- •Глава 1 Особенности поведения микрочастиц
- •§ 1.1. Эффект Комптона
- •§ 1.2. Гипотеза де Бройля. Волновые свойства вещества
- •§ 1.3. Экспериментальное подтверждение гипотезы де Бройля
- •§ 1.4. Волновые пакеты Фазовая и групповая скорости
- •§ 1.5. Волновой пакет и частица. Интерпретация волн де Бройля
- •§ 1.6. Вероятность местоположения микрочастицы
§ 1.4. Волновые пакеты Фазовая и групповая скорости
В § 1.2 в соответствии с идеей де Бройля мы связали со свободно движущейся частицей, обладающей энергией Е и импульсом р, волну вида
(1.4.1)
Рассмотрим основные свойства этой волны. Для упрощения формул выберем направление ее распространения вдоль оси Ох; тогда вместо (1.4.1) имеем
(1.4.2)
Найдем скорость перемещения в пространстве поверхностей постоянной фазы (для волны (1.4.2) они представляют собой плоскости, перпендикулярные оси Ох). Зафиксируем определенное значение фазы, например
(1.4.3)
Из (1.4.3) видно, что с течением времени координата х поверхности фазы φ0 растет. Значение производной определяет скорость перемещения в пространстве поверхностей постоянной фазы, т.е. фазовую скорость волны
(1.4.4)
Подставив в (1.4.4) выражения (1.2.2), получим, что . Так как скоростьV частицы не может быть больше скорости света в вакууме, то фазовая скорость волны де Бройля оказывается больше с, т.е. . Полученный результат не должен нас смущать, поскольку фазовая скорость волны не измеряется на опыте: эта скорость не характеризует ни скорости сигнала, ни скорости переноса энергии.
Значительную сложность представлял вопрос о пространственной локализации частицы в рамках волнового описания ее движения (необходимость волнового описания принимается нами как экспериментальный факт). Волны де Бройля (1.4.2) или в общем случае (1.4.1) неограниченно простираются во все стороны в пространстве и существуют неограниченное время, не имея, так сказать, ни начала, ни конца. Свойства этих волн везде и всегда одинаковы: постоянны их амплитуда и частота, неизменны расстояния между волновыми поверхностями и т.д. С другой стороны, и этому учит эксперимент, в известных условиях микрочастицы ведут себя как обычные классические частицы, т.е. позволяют проследить перемещение со временем вдоль определенных траекторий.
Для того чтобы выйти из создавшегося положения, частицам стали сопоставлять не монохроматические волны де Бройля, а наборы волн с близкими частотами (или, что то же, с близкими волновыми числами). Покажем, что с помощью набора (суперпозиции) волн де Бройля можно осуществить волновой процесс, в котором амплитуда всюду обращается в нуль, за исключением небольшой области пространства. Эту область можно попытаться связать с местоположением частицы.
Итак, в рамках волнового подхода сопоставим частице так называемый волновой пакет, образованный непрерывной совокупностью монохроматических плоских волн де Бройля с импульсами , заключенными в интервале. Ширину интервалаΔр уточним впоследствии, здесь же предположим, что она значительно меньше "несущего" импульса р, отвечающего центру интервала: . Для простоты вычислений будем считать одинаковыми амплитуды складываемых волн, так что амплитуда волны с импульсомравна.
Суперпозиция волн дается интегралом по всем отдельным составляющим волнам вида (1.4.2):
. (1.4.5)
Нетрудно видеть, что фазовые соотношения между складываемыми волнами таковы, что максимум результирующей волны достигается в точке с координатой x = 0 в момент времени t = 0 и равен A.
Для вычисления интеграла в (1.4.5) удобно перейти к новой переменной интегрирования , отсчитываемой от центра интервалар, т.е. . Легко видеть, что, а область изменения.
Воспользовавшись сильным неравенством , разложим энергиюв ряд повозле средней точки(или). Мы при этом получим
(1.4.6)
По смыслу разложения первый член в правой части выражения (1.4.6) дает значение энергии, отвечающей центру интервала импульсов , а производные, вычисляемые в точке, равны
Ограничимся пока нулевым и линейным членами разложения (1.4.6). Подставив их в (1.4.5) и перейдя к переменной , получим
(1.4.7)
(мы вынесли из-под знака интеграла экспоненту с фазой, не зависящей от ). Интеграл в (1.4.7) равен
(1.4.8)
(на заключительном этапе вычислений мы воспользовались известной формулой ).
Подставив (1.4.8) в (1.4.7), получим окончательное выражение для результирующей волны:
(1.4.9)
Выражение (1.4.9) состоит из двух сомножителей. Один из них, представляет собой бегущую монохроматическую волну де Бройля с энергией и импульсом, отвечающим центру набора импульсов. Амплитуда результирующей волны (1.4.9) модулируется вторым сомножителем:
(1.4.10)
где смысл обозначения очевиден:
. (1.4.11)
Ввиду того что β пропорциональна малой величине Δр, выражение (1.4.10) медленно меняется со временем t и координатой х. Собственно, именно это обстоятельство и позволяет рассматривать выражение как амплитуду результирующей волны.
На рис. 1.5 представлен график этой амплитуды. Наибольшее значение имеет центральный максимум, он достигается в точке β = 0. Остальные максимумы гораздо меньше и достаточно быстро (~ 1/β) убывают к периферии.
-4π -3π -2π -π 0 π 2π 3π 4π β
Рис. 1.5
Определим координату х точки пространства, в которой результирующая амплитуда максимальна. Эту точку называют центром волнового пакета. Из формулы (1.4.11) и условия β = 0 видно, что центр пакета с координатой
перемещается в пространстве с постоянной скоростью
, (1.4.12)
называемой групповой скоростью.
Воспользовавшись формулой, выражающей энергию релятивистской частицы через ее импульс, из (1.4.12) получим
(1.4.13)
Интересно отметить, что для фотонов в вакууме (m = 0) фазовая и групповая скорости совпадают и равны: .
Приведем выражение для групповой скорости для нерелятивистской частицы (). В этом случае, как известно, и
. (1.4.14)
Формулы (1.4.13) и (1.4.14) выражают важный физический результат: групповая скорость волнового пакета из волн де Бройля равна скорости частицы V.
Обратимся теперь к выражению (1.4.11) и проанализируем характер пространственного распределения волнового пакета. Произведя "моментальную" фотографию", например, в момент t = 0, получим, что
(1.4.15)
Поскольку пакет практически сосредоточен в области центрального максимума шириной (рис. 1.5), для пространственного размера пакета получим оценку:
. (1.4.16)
Из соотношения (1.4.16) следует, что для образования волнового пакета заданной протяженности Δх интервал импульсов образующих его волн де Бройля Δр должен удовлетворять условию . Отсюда, в частности, следует, что для создания пакета с малой пространственной протяженностьюΔх необходимо располагать монохроматическими волнами с широким интервалом импульсов Δр.
Полученный результат легко обобщается на случай трехмерного пакета. Приведенные выше соображения справедливы для любой из трех осей координат, поэтому для образования волнового пакета с размерами по осям координат необходимо выполнение условий
, (1.4.17)
где определяют необходимые ширины интервалов соответствующих проекций импульсов монохроматических волн де Бройля.
Аналогичным образом можно исследовать временную протяженность пакета. Полагая х = 0 в (1.4.11), найдем, что
(1.4.18)
Проведя рассуждения, подобные тем, что привели нас к соотношению (1.4.16), получим
(1.4.19)
Здесь Δt имеет смысл времени прохождения пакета шириной Δx мимо точки с координатой x = 0.
На первый взгляд, сопоставление волнового пакета (1.4.9) частице приводит в свете соотношений (1.4.16) и (1.4.19) к парадоксальным результатам. Действительно, необходимость, с одной стороны, в волновом описании движения частицы (экспериментальный факт), а с другой - требование ее пространственной локализации в конечной области пространства Δx с неизбежностью ведут к тому, что частица не характеризуется определенным импульсом. Однако этот парадокс кажущийся и заключается в новом, отличном от классического, способе измерения импульса, а также в свойствах самих волн. В соответствии с формулой де Бройля (1.2.4) импульс частицы дается соотношением , и требует для своего определения измерения с помощью классических приборов длины волныλ волнового процесса, сопоставляемого частице.
Рис. 1.6
В случае монохроматической волны де Бройля (1.2.5) точно определены как длина волны, так и импульс частицы. Однако в такой волне ввиду ее неограниченной пространственно-временной протяженности и одинаковости всех ее свойств пространственное расположение частицы везде и всегда оказывается совершенно неопределенным.
Как это уже отмечалось выше, необходимость ответа на вопрос о пространственной локализации частицы в рамках волнового описания заставляет нас прибегнуть к волновым процессам конечной протяженности, например в форсе волнового пакета, описывающего состояние частицы в некоторый момент времени (рис. 1.6).Теперь положение частицы определено существенно лучше, хотя по-прежнему сохраняется некоторая неопределенность в ее координате x порядка пространственной длины пакета Δx.
Зададимся вопросом: можем ли мы (а если да, то с какой точностью) говорить об импульсе частицы, связанной с таким пакетом?
Очевидно, что ответ на вопрос заключается в возможности измерения длины волны волнового пакета на рис. 1.6. Так как этот пакет имеет конечную протяженность, то он уже не является монохроматической волной с определенной длиной волны λ0. Разумеется, результат измерения окажется близок к λ0, но тем не менее пакету будет отвечать некий набор длин волн. Приведем грубую оценку ширины этого набора. Для этого подсчитаем полное число периодов, укладывающихся на длине интервала Δx. Если это число равно n, то по определению длины волны, мы найдем ее значение:
(1.4.20)
Однако, как это видно из рис. 1.6 число n невозможно определить точно, так как на концах пакета существует неопределенность порядка периода, связанная с невозможностью точного установления его границ. Разумеется, если числоn достаточно велико, то относительная ошибка, связанная с неопределенностью в один период мала. Однако эта неопределенность всегда присутствует и в соответствии с выражением (1.4.20) приводит к конечной ширине Δλ набора длин волн:
(1.4.21)
Если теперь воспользоваться формулой де Бройля (1.2.4), то неопределенность импульса частицы
(1.4.22)
Мы вновь пришли к результату, сформулированному выше в виде соотношения (1.4.16).
Отметим, что рассуждения, приведшие нас к условию (1.4.22), носят в основном иллюстративный характер, поскольку основаны на анализе конкретного волнового процесса. Соотношение же (1.4.16) в применении к квантовой частице имеет принципиальный характер и реализуется и в тех случаях, когда состояние частицы задается волновой функцией в виде пакета конечной протяженности Δx, но с точно обрезанными границами и без какой-либо неопределенности на его концах.