Московский Педагогический Государственный Университет

Курсовая работа по квантовой механике на тему:

Туннельные и барьерные эффекты.

Приняла:

Выполнила: студентка 4-го курса 1-ой группы физического факультета

Москва 2004 год.

Введение

ТУННЕЛЬНЫЙ ЭФФЕКТ (туннелирование) — квантовый переход системы через область движения, запрещённую классической механикой. Типичный пример такого процесса— прохождение частицы через потенциальный барьер, когда её энергия Е меньше высоты барьера. Импульс частицы р в этом случае, определяемый из соотношения [pic], где U(x)— потенциальная. энергия частицы
(т — масса), был бы в области внутри барьера, Е х0 , в которых U0, или в противоположном направлении, если начальный импульс р < 0.

Допустим, что частица движется слева, имея полную энергию Е, меньшую U т. Тогда в некоторой точке xt потенциальная энергия U (х1)=Е, p(x1)=0, частица остановится. Вся ее энергия обратится в потенциальную, и движение начнется в обратном порядке: х1 есть точка поворота. Поэтому при E х0 Подобным же образом, если частица движется справа налево, имея Е < Um , то она не проникнет в область за второй точкой поворота х2,
|[pic] |[pic] |
|Рис. 1.1. Потенциальный барьер в |Рис. 1.2. Самый простой потенциальный |
|одном измерении. |барьер |

в которой U(x2)=E (рис.1). Таким образом, потенциальный барьер является «непрозрачной» перегородкой для всех частиц, энергия которых меньше Um (напротив, он «прозрачен» для частиц, обладающих энергией Е >Um).
Этим и разъясняется название «потенциальный барьер».

Совсем иначе протекают явления вблизи потенциальных барьеров, если речь идет о движениях микроскопических частиц в микроскопических полях, т. е. о движениях, при рассмотрении которых нельзя игнорировать квантовые эффекты. В этом случае, как мы сейчас увидим, в противоположность выводам классической механики, частицы с энергией Е, большей высоты барьера Um, частично отражаются от барьера, а частицы с энергией, меньшей Um, частично проникают через барьер.

Для того чтобы в этом убедиться, мы рассмотрим совсем простой случай барьера, изображенный на рис. 2. Именно, мы будем считать, что потенциальная энергия частицы U (х) всюду равна нулю, кроме области 0 ? Х
? l, где она имеет постоянное значение, равное Um. Такой барьер представляет собой, конечно, идеализацию, но на нем, особенно просто можно проследить интересующие нас стороны проблемы. Мы можем себе представить, что такой прямоугольный барьер возникает путем непрерывной деформации плавного барьера, изображенного на рис. 1.

Будем искать стационарные состояния частицы, движущейся в поле такого барьера. Обозначая потенциальную энергию через U (х), мы получим уравнение
Щредингера в виде

[pic](3)

Обозначая в дальнейшем дифференцирование по х штрихом и вводя оптические обозначения

[pic](4) где п (х) — показатель преломления, мы перепишем уравнение (3) в виде

[pic] (5)

Уравнение (94.5) распадается на три уравнения для трех областей пространства:

(5'), (5"), (5'")

Решения в этих областях могут быть записаны сразу:

(96.6)

(6), (6'), (6")

где А, В, ?, ?, a и b — произвольные постоянные. Однако это — общие решения трех независимых уравнений (5), (5'), (5") и они, вообще говоря, не образуют какой-либо одной волновой функции, описывающей состояние частицы, движущейся в силовом поле U (х). Для того чтобы они давали действительно одну функцию ? (х), мы должны соблюсти краевые условия, которые мы сейчас установим.

Для этого будем рассматривать U (х) и, следовательно, п (х) как плавную функцию х. Интегрируя тогда уравнение (5) около точки х = 0, получим

[pic]

Отсюда

(7 (7)

Переходя к пределу[pic]получаем краевое условие

[pic] (7')

Далее, согласно общему требованию о непрерывности волновых функций, имеем второе краевое условие

[pic] (7")

Точка х = 0 ничем не выделена, поэтому условия (7') и (7") должны быть соблюдены в любой точке, в частности, и при х = 1.

Чтобы решение (6) трех уравнений (5) можно было рассматривать как предел решения одного уравнения при переходе от плавного изменения U (х) к скачкообразному, нужно, чтобы эти решения в точках х = 0 и х = 1 удовлетворяли краевым условиям (7') и (7"), т. е.

[pic](8)

Подставляя сюда значение функций из (6), получаем

[pic] (9)

Мы имеем четыре уравнения для шести постоянных. Произвол в выборе постоянных объясняется тем, что могут быть волны, падающие на барьер слева, а могут быть — падающие на него справа.

Если мы, например, возьмем А, В?0, b = 0, то Aeik0X может рассматриваться как падающая волна, Be-ik0X —как отраженная, аe-ik0X — как проходящая. Если бы мы взяли b ? 0, то это означало бы, что есть еще падающая волна с другой стороны барьера. Эти возможности соответствуют в классической механике случаям движения частиц к барьеру слева, либо справа.

Мы рассмотрим для определенности случай падения частиц слева. Тогда, мы должны взять b = 0. Кроме того, без всяких ограничений мы можем принять амплитуду падающей волны за единицу: А=1. Уравнения (9) принимают тогда вид
' '

[pic] (10)

Из этих алгебраических уравнений находим ?, ?, В и a:)

[pic] (11 ), (12), (13), (14)

Если энергия частицы Е больше высоты барьера Um, то показатель преломления пт действителен. В этом случае интенсивность отраженной волны |
В| 2 равна

[pic]

а интенсивность проходящей волны

[pic] (15)

Вычислим по формуле для плотности тока поток частиц в падающей волне,
(JQ), отраженной (Jr) и проходящей (Jd ). Получаем:

[pic] (16)

Отношение потока отраженных частиц к потоку падающих

[pic] (17)

называют коэффициентом отражения. Отношение потока проходящих частиц к потоку падающих

[pic] (18)

называют коэффициентом прозрачности барьера.

Из закона сохранения числа частиц (уравнение непрерывности для тока) следует, что

[pic] (19)

(приведенные выше выражения для R и D позволяют непосредственно убедиться в справедливости этого равенства).

По классической механике, если E>Um, должно иметь место R=0, D=1 барьер совершенно прозрачен. Из (15) следует, что | В| 2 ?0 поэтому в квантовой механике R > О, D < 1. Частицы частью отражаются так же, как отражаются световые волны

на границе двух сред.

Если энергия частицы Е меньше высоты барьера Um , то по классической механике имеет место полное отражение D = 0, R=1. При этом частицы совсем не проникают внутрь барьера. В оптике такой случай отвечает полному внутреннему отражению. Согласно геометрической оптике лучи света не проникают во вторую среду.

Более тонкое рассмотрение на основе волновой оптики показывает, что в действительности световое поле при полном отражении все же проникает в среду, от которой происходит отражение и если эта среда представляет собой очень тонкую пластинку, то свет частично проходит через нее. Квантовая механика в случае Е < Um (случай отражения) приводит к выводу, аналогичному выводу волновой оптики. Действительно, если E < Um, то показатель преломления пт является, чисто пт мнимой величиной (см. 4). Поэтому мы положим

[pic] (20)

Внося это выражение для пт в (14), вычислим теперь |а|2. Тогда, считая[pic]получаем

[pic] (21)

Обозначая первый дробный множитель через Do (он не очень отличается от
1) и имея в виду значение k6, получаем

[pic] (22)

Таким образом, при EЕ, [pic] это бессмысленно, так как импульс р есть действительная величина. Как раз эти области, как мы знаем из классической механики недоступны для частицы. Между тем, согласно квантовой механике, частица может быть обнаружена и в этой «запретной» области. Таким образом, получается, будто квантовая механика приводит к выводу, что кинетическая энергия частицы может быть отрицательной, а импульс частицы мнимым. Этот вывод и называют парадоксом «туннельного эффекта».

На самом деле здесь нет никакого парадокса, а сам вывод неверен. Дело в том, что, поскольку туннельный эффект есть явление квантовое (при ? >
0 коэффициент прозрачности D (24) стремится к нулю), постольку он может обсуждаться лишь в рамках квантовой механики. Полную же энергию частицы можно

рассматривать как сумму кинетической и потенциальной энергий

только на основе классической механики. Формула [pic]

предполагает, что одновременно знаем величину как кинетической энергии Т, так и потенциальной U{х). Иными словами, мы приписываем одновременно определенное значение координате частицы х и ее импульсу р, что противоречит квантовой механике. Деление полной энергии на потенциальную и кинетическую

в квантовой механике лишено смысла, а вместе с тем несостоятелен и парадокс, основанный на возможности представить полную энергию Е как сумму кинетической энергии (функция импульса) и потенциальной энергии (функция координат).

Остается лишь посмотреть, не может ли все же оказаться так, что путем измерения положения частицы мы обнаружим ее внутри потенциального барьера, в то время как ее полная энергия меньше высоты барьера. I

Обнаружить частицу внутри барьера действительно можно, даже если
E С. Таких электронов у нас очень мало (они обусловливают малую термоионную эмиссию). Поэтому никакого электронного тока по классической механике при наложении поля получиться не, должно. Однако, если поле ? достаточно велико, то барьер будет узок, мы будем иметь дело с резким изменением потенциальной энергии и классическая механика будет неприменима: электроны будут проходить через потенциальный барьер.

Вычислим коэффициент прозрачности этого барьера для электронов, имеющих энергию движения по оси ОХ, равную Ех. Согласно (1.24) дело сводится к вычислению интеграла

[pic]

где хх и х2 — координаты точек поворота. Первая точка поворота есть
(рис. 1), очевидно, х1 = 0, так как для всякой энергии Ех < С горизонтальная прямая Ех, изображающая значение энергии движения по ОХ, пересекает кривую потенциальной энергии в точке х = 0. Вторая точка поворота х2 получится, как видно из чертежа, при

[pic] отсюда

[pic] следовательно,

[pic] (3.2)

Введем переменную интегрирования.

[pic]

Тогда мы получим

[pic] (3.3)

Таким образом, коэффициент прозрачности D для электронов, обладающих энергией движения по оси ОХ, равной Ех, равен

[pic] (3.4)

Коэффициент этот несколько различен для разных Ех, но так как С >
ЕХ, то средний (по энергиям электронов) коэффициент прозрачности будет иметь вид

[pic] (3.5)

где [pic] и ?0 — константы, зависящие от рода металлов. Ток холодной эмиссии будет равен

[pic]

Эта зависимость тока от поля вполне подтверждается экспериментами.

§4. Трехмерный потенциальный барьер. Квазнстационарные состояния.

Рассмотрение задачи о прохождении через потенциальный барьер, отличалось той особенностью, что речь шла о потоке частиц, приходящих из бесконечности и встречающих на своем пути потенциальный барьер. В дальнейшем (теория радиоактивного распада, автоионизация атомов) нам встретятся такие случаи, когда речь будет идти о потоке частиц, выходящих из некоторой ограниченной области пространства (ядро атома, атом), окруженной, потенциальным барьером. Пусть сфера с центром в 0 и радиусом r0
(рис. 1,а)

[pic]

Рис.4.1. Потенциальный барьер, ограничивающий замкнутую область (r < r0)

Есть та поверхность, на которой потенциальная энергия U (r) принимает максимальное значение, так что для r < r0, U < Um и для r > r0, U
< Um. Соответствующий пример графика U(г) дан на рис. 1, б. Допустим, что нас интересует прохождение через барьер частиц, первоначально находившихся внутри него. Соответственно предположению, что частицы, падающие извне, отсутствуют (нет «бомбардировки»), мы должны взять вне барьера лишь уходящие волны.

[pic] (4.1)

Это условие мы будем называть условием излучения. Ясно, что уравнение Шредингера

[pic] (4.2) в этом случае может иметь лишь нестационарные решения. Действительно, применим закон сохранения числа частиц к сфере радиуса r:

[pic] (4.3)

Из (4.1) имеем,

[pic](4.4) и, стало быть,

[pic] (4.5)

т. е. среднее число частиц в объеме сферы V убывает, так что ? не может гармонически зависеть от времени.

Задачу об истечении частиц из барьера можно решать, исходя из уравнения (4.2) с начальным условием. таким, что функция ? (r, 0) отлична от нуля лишь внутри барьера (чтобы выразить тот факт; что при t = 0 частица находилась внутри барьера). Можно, однако, исходить из другого условия, до некоторой степени противоположного, именно считать, что истечение частиц происходит уже давно и значительная часть их уже находится вне барьера.

[pic]

Рис 4.2 Потенциальный барьер, ограничивающий замкнутую область (r < r1) и имеющий простую прямоугольную форму.

Такой подход к решению мы рассмотрим подробнее. Он удобен тем, что допускает разделе r и t в уравнении (4.2) Положим сразу

[pic]

При этом величина Е будет комплексной, и ее нельзя рассматривать как энергию частиц. Положим

[pic] (4.7)

Тогда среднее число частиц в объеме V0, заключенном внутри барьера, согласно (4.6) и (4.7), будет

[pic] т. е.

[pic] (4.8)

Величина ? - константа распада. Подстановка (46) в (4.2) дает

[pic](99.9)

Чтобы выяснить принципиальную сторону дела, мы рассмотрим схематичный пример, взяв форму барьера U (r), изображенную на рис. 4.1. Рассмотрим далее, для простоты, состояния с орбитальным моментом, равным нулю: / = 0.
Тогда, полагая

[pic](4.10)

мы получим из (4.9)

[pic] (99.11)

Согласно нашему предположению о виде U (г) уравнение (99.11) разобьется на три;

[pic] (99.12) (99.12")(99.12'):

где:

[pic] (99.13):

Решения этих уравнений имеют вид

[pic](99.14) (99.14') (99.14")

Из условия конечности ? в нуле следует, что

[pic] (99.15)

Кроме того, условие излучения дает b = 0 (только уходящие волны).
Краевые условия на границах r = r 1 и r = r 2, как мы установили в § 1, сводятся к равенству функций и их первых производных

[pic]

[pic]

(99.16) (99.16’) (99.17)

(99.17')

На этот раз мы имеем четыре однородных уравнения для четырех коэффициентов A, ?, ?, а. Поэтому необходимо, чтобы определитель ? системы уравнений (4.16) и (4.17) обращался в нуль. Несложные вычисления дают

[pic] (4.18) где l означает ширину барьера r2 - r 1 (4.18) есть трансцендентное уравнение для k. Определим его корни приближенно, считая ql » l. Тогда в нулевом 'приближении можно отбросить член с e -gl, и мы получаем

[pic] (4.19)

Это — точное уравнение для нахождения собственных значений потенциальной ямы (0, r1, Um), изображенной на рис. 4.2 и получаемой из потенциального барьера рис. 4.2 при r2 = ?. В такой потенциальной яме имеются дискретные уровни энергии (для E? < Е, и вместо дискретного спектра (4.20) мы получаем непрерывный. Однако условие излучения выбирает из непрерывного спектра уровни, близкие к Еоп, но они не будут теперь стационарными ( ?п ? 0). При малых ?п они будут почти стационарными. Это — квазистационарные уровни. Определим величину ?п, считая ее малой. Для этого разложим член с eql в (4.18) по степеням ?k = k
— ko, где k0 — один из корней уравнения (4.19), для стационарных состояний потенциальной ямы, а в член с e-gl подставим k = k0; замечая, что

[pic] получим

[pic]

Отсюда находим ?k

При этом малую поправку к действительной части k0 мы также

можем опустить, как не представляющую интереса. Мнимая же

часть будет равна .

[pic] ' (99.21)

Пренебрегая также малой поправкой к действительной части , k в
(4.13), мы можем положить [pic]. Из (4.13) получаем[pic]

[pic]. (4.22)

Сравнивая это с предыдущим выражением для ?k, мы находим

[pic] (4.23)

Имея в виду, что [pic]есть скорость частицы v0 внутри барьера и что k0 ? 1/r1 = 1/r0 (ro радиус ямы), мы получаем из (4.23) И (4.13)

[pic] (4.24)

Эта формула имеет простое наглядное толкование. [pic]есть число ударов частицы о внутреннюю стенку барьера в 1 сек, а экспоненциальный множитель есть коэффициент прозрачности.

Отметим еще некоторые особенности рассмотренной задачи. Мнимое значение волнового вектора к приводит к тому, что интенсивность излучаемой волны [pic] неограниченно растет по мере удаления от потенциального барьера

[pic].

Рост ?111 вытекает из требования, чтобы имелось только, излучение, и отвечает тому факту, что на больших расстояниях находятся частицы, вылетевшие раньше, еще тогда, когда интенсивность | ?1 |2 внутри самого барьера была больше. Однако в нашем методе решения мы не учли того обстоятельства, что излучение на самом деле когда-то началось (а не длилось все время от t=?) и что к моменту начала излучения | ?1 |2 было конечно.
Поэтому наш вывод о том, что ?111 > ? при r > ?, вывод, относящийся к частицам, вылетевшим очень давно, неверен, и само найденное, решение справедливо; лишь для небольших r, именно для [pic]

Отметим, что в связи с формулой (4.7) в литературе часто говорят о мнимой энергии. Следует иметь в виду, что такое выражение имеет лишь чисто формальный смысл. Найденное вами состояние

[pic]

не есть стационарное состояние с определенным значением энергии
(стационарные состояния гармонически зависят от времени).

Чтобы определить вероятность найти то или иное значение энергии Е в этом состоянии, нужно разложить ? (г, t) по собственным функциям ?E (r) оператора[pic]. Так как U (r) > 0, то собственные значения этого оператора образуют непрерывный спектр 0 ? E < +? ; Если положить

[pic] (4. 26)

то w (Е) dE'= | С (Е) |2 dE дает искомую вероятность. Однако мы не можем воспользоваться для вычисления С (Е) функцией ? (r, t) (4.25), так как она правильна лишь для не очень больших r. Поэтому мы изберем обходный путь, именно, будем считать, что ?(г, t) имеет корректное поведение в бесконечности, а начальная функций ? (г, 0) отлична от нуля заметным образом лишь внутри барьера, так что вид функции ? (г, 0) соответствует тому факту, что при t = 0 частица находится во внутренней области барьера.
Определим амплитуду a (t)-, с которой представлено состояние ? (r, 0) в состоянии ? (r, t). Имеем

[pic] (4. 27)

Подставляя сюда ? (r, t) и ?* (г, 0) из (4.26) и пользуясь ортогональностью функций ?е (r), найдем

[pic] (4.28)

Величина Р (t) = | a (t) |2 дает, очевидно, закон распада состояния
?{г, 0). Как видно, форма этого закона определяется распределением энергии
? (Е) dE в начальном состоянии.

Вернемся теперь к нашей задаче. Выберем ? (г, 0) так, чтобы ? (г, 0) =
? (г) внутри барьера и ? (г, 0) = 0 вне его. Подставляя теперь ? (г, t) из
(4.25) в (4.27), мы можем игнорировать возрастание ? 0 (г) вне барьера, так как там ? (r, 0) = 0. В силу совпадения ? (r, 0) и ? (r) внутри барьера и считая, что ? (г, 0) нормировано к 1, получим

[pic] (4.29)
На основании (4.28), теперь нетрудно убедиться, что w {E) dE должно быть равно

[pic] (4.30) т. е. мы получаем дисперсионную формулу для распределения энергии. Величину
[pic] называют шириной квазистационарного уровня E0. Если через ? = 1/? обозначить среднюю продолжительность жизни частицы в состоянии ? (г, 0) =
?0 (г), то мы получаем

[pic] (4.31)

— соотношение между шириной квазистационарного уровня и длительностью жизни частицы на этом уровне.

§ 5. Теория радиоактивного ? – распада

Известно, что многие радиоактивные элементы распадаются, испуская ? - частицы. По вылете из атомного ядра ? - частица, имея двукратный положительный заряд (+2е), ускоряется в кулоновском поле атомного ядра, заряд которого обозначим через Ze (под Z будем подразумевать номер элемента после вылета ? - частица, Z = Z' — 2, если Z' есть номер элемента до радиоактивного распада).

Большая прочность ? - частицы позволяет предполагать, что она существует в ядре в виде самостоятельного объекта, являясь одним из простых образований, из которых строится атомное ядро. Ясно, что ? - частицы может длительно находиться в атомном ядре лишь в том случае, если область вблизи атомного ядра является минимумом потенциальной энергии ? - частицы.
Кулоновская потенциальная энергия ? - частицы, равная 2Ze2/r, где r — расстояние от ядра до частицы, по мере приближения к ядру, как это изображено на рис. 5.1 пунктирной кривой, все время возрастает монотонно.
Поэтому минимум энергии вблизи ядра может получиться лишь в том случае, если на близких расстояниях на ? - частицы действуют какие-то иные силы, помимо электрических. Такими силами являются ядерные силы, действующие между нуклонами. Эти силы весьма велики и действуют лишь на очень малых расстояниях. Именно этими силами и обусловливается смена кулоновского отталкивания на резкое притяжение вблизи ядра, изображенное на рис. 5. 1 сплошной кривой. Такое поведение потенциала называют образованием потенциальной ямы или, кратера. При наличии таких сил ? - частицы, находящаяся в области r < r0, т. е. в поле сил притяжения, будет длительно удерживаться внутри ядра.

[pic]

Рис. 5. 1. Кривая потенциальной энергии ? – частицы в функции расстояния от ядра (r, Um, r'). Та же кривая схематизирована (r, Um, r0)
(резкое падение после r0).

Как же происходит ? - распад? Долгое время это оставалось загадкой.
Еще Кельвин предполагал, что частицы, испускаемые радиоактивным элементом, как бы кипят внутри потенциального кратера. Время от времени одна из частиц получает избыток - энергии над средней, преодолевает барьер и, вылетев за него, ускоряется отталкивательным полем, приобретая большую энергию.

Однако эта наглядная картина, как было показано Резерфордом, противоречит опыту. Резерфорд бомбардировал атомы радиоактивного урана ?
-частицами тория С'. Энергия ? -частиц тория С' равна 13 · 10 -6 эрг.
Такие частицы, преодолевая кулоновское отталкивание, могут весьма близко подойти к ядру. Оценим расстояния наибольшего сближения r1. Очевидно, что r1 есть то расстояние, при котором потенциальная энергия частицы
2Z'e2/r1 будет равна исходной кинетической, т.е. 2Z'e2/r1 = 13· 10 -6 эрг, : Z' есть номер урана и равен 92.. Поэтому мы находим, что r1 = 3-10-
12см.

Наблюдение показывает, что рассеяние таких частиц строго такое, каким оно должно быть при действии на ? - частицы кулоновского поля. Это означает, что ядерные силы начинают действовать на ? - частицы расстояниях меньших, нежели 3 · 10 -12 см. Поэтому ? -частицы, заключенные в ядре, находятся внутри области, радиус которой меньше 3 • 10-12 см.

С другой стороны, уран сам является радиоактивным элементом и испускает ? -частицы. Измерение энергии этих частиц показывает, что она равна 6,6 · 10-6 эрг.

Эти ? -частицы вылетают из ядра, т. е. с расстояний, меньших 3 · 1О-12 см. Тогда, ускоряясь в кулоновском поле, они должны были бы приобрести энергию, равную высоте потенциального барьера (см. рис. 5. 1) и во всяком случае большую, нежели ,13 · 10 -6 эрг. Получается же так, как если бы они вылетали с расстояния r = 6 · 10 -12 см. Таким образом, опыт приводил с точки зрения классической физики к парадоксальному положению: нужно

было предположить, что кулоновское электрическое поле ядра действует на падающие извне ? - частицы, но не действует на вылетающие на ядра, либо считать, что закон сохранения энергии не выполняется при радиоактивном распаде.

Решение этого парадокса вытекает из квантовой механики, приводящей к возможности туннельного эффекта через потенциальный барьер, разделяющий область притяжения (r < r0) от области отталкивания (r > г0).

В самом деле, тогда парадокс полностью решается: частица, находящаяся внутри ядра, может иметь энергию, меньшую, нежели высота барьера, и все же пройти через него. Частица же, пролетающая извне, ввиду малой прозрачности барьера лишь в очень редких случаях будет захватываться ядром (так как время пребывания ее около ядра очень - мало). Поэтому рассеяние ? - частиц, падающих извне, будет обусловливаться кулоновскими силами, действующими за пределами барьера. Предположенная малая прозрачность барьера, согласуется с тем фактом, что периоды радиоактивного ? - распада весьма велики.

Применяя теорию прохождения через потенциальные барьеры, легко облечь изложенную идею в математическую форму и найти выражение для константы радиоактивного распада ? - эта константа определяется следующим образом.
Если имеющееся к моменту времени t число нераспавшихся атомов N, то dN будет равно

[pic] (5.1)

Для вычисления константы распада ? мы можем применить квантовую теорию просачивания частиц через потенциальные барьеры, изложенную в предшествующем параграфе. Согласно этой теории ? - частицу внутри ядра следует рассматривать как находящуюся в «квазистационарном» состоянии.
Обозначая скорость частицы в этом состоянии через vi,-, радиус барьера через r0 и его коэффициент прозрачности через D, мы получим

[pic] (5.2)

Остается вычислить D. Ввиду более сложной формы барьера вместо (4.24) мы получим (см. (1.24))

[pic] (5.3)

Из рис. 5.1 следует, что первая точка поворота r'1 есть г0 (радиус ядра), вторая (г2) определится из условия

[pic] (5.4)

Таким образом,

[pic] (100.5)

Вводя сюда новую переменную [pic]% , мы получаем

[pic](5.5') и, полагая, наконец, ещеm ? = cos2u, мы без труда вычислим порученный интеграл [pic](5.5')

Воспользуемся тем, что отношение [pic] меньше, единицы, и {разложим Uо и sin2 Uо в ряд по степеням [pic] (достаточно ограничиться двумя первыми членами). Тогда мы получим [pic] .

(5.7) где v – скорость вдали от ядра, равная [pic]. Итак, выражение для константы распада (5.3) раскрывается слёдующим образом:

[pic](5.8) или

[pic] (5.9)

Наиболее замечательным выводом из этой формула является зависимость между ? и скоростью ? - частицы v. Подобная зависимость еще задолго до квантовой теории этого явления была установлёна на опыте Гайгером и
Нэттолом.

Далее мы видим, что 1n? зависит от номера элемента Z (Z = Z'— 2) и радиуса ядра.

Из опыта известно, что константы распада варьируются в очень |широких пределах: от 106 сек-1 до 10-18 сек-1. Если бы в таких же пределах приходилось варьировать параметры, определяющие ?, то теория была бы наверно неправильной. Замечательным следствием формулы (5.9) является то, что если по эмпирическим данным для ? определять радиусы ядер, то окажется, что они все лежат в тесных границах, примерно от 5 · 10 -12 см до 9 · 10-12 см. Значительное различие в величине ? для разных элементов определяется не различием в радиусах ядер, а различием в энергии вылетающих частиц. Слабую зависимость ? от r0 и резкую от v следует рассматривать как подтверждение теории.

§ 6. Ионизация атомов в сильных электрических полях

Подобно тому, как сильное электрическое поле вырывает электроны из металлов оно вырывает их также и из отдельных атомов газа. Явление это называют иногда «автоионизацией» атомов и его причину легко понять, если рассмотреть вид потенциальной энергии электрона, в атоме при наличии внешнего электрического поля. Пусть, потенциальная энергия электрона в отсутствие внешнего поля есть U (r). Внешнее электрическое поле ? пусть направлено по оси OZ. Тогда вся потенциальная энергия электрона равна

[pic] (6.1) .

[pic]

Рис. 6.1. Сложение атомного и внешнего поля.

Рассмотрим вид потенциальной кривой на оси OZ(x = y = 0, r = | z |). В отсутствие внешнего поля (? = 0) U' = U (r) и имеет вид, изображенный на рис. 6.1 пунктиром. Дополнительная потенциальная энергия во внешнем поле е?z изобразится пунктирной прямой аа'. Кривая полной потенциальной энергии U, получающаяся сложением, проведена на рис.
6.1 сплошной линией а'b' и ab. Мы видим, что около точки z0 образуется потенциальный барьер, разделяющий пространство на две области: внутреннюю z
> z0 и внешнюю z < z0, в каждой из которых потенциальная энергия U' меньше
U' (z0) = Um. На рис. 6.1 приведены также два уровня энергии Е` и Е". Если энергия Е = Е" > Um, то электрон не будет удерживаться вблизи атома, а будет удаляться в область отрицательных z. Если же энергия электрона Е = Е'
< Um, то, согласно законам классической механики, электрон останется во внутренней области. По квантовой механике в этом случае просачивание через барьер все же будет иметь, место. Таким образом, здесь создается положение вещей, вполне аналогичное тому, которое имеет место при радиоактивном распаде.

Теперь уже совсем нетрудно понять причину ионизации атомов полем. При включении поля получается барьер, через который электроны проникают во внешнее пространство. Если высота барьера Uт меньше энергии электрона, то частицы будут проходить («над барьером») и по классической механике.
Поэтому и классическая механика приводит к возможности ионизации атома внешним электрическим полем. Различие заключается лишь в том, что по законам квантовой механики эта ионизация должна наступать при меньших полях, нежели это предписывается механикой классической, так как, согласно квантовой механике, для возможности ионизации не нужно, чтобы барьер оказался ниже энергии электрона. Ясно, однако, что при малых полях барьер будет очень широким и прозрачность его будет очень мала.

Явление автоионизации можно наблюдать таким образом: допустим, что мы наблюдаем какую-либо спектральную линию, обусловленную электронным переходом из состояния Е` в Ео (см. рис. 6. 1). По мере увеличения электрического поля эта линия будет смещаться (Штарк - эффект), и если поле достигнет столь большой величины, что прозрачность барьера будет велика, то электрон в состоянии Е` будет чаще вылетать из атома, проходя через барьер
(ионизация), нежели падать в нижнее состояние (Ео), излучая свет. Благодаря этому спектральная линия будет слабеть, пока, наконец, совсем не исчезнет.
Это явление можно наблюдать на бальмеровской серии атомного водорода.

Для того чтобы иметь возможность проследить действие электрического поля различной напряженности, устраивают так, что различные части спектральной линии обусловливаются светом, исходящим от атомов, находящихся в полях различной силы. Именно, в объеме светящегося газа электрическое поле возрастает в направлении, параллельном щели спектроскопа (до некоторого предела, достигнув которого оно вновь

[pic]

Рис 6.2 Расщепление спектральных линий бальмеровской серии при больших электрических полях

падает). На фотографии (см. рис. 6.2) рис приведены результаты подобного опыта. Буквами ?, ?, ?, ?, ?, обозначены линии серии Бальмера ( Н? — переход n = 4 > n = 2, Н? — переход n = 5 > n = 2, Н? — переход n = 6 > n =
2 и Н? — переход n = 7 > n = 2 ). Приложенное электрическое поле растет снизу вверх. Белые линии на фотографии суть линии одинаковой напряженности поля. Из фотографии видно, что линии сначала расщепляются. Это расщепление увеличивается по мере роста поля (из расщепления линии Н? легко видеть положение линии максимальной напряженности поля). При некоторой напряженности поля спектральная линия исчезает.

Сравнение линий ?, ?, ?, ?, показывает, что они исчезают в последовательности ?, ?, ? (при достигнутых полях ? полностью не исчезает).
Это есть последовательность возрастания энергии возбужденного состояния. Из рис, 6.1 явствует, что чем выше энергия электрона, тем меньше при заданном поле ширина и высота барьера, т. е. тем больше его прозрачность. Таким образом, наблюдающаяся последовательность в исчезновении спектральных линий вполне соответствует нашему толкованию этого явления как результата туннельного эффекта. То обстоятельство, что красные компоненты расщепленных линий исчезают раньше фиолетовых, также получает полное разъяснение при более детальном рассмотрении волновых функций электрона. Именно, состояния, отвечающие линиям, смещенным в красную сторону, обладают тем свойством, что в них интенсивность электронного облака больше в области барьера, нежели в состояниях для фиолетовых компонент. Благодаря этому ионизация протекает более благоприятным образом.

Сформулируем несколько детальнее те условия, при которых следует ожидать исчезновений спектральной линии в электрическом поле. Пусть вероятность оптического перехода электрона в нижнее состояние будет 1/? (?
—время жизни в возбужденном состоянии). Время жизни электрона в возбужденном состоянии ? ? 10 -8 сек. Вероятность перехода электрона в нижнее состояние в 1 сек будет 1/?. Вероятность туннельного эффекта
(ионизации) будет равна (так же, как и. при расчете радиоактивного распада) числу ударов электрона о внутреннюю стенку потенциального барьера в 1 сек, умноженному на коэффициент прозрачности D. Число ударов о барьер по порядку величины равно v/2r0, где v — скорость электрона, а r0 — радиус барьера, примерно равный радиусу орбиты а. Скорость равна, опять-таки по порядку величины [pic], где |Е| —энергия электрона, a ?—его масса.
Следовательно,[pic]сек -1 (6.2)

(так как[pic] [pic]. Следовательно, вероятность автоионизации равна 1016 D сек-1. Чтобы преобладала автоионизация (условие исчезновения спектральной линии), нужно, чтобы 1/? < D · 1016, т.е. D >10-8.

Количественная теория автоионизации находится в хорошем согласии с опытом.

Заключение.

Список литературы
|1.|Физический Энциклопедический словарь Издательство «Советская |
| |энциклопедия», Т. 5, М. 1966 год. |
|2.|Физическая Энциклопедия Издательство «большая российская |
| |энциклопедия», Т. 5, М. 1998 год. |
|3.|Д. И. Блохинцев, основы квантовой механики, Издательство «Наука», М. |
| |1976 год. |
|4.| |
|5.| |
|6.| |