovat libovolných hodnot a nejsou tudíž kvantovány. Vlnová funkce volné částice může být reprezentována rovinnou harmonickou vlnou. Pokud nás nezajímá fáze, můžeme položit například B = 0 a dostáváme jednoduchou sinusoidu. U takovéto částice by ale byl problém s normalizací. V reálných případech by se volná částice vyskytovala v možná velkém, ale ne nekonečném prostoru. Vlnová funkce by potom byla normalizovatelná. Dostali bychom ovšem kvantování, které by ale mohlo být nerozlišitelně jemné.

41 Částice v nekonečné p. jámě I Schrödingerovu rovnici i její obecné řešení předpokládejme stejné jako v případě volné částice : Mějme částici, která se může pohybovat ve směru osy x, ale je umístěna v nekonečně hluboké potenciálové jámě délky L. Potenciální energii můžeme napsat jako :

42 Částice v n. potenciálové jámě II Částice se může vyskytovat pouze v jámě. Vně by musela mít nekonečnou potenciální energii! Vlnová funkce vně jámy tedy bude identicky rovna nule. Z požadavku její spojitosti musí tedy platit okrajové podmínky ve tvaru : Vlnová funkce je tedy stojatá vlna s uzly na okrajích jámy.

43 Částice v n. potenciálové jámě III a druhá, díky periodicitě funkce sinus, na kvantování vlnového vektoru, hybnosti a energie : První podmínka vede na zjednodušení vlnové funkce :

44 Částice v n. potenciálové jámě IV Konstantu A získáme z normalizační podmínky : Celkově tedy lze vlnovou funkci pro určité n vyjádřit :

45 Částice v n. potenciálové jámě V ^ Tedy máme-li volnou částici o přesně známé energii E nebo hybnosti p, může se vyskytovat kdekoli na ose x. To je v dokonalém souladu s principem neurčitosti. Omezení výskytu částice v prostoru vede na kvantování hybnosti, energie atd. i obecně. Z něj také vyplývá existence energetických hladin v atomech, která vedla k formulaci Bohrova modelu.

46 Částice v konečné p. jámě I Schrödingerova rovnice má nyní tvar : Mějme částici, která se může pohybovat ve směru osy x, ale je umístěna v konečně hluboké potenciálové jámě délky L. Potenciální energii můžeme napsat jako :

47 Částice v konečné p. jámě II Okrajové podmínky nyní ale budou jiné. Předpokládejme, že částice je (alespoň v klasickém slova smyslu) uvězněna v jámě, tedy E < U 0. Zaveďme nejprve konstantu G a vložme ji do rovnice: Ve vlastní jámě předpokládejme řešení Schrödingerovy rovnice opět stejné jako v předchozích případech :

48 Částice v konečné p. jámě III V oblasti I je x < 0 proto musí být D = 0. Podobně v oblasti III musí být C = 0. Tedy: Obecné řešení této rovnice lze napsat :

49 Částice v konečné p. jámě IV Na levém okraji tedy platí : Další podmínky bychom dostali na pravém okraji a z normalizace. Pro E > U 0 obdržíme stojaté vlny.vlny jako okrajové podmínky požadujeme spojitost vlnové funkce a její první derivace ( tzv. hladkost). Na stěnách jámy tedy platí : ^

50 Částice v konečné p. jámě V Příklad : Mějme elektron v základním stavu potenciálové jámy dlouhé 100 pm a vysoké 30 eV. a) Jaké by bylo spektrum tohoto systému? b) Jaký foton by dokázal uvolnit tento elektron? c) Může tento elektron absorbovat foton s = 100 nm? Jaký foton by dokázal uvolnit tento elektron? a) Podrobný výpočet ukazuje, že systém má tři diskrétní hladiny energie E 1 = 2.9 eV, E 2 = 11.6 eV a E 3 = 24.5 eV. Další hladina by již byla výše než je výška jámy. Elektron v základním stavu může v důsledku absorpce fotonu přejít buď do druhé nebo třetí hladiny. Ve spektru by ještě existovala čára odpovídající přechodu z druhé do třetí hladiny.

51 Částice v konečné p. jámě VI Pro vlnové délky tedy platí : Bude tedy 12 = 143 nm, 13 = 57.5 nm a 23 = 96.2 nm. Všechny čáry budou v UV oblasti. b) Foton, schopný elektron uvolnit, musí mít energii rovnou minimálně rozdílu výšky jámy a energii základního stavu. Z předchozího vztahu 1U0 = 45.9 nm. Při absorpci energetičtějšího fotonu bude mít uvolněný elektron i příslušnou kinetickou energii. c) Foton o vlnové délce =100 nm má energii nižší než ionizační, která ale neodpovídá žádnému přechodu. Proto nemůže být absorbován. ^

52 Tunelování bariérou I Příklad : Jaká je pravděpodobnost, že elektron s energií 50 keV projde bariérou s výškou 70 keV, bude-li její tloušťka a) 1 nm, b) 0.1 nm? Najděme příslušné exponenty pro T ~ exp(-GL): U 0 - E = 20 keV = J. a) 2GL = 46 a T  exp(-46) = b) 2GL = 4.6 a T  exp(-4.6) = 0.01 Ztenčení bariéry desetkrát zvýší pravděpodobnost průniku krát! ^


Stáhnout ppt "7. 1. 20151 Pokročilá fyzika C803 fIIp_10 Úvod do moderní fyziky II Hraje Bůh ‘v kostky’? Úvod do kvantové fyziky Doc. Miloš Steinhart, 06 036, ext. 6029."

Podobné prezentace


Reklamy Google