По ту сторону кванта

Ход его рассуждений легко понять, по крайней мере, теперь, почти полвека спустя. Прежде всего, он вспомнил оптико-механическую аналогию Гамильтона. Он знал, что она доказана лишь в пределе геометрической оптики — тогда, когда можно пренебречь волновыми свойствами света. Шрёдингер пошёл дальше и предположил: оптико-механическая аналогия остаётся справедливой также и в случае волновой оптики. Это означает, что всегда любое движение частиц подобно явлению распространения волн.

Как и всякое глубокое открытие, гипотеза Шрёдингера ниоткуда логически не следовала.

Но, как всякое открытие, логические следствия она имела.

Прежде всего, если Шрёдингер прав, то движение частиц должно обнаруживать волновые свойства в тех областях пространства, размеры которых сравнимы с длиной волны этих частиц. В большой степени это относится и к движению электрона в атоме: сравнив формулы де Бройля (=h/m•v) и Бора (m•v•r=h/2), легко усмотреть, что диаметр атома d = / примерно в три раза меньше, чем длина волны электрона . Но эта длина — единственная, которую мы вспоминаем, когда говорим о размерах электрона в атоме. Теперь становится очевидным, что представить его в атоме частицей невозможно, ибо тогда придётся допустить, что атом построен из таких частиц, которые больше его самого. Отсюда сразу, и немного неожиданно, следует уже известный нам из предыдущей главы постулат Гейзенберга: не существует понятия траектории электрона в атоме.

Действительно, не может нечто большее двигаться внутри чего-то меньшего, и притом ещё по какой-то траектории, тогда не существует и проблемы устойчивости атома, так как электродинамика запрещает электрону двигаться в атоме лишь по траектории и не отвечает за явления, которые происходят при других типах движений. Всё это означает, что в атоме электроны существуют не в виде частиц, а в виде некоторых волн, смысл которых мы поймём немного позже. А пока ясно только одно: какова бы ни была природа этих электронных волн, их движение должно подчиняться волновому уравнению. Шрёдингер нашёл это уравнение. Вот оно:

(d²)/(dx²) + [2•m/(h²)]•[E– U(x)] = 0

^{Волновая механика}

Для тех, кто видит его впервые, оно абсолютно непонятно и может возбудить лишь любопытство или чувство инстинктивного протеста, причём последнее без серьёзных оснований.

^Волны

В самом деле, представленный на этой странице рисунок столь же непонятен, как и уравнение Шрёдингера, однако мы принимаем его без внутреннего сопротивления. Мы совсем успокоимся, узнав, что это просто герб города Парижа, в котором мы никогда не были и, быть может, никогда не побываем. Только самые дотошные станут допытываться, почему он выглядит именно так, а не иначе. Как и в уравнении Шрёдингера, в этом гербе каждая черта и каждый символ исполнены смысла. Вверху — королевские лилии, которые появились в геральдических знаках Франции уже в конце V века — после победы Хлодвига над гуннами у берегов реки Ли. (По преданию, воины Хлодвига, возвращаясь домой, украсили свои шлемы и щиты цветами белых лилий «ли-ли», по-русски «белый-белый»). Внизу герба — корабль, похожий очертаниями на Ситэ — остров посреди Сены, где в древности обитало племя паризиев, по имени которых назван Париж. А форма герба напоминает парус — в память об основном занятии древних обитателей Парижа. Как видите, понять герб несложно, однако только жителям города он по-настоящему близок.

Подойдём к уравнению Шрёдингера точно так же. Примем его вначале просто как символ квантовой механики, как некий герб квантовой страны, по которой мы теперь путешествуем, и постараемся понять, почему он именно таков. Некоторые штрихи в этом гербе нам уже понятны: m — это масса электрона, h — постоянная Планка h, делённая на 2, E — полная энергия электрона в атоме, U(x) — его потенциальная энергия, x — расстояние от ядра до электрона. Несколько сложнее понять символ второй производной d²/dx², но с этим пока ничего нельзя поделать, вначале придётся просто запомнить, что это символ дифференциального исчисления, из-за которого уравнение Шрёдингера не простое, а дифференциальное.

Самое сложное — понять, что собой представляет – функция (читается: пси-функция). Это действительно не просто, и вначале даже сам Шрёдингер истолковал неправильно её смысл. Мы также поймём его несколько позднее, а сейчас важно усвоить следующее: несмотря на свою необычность, пси-функция всё же как-то представляет движение электрона в атоме. По-другому, чем матрицы Гейзенберга {X_nk} и {P_nk}, но всё-таки представляет, и притом хорошо. Настолько хорошо, что с её помощью многие задачи квантовой механики можно решать значительно проще и быстрее, чем с помощью матриц Гейзенберга.

Физики довольно быстро оценили преимущества волновой механики: её универсальность, изящество и простоту, и с тех пор почти забросили механику матричную.

Однако победа далась не сразу.

ВОКРУГ КВАНТА

ОПЫТ КОМПТОНА

Представьте себе, что вы стоите перед зеркалом в зелёном свитере и вдруг замечаете, что ваше изображение одето в красный свитер. Прежде всего вы, вероятно, протрёте глаза, а если это не поможет, пойдёте к врачу. Потому что «так не бывает». В самом деле, зелёные лучи — что волны, длина которых = 5500 A. Встретив на пути препятствие — зеркало, они отражаются, но при этом никак не могут изменить свою длину и стать, например, красными ( = 7500 A). А Комптон наблюдал именно это явление. Направив на мишень пучок рентгеновых лучей с длиной волны , он обнаружил, что длина волны рассеянных лучей больше длины волны падающих, то есть рассеянные лучи действительно «краснее» первоначальных!

Чудо это можно понять, если вспомнить гипотезу Эйнштейна о квантах света, которую он предложил для объяснения явлений фотоэффекта. Действительно, в этом случае вместо рентгеновых волн с длиной и частотой =c/ нужно представлять себе поток частиц — квантов с энергией E=h•. Сталкиваясь с электронами атомов мишени, они выбивают их оттуда (затратив энергию P), разгоняют до скорости v (дополнительно затратив энергию m•v²/2), а сами рассеиваются с меньшей энергией E^'=h•^'. Очевидно, что h•=h•^'+P+m•v²/2

Если атом полностью поглотит квант света (E^'= 0), то мы увидим обычное явление фотоэффекта, а уравнение Комптона превратится в уравнение Эйнштейна:

h•=P+m•v²/2

Оба эти опыта можно провести в камере Вильсона, проследить путь каждого выбитого электрона и тем самым наглядно представить процесс столкновения светового кванта с электроном.

Но в таком случае что нам мешает увидеть себя в красном свитере? Оказывается, всё те же квантовые законы, которые запрещают электрону поглощать произвольные порции энергии. Электрон на стационарной орбите в атоме может поглотить только такой квант, который либо перебросит его из одного стационарного состояния в другое, либо выбросит его из атома (вспомните опыт Франка и Герца). Энергия «зелёных квантов» (длина их волны ( = 5,5•10^{– 5} см = 5500 A) равна

E = h• = (h•c)/ = (6,62•10^{– 27}•3•10¹⁰)/(5,5•10^{– 5}) = 3,6•10^{– 12} эрг 2 эв.

А этого слишком мало, чтобы вырвать электрон из атома (нужно впятеро больше, P 10 эв). Поэтому они упруго (без потери энергии) отразятся от атомов зеркала и при этом нисколько не «покраснеют».

Совсем другую картину являют собой рентгеновы лучи ( 1 A). Их энергия примерно в 5 — 10 тысяч раз больше, и потому явления, которые с ними происходят, иные. Например, они вовсе не отражаются от зеркала, а свободно через него проходят, срывая по пути электроны с его атомов.