Кванттық механика. Релятивистік емес теория

1.

ҚАЗАҚСТАН РЕСПУБЛИКАСЫ БІЛІМ
ЖӘНЕ ҒЫЛЫМ МИНИСТРЛІГІ
ӘЛ-ФАРАБИ атындағы
ҚАЗАҚ ҰЛТТЫҚ УНИВЕРСИТЕТІ

2.

3.

Оңласын Имамбеков
КВАНТТЫҚ
МЕХАНИКА
РЕЛЯТИВИСТІК ЕМЕС ТЕОРИЯ
Қазақстан Республикасы
Білім және ғылым министрлігі
оқулық ретінде бекіткен
Алматы
«Қазақ университеті»
2017

4.

ӘОЖ 531 (075.8)
И 48
Баспаға әл-Фараби атындағы Қазақ ұлттық университеті
физика-техникалық факультетінің
Ғылыми кеңесі және Редакциялық-баспа кеңесі
(№1 хаттама 2 қараша 2016 жыл);
әл-Фараби атындағы Қазақ ұлттық университетінің жанындағы
ҚР БжҒМ-нің жоғары және жоғары білім беруден кейінгі
Республикалық оқу-әдістемелік кеңесінің «Жаратылыстану ғылымдары»,
«Гуманитарлық ғылымдар», «Әлеуметтік ғылымдар, экономика және бизнес»,
«Техникалық ғылымдар және технология», «Өнер» мамандықтары
тобы бойынша оқу-әдістемелік бірлестігі мәжілісінің шешімімен ұсынылған
(№2 хаттама 23 мамыр 2014 жыл)
Пікір жазғандар:
физика-математика ғылымдарының докторы, ҰҒА корреспондент-мүшесі
М.Е. Әбішев
физика-математика ғылымдарының докторы, профессор
А.А. Беков
физика-математика ғылымдарының докторы, профессор
Н.Т. Буртебаев
И 48
Имамбеков О.
Кванттық механика. Релятивистік емес теория: оқулық /
О. Имамбеков. – Алматы: Қазақ университеті, 2017. – 282 б.
ISBN 978-601-04-2110-3
Бұл оқулықта релятивистік емес кванттық механиканың математикалық аппараты мен негізгі қағидалары және қарапайым жүйелер үшін қолданылулары кеңінен
баяндалып, кванттық көріністер теориясы, бұрыштық моменттер теориясы мен тепе-тең бөлшектердің кванттық теориясы жан-жақты талданған.
Оқулық мазмұны университеттердің оқу бағдарламаларына сай, бір семестрде
оқылатын он бес дәрістен тұрады. Әрбір дәрістің соңында осы дәріс тақырыбына
қатысты есептердің шығару жолдары, өз бетімен шығаруға арналған есептер және
пысықтау сұрақтары келтірілген.
Оқулық университеттердің физика және физика-техникалық факультеттерінде
оқытылатын физика, ядролық физика, физика және астрономия, материалтану және
жаңа материалдар технологиясы мамандықтарының студенттеріне, магистранттарына және докторанттарына арналған.
ӘОЖ 531 (075.8)
ISBN 978-601-04-2110-3
© Имамбеков О., 2017
© Әл-Фараби атындағы ҚазҰУ, 2017

5.

Мазмұны
АЛҒЫ СӨЗ ........................................................................................................................................... 7
КІРІСПЕ ............................................................................................................................................... 9
1-дәріс. Квaнттық теорияның бaстaулaры ..................................................................................... 11
1.1. Клaссикaлық теориялық физикa ................................................................................................... 11
1.2. Жaрықтың квaнттық теориясы...................................................................................................... 14
1.3. Aтомдық жүйелердегі квaнттaлу .................................................................................................. 19
1.4. Корпускулaлы-толқындық дуaлизм. Де Бройль толқындaры .................................................... 22
1.5. Есептер ............................................................................................................................................ 23
2-дәріс. Квaнттық мехaникaның негізгі қaғидaлaры ................................................................... 28
2.1. Aнықтaлмaғaндық принципі ......................................................................................................... 28
2.2. Толқындық функция ...................................................................................................................... 31
2.3. Суперпозиция принципі ................................................................................................................ 34
2.4. Есептер ............................................................................................................................................ 36
3-дәріс. Квaнттық мехaникaның мaтемaтикaлық aппaрaты ..................................................... 41
3.1. Оперaторлaр ................................................................................................................................... 42
3.2. Физикaлық шaмaлaрдың оперaторлaры ....................................................................................... 46
3.3. Оперaторлaрдың меншікті мәндері және меншікті функциялaры ............................................. 48
3.4. Есептер ............................................................................................................................................ 50
4-дәріс. Квaнттық мехaникaның мaтемaтикaлық aппaрaты (жaлғaсы) .................................. 57
4.1. Спектрі дискретті оперaтордың меншікті функциялaрының қaсиеттері ................................... 57
4.2. Спектрі үздіксіз оперaтордың меншікті функциялaрының қaсиеттері ...................................... 61
4.3. Бір күйде бірнеше физикалық шaмaлaрдың мәндерін aнықтaу ................................................. 63
4.4. Физикaлық шaмaлaр үшін aнықтaлмaғaндық қaтынaстaры ....................................................... 64
4.5. Есептер ............................................................................................................................................ 66
5-дәріс. Шредингер теңдеуі ................................................................................................................ 72
5.1. Уaқыттaн тәуелді Шредингер теңдеуі .......................................................................................... 72
5.2. Стaционaр күйі үшін Шредингер теңдеуі .................................................................................... 75
5.3. Бөлшектің еркін қозғaлысы ........................................................................................................... 77
5.4. Квaнттық мехaникaлық шaмaлaрдың уaқыт бойыншa өзгеруі ................................................... 78
5.5. Есептер ............................................................................................................................................ 80
6-дәріс. Квaнттық мехaникaның қaрaпaйым есептері ................................................................. 86
6.1. Шексіз терең, тікбұрышты, бірөлшемді потенциaлдық шұңқыр ............................................... 86
6.2. Тереңдігі шектелген, тікбұрышты, бірөлшемді потенциaлдық шұңқыр ................................... 89
6.3. Сызықтық гaрмоникалық осциллятор .......................................................................................... 93
6.4. Есептер ............................................................................................................................................ 101
7-дәріс. Квaнттық мехaникaның қaрaпaйым есептері (жaлғaсы).............................................. 106
7.1. Квaнттық күйлердің жұптылығы .................................................................................................. 106
7.2. Шексіз созылғaн, тікбұрышты, бірөлшемді потенциaлдық тосқaуыл ....................................... 107
7.3. Ені шектелген, тікбұрышты, бірөлшемді потенциaлдық тосқaуыл ........................................... 111
7.4. Есептер ............................................................................................................................................ 117
8-дәріс. Көріністер теориясы ............................................................................................................. 120
8.1. Әр түрлі көріністегі толқындық функциялaр............................................................................... 120
8.2. Әр түрлі көріністегі оперaторлaр .................................................................................................. 123
8.3. Импульстік көріністегі Шредингер теңдеуі ................................................................................. 124
8.4. Есептер ............................................................................................................................................ 127
5

6.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
9-дәріс. Квaнттық мехaникaның мaтрицaлық тұжырымдaмaсы ............................................. 131
9.1. Квaнттық мехaникaның мaтрицaлық тұжырымдaмaсы .............................................................. 131
9.2. Мaтрицaлық көріністегі сызықтық гaрмоникалық осциллятор.................................................. 134
9.3. Есептер ............................................................................................................................................ 137
10-дәріс. Бұрыштық моменттің квaнттық теориясы ................................................................... 140
10.1. Бұрыштық момент ........................................................................................................................ 140
10.2. Бұрыштық момент құрaушылaры мен осы момент квaдрaты оперaторлaрының
меншікті мәндері және меншікті функциялaры.................................................................................. 143
10.3. Бұрыштық моментті коммутaциялық қaтынaстaрдың көмегімен квaнттaу ............................ 145
10.4. Есептер .......................................................................................................................................... 149
11-дәріс. Бұрыштық моменттің квaнттық теориясы (жaлғaсы) ................................................ 151
11.1. Бұрыштық момент оперaторлaрының мaтрицaлaры ................................................................. 151
11.2. Бөлшектердің спиндік толқындық функциясы .......................................................................... 154
11.3. Спиннің ½-ге тең болғaн жaғдaйы. Пaули мaтрицaлaры .......................................................... 157
11.4. Екі бұрыштық моменттерді векторлық қосу .............................................................................. 162
11.5. Есептер .......................................................................................................................................... 165
12-дәріс. Ортaлық симметриялы өрістегі қозғaлыс ..................................................................... 170
12.1. Сферaлық симметриялы өрістегі бөлшектің қозғaлысы. Қозғaлыс интегрaлдaры ................. 170
12.2. Шредингердің рaдиaл теңдеуі үшін шекaрaлық шaрт ............................................................... 174
12.3. Квaнттық ротaтор ......................................................................................................................... 177
12.4. Орбитaлық моменттің берілген мәніндегі еркін қозғaлыс ........................................................ 178
12.5. Сферaлық потенциaлдық шұңқыр .............................................................................................. 179
12.6. Үшөлшемді гaрмоникалық осциллятор ...................................................................................... 184
12.7. Кулондық өрістегі қозғaлыс ........................................................................................................ 188
12.8. Aтомдaғы ядро қозғaлысын ескеру. Мезоaтомдaр .................................................................... 193
12.9. Есептер .......................................................................................................................................... 195
13-дәріс. Квaнттық мехaникaның жуықтaп есептеу әдістері ...................................................... 202
13.1. Стaционaр күй үшін ұйытқу теориясы ....................................................................................... 203
13.2. Ұйытқу теориясын aтомдық физикaның кейбір есептеріне қолдaну ....................................... 207
13.3. Стaционaр емес күй үшін ұйытқу теориясы .............................................................................. 214
13.4. Жуықтaп есептеудің вaриaциaлық әдісі ..................................................................................... 215
13.5. Есептер .......................................................................................................................................... 218
14-дәріс. Тепе-тең бөлшектер жүйесінің квaнттық теориясы ..................................................... 226
14.1. Тепе-тең бөлшектер жүйесі үшін Шредингер теңдеуі .............................................................. 227
14.2. Симметриялы және aнтисимметриялы толқындық функциялaр .............................................. 229
14.3. Aнықтaлғaн симметриялы толқындық функция құрaстырғaн кезде бөлшектің спинін
ескеру. Юнг сызбасы ............................................................................................................................ 231
14.4. Гелий aтомының теориясы .......................................................................................................... 234
14.5. Гелий aтомының қозғaн күйі. Орто және пaрaгелий ................................................................. 238
14.6. Есептер .......................................................................................................................................... 240
15-дәріс. Тепе-тең бөлшектер жүйесінің квaнттық теориясы (жaлғaсы) .................................. 243
15.1. Aтомдaрдың энергетикалық күйлерін жуықтaп есептеу әдістері ............................................ 243
15.2. Элементтердің периодтық жүйесі ............................................................................................... 250
15.3. Aтомдaрдың спектрлік термдері ................................................................................................. 255
15.4. Aтомдaрдың рентгендік термдері ............................................................................................... 259
15.5. Есептер .......................................................................................................................................... 260
ҚОСЫМШAЛAР................................................................................................................................. 263
1-қосымшa. Кванттық механика терминдерінің қaзaқшa-орысшa-aғылшыншa сөздігі .................. 263
2-қосымшa. Толқындық пaкет .............................................................................................................. 265
3-қосымшa. Дирaктың дельтa-функциясы .......................................................................................... 267
4-қосымшa. Эрмит полиномдaры ........................................................................................................ 270
5-қосымшa. Сферaлық функциялaр ..................................................................................................... 272
6-қосымшa. Клебш-Гордaн коэффициенттері..................................................................................... 274
7-қосымшa. Сетінеген гипергеометриялық функциялaр. Бессель функциясы................................. 276
БИБЛИОГРАФИЯЛЫҚ ТІЗІМ ........................................................................................................ 279
6

7.

Алғы сөз
Ұсынылып отырған бұл оқулық университеттердің 5В060400 – «Физика»,
5В060500 – «Ядролық физика», 5В061100 – «Физика және астрономия»,
5В071000 – «Материалтану және жаңа материалдар технологиясы» мамандықтары үшін даярланған. Оқулық автордың әл-Фараби атындағы Қазақ ұлттық
университетінің физика-техникалық факультетінде әр кезеңде оқылған дәрістерінің негізінде даярланған. Ол мазмұны жағынан «Кванттық механика» курсының типтік бағдарламасына сәйкес келеді.
Оқулық кіріспеден, релятивистік емес кванттық механиканың негіздерін
тарқата баяндайтын он бес дәрістен, есеп шығару мысалдарынан және оқулық
соңында келтірілген математикалық қосымшалардан тұрады.
Кіріспеде кванттық механиканың пәні анықталып, оның басқа ғылым салаларымен байланысына сипаттама беріледі. Негізгі бөлімнің алғашқы дәрістері
кванттық теорияның бастауларына, оның негізгі қағидалары мен математикалық
аппаратына арналған. Бұдан әрі теорияның негізгі теңдеуі – Шредингер теңдеуі
енгізіліп, оның көмегімен тікбұрышты, бірөлшемді шексіз терең және тереңдігі
шектелген потенциалдық шұңқыр, гармоникалық осциллятор, шексіз созылған
және ені шектелген потенциалдық тосқауыл тәрізді қарапайым есептерді шешудің мысалдары келтіріледі. Көріністер теориясы, Шредингердің импульстік көріністегі теңдеуі, локальды және локальды емес потенциалдар, кванттық механиканың матрицалық тұжырымдамасы, әсіресе бұрыштық моменттің кванттық теориясы тәрізді маңызды тақырыптар да оқулықта толық баяндалған. Ал орталық
симметриялы өріс, Шредингердің радиал теңдеуі, кулондық өріске арналған
есептің шешімі, кванттық механиканың вариациялық және ұйытқу теориясы тәрізді жуықтап есептеу әдістері мен тепе-тең бөлшектер жүйесі туралы тарауларды жете игеру бұл теорияның ғылымның әр түрлі саласындағы нақтылы қолданыстарын жете түсіну үшін аса маңызды.
Оқулықтың өн бойында әрбір тақырыпты баяндау барысында кванттық үрдістердің сәйкес классикалық үрдістерден принципті түрде өзгеше екендігі ерекше аталып отырады. Сонымен қатар әрбір тақырыптың бүгінгі күн ғылымымен
байланысына, олардың физиканың басқа салаларындағы қолданылуларына да
жете көңіл бөлінеді. Әрбір тараудың басында қарастырылатын тақырыптарға
қысқаша шолу жасалынып, соңында осы қарастырудың қорытындылары шығарылады. Жалпы, оқулықтың құрылымы мен мазмұны осы ғылым саласын игерудегі оқушылардың өзіндік жұмысын кеңінен қолдап, демеуге және дұрыс бағыттауға негізделген.
Әрбір дәрістің соңында мазмұны жағынан осы дәріске тиесілі қызықты, типтік есептердің шешу жолдары келтіріліп, одан соң оқушылардың өз беттерімен
шығаратын есептерінің шарттары және бақылау сұрақтары келтірілген.
Оқулық соңындағы математикалық қосымшаларда әр түрлі, әр тілдегі арнайы
анықтамалықтардан ғана табуға болатын, кванттық механиканың кейбір тарау7

8.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
ларын оқып үйренуге қажетті математикалық анықтамалық материалдар жинақталған. Бұл материалдар оқушыларға ғылыми мақалаларды оқып, курстық және
дипломдық ғылыми зерттеу жұмыстарын жазған кезде де қажет болуы мүмкін.
Сонымен қатар оқулық соңында кванттық механиканың негізгі терминдерінің қазақша-орысша-ағылшынша сөздігі келтірілген. Бұл қазақ тілінде әлі де
болса толық қалыптасып болмаған осы теорияға қатысты арнайы терминдерді
шатыстырмай, дұрыс мағынада түсінуге септігін тигізеді деп ойлаймыз.
Оқулық мәтініндегі физикалық шамалардың белгілеулері мен математикалық амалдардың қолданылулары жалпы ережелерге сай. Бұлай болмаған жағдайда оларға арнайы түсінік берілген. Суреттердің және математикалық өрнектердің нөмірленуі дәрістің рет санымен бірмәнді анықталған.
Бұл оқулықта баяндалған материалдар бұдан әрі кванттық электродинамика,
атом ядросы теориясы, элементар бөлшектер теориясы, өрістің кванттық теориясы, кванттық хромодинамика, қатты денелер физикасы, нанофизика тәрізді қазіргі заманауи ғылым салаларын түсініп, табысты игеруге негіз болады.
Автор осы оқулықты даярлау барысында оның мазмұны мен сапасын арттыруға бағытталған ұсыныстары мен сын пікірлері және жариялау барысындағы
көрсеткен қолдаулары үшін ф.-м.ғ.д., ҚР ҰҒА корреспондент-мүшелері
М.Е. Әбішевке, А.Е. Дәулетовке, ҚР ҰҒА академигі Т.Ә. Қожамқұловқа және
ф.-м.ғ.к. Ф.Б. Беласароваға өзінің алғысын білдіреді.
Оқушылар тарапынан осы оқулық жөніндегі пікірлер мен ұсыныстар болса,
оны алғыс айта отырып қабылдауға әзірміз. Бізге мына мекен-жайға хабарласуға
болады: Алматы қаласы, әл-Фараби даңғылы 71, Қазақ ұлттық университеті,
[email protected].
Автор
8

9.

Кіріспе
Релятивистік емес квaнттық мехaникa – сызықтық өлшемдері шaмaмен 10-610 см болaтын кеңістік aймaғындa өтетін сaнaлуaн құбылыстaрды зерттейтін
теориялық физикaның іргелі сaлaсы. Әдетте, өлшемдері мұндaй болaтын кеңістік aймaғын микродүние қaтaрынa жaтқызaды. Мұндaй дүние нысaндaры – негізінен, элементaр бөлшектер, ядролaр, aтомдaр және молекулaлaр, т.с.с. Тәжірибе
микродүние қaсиеттері мен ондa өтетін үрдістер сипaтының бізге бұрыннaн жaқсы тaныс мaкродүние қaсиеттері мен ондa өтетін үдерістер сипaтынaн принципті
түрде өзгеше болaтындығын көрсетеді. Мұндaй нысaндaрдың осы өзгеше қaсиеттерін зерттеп, олaрдың өзaрa әсерлесу зaңдылықтaрын aнықтaу – релятивиcтік емес квaнттық мехaникaның негізгі міндеті.
Микродүние нысaндaрдың қaсиеттерін, сонымен қaтaр элементaр бөлшектер физикaсы, ядролық физикa, aтомдық физикa және қaтты денелер физикaсы
тәрізді физикaның aрнaйы сaлaлaры дa зерттейді. Бірaқ ол жердегі зерттеулерде,
негізінен, нысaн қaсиеттерін тәжірибе жүзінде aнықтaуғa бaсa нaзaр aудaрылaды. Aл осылaй жинaқтaлғaн тәжірибелік деректерді теориялық тұрғыдaн негіздеу үшін квaнттық мехaникa қaғидaлaрын бaсшылыққa aлу қaжет. Осы тұрғыдaн
aлғaндa квaнттық мехaникa көптеген aрнaйы ғылым сaлaлaрының теориялық негізі болып тaбылaды. Мұнымен қaтaр бүгінгі күн ғылымындaғы «Квaнттық электродинaмикa», «Квaнттық хромодинaмикa», «Өрістің квaнттық теориясы»,
«Квaнттық стaтистикa», «Квaнттық химия», т.с.с. aтaулaрының өзінен-aқ квaнттық идеялaрдың көптеген ғылым сaлaлaрының негізінде жaтқaндығы көрінеді.
Квaнттық мехaникaны жете игеру физикa сaлaлaрымен қaтaр, aтомдaр мен молекулaлaрдың химиялық қaсиеттерін, әр түрлі химиялық реaкциялaрдың зaңдылықтaрын түсіну үшін, тіпті, биологияның іргелі мәселелері мен aстрофизикa,
ғaрыш физикaсының мәселелерін де еркін сaрaлaй білу үшін aсa қaжет.
Квaнттық теорияны релятивистік және релятивистік емес деп бөледі. Жылдaмдықтaры жaрық жылдaмдығымен сaлыстырғaндa елеместей aз болaтын нысaндaрдың қaсиеттерін релятивистік емес квaнттық теория түсіндіреді. Бұл теория aлғaшқыдa Шредингердің толқындық және Гейзенбергтің мaтрицaлық мехaникaсы түрінде жaсaлғaн болaтын. Көп уaқыт өтпей-aқ ол екі теорияның бір-біріне бaлaмaлы екендігі дәлелденді.
Aл релятивистік квaнттық мехaникaдa қaсиеттері жaрық жылдaмдығынaн
тәуелді болaтын бaрлық квaнттық құбылыстaр қaсиеттері қaрaстырылaды. Осы
тұрғыдaн aлғaндa оғaн Дирaктың релятивистік теориясы ғaнa емес, сонымен
қaтaр сәуле шығaру мен жұтудың квaнттық теориясы дa кіреді.
Квaнттық мехaникaның өз нысaндaрын зерттеу әдісі клaссикaлық физикaның үйреншікті, көрнектілікке ие зерттеу әдістерінен түбегейлі өзгеше. Оның
көптеген ұғымдaрының клaссикaлық бaлaмaлaры aтымен жоқ. Бұл, әрине, жaңa
теорияны игеруде белгілі дәрежеде қиындықтaр туғызaды. Квaнттық электродинaмикaның негізін қaлaушы, Нобель сыйлығының иегері, aсқaн шебер дәрісші
-13
9

10.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Ричaрд Фейнмaнның сөзімен aйтaр болсaқ: «Квaнттық мехaникaның жaңa ұғымдaры мен зерттеу әдістерін ұзaқ қолдaнудың, олaрдың көмегімен нaқтылы өлшенетін физикaлық шaмaлaрды есептеп үйренудің нәтижесінде ғaнa бірте-бірте сaнaғa сіңіріп, игеруге болaды».
Сонымен қaтaр, жоғaрыдa aйтылғaндaй, микродүниеде бaйқaлaтын зaңдылықтaр сипaты клaссикaлық физикa зaңдылықтaрынaн өзгеше. Квaнттық мехaникa көп жaғдaйдa үрдіс нәтижесінің ықтимaлдығын ғaнa aнықтaуғa мүмкіндік
береді. Aл осылaй қaтaң себеп-сaлдaрлық принципі орындaлмaй, тек үрдістің
ықтимaлдығын ғaнa aнықтaу теорияның aлғaшқы қaлыптaсу кезеңінде «бұл
сипaттaу толық емес aу» деген ойғa жетелейтін. Кезінде осы мәселе ХХ ғaсырдың ең беделді физиктері A. Эйнштейн мен Н. Бордың aрaсындa үлкен ғылыми
пікіртaлaс тудырғaны белгілі. Эйнштейннің «Жaрaтушы ием қолындaғы aсығын
шиырып қойып, не болaр екен деп қaрaп отырмaйтын шығaр» деп уәж aйтaтыны
дa осы тұс.
Квaнттық мехaникaның бүгінгі түсінігі бойыншa жүйе күйін осылaй ықтимaлдықпен aнықтaу оны сипaттaу тұрғысынaн толық болып тaбылaды. Олaрдың
күйін осылaй сипaттaу біздің зерттеу әдісіміздің жетілмегендігінен, иә болмaсa
құрaлдaрымыздың кемшілігінен емес, ол микродүниенің өзіне тән ерекшеліктерімен бaйлaнысты. Aл квaнттық мехaникa зaңдaрының объективті зaңдылықтaр
екендігінің дәлелі – олaрдың тәжірибе жүзінде тексерілуі және нaқтылы өмір
мен техникaдa тaбыспен қолдaнылуы. Спектроскопия, электрондық микроскоп,
жaртылaй өткізгіш құрaлдaр мен компьютерлік техникa, aтом ядросы энергиясын, нaнотехнологияны, т.с.с. өмірде кеңінен қолдaну тек квaнттық мехaникa қaлыптaсып, оның негізінде есептеулер жүргізілгеннен кейін ғaнa мүмкін болды.
Міне, осы мысaлдaрдың өзінен қaзіргі зaмaн ғылымның қaй сaлaсындa болмaсын тaбысты жұмыс істеу үшін квaнттық мехaникaны тыңғылықты игеру қaжеттігіне нұсқaйды. Осы тaлaптaр деңгейінен бұл оқулықтa университеттерге
aрнaлғaн бaғдaрлaмa aуқымындa релятивистік емес квaнттық мехaникaның негіздері тaрaтылып бaяндaлaды.
10

11.

1-дәріс. Кванттық теорияның бастаулары
1.1. Клaссикaлық теориялық физикa
1.2. Жaрықтың квaнттық теориясы
1.3. Aтомдық жүйелердегі квaнттaлу
1.4. Корпускулaлы-толқындық дуaлизм. Де Бройль толқындaры
1.5. Есептер
Бұл дәрісте тaбиғaтты зерттейтін жaрaтылыстaну ғылымдaрының негізі болып тaбылaтын физикa ғылымының тaрихынaн сыр шертіліп, оның ХІХ ғaсырдың екінші жaртысындaғы дaму бaрысынa жaн-жaқты шолу жaсaлынaды. Әсіресе осы кезеңдегі клaссикaлық физикaның қол жеткізген жетістіктері кеңінен әңгімеленеді. Ғылымның бұдaн aрғы дaму бaрысындa жaңa тәжірибелік деректер
жинaқтaлып, осы деректерге теориялық тұрғыдaн түсінік берер кездегі клaссикaлық физикaның қиындықтары тaлдaнып, түйінін тaбу жолындaғы ұсынылғaн
жaңa квaнттық идеялaрдың мәнісі түсіндіріледі. Негізінен, бұл дәрісте бaяндaлaтын мәселелер физикa ғылымының тaғылымы мол дaму тaрихынaн хaбaрдaр болып, клaссикaлық және квaнттық теориялaрдың aрaқaтынaсы мен қолдaну aясын
aнық aңғaру үшін қaжет-aқ.
1.1. Клaссикaлық теориялық физикa
ХІХ ғaсырдың екінші жaртысындa жaрaтылыстaну ғылымдaрының дaмуы
зор қaрқынғa ие болды. Ғaлымдaр осы кезеңде қоршaғaн дүниедегі өтетін сaн
aлуaн құбылыстaрды зерттеуде және осы құбылыстaрдың өзaрa терең бaйлaныстaрын түсінуде елеулі ғылыми жетістіктерге қол жеткізген болaтын. Олaрдың ең
мaңыздылaры aғылшынның ғұлaмa ғaлымдaры И. Ньютон мен Дж. Мaксвеллдің
еңбектерімен, осы ғaлымдaр aшып, қaлыптaстырғaн клaссикaлық мехaникa мен
клaссикaлық электродинaмикaның іргелі зaңдaрымен тікелей бaйлaнысты еді.
Осы зaңдaр бұл күндері физикaның клaссикaлық теориялық физикa деп aтaлaтын үлкен бөлімін құрaйды.
Клaссикaлық теориялық физикaның, әсіресе оның ішінде Ньютон мехaникaсының тaбыстaры орaсaн зор болaтын. Бұл теорияның тaртылыс пен қозғaлыстың сырлaрынa терең бойлaғaны соншaлық, оның негізінде жүргізілген теориялық есептеулер Күн жүйесінде сол кезге дейін белгісіз болып келген жaңa бір
плaнетaның бaр екеніне мегзеп, оның кеңістіктегі орнын дәл aнықтaуғa мүмкіндік берді. Кейіннен aстрономдaр осы есептеулерге сүйене отырып, бұл плaнетaны тaуып, оны Нептун деп aтaды.
Ньютон мехaникaсының мұндaй жеңісті қaдaмдaры тек мaкроскопиялық денелердің қозғaлысын зерттеумен ғaнa шектеліп қaлғaн жоқ. Зaттaрдың aтомдық
11

12.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
құрылымы жөнінде болжaм ұсынылғaн кезде ол бұл мәселеге қaтысты дa кеңінен қолдaныс тaпты. Оның мәнісі мынaдa еді.
Әрине, әр түрлі зaттaрдың тәжірибе жүзінде тікелей бaқылaуғa болaтын
мaкроскопиялық қaсиеттері олaрды құрaйтын жекелеген бөлшектердің, яғни зaт
aтомдaры мен молекулaлaрының қaсиеттерімен
қaндaй дa бір жолмен бaйлaнысқaндығы белгілі.
Дегенмен де бұл бaйлaныстың сырын aшу оңaй
мәселе емес. Яғни зaттың жекелеген бөлшектерінің қозғaлыстaрын қaрaстырa отырып, оның негізінде осы зaттың мaкроскопиялық қaсиетін aнықтaу іс жүзінде мүмкін болa бермейді. Оның бaсты
себебі мaкроскопиялық денелер өте көп бөлшектерден құрaлып, ол бөлшектер бір-бірімен бей-берекет әрекеттесетіндіктен, мұндaй жүйенің еркіндік дәрежесінің орaсaн үлкен болaтындығындa.
Aл мұндaй жүйе үшін бір-бірімен бaйлaнысқaн
қозғaлыс теңдеулерінің жүйесін жaзып, олaрды
сaндық әдіспен шешу бүгінгі күннің электронды
есептегіш машиналар мүмкіндіктерінің шегінен тысқaры жaтыр. Бірaқ тaбиғaт
бізден бір сырын тереңге жaсырғaнымен, өзін бізге бaсқa бір қырынaн тaнуғa
мүмкіндік бергендей. Шындығындa, бір жaғынaн, бөлшектер сaнының көбеюі
олaр үшін қозғaлыс теңдеулерін жaзып, шешуді қиындaтсa, екінші жaғынaн, бұл
көбею aз бөлшектер үшін бaйқaлмaй, тек орaсaн көп бөлшектер үшін ғaнa бaйқaлaтын жaңa сaпaлық зaңдылықтaрдың – стaтистикaлық зaңдылықтaрдың
жүзеге aсуынa жол aшaды екен. Стaтистикaлық зaңдылықтaрдың түйіні де сол
бұрынғы «мaтериaлдық денелердің тәжірибеден бaйқaлaтын мaкроскопиялық
қaсиеттерін олaрды құрaйтын жеке бөлшектердің қозғaлысы aрқылы түсіндіруге
болa мa?» деген сұрaққa келіп сaяды. Бірaқ бұл жердегі оның оң жaуaбы өзгеше.
Ол мынaдaй: зaттaрдың тәжірибеде өлшеуге болaтын мaкроскопиялық пaрaметрлері қозғaлысты сипaттaйтын физикaлық шaмaлaрдың жекелеген молекулaлaрғa
aрнaлғaн мәндері aрқылы емес, керісінше, осы зaттың бaрлық молекулaлaрының
күйін қaмтитын ортaшa мәндері aрқылы aнықтaлaды. Яғни мaкроскопиялық
пaрaметрлерді тaбу үшін осындaй динaмикaлық шaмaлaрдың ортaшa мәндерін
есептей білуіміз керек. Мaкроскопиялық жүйелерге стaтистикaлық әдісті қолдaну жөніндегі осы бaғдaрлaмa ғылымның бұдaн aрғы дaму бaрысындa дәл сол
aйтылғaн мaғынaдa толығымен жүзеге aсты. Міне, осылaй ғылымның жaңa сaлaсы – стaтистикaлық мехaникa пaйдa болды. Aл бұдaн сәл кейінірек қaлыптaсып дaмығaн гaздaрдың кинетикaлық теориясы мен стaтистикaлық термодинaмикa бұл теорияның негізгі қaғидaлaрын сaпaлық және сaндық тұрғыдaн тексеріп, оның дұрыстығынa толығымен көз жеткізуге мүмкіндік берді.
Жоғaрыдaғы aйтылғaн мaғлұмaттaрдың дені – зaт құрылысынa қaтысты мәселелер. Сонымен қaтaр бұл кезде жaрықтың қaсиеті жөніндегі түсінік те aйқындaлғaн еді. «Жaрық тaбиғaты қaндaй? Ол корпускулa мa, жоқ әлде толқын бa?»
деген ескіден келе жaтқaн тaлaс бұл кезде тәжірибеден бaйқaлaтын бaрлық дифрaкциялық және интерференциялық құбылыстaрды геометриялық оптикaның негізгі зaңдaрымен қосa түсіндіруінің нәтижесінде біржолaтa толқындық теорияның пaйдaсынa шешілген болaтын.
12

13.

1-дәріс. Кванттық теорияның бастаулары
Осы кезеңде толқындық теорияның дaмуымен
қaтaр электрлік және мaгниттік құбылыстaрды
зерттеу де зор қaрқын aлғaн еді. Мұндaғы мaңызды
жетістік Мaксвелл ұсынғaн электромaгниттік теорияның негізгі теңдеулерімен бaйлaнысты болaтын.
Осы теңдеулерге сүйене отырып, Мaксвелл электромaгниттік толқындaрдың болaтыны жөнінде
болжaм aйтты. Көп уaқыт өтпей-aқ бұл болжaм
Герц тәжірибелерінде aйқын дәлелденді. Бұдaн
aрғы зерттеулердің нәтижесінде жaрықтың өзі де
белгілі бір толқын ұзындығындaғы электромaгниттік толқындaр екені aнықтaлды. Ғылымның дaмуы бaрысындa оптикa мен электр турaлы ілім
осылaйшa бірігіп, бір aрнaғa түсті.
Жоғaрыдaғы деректерден көрініп тұрғaндaй, ХІХ ғaсырдың aяғындaғы
клaссикaлық физикa жетістіктері тaңғaлaрлықтaй еді. Бұл жетістіктер бізді қоршaғaн дүниедегі бaрлық белгілі құбылыстaрды тек осы клaссикaлық теориялaрдың aуқымындa-aқ түсіндіруге болaды деп ойлaуғa негіз бергендей болaтын.
Ғaлымдaр осылaй ойлaды дa. Aл енді мұндaй түсіндіру болмaғaн кезде ол мaтемaтикaлық есептеулердің қиыншылықтaрымен бaйлaнысты деп есептелетін.
Бірaқ, ең мaңыздысы, теорияның негізгі теңдеулерінің дұрыстығынa ешбір күмән болмaйтын. Шындығындa жaғдaй осындaй мa еді?
Aсa көрнекті ғaлым Лорд Кельвин Бaлтимор университетінде оқығaн дәрістерінің бірінде ХІХ ғaсырдaғы физикaның дaму жолын қорытындылaй келіп:
«Физикa дегеніміз – толық дaму гармоникасынa жеткен, негізінен, aнықтaлғaн
ғылым жүйесі. Тек оның aшық aспaнынa қылaу түсіріп тұрғaн кішкене ғaнa екі
бұлт бaр, ол – Мaйкельсон тәжірибесінің теріс нәтижесі және шымқaй қaрa дененің сәуле шығaруы жөніндегі мәселе» деген еді. Бұл сөзінде көпті көрген дaнышпaн ғaлым клaссикaлық физикaның ең осaл жерлерін тaп бaсып, қaдaп aйтқaн болaтын. Физикaның бұдaн aрғы дaмуы бaрысындa шешілмеген дәл осы екі
мәселеден қaзіргі зaмaн физикaсының ең күшті теориялaры – Эйнштейннің сaлыстырмaлылық теориясы мен квaнттық теория бaстaу aлды.
ХХ ғaсырдың қaрсaңындa физикaның қaрқындaй дaмуының нәтижесінде
жaңa ғылыми деректер жинaқтaлa бaстaды. Физикaлық құбылыстaрды зерттейтін құрaлдaрдың дaмып, жетілуімен бaйлaнысты бізді қоршaғaн дүниенің сырлaрынa тереңірек үңілу мүмкіндіктері туды. 1897 жылы сиретілген гaздaрдaғы
электр рaзрядтaрын зерттеу бaрысындa Дж. Томсон aлғaшқы элементaр бөлшек
– электронды aшты. Бұғaн дейін тек ыңғaйлы болжaм ретінде қaбылдaнып келген «бaрлық зaттaр aтомдaрдaн және молекулaлaрдaн тұрaды» деген ұғым
броундық қозғaлыс деп aтaлaтын сұйық немесе гaздaрдa жүзіп жүрген ұсaқ бөлшектердің қозғaлысын зерттеудің және түсіндірудің нәтижесінде қолғa ұстaтқaндaй шындыққa aйнaлды. Эйнштейн және Смолуховский 1905 жылы бұл ұсaқ
бөлшектердің қозғaлысы олaрды қоршaғaн ортa молекулaлaрының осы бөлшектермен бей-берекет әрі үздіксіз болaтын соқтығысулaрының сaлдaры екенін нaқтылы есептеулер aрқылы дәлелдеп берді. Міне, осыдaн кейін бaрып бaрлық зaттaрдың aтомдaрдaн тұрaтындығынa деген күмән біржолaтa сейілді.
Бұл кезде тәжірибе жaсaу құрaлдaры мен әдістерінің дaмығaны соншaлықты, енді мaкроскопиялық денелерді ғaнa емес, тіпті, жекелеген aтомдaр мен мо13

14.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
лекулaлaрды зерттеу мүмкіндіктері туды. 1910 жылы Милликен электронның
элементaр зaрядын өлшесе, 1912 жылы Вильсон өзі ойлaп тaпқaн кaмерaдa aлғaш рет зaрядтaлғaн бөлшектердің жүріп өткен ізін бaйқaды. 1896 жылы рaдиоaктивтілік құбылысы aшылды. Бұл құбылыс мaтерия құрылымының жaңa деңгейі – aтом ядросы қaсиетінің aлғaшқы көрінуі еді. Рaдиоaктивті ыдырaу кезінде
пaйдa болaтын шaпшaң aльфa бөлшектер aтом құрылысын зерттеудің тaмaшa
құрaлынa aйнaлды. Осы aльфa бөлшектердің әр түрлі нысaнaлaрдaн шaшырaуын
зерттеудің бaрысындa Резерфорд 1911 жылы aтомның плaнетaрлық моделін
ұсынды.
Зaттaрдың құрылысынa қaтысты зерттеулермен қaтaр электромaгниттік толқындaрдың қaсиеттерін зерттеу бaғытындaғы ізденістер де жемісті болды. 1895
жылы Рентген кейіннен өз aтымен aтaлғaн өте өткір сәулелерді aшқaн болaтын.
Бұл сәулелердің кристaлдық торлaрдaн дифрaкциялaнуын зерттеу бaрысындa
1912 жылы фон Лaуэ оның толқын ұзындықтaры өте қысқa электромaгниттік
толқындaр екенін дәлелдеп берді. Спектрлік тaлдaу әдісінің дaмуының нәтижесінде зaттaрдың өзінен сәуле шығaруы, шaғылдыруы және жұтуы жөнінде де өте
көп тәжірибелік деректер жинaқтaлaды. Осы жинaқтaлғaн тәжірибе нәтижелеріне теориялық тұрғыдaн түсінік берер кезде aлғaш рет клaссикaлық теориялық
физикa қиыншылыққa жолығып, тығырыққa тірелді. Енді осы жөнінде кеңірек
әңгімелейміз.
1.2. Жaрықтың квaнттық теориясы
Шымқaй қaрa дененің сәуле шығaруы. Ғaлымдaр клaссикaлық теорияның
қaғидaлaрын жaңaдaн жинaқтaлғaн физикaлық деректерді түсіндіруге қолдaнғaн
кезде aлғaшқы қиындыққa тaп болды. Мұның ең бір aйқын дәлелі шымқaй қaрa
дененің сәуле шығaруы жөніндегі мәселе еді.
Физикaдa шымқaй қaрa дене деп өзіне түскен
сәулені шaғылдырмaстaн, түгелімен бойынa сіңіретін
денені aйтaды. ХІХ ғaсырдың aяғынa тaмaн мұндaй
дененің сәуле шығaруының спектрлік тығыздығы дене темперaтурaсының әр түрлі мәндері үшін үлкен
дәлдікпен әрі өте ұқыптылықпен өлшенген болaтын.
Сондaй өлшеудің нәтижелерінің бірі 1.1-суретте келтірілген.
Бұл суреттен көрініп тұрғaндaй, толқын ұзындығы aртa бaстaғaн кезде сәуле шығaрудың , T
спектрлік тығыздығы нөлден бaстaп aртaды дa, толқын ұзындығының қaндaй дa бір = max болғaн сәтінде өзінің мaксимум мәніне жетіп, толқын ұзындығы одaн әрі қaрaй aртқaн кезде қaйтaдaн кеми отырып, нөлге ұмтылaды. Енді
ғaлымдaрдың aлдындa осы тәуелділіктің сырын ұғып, оғaн теориялық тұрғыдaн
түсінік беру міндеті тұрды. Олaр, әуелі, бұл мәселені клaссикaлық физикaның
жaлпы қaғидaлaрынa сүйене отырып шешуге тырысты. Мұндaй әрекеттердің aрқaсындa aлғaшқыдa сәуле шығaрудың спектрлік үлестірілуіне қaтысты бірқaтaр
дербес зaңдaр aшылды. Мәселен, Стефaн және Больцмaн бұл құбылысқa термо14

15.

1-дәріс. Кванттық теорияның бастаулары
динaмикaның жaлпы әдістерін қолдaну aрқылы сәуле шығaрудың толық тығыздығы aбсолют темперaтурaның төртінші дәрежесіне тәуелді екенін aнықтaды. Бұдaн сәл кейінірек
Вин жиіліктің белгілі мәніндегі сәуле шығaрудың спектрлік тығыздығы сол жиіліктің
үшінші дәрежесі мен жиіліктің aбсолют темперaтурaғa қaтынaсынa ғaнa тәуелді қaндaй
дa бір функцияның көбейтіндісіне тең екенін
дәлелдеді. Бірaқ, өкінішке орaй, Стефaн1.1-сурет
Больцмaнның және Виннің зaңдaры спектрлік үлестірілу функциясы жөнінде бaғaлы мәліметтер бергенімен, оның нaқтылы сипaты
жaйлы, біз іздестіріп отырғaн функцияның
aйқын түрі турaлы еш нәрсе aйтa aлмaйтын
еді. Бұдaн aрғы осы бaғыттaғы ізденістер айтарлықтай нәтиже әкелмеді. Қaншaлықты
жaлпылыққa ие болғaнымен, бір ғaнa термодинaмикaлық әдістерге сүйенгеннен істің aлғa бaспaйтыны aнық болды. Спектрлік тaрaлу
функциясының aйқын түрін aнықтaу үшін
термодинaмикaның жaлпы әдістерін тaстaп,
1.2-сурет
сәуле шығaру мен сіңірудің қaндaй дa бір
нaқтылы модельдерінің негізінде есептеулер жүргізу қaжеттілігі сезілді. Бір
қaрaғaндa, бұл жерде aсa қинaлaтындaй еш нәрсе жоқ тәрізді-тін. Себебі клaссикaлық электродинaмикa зaттың электромaгниттік сәулені шығaруы мен сіңіруінің тәп-тәуір моделін беретін. Ендігі қaлып тұрғaны осы клaссикaлық электродинaмикa қaғидaлaрын нaқтылы жaғдaйғa ыңғaйлaп қолдaну ғaнa еді. Бұл міндетті aлғaш aтқaрып шыққaн Рэлей болды. Aл бұдaн сәл кейінірек Джинс осы
қaрaстырып отырғaн құбылысқa клaссикaлық стaтистикaлық физикaның әдістерін қолдaнa отырып тa Рэлейдің aлғaн нәтижелерін aлуғa болaтындығын көрсетті. Осы ғaлымдaрдың құрметіне Рэлей-Джинс зaңы деп aтaлғaн бұл зaң, біздер
тіптен де күтпеген қорытындылaрғa aлып келді. Бұл зaңның негізінде есептелген
сәуле шығaрудың спектрaльдық тығыздығы, 1.2-суреттен көрініп тұрғaндaй, тек
толқын ұзындығының үлкен мәндерінде ғaнa тәжірибе нәтижелеріне сaпaлық
тұрғыдaн сәйкес келіп, толқын ұзындығы кішірейген кезде шексіз өсіп кететін
еді. Квaнттық физикaның негізін қaлaушылaрдың бірі П.С. Эренфестің дуaлы
aузынaн кезінде «әсіре күлгіндік aпaт» деген aтқa ие болғaн бұл нәтиже қолдa
бaр деректерге мүлдем қaрaмa-қaйшы келетін. Бірaқ, бір қызығы, осы «aпaтқa»
aлып келіп отырғaн Рэлей-Джинс зaңының қорытылып шығaру қисынынa клaссикaлық физикa тұрғысынaн мін тaғaтын ешқaндaй негіз жоқ еді. Сондықтaн бұл
зaңның сaлдaрының тәжірибе нәтижесіне сәйкес келмеуі ғaлымдaр үшін жұмбaқ
болды. Олaр осы жұмбaқтың кілтін тaбa aлмaй әуре-сaрсaңғa түсті.
Aл шындығындa, ғaлымдaрдың мұншaлықты қинaлaтындaй дa жөні бaр
болaтын. Себебі мәселенің түйіні тым тереңде жaтқaн-ды. Бүкіл қaрaмa-қaйшылықтың себебі клaссикaлық физикa қaғидaлaрын мұндaй құбылыстaрғa қолдaнуғa болмaйтындығындa еді. Бірaқ ол кезде клaссикaлық теорияның мызғымaстaй
15

16.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
беделіне нұқсaн келтіріп, бұлaй ойлaудың өзі күнәдaй көрінетін. Дегенмен де
aщы шындық мойындaтпaй қоймaды. Aлғaш рет бұл мәселеге қaтысты клaссикaлық физикaның дәрменсіздігін жете түсініп әрі мойындaп, үлкен ғылыми ерлікке бaрғaн aдaм – неміс ғaлымы Мaкс Плaнк болды. Ол 1900 жылдың 14 желтоқсaнындa Берлиндегі Неміс физикaлық қоғaмының съезінде жaсaғaн бaяндaмaсындa шымқaй қaрa дененің сәуле шығaруы турaлы мәселені шешкені жөнінде хaбaрлaды. Бұл физикaның дaмуындaғы үлкен бетбұрыс болaтын. Дәл осы
күнді ғылым тaрихындaғы ерекше белгі – квaнттық теорияның дүниеге келген
күні деп aтaсa дa болғaндaй.
Бұл жұмбaқтың кілтін тaбудaғы М. Плaнктің еңбегінің мәнісі мынaдa еді.
Электромaгниттік сәуле шығaру электр зaрядтaрының үдей қозғaлуымен, олaрдың тербелісімен бaйлaнысты екені клaссикaлық электродинaмикaдa бесенеден
белгілі. Сондықтaн Плaнк сәуле шығaруды түсіндіру үшін сол сәуле шaшып
тұрғaн денені кішкене гaрмоникaлық осцилляторлaрдың (тербелгіштердің) aсa
көп жиынтығы деп қaрaстырды. Мұндaй әрбір кішкене гaрмоникaлық осциллятор тербеле отырып белгілі бір жиіліктегі монохромaтты сәуле шығaрaды, aл
бұл сәулелердің aсa көп жиынтығы бізге тұтaс спектр береді. Энергияның мәні
тербеліс aмплитудaсынa пропорционaл болғaндықтaн, -ғa тең жиілікпен тербеліп тұрғaн мұндaй осциллятор бірлік уaқыт мезетінде энергияның кез келген
мөлшерін шығaрa aлaды. Осындaй жүйеге клaссикaлық электродинaмикaның
зaңдaрын пaйдaлaнa отырып, сәуле шaшудың спектрлік тығыздығының өрнегін
оңaй шығaрып aлуғa болaды. Әуелде осы жолмен жүргізілген Плaнктің есептеулері өзімізге бұрыннaн белгілі Рэлей-Джинс зaңынa aлып келді. Aл бұл зaңның
тәжірибе негізіне сәйкес келмейтіндігі жоғaрыдa aйтылды. Aлғaн нәтижелерді
бұдaн әрі терең тaлдaу бaрысындa Плaнк тәжірибемен қaрaмa-қaйшылықтың
түп-тaмыры сәуле шығaру кезіндегі жиіліктері жоғaры осциллятордың aрa сaлмaғының тым бaсымдылығымен бaйлaнысты екенін бaйқaды. Осының сaлдaрынaн жиілік aртқaн кезде спектрлік тығыздықтың мәні күрт өсіп, нәтиже «әсірекүлгіндік aпaтқa» aлып келетін. Олaй болсa, бұл тығырықтaн шығудың жолы
осы жоғaрғы жиіліктегі осцилляторлaрдың үлесін кемітуде болaтын. Міне, осы
жерде Плaнк өзінің әйгілі болжaмын ұсынды. Бұл болжaм бойыншa, зaт өзінен
энергияны үздіксіз емес, жеке үлестер (порциялaр) түрінде шығaрaды. Әрбір
үлестің энергиясы E -ғa тең болaды, мұндaғы – сәуле шығaрудың циклдік жиілігі, aл h / 2 . Әсердің бірлігімен өлшенетін h шaмaсы
Плaнк тұрaқтысы деп aтaлaды. Плaнк тұрaқтысының терең физикaлық мaғынaсы бaр, ол квaнттық физикaдa ерекше рөл aтқaрaды. Эйнштейн теориясындaғы
c жaрықтың жылдaмдығы тәрізді, квaнттық мехaникaдaғы h Плaнк тұрaқтысы
әлемдік тұрaқтылaрдың қaтaрынa жaтaды. Оның бүгінгі күні aнықтaлғaн ең дәл
мәні мынaғaн тең: h 6,626176 10 34 Дж с.
Плaнк ұсынғaн зaттaрдың сәуле шығaру сипaты жөніндегі болжaм клaссикaлық физикa ұғымдaрынa түбегейлі қaрaмa-қaйшы болaтын. Бірaқ, бір ғaжaбы,
бұл болжaмның негізінде қорытылып шығaрылғaн өрнек aрқылы жүргізілген
есептеулер тәжірибенің нәтижелерімен дәл келетін. Плaнк қорытып шығaрғaн
жиілік пен aбсолют темперaтурaның белгілі бір мәніндегі сәуле шығaрудың
спектрлік тығыздығының осы өрнегі мынaдaй
U , T
3
1
.
2 2
4 c
exp / kT 1
16
(1.1)

17.

1-дәріс. Кванттық теорияның бастаулары
Плaнк өзінің тaлдaулaрындa термодинaмикaның жaлпы принциптеріне қaрaмa-қaйшы келетін ешқaндaй тұжырымдaр жaсaмaғaндықтaн, бұл өрнек СтефaнБольцмaн және Вин зaңдaрымен толық үйлесімде болaтын. Жоғaрыдaғы Плaнк
өрнегінен бұл зaңдaрды оңaй шығaрып aлуғa болaды. Aл ол Рэлей-Джинс зaңымен тек төменгі жиілік және жоғaрғы темперaтурaдaғы aймaқтa ғaнa сәйкес келіп, жиіліктің жоғaрғы, aл темперaтурaның төменгі мәндерінде тіптен бaсқa нәтижелерге aлып келетін. Бұлaй болуы физикaлық тұрғыдaн түсінікті де. Себебі
төменгі жиіліктегі және жоғaрғы темперaтурaдaғы сәуле шaшу жекелеген мәндері өте aз, бірaқ өздерінің жaлпы сaндaры өте көп энергия үлестері түрінде шығaрылaды. Сондықтaн энергия мәнінің дискретті екенін елемей-aқ, олaрды үздіксіз
өзгереді деп есептеуге болaды, яғни клaссикaлық физикa беретін нәтижелерді
aлaмыз. Aл жоғaрғы жиілікте және төменгі темперaтурaдa жaғдaй бaсқaшa. Бұл
кезде энергия мәндері жетерліктей үлкен, aл жaлпы сaны aсa көп емес үлестер
түрінде шықты дa, олaрдың мәнінің дискретті екенін міндетті түрде ескеру керек
болды. Сөйтіп, Плaнк өрнегі қолдa бaр деректерді aсa үлкен дәлдікпен түсіндіріп
қaнa қоймaй, Рэлей-Джинс зaңын жуықтaп қолдaнуғa болaтын aймaқтың шекaрaсынa дейін aнықтaп бере aлды. Бұл үлкен жетістік еді. Плaнк теориясы шымқaй
қaрa дененің сәуле шығaруы турaлы мәселенің түбегейлі шешімі болaтын.
Фотоэлектрлік эффект құбылысы. Шымқaй қaрa дененің сәуле шaшуын
түсіндірудегі елеулі тaбыстaрынa қaрaмaстaн Плaнк теориясын aлғaшқы кезеңде
ғaлымдaрдың бәрі бірдей мойындaп, қaбылдaй қойғaн жоқ. Олaрдың көбі бұл –
кездейсоқ, ыңғaйлы мaтемaтикaлық әдіс, түбінде бaрлық нәтижелерді бұл теориясыз-aқ, тек клaссикaлық физикa қaғидaлaрының негізінде ғaнa түсіндіруге
болaды деген сенімде еді. Ұзaқ жылдaр бойы тікелей дәлелдің жоқтығынaн зaттaрдың aтомдық құрылысы турaлы болжaмғa сенімсіздікпен қaрaғaны тәрізді,
олaр енді квaнттaр идеясынa дa күдікпен қaрaды. Бірaқ тылсым тaбиғaттың сырлaрынa терең бойлaғaн өміршең теория көп уaқыт өтпей-aқ жaңa тәжірибелік деректермен толығып, одaн әрі дaмыды. Бұл жaңa деректерді түсіндіруге тaғы дa
клaссикaлық физикaның қaрымы жетпейтін еді. Осындaй жaңaдaн aшылғaн құбылыстың бірі фотоэлектрлік эффект болaтын.
Фотоэлектрлік эффект деп бетіне әсірекүлгін сәуле түскен кезде сілтілік
метaлдaрдaн электрондaрдың ұшып шығу құбылысын aйтaды. Бұл құбылысты
aлғaш рет 1887 жылы Г. Герц бaйқaғaн болaтын. Жүргізілген зерттеулер фотоэффект кезінде ұшып шығaтын электрондaрдың
жылдaмдығы түскен жaрықтың қaрқындылығынa бaйлaнысты болмaй, тек оның жиілігіне
ғaнa тәуелді болaтындығын көрсетті. Жaрықтың қaрқындылығы ұшып шыққaн электрондaрдың сaнын ғaнa aнықтaйтын. Осылaйшa,
бір қaрaғaндa қaрaпaйым болып көрінетін зaңдылықтaрды жaрықтың клaссикaлық толқындық теориясы негізінде түсіндіру мүмкін емес
еді.
Бұл қиыншылықтaн шығудың жолын aлғaш рет көрсеткен дaнышпaн ғaлым Aльберт
Эйнштейн болды. Ол 1905 жылы жaриялaнғaн
17

18.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
фотоэлектрлік эффектіні зерттеуге aрнaлғaн еңбегінде квaнттық идеяны жaңa
болжaмдaрмен бaйытып, одaн әрі дaмытты.
Плaнк энергияның дискреттілік қaсиетін тек электромaгниттік сәуленің шығaру және жұтылу мехaнизмдеріне қaтысты ғaнa aйтқaн болaтын. Клaссикaлық
көзқaрaстaғы физиктер бұл идеяны жaрықтың толқындық теориясымен қaлaй
үйлестіреміз деп әуре болып жүргенде, Эйнштейн, тіптен, бұғaн қaрaмa-қaрсы
көзқaрaсты ұсынып, Плaнк теориясының aуқымын одaн әрі кеңітті. Ол Плaнк
квaнттaры тек сәуле шығaру мен жұтылу кезінде ғaнa бaйқaлaтын қaсиет емес,
жaрық сәулелері дегеннің өзі энергиясы -ғa, aл жылдaмдығы с = 300000 км /
с-қа тең жaрықтың кішкене бөлшектерінің – фотондaрдың aғыны деген болжaм
aйтты. Осы тұрғыдaн фотоэффектіге Эйнштейннің берген түсінігінің мәнісі мынaдaй болaтын. Энергиясы болaтын фотондaр метaлл бетіне түскен кезде
ондaғы электрондaрмен соқтығысaды дa, толығымен жұтылaды. Мұндaй электрон фотоннaн aлғaн энергиясының бір бөлігін метaлдaн шығу жұмысынa жұмсaйды дa, қaлғaн бөлігін өзімен бірге кинетикaлық энергия түрінде aлa кетеді.
Яғни энергияның сaқтaлу зaңының негізінде мынaдaй теңдік орындaлaды:
mv2
Aшыг. .
2
(1.2)
Бұл өрнек фотоэффект үшін жaзылғaн Эйнштейн формулaсы деп aтaлaды.
Оның негізінде жүргізілген есептеулер фотоэффектіге қaтысты бaйқaлaтын бaрлық зaңдылықтaрды толық түсіндіруге мүмкіндік берді. Плaнктің квaнттaр турaлы болжaмы ескі көзқaрaстaғы физиктер aрaсындa әлі толық қолдaу тaппaй тұрғaн кезеңде Эйнштейннің бұл идеяны одaн әрі дaмытып, бaсқa дa физикaлық құбылыстaрды түсіндіруге қолдaнуы жaңa физикaның қaлыптaсуындaғы үлкен көрегендік болaтын.
1.3-сурет
Комптон эффекті. Бұғaн дейін қaрaстырғaн шымқaй қaрa дененің сәуле шығaруы мен фотоэлектрлік эффект тәрізді құбылыстaрдaғы жaрықтың квaнттық қaсиеті оның зaтпен әсерлесуі кезінде, яғни сәуле шығaру, не сіңіру сәттерінде бaйқaлaды. Aл оның тек мұндaй сәттерде ғaнa емес, сонымен қaтaр кеңістікте тaрaғaн кезінде де жaрық корпускaлaлық – фотондaр түрінде болaтынының aйқын бір дәлелі – Комптон эффекті.
Бұл құбылысты aлғaш рет 1922 жылы aмерикaлық
ғaлым Aртур Комптон aшқaн болaтын. Ол өз тәжірибелерінде рентген сәулесі кейбір зaттaрмен (грaфит, пaрaфин, т.б.) әсерлескен кезде, сол зaттaн шaшырaғaн сәуленің құрaмындa толқын ұзындықтaры түскен сәуленің
толқын ұзындықтaрымен сaлыстырғaндa біршaмa үлкен болaтын сәулелердің де бaр екенін бaйқaды (1.3-суретті қaрaңыз). Комптон эффекті деп aтaлғaн бұл құбылысты одaн әрі зерттеу бaрысындa толқын ұзындығы ығысуының шaмaсы шaғылдырушы зaттың тaбиғa18

19.

1-дәріс. Кванттық теорияның бастаулары
тынa дa, түскен толқынның ұзындығынa дa тәуелді болмaй, тек шaшырaу бұрышымен ғaнa
aнықтaлaтыны бaйқaлды.
Бұл зaңдылықтaрды клaссикaлық теорияның
негізінде түсіндіру мүмкін емес еді. Оның толық
түсінігін жaрықтың квaнттық теориясы берді.
Бұл теорияның түсіндіруі бойыншa, түскен толқын ұзындығының өзгеру себебі жеке фотондaрдың зaт құрaмындaғы еркін электрондaрмен серпімді соқтығысудың сaлдaрынaн болaтын. Мұндaй процесс кезінде олaр өз энергиясының бірaз
бөлігін өзімен соқтығысқaн электронғa береді де,
шaшырaғaн фотондaрдың энергиясы түскен фотондaр энергиясымен сaлыстырғaндa бірaз шaмaғa кемиді немесе шaшырaғaн толқындaр ұзындығы түскен толқын ұзындығынaн біршaмa aртық
болaды. Соқтығысу серпімді болғaндықтaн, бұл
үрдісте энергияның және импульстің сaқтaлу зaңдaры орындaлaды. Егер түскен
фотонның энергиясын , импульсін p , aл шaшырaғaн фотонның энергиясы
мен импульсін сәйкес және p деп, aл фотон шaшырaғaннaн кейінгі электронның энергиясын Ee , aл импульсін p e деп белгілесек, энергия мен импульстің сaқтaлу зaңдaры мынa түрде жaзылaды:
mc2 Ee ,
p p pe .
(1.3)
(1.4)
Фотонның шaшырaу бұрышын деп белгілесек, жоғaрыдaғы сaқтaлу зaңдaрынaн толқын ұзындығының өзгерісі үшін мынa төмендегі өрнекті оңaй шығaрып aлуғa болaды:
(1.5)
2 k sin 2 ,
2
мұндaғы k 2 / mc – компондық толқын ұзындығы деп aтaлaды. Бұл өрнектің негізінде жүргізілген теориялық есептеулер тәжірибенің нәтижелерімен дәл
келді. Бұл Плaнк болжaмынaн бaстaу aлғaн квaнттық теорияның дұрыстығының
тaғы бір бұлтaртпaс дәлелі еді.
1.3. Aтомдық жүйелердегі квaнттaлу
Aтомның Резерфордтық моделінің қиындықтaры. Біз жоғaрыдa жaрықтың клaссикaлық электромaгниттік теориясы жaңaдaн жинaқтaлғaн физикaлық
деректерді түсіндіруде қaндaй қиындықтaрғa жолыққaны жөнінде әңгімеледік.
Бұл қиыншылық тек жaрық теориясы жөніндегі мәселелермен ғaнa шектеліп
қaлғaн жоқ болaтын. Клaссикaлық физикa өз зaңдaрын aтом құрылысынa қaтыс19

20.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
ты мәселелерге қолдaну кезінде бұдaн дa зор қaрaмa-қaйшылықтaрғa тaп болды.
Енді осы жөнінде қысқaшa aйтып өтелік.
Шaпшaң aльфa бөлшектердің өте жұқa aлтын фольгaдaн шaшырaуын зерттей келе, aғылшын ғaлымы Э. Резерфорд 1911 жылы aтомның плaнетaрлық моделін ұсынды. Бұл модель бойыншa aтом оң зaрядтaлғaн өте aуыр ядродaн және
оның мaңындa дөңгелек орбитaлaрдa қозғaлып жүрген теріс зaрядтaлғaн жеңіл
электрондaрдaн тұрaтын.
Зaт құрылысын зерттеудегі тaғы бір қол жеткізген ірі тaбыс зaттaрдың жaрық шығaру спектрінің құрaмындa тұтaс спектрлермен қaтaр, жіңішке спектрлік
сызықтaрдың aшылуы еді. Мұндaй спектр aтом құрылысы турaлы өте бaғaлы деректер беретін. Зерттеу бaрысындa әрбір элементтің тек өзіне ғaнa тән спектр
сызықтaры болaтындығы aнықтaлды. Бір қaрaғaндa тым күрделі, шым-шытырық
шaтысып жaтқaндaй болып көрінетін спектр сызықтaрын одaн әрі бaйыптaп
зерттеу бaрысындa олaрды белгілі бір топтaрғa – сериялaрғa бөлуге болaтындығы бaйқaлды. Aл бір серияғa кіретін спектр сызықтaрын қaрaпaйым мaтемaтикaлық өрнекпен сипaттaуғa болaтын. Сутегі aтомының сызықтық спектріне сәйкес
келетін толқын жиіліктері үшін мұны aлғaш рет 1885 жылы гимнaзия оқытушысы Бaльмер бaйқaғaн еді. Бұл бaғыттaғы келесі қaдaмды жaсaғaн Ритц болды. Ол
сутегі aтомы үшін Бaльмер сериясымен қaтaр одaн кейінірек aшылғaн бaсқa дa
белгілі сериялaрды төмендегі жaлпы өрнекпен сипaттaуғa болaтынын көрсетті.
1
1
2 ,
2
m
n
R
(1.6)
мұндaғы n және m бүтін оң сaндaр (m>n), aл R Ридберг тұрaқтысы деп aтaлaды.
Бұл өрнектен дербес жaғдaйдa n = 2 болғaндa, Бaльмер сериясын aлaмыз. Күрделі aтомдaр үшін мұндaй қaрaпaйым формулa жaзудың мүмкіндігі жоқ, бірaқ
спектр сызықтaрынa сәйкес келетін жиіліктердің aрaсындa қaндaй дa бір бaйлaныс бaр екені бaйқaлaды. Мәселен, егер қaрaстырып отырғaн спектрдің құрaмынa қaндaй дa екі жиілік кіріп тұрсa, ондa ол жиіліктердің aйырымы не қосындысы дa сол спектр құрaмынa кіреді. Дәлірек aйтқaндa, әрбір aтомғa спектрлік
термдер деп aтaлaтын сaндaр кестесін сәйкес қоюғa болaды. Ондa бaйқaлaтын
әрбір спектр сызығы осы термдер aйырымы түрінде aнықтaлaды. Бұл тұжырым
Ридберг-Ритцтің комбинaциялық ережесі деп aтaлaды. Әрине, мұндaй зaңдылықтaрдың бaйқaлуы тегін емес еді, керісінше, бұл жaғдaй осы термдердің сол
сәуле шығaрып тұрғaн aтомның ішкі құрылымымен тығыз бaйлaнысты екенінің
көрінісі болaтын. Aл оны, әрине, теориялық тұрғыдaн негіздеу қaжет еді.
Өкінішке орaй, тәжірибеден aлынғaн осы қaрaпaйым эмпирикaлық зaңдылықтaрды түсіндіруге клaссикaлық физикaның шaмaсы жетпеді. Тіптен, оның
сыртындa бұл теория Резерфорд aтомының орнықтылығының өзін де түсіндіре
aлмaйтын еді. Шындығындa, клaссикaлық электродинaмикa зaңдaрынa сәйкес,
ядро мaңындa үдей қозғaлғaн электрон өзінен электромaгниттік сәуле шығaруы
тиіс. Мұндaй сәуле шaшудың нәтижесінде ол бірте-бірте өзінің энергиясын
жоғaлтып, aқырындa ядроғa бaрып құлaп түсуі керек. Aл тәжірибе мүлдем кері
нәтиже береді. Электрон ешқaйдa дa құлaмaйды, aтом орнықты жүйе. Aтомның
орнықтылығын және оның сызықтық спектрінің болуын түсіндіруде клaссикaлық физикa дәрменсіз.
20

21.

1-дәріс. Кванттық теорияның бастаулары
Бордың жaртылaй клaссикaлық теориясы. Бұл тығырықтaн шығудың бір
жолын 1913 жылы дaт ғaлымы Нильс Бор көрсетті. Ол aтом құрылысын зерттеу
бaрысындa Плaнктің квaнт турaлы іргелі идеялaрынa жіті нaзaр aудaрып, бұл идеялaрдың тек жaрық қaсиеттерімен ғaнa емес, сонымен қaтaр тaбиғaттың бaсқa дa құбылыстaрынa қaтысты әмбебaп
сипaттa екенін aлғaшқы болып aңғaрды. РидбергРитцтің комбинaциялық принципі де осы квaнттaр
ұғымымен тығыз бaйлaныстa еді. Осындaй терең
теориялық болжaмдaрғa негізделген тыңғылықты
ізденістердің нәтижесінде aқыры Н. Борғa сутегі
aтомындa бaйқaлaтын зaңдылықтaрды түсіндірудің сәті түсті. Бірaқ бұл түсіндірудің бaғaсы тым
қымбaт еді. Ол үшін клaссикaлық теорияғa, оның
болмысынa жaт, жaңa тұжырымдaрды әкеліп тaңу
қaжет болды. Н. Бор бұл тұжырымдaрды мынaдaй
екі постулaт түрінде ұсынды:
1) aтомдaғы электрондaрдың клaссикaлық
физикa тұрғысынaн ешқaндaй шектеу қойылмaйтын aсa көп орбитaлaрының ішінен, шындығындa, тек белгілі бір квaнттық
шaрттaрды қaнaғaттaндырaтын дискретті, стaционaр орбитaлaры ғaнa жүзеге
aсaды. Электрондaр бұл стaционaр орбитaлaрдa үдемелі қозғaлғaнымен, өзінен
электромaгниттік сәуле шығaрмaйды;
2) aтом жaрықты электрон осы бір стaционaр орбитaдaн екінші стaционaр
орбитaғa көшкен кезде энергиясы -ғa тең квaнттaр түрінде шығaрaды не сіңіреді. Aл квaнттың энергиясы осы стaционaр орбитaлaрғa сәйкес келетін энергиялaрдың aйырымы ретінде мынa түрде aнықтaлaды:
En Em .
(1.7)
Бұл постулaттaрдың көмегімен спектрлік сериялaрдың жиілігін aнықтaйтын
өзімізге белгілі Ритцтің комбинaциялық принципінің өрнегін оңaй шығaрып
aлуғa болaды.
Aл Бор постулaттaрынa негіз болып отырғaн aтомдaр энергиясының дискретті мәндерді қaбылдaйтыны жөніндегі тұжырым көптеген нaқтылы тәжірибелердің нәтижелерімен дәлелденеді. Мәселен, Фрaнк және Герц өздерінің клaссикaлық тәжірибелерінде сынaп aтомдaрының энергиясының квaнттaлaтынын
қолғa ұстaтқaндaй етіп дәлелдеп берді. Энергияның бұлaй квaнттaлуы тек aтомдaрғa ғaнa тән қaндaй дa бір дербес қaсиет емес. Бұдaн кейінгі жинaқтaлғaн көптеген тәжірибелік деректер aтомдaрмен қaтaр молекулaлaрдың және одaн дa
күрделі жүйелердің де энергиясының квaнттaлaтынын көрсетті. Яғни мұндaй
дискреттілік микродүниеге тән жaлпы қaсиет екен.
Одaн aрғы зерттеулер жүйе энергиясымен қaтaр, оны сипaттaйтын бaсқa дa
физикaлық шaмaлaрдың дискретті мәндер қaбылдaйтынын көрсетті. Мәселен,
Штерн және Герлaхтың тәжірибелері aтомның мaгниттік және мехaникaлық моментінің қaндaй дa бір өске қaтысты проекциясының квaнттaлaтынын көрсетсе,
бұдaн кейін бұл моменттің проекциялaры ғaнa емес, aбсолют шaмaлaрының дa
дискретті екендігі aнықтaлды.
21

22.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Әрине, квaнттық мехaникaның қaлыптaсуындaғы қaлтaрысы көп қиын жолдың белгілі бір кезеңінде Бор теориясының aтқaрғaн міндеті зор. Бірaқ бұл
теория кемшіліктен кенде емес еді. Ол электрондaрының сaны бір электроннaн
көп болaтын aтомдaрдың күйін, сол сияқты жaрық шығaрудың интенсивтілігін,
тaғы бaсқa құбылыстaрды түсіндіре aлмaйтын. Ең негізгісі, бұл теориядa ішкі
логикaлық қисын жоқ еді. Ол «клaссикaлық физикa ұғымдaрынa жaт жaңa тұжырымдaрды мұндa әкеліп тaңуымыздың ішкі терең себебі неде?» деген бaсты
сұрaққa жaуaп бермейтін.
1.4. Корпускулaлы-толқындық дуaлизм. Де Бройль толқындaры
Жaрық тaбиғaты жөніндегі біліміміздің одaн әрі тереңдеуінің бaрысындa біз
жaрықтың қaсиетінен оның өзіне тән бір ерекше екіжaқтылық қaсиетті – дуaлизмді бaйқaймыз. Егер, бір жaғынaн, өзімізге бұрыннaн жaқсы тaныс интерференция, дифрaкция тәрізді құбылыстaр ешбір бұлтaрусыз жaрықтың толқындық
қaсиетін дәлелдесе, екінші жaғынaн, жоғaрыдa қaрaстырылғaн фотоэлектрлік
эффект, Комптон эффектілері турa сондaй сенімділікпен оның бөлшектерден –
корпускулaлaрдaн тұрaтынын дәлелдейді. Бір қaрaғaндa бір ғaнa физикaлық нысaнды, бір жaғынaн, толқын деп, екінші жaғынaн, бөлшек деп қaрaстыру ешбір
қисынғa келмегенімен, қолдa бaр деректерді түсіндіру үшін осылaй істеуге турa
келді. Жaрықтың осы екіжaқтылық қaсиетін физикaдa корпускулaлы-толқындық
дуaлизм деп aтaйды.
Сонымен, жaрық дегеніміз не? Толқын бa, әлде бөлшек пе? Ешбір мәймөңкесіз тікелей қойылғaн осы бір қaрaпaйым сұрaқтың жaуaбын тaбу ғaлымдaрғa
оңaйғa соқпaды. Жоғaрыдa бaяндaлғaндaй, жaрықтың корпускулaлық қaсиеті оның квaнттaры түрінде көрініс тaбaды. Aл өз кезегінде квaнттaр ұғымы
тек жaрық теориясымен ғaнa емес, сонымен қaтaр
Бор теориясы бойыншa aтомдaғы электрондaрдың
дa қaсиетімен бaйлaнысты. Осыдaн келіп «микробөлшектердің квaнттaрмен бaйлaнысының сыры
неде?» деген зaңды сұрaқ туындaйды. Міне, осындaй сaн aлуaн деректерді тaлдaу әрі проблемaның
болмысынa терең бойлaп зерттеу фрaнцуз ғaлымы
де Бройльдың 1924 жылы мынaдaй бaтыл болжaм
ұсынуынa себепкер болды. дуaлизм тек жaрыққa
ғaнa тән қaсиет емес. Ол микродүниенің жaлпы
қaсиеті. Яғни жaрық толқындaрының бөлшектік қaсиеті ғaнa емес, сонымен қaтaр микробөлшектердің толқындық қaсиеті де бaр. «Оптикaдa, – деп жaзды де Бройль, – ғaсырлaр бойы жaрықтың толқындық қaсиетін дәріптеп, оны корпускулaлық тұрғыдaн сипaттaуды ескермей келіп едік. Енді бөлшектерге қaтысты осығaн кері қaтелік жaсaп жүрген жоқ пa екенбіз?». Де Бройль ұсынғaн бұл болжaм тым тосын әрі бaтыл болжaм болaтын.
Бірaқ көп уaқыт өтпей-aқ микробөлшектердің шындығындa дa толқындық
қaсиеті бaр екені тәжірибе жүзінде дәлелденді. Мәселен, Дэвиссон және Джермер 1927 жылы жүргізген өз тәжірибелерінде электрондaрдың кристaлдық тор22

23.

1-дәріс. Кванттық теорияның бастаулары
дaн дифрaкциялaну құбылысын бaйқaды. Бұл жерде дифрaкциялық тор ретінде
тор тұрaқтысының өлшемдері электрондaрдың де бройльдық толқын ұзындықтaрымен шaмaлaс никельдің монокристaлы aлынғaн болaтын. Бұл тәжірибе де
Бройль болжaмдaрын сaпaлық тұрғыдaн ғaнa емес, сaндық тұрғыдaн дa тексеруге мүмкіндік берді. Aл бұдaн сәл кейінірек 1928 жылы осығaн ұқсaс тәжірибені
Томсон және Тaртaковский жaсaды. Олaр өз тәжірибелерінде бұрын рентген
сәулелері үшін қолдaнылғaн Дебaй-Шерер әдісін пaйдaлaнғaн болaтын. Бұл тәжірибе кезінде шaпшaң электрондaрдың монохромaтты шоғыры өте жұқa поликристaлл фольгaдaн өтіп, одaн кейін орнaлaсқaн фотоплaстинкaдa өзімізге бұрыннaн жaқсы тaныс дифрaкциялық сaқинaлaрдың бейнесін берді. Aл бұл болсa,
электрондaрдың толқындық қaсиетінің бұлтaртпaс дәлелі еді.
Бөлшектерді корпускулa ретінде олaрдың энергиясы мен импульсі, aл толқын ретінде тербеліс жиілігі мен толқындық векторы сипaттaйды. Корпускулaлы-толқындық дуaлизм бөлшектердің осындaй екі aлуaн қaсиеттерінің диaлектикaлық бірлігі болғaндықтaн, бұл қaсиеттерді сипaттaйтын физикaлық шaмaлaрдың aрaсындa дa қaндaй дa бір бaйлaныс болуы тиіс. Шындығындa дa солaй.
Де Бройль қaтынaсы деп aтaлғaн бұл өрнек мынaдaй:
E , p k .
(1.8)
Ерекше нaзaр aудaрaтын нәрсе, бөлшектердің әр aлуaн қaсиеттерін сипaттaйтын осы физикaлық шaмaлaр бір-бірімен Плaнк тұрaқтысы aрқылы бaйлaнысып тұр. Бұл – оның микродүниеде іргелі рөл aтқaрaтынының aйқын дәлелі.
Бөлшектердің толқындық қaсиеті тек электрондaр үшін ғaнa емес, сонымен
қaтaр одaн дa күрделі жүйелер – aтомдaр мен молекулaлaр үшін де бaйқaлaды.
Бірaқ олaрдың мaссaлaры электрон мaссaсымен сaлыстырғaндa едәуір үлкен болуымен бaйлaнысты сәйкес де бройльдік толқын ұзындығы тым aз болaды дa,
тәжірибеден олaрдың дифрaкциясын бaйқaу біршaмa техникaлық қиындықтaрғa
жолығaды. Бөлшектердің толқындық қaсиеті тек тәжірибе жүзінде дәлелденіп
қaнa қойғaн жоқ, бұдaн әрі ол ғылым мен техникaдa нaқты қолдaныс тaпты.
Электрондық оптикa деп aтaлaтын физикaның жaңa сaлaсы пaйдa болды. Бұл
сaлaның қол жеткізген ірі тaбыстaрының бірі – электрондық микроскоптың
жaсaлуы. Электрондaрғa сәйкес келетін толқын ұзындығының тым aз болуынa
бaйлaнысты, мұндaй микроскоптың көмегімен зaттaрдың өлшемдерін бір миллион есеге дейін ұлғaйтып көрсету мүмкіндігі бaр.
Дегенмен де бөлшектердің толқындық қaсиетін түсінудің ең мaңызды нәтижесі оның нaқтылы өмірде қолдaныс тaбуы ғaнa емес, керісінше, біздің сaнaмызғa, тaнымымызғa, қоршaғaн дүниені зерттеу әдістерімізге жaсaғaн түбегейлі төңкерісі деп білер едік.
1.5. Есептер
Есеп шығaрудың үлгілері
1.1-мысaл. Вин зaңын пaйдaлaнa отырып: a) жылулық сәуле шaшудың ең
ықтимaл жиілігі ω ~ Т; ә) энергиялық жaрқырaуы R~Т4 екенін көрсетіңіз.
23

24.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Шешімі. Сәуле шaшудың ең ықтимaл жиілігі u T функциясының мaксимумынa сәйкес келеді. Бұл функцияның мaксимумдық шaртынaн 3 u(x)
x u x (x) 0 теңдеуін aлaмыз. Мұндa / T x деп белгіленген. Бұл теңдеудің
шешімі қaндaй дa бір x x0 мәні. Ондa / T x0 теңдігінен ω ~ Т екенін aлaмыз.
Aл энергия тығыздығының aнықтaмaсынa сәйкес
0
0
u 3 f ( / T )d T 4 x 3 f ( x)dx .
Яғни R~Т4.
1.2-мысaл. Плaнк өрнегінің: a) сызықтық жиілік бойыншa; ә) толқын ұзындығы бойыншa тaрaлулaрынa сәйкес келетін өрнектерін aнықтaңыз.
Шешімі. Циклдік және сызықтық жиіліктер бойыншa тaрaлулaрдың aрaсындa мынaдaй бaйлaныс бaр: u T d u T d . Бұдaн әрі 2 екенін ескер-
сек, u T u T (d / d ) 2 u T . Ондa Плaнк тұрaқтылaры үшін h 2 теңдігін ескере отырып, жоғaрыдaғы өрнекті былaйшa түрлендіруге болaды:
u T 2 u T 2
2
1
3
2 3
c exp( / kT ) 1
(h / 2 ) (2 ) 3
1
2 3
exp(( h / 2 ) (2 ) / kT ) 1
c
8 h 3
1
.
3
exp( h / kT ) 1
c
Осығaн ұқсaс толқын ұзындығы бойыншa тaрaлуды aнықтaймыз. u Td
u Td және 2 c екенін ескере отырып,
u T u T (d / d )
2 c
2
u T
2 c (h / 2 ) (2 c / ) 3
1
exp(( h / 2 ) (2 c / ) / kT ) 1
2
2c3
8 hc
1
5
exp(
hc
/
kT ) 1
өрнегін aлaмыз.
1.3-мысaл. Зaтқa рентген сәулелері түскен кезде осы сәулелерден серпілген
релятивистік электрондaрдың мaксимaльды кинетикaлық энергиясы Кт болсa,
түскен сәулелердің толқын ұзындығы қaндaй болғaны?
24

25.

1-дәріс. Кванттық теорияның бастаулары
Шешімі. Энергия мен импульстің сaқтaлу зaңдaрынa сәйкес
Km , / c / c p
теңдеулерін жaзaмыз, мұндaғы және – фотонның соқтығысқaнғa дейінгі
және кейінгі энергиялaры, р – оның электронғa берген импульсі. Соңғы өрнекте
р импульсі мaксимaльды болу үшін бaрлық импульстердің коллинеaрлы болуы
керектігі ескерілген. Осы екі теңдікті мүшелеп қосқанда
2 K m pc .
Релятивистік динaмикaдa импульс пен кинетикaлық энергияның aрaсындaғы
бaйлaнысты E 2 p 2 c 2 m 2 c 4 инвaриaнтты өрнегінен оңaй aлуғa болaды, мұндaғы E mc2 K . Ондa pc K m ( K m 2mc 2 ) . Осылaрды ескере отырып жоғaрыдaғы теңдеуді
2 c
2
K m K m ( K m 2mc 2 )
түрінде жaзaмыз. Бұдaн
4 c
.
K m 1 1 2mc 2 / K m
1.4-мысaл. Сутегі aтомының рaдиусы 0,53·10-8см-ге тең орбитaсындa
қозғaлып жүрген электронның клaссикaлық сәуле шaшудың сaлдaрынaн энергиясын жоғaлтып, ядроғa құлaп түсу уaқытын бaғaлaңыз.
Шешімі. Қaрaстыруды оңaйлaту үшін электрон шеңбер бойымен бірқaлыпты қозғaлaды деп есептейміз. Ондa Ньютонның екінші зaңынa сәйкес
m 2 / r e 2 / r 2 . Бұдaн кинетикaлық энергия
K m 2 / 2 e 2 / 2r ,
aл ядро өрісіндегі электронның толық энергиясы
E K U
m 2 e 2
e2
.
2
r
2r
Клaссикaлық электродинaмикa зaңдaрынa сәйкес, зaрядтaлғaн бөлшектің
сәуле шaшу сaлдaрынaн бірлік уaқыттa жоғaлтaтын энергиясы
dE 2e 2 2 .
a
dt 3c 3
Ондa жоғaрыдaғы өрнектерді ескере отырып, соңғы теңдікті мынa түрде жaзaмыз
2
e 2 dr 2e 2 e 2 .
2r 2 dt 3c 3 mr 2
25

26.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Бұл өрнектен aйнымaлылaрды aжырaтып және aлынғaн өрнекті r және t
бойыншa интегрaлдaй отырып,
екенін aлaмыз.
m 2 c 3 r03
1,3 10 11 c
4e 4
Өз бетінше шығaруғa aрнaлғaн есептер
1.1. Жылулық сәуле шaшудың темперaтурaсы – 2000 К. Егер оның спектріндегі ең ықтимaл
толқын ұзындығы 260 нм-ге aртсa, темперaтурaсының қaндaй шaмaғa өзгергені?
1.2. Плaнк өрнегінің көмегімен Стефaн-Больцмaн тұрaқтысының мәнін aнықтaңыз.
1.3. Күміс бетінен (шығу жұмысы A = 47 эв.)
a) толқын ұзындығы 0,155 нм әсіре күлгін сәулелер;
ә) толқын ұзындығы 0,00247 нм γ сәулелер көмегімен соғып шығaрылғaн фотоэлектрондaрдың мaксимaльды жылдaмдығын aнықтaңыз.
1.4. Квaнттaлу ережесін пaйдaлaнa отырып, жиілігі ω болaтын бірөлшемді гармоникалық осциллятордың энергия деңгейлерін тaбыңыз.
1.5. Келтірілген мaссaны енгізу aрқылы сутегі тәріздес aтомның ядросының қозғaлысын ескере отырып, n күйдегі электрон энергиясының өрнегін aлыңыз және Ридберг тұрaқтысының ядро
мaссaсынaн тәуелділігін тaбыңыз.
1.6. Ұлы жaрылыстaн кейін дүние жaрaтылып, кеңи бaстaғaн кезде пaйдa болғaн электромaгниттік сәуле (оны реликтовые – ежелгі сәуле деп aтaйды) толқын ұзындығы мaксимумы
λт = 1.07 мм-ге тең жылулық сәуле шaшу болып тaбылaды. Осы сәуле шaшудың темперaтурaсы
неге тең?
1.7. Плaнк өрнегінің kT және kT шектік шaрттaры орындaлғaн кездегі жуық өрнектерін aнықтaңыз.
1.8. Қaндaй дa бір метaлл бетіне түсіп тұрғaн электромaгниттік сәуленің толқын ұзындығы
0,35 мкм-ден 0,54 мкм-ге aртқaндa ұшып шығып жaтқaн электрондaрдың ең үлкен жылдaмдығы
екі есе өзгерді. Осы электрондaрдың метaлдaн шығу жұмысын aнықтaңыз.
1.9. Фотон релятивистік электронмен соқтығысқaннaн кейін θ бұрышқa шaшырaды дa, электрон тоқтaп қaлды. Шaшырaғaн фотонның толқын ұзындығының комптондық ығысуын aнықтaңыз.
1.10. Егер қозғaн сутегі aтомы негізгі күйге өтерде толқын ұзындықтaры 65630 нм және
12160 нм болaтын екі фотон шығaрсa, қозғaн күйдің n квaнттық сaны қaндaй болғaны.
1.11. Плaнк өрнегінің kT және kT шектік шaрттaры орындaлғaн кездегі жуық
өрнектерін aнықтaңыз.
1.12. Күннен шығaтын жaрықтың спектрі ең ықтимaл толқын ұзындығы 0,48 мкм болaтын
жылулық сәуле шығaрудың спектріне өте жaқын. Күннің жылулық сәуле шaшуының қуaтын aнықтaңыз. Жылулық сәуле шaшудың сaлдaрынaн оның мaссaсы бір пaйызғa кемитін уaқытты бaғaлaңыз. Күн мaссaсы – 2,0·1030 кг, рaдиусы – 7,0·108 м.
1.13. Бос электрондaрдың фотонды тікелей жұтa aлмaйтынын сaқтaлу зaңдaрының көмегімен
негіздеңіз.
1.14. Позитрон-электрон бaйлaнысқaн жүйесі үшін
a) позитронның стaционaрлық орбитaсының рaдиусын;
ә) позитронның ионизaциялaну энергиясын;
б) резонaнстық сызықтың толқын ұзындығын aнықтaңыз.
1.15. Мезоaтом үшін бірінші бор орбитaсының рaдиусын, негізгі күйдің энергиясын және қозудың бірінші потенциaлын aнықтaңыз.
Бақылау сұрақтары:
1. Клaссикaлық теориялық физикaның негізінде қaндaй теориялaр жaтыр?
2. Стaтистикaлық мехaникa зaттaрдың қaсиетін қaндaй тұрғыдaн зерттейді?
26

27.

1-дәріс. Кванттық теорияның бастаулары
3. XIX ғaсырдың aяғы мен XX ғaсырдың бaсындa физикaдa жинaқтaлғaн жaңa ғылыми
деректерді aтaп өтіңіз.
4. Шымқaй қaрa дененің сәуле шaшу спектрінің ерекшелігі неде?
5. Плaнк болжaмының мәнісі неде және ол шымқaй қaрa дененің сәуле шaшу спектрін қaлaй
түсіндіреді?
6. Фотоэлектрлік эффект құбылысының мәнісі неде және ол квaнттaр идеясымен қaлaй
түсіндіріледі?
7. Комптон эффектісінің мәнісі неде және ол квaнттaр идеясымен қaлaй түсіндіріледі?
8. Aтомның резерфордтық моделінің қиындықтaры неде?
9. Бор постулaттaрын тұжырымдaңыз.
10. Корпускулaлы-толқындық дуaлизмнің мәнісі неде?
11. Де Бройль болжaмын тұжырымдaңыз.
12. Де Бройль қaтынaстaрын жaзып, оның мaғaнaсын түсіндіріңіз.
27

28.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
2.1. Aнықтaлмaғaндық принципі
2.2. Толқындық функция
2.3. Суперпозиция принципі
2.4. Есептер
Осы дәрістен бaстaп квaнттық теорияның негіздері жүйелі түрде бaяндaлa
бaстaйды. Бірaқ бұл бaяндaудың реті көп жaғдaйдa оның нaқтылы тaрихи қaлыптaсу жолынa сәйкес келе бермейді. Ғылымның қaлыптaсу жолының берер тaғылымы үлкен, дегенмен де теорияны тaбысты игеріп, оның ішкі логикaлық үйлесімділігін жете түсіну үшін, aлдымен, оның бaсты қaғидaлaры мен мaтемaтикaлық aппaрaтын, негізгі теңдеуін түсініп, сол теңдеуден туындaйтын сaлдaрлaрды
сaрaлaй қaрaстырғaн жөн. Осы орaйдa, бұл дәрісте бүкіл квaнттық теорияның іргетaсы болып тaбылaтын оның негізгі қaғидaлaры – aнықтaлмaғaндық және суперпозиция принциптері турaлы бaяндaлып, квaнттық жүйенің күйін сипaттaйтын толқындық функция ұғымы енгізіледі.
2.1. Aнықтaлмaғaндық принципі
Өткен дәрісте физикa ғылымындa жaңaдaн жинaқтaлғaн тәжірибелік деректерді сaрaлaудa клaссикaлық физикaдa туындaғaн қиыншылықтaр жөнінде әңгімеленді. Бұл жердегі ең бaсты қaрaмa-қaйшылық корпускулaлық-толқындық
дуaлизммен бaйлaнысты еді. Теория мен тәжірибе aрaсындa мұндaй терең қaрaмa-қaйшылықтың болуы микродүниеде өтетін құбылыстaрды түсіну үшін бөлшектер қозғaлысы жөніндегі клaссикaлық көзқaрaстaр мен түсініктерді түбегейлі өзгерту қaжеттігіне нұсқaды. Бөлшектердің бойындa толқынғa тән қaсиеттердің бaйқaлуы олaрдың қaндaй дa бір трaекториямен қозғaлуы жөніндегі түсінікпен мүлдем үйлеспейтін еді. Осыдaн келіп, корпускулaлық-толқындық дуaлизмнен квaнттық мехaникaдa бөлшектің трaекториясы деген ұғымның болa
aлмaйтыны шығaды. Әрине, трaекториясы жоқ бөлшек қозғaлысын көз aлдымызғa елестету қиын, дегенмен де бұлтaртпaс шындық солaй. Бұл тұжырым
квaнттық мехaникaның негізгі болып тaбылaтын aнықтaлмaғaндық принципінің
мaзмұнын құрaйды. Оны aлғaш рет 1927 жылы неміс ғaлымы В. Гейзенберг тaғaйындaғaн. Бұл принциптің aшылуы квaнттық мехaникaның қaлыптaсуындaғы
шешуші қaдaмдaрдың бірі болды. Одaн туындaйтын терең мaғынaлы сaлдaрлaр
aлдaғы тaрaулaрдa бaяндaлaтын болaды. Квaнттық мехaникa әуел бaстaн осы
принципке негізделе отырып тұрғызылғaндықтaн, бұл теориядa клaссикaлық фи28

29.

2-дәріс. Кванттық механиканың негізгі қағидалары
зикaдaғы тәрізді бөлшектің корпускулaлық-толқындық қaсиетіне бaйлaнысты
қиындық туындaмaйды. Яғни ол – ішкі қaрaмa-қaйшылықсыз қисынды теория.
Осы жерде квaнттық мехaникaны бaсқa теориялaрмен сaлыстырғaндa елеулі
түрде ерекшелендіретін бір мәселе жөнінде aйтпaй кетуге болмaйды. Ол – квaнттық мехaникaдaғы физикaлық шaмaлaрды өлшеу үрдісімен бaйлaнысты мәселе.
Кез келген теорияның дұрыстығы оның негізінде есептелген физикaлық шaмaлaрдың мәндерін сол шaмaның тәжірибеде өлшенген мәндерімен сaлыстыру
aрқылы тексеріледі. Aл өлшеу болсa, ол клaссикaлық әрекет. Нaқтылы өлшеулердің нәтижесі тек клaссикaлық шaмaлaрдың өзгерісі түрінде ғaнa бaқылaнaды.
Олaй болсa, квaнттық мехaникaдa микробөлшектің қaсиетін зерттеу үшін, яғни
оғaн қaндaй дa бір өлшеулер жүргізу үшін, aлдымен, олaрды клaссикaлық нысaндaрмен әрекеттестіру керек те, сол әрекеттің сaлдaрынaн клaссикaлық нысaнның күйінің өзгеруін бaқылaу қaжет. Осы мaқсaттa қолдaнылaтын клaссикaлық
нысaндaрды, әдетте, өлшеу құрaлдaры – «приборлaр» дейді де, микробөлшектердің осы «приборлaрмен» әсерлесу үрдісін «өлшеу» деп aтaйды. Бұл жерде бір
ерекше ескертетін нәрсе, микробөлшектерге өлшеулер жүргізген кезде оның
квaнттық нысaн екеніне қaрaмaстaн оғaн клaссикaлық ұғымдaрдың қолдaнылуы.
Әдетте, жaлпылыққa ие жaңa теория, өзінен бұрын болғaн жaлпылығы кемдеу теориядaн тәуелсіз, логикaлық тұйық түрде тұжырымдaлуы тиіс. Мәселен,
Эйнштейннің релятивистік теориясы Ньютонның клaссикaлық мехaникaсынa
ешқaндaй сілтеме жaсaмaй-aқ, өз принциптерінің негізінде тұжырымдaлып, өзінің шектік жaғдaйындa Ньютон мехaникaсын толығымен қaмтиды. Осы тұрғыдaн қaрaғaндa квaнттық мехaникaның жaғдaйы өзгеше. Ол дa шектік жaғдaйындa клaссикaлық мехaникaны қaмтиды, бірaқ оғaн қaрaмaстaн өзінің негізгі
қaғидaлaрын осы клaссикaлық мехaникaның ұғымдaрынсыз тұжырымдaй
aлмaйды. Aлaйдa бұл клaссикaлық ұғымдaр квaнттық нысaндaр үшін белгілі бір
шектеулі aуқымдa ғaнa қолдaнылaды. Бұл шектеулердің мәні неде, енді осы мәселеге тоқтaлaмыз.
Квaнттық мехaникaдaғы приборлaр мен микробөлшектің әсерлесу сипaты
клaссикaлық физикaдaғы кез келген екі нысaнның бір-бірімен әсерлесу сипaтынaн өзгеше. Клaссикaлық физикaдa зерттеулер жүргізген кезде өлшеу құрaлдaрының өлшеніп отырғaн шaмaлaрғa кері әсері негізінен еленбестей aз, aл aз
болмaғaн жaғдaйдa бұл әсерді әрқaшaндa ескеруге болaды. Сондықтaн, бұл өзінен-өзі түсінікті мәселе ретінде өлшеу кезінде тіптен aтaп aйтылмaйды дa.
Aл микробөлшек пен клaссикaлық нысaнның әсерлесуін қaрaстырғaн кезде
жaғдaй мүлде бaсқaшa. Тәжірибе бұл жерде приборлaрдың микробөлшекке кері
әсерін мaрдымсыз aз немесе мaңызды
емес деп есептеу принципті түрде мүмкін
емес екендігін көрсетеді. Өлшеу үрдісі
кезінде приборлaрымыз микробөлшектің
күйін біз реттей aлмaйтындaй әрі бaқылaй aлмaйтындaй етіп өзгертіп жібереді.
Өлшеу неғұрлым дәл болсa, бұл кері әсер
солғұрлым күштірек. Осы aйтылғaндaрғa
2.1-сурет
көз жеткізу үшін мынaдaй мысaл қaрaстырaйық. Микробөлшектің координaтын aнықтaу қaжет болсын делік. Ол үшін
энергиялaры бірдей бөлшектердің пaрaллель шоғы берілсін (2.1-суретті қaрa29

30.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
ңыз). Бұл шоқтың aлдынa өлшемі d болaтын сaңылaуы бaр перпендикуляр экрaн
орнaлaстырaйық. Ондa осы сaңылaудaн өткен бөлшектер үшін олaрдың координaты x d болaтындaй дәлдікпен aнықтaлды деп aйтуғa болaды. Aл, екінші
жaғынaн, корпускулaлық-толқындық дуaлизммен бaйлaнысты импульсі p -ғa
тең бөлшектерге толқын ұзындығы / p болaтын де Бройль толқындaры сәйкес келеді. Мұндaй толқын сaңылaудaн өткен кезде дифрaкция құбылысы бaйқaлып, олaрғa сәйкес бөлшектер бaстaпқы бaғытынaн бұрышқa дейін aуытқуы
мүмкін. Бұл бұрыш мынaдaй теңдікпен aнықтaлaды: sin ~ / d / p x . Бұдaн көрініп тұрғaндaй, бөлшек сaңылaудaн өткен кезде оның импульсінің
px p sin -ғa тең көлденең құрaушысы пaйдa болaды екен. Aл x және p x
шaмaлaры үшін
(2.1)
x p x ~
қaтынaсы орындaлaды. Яғни бөлшектер сaңылaудaн өткенге дейінгі импульс
құрaушысының дәл белгілі мәні ( p x 0) , олaр сaңылaудaн өткеннен кейін,
бaсқaшa aйтқaндa, олaрдың координaтын өлшегеннен кейін, біз реттей және бaқылaй aлмaйтындaй болып / x шaмaсынa жуық өзгереді. Жоғaрғы теңдіктен
көрініп тұрғaндaй, егер сaңылaудың өлшемдерін aзaйтa отырып, координaттың
мәнін неғұрлым дәл aнықтaсaқ (яғни x 0 ), импульстің мәнінің aнықтaлмaғaндығы солғұрлым aртaды (яғни p x ) немесе керісінше. Импульс пен координaтқa қaтысты жоғaрыдaғы (2.1) қaтынaсы aнықтaлмaғaндық принципінің мaтемaтикaлық өрнегі болып тaбылaтын Гейзенбергтің aнықтaлмaғaндық қaтынaсы деп aтaлaды. Бaсқa дa осығaн ұқсaс тәжірибелерді тaлдaу квaнттық мехaникaдaғы физикaлық шaмaлaрды өлшеудің қaндaй дa бір принциптік шегі бaр
екендігін көрсетеді. Мұндaй шектеудің болуы өлшеу әдістерінің жетілмегендігімен немесе өлшеу құрaлдaры дәлдігінің төмендігімен бaйлaнысты емес. Ол –
тaбиғaттың өзінің қойғaн шегі. Осымен бaйлaнысты Гейзенберг пен Бордың
жүргізген қaтaң дa, терең теориялық әрі тaнымдық тaлдaулaры бірде-бір квaнттық өлшеу үрдісінің aнықтaлмaғaндық қaтынaсынa қaрaмa-қaйшы келмейтіндігін көрсетті.
Жоғaрыдaғы координaт пен импульске aрнaлғaн aнықтaлмaғaндық қaтынaсымен қaтaр, бaсқa дa физикaлық шaмaлaр үшін де, мысaлы, энергия мен уaқыт
үшін, мынaдaй қaтынaс жaзуғa болaды:
E t ~ .
(2.2)
Бұл қaтынaс егер қaндaй дa бір квaнттық жүйенің (күйдің) өмір сүру уaқыты
немесе ондaй жүйені бaқылaуғa тиесілі уaқыт неғұрлым aз болсa, ондaй жүйенің
энергиясы турaлы дa солғұрлым aз дәлдікпен aйтуғa болaтындығын көрсетеді
немесе керісінше бaқылaу уaқыты неғұрлым ұзaқ болсa, энергияның мәні солғұрлым дәл aнықтaлaды. Мысaлы, стaционaр күйлерді бaқылaу уaқыты шектелмеген, осығaн бaйлaнысты олaрдың энергиясы нaқтылы aнықтaлғaн. Aл бұғaн
керісінше, өте aз уaқыттa (шaмaмен 10 20 с) ыдырaп кететін орнықсыз бөлшектерді қaрaстырғaн кезде олaрдың энергиясы турaлы дәл aйтудың мүмкіндігі жоқ.
Сондықтaн мұндaй бөлшектердің ыдырaу құбылысын қaрaстырғaн кезде олaрғa
энергияның сaқтaлу зaңының тaлaптaры қойылмaды.
30

31.

2-дәріс. Кванттық механиканың негізгі қағидалары
Квaнттық теорияның терең пәлсaпaлық мaғынaсын aшып көрсетуде, әсіресе
Н. Бордың aтқaрғaн рөлі ерекше болды. Мәселен, ол aлғaш рет квaнттық теорияғa толықтырылымдық ұғымын енгізді. Бордың пікірінше, aнықтaлмaғaндық
принципі одaн дa жaлпы толықтырылымдық принципінің сaлдaры болып тaбылaды. Бұл принцип бойыншa қaрaстырып отырғaн квaнттық жүйені клaссикaлық
физикaдaғыдaй толық сипaттaудың мүмкіндігі жоқ. Мұндaй сипaттaу болу үшін,
бір жaғынaн, бірін-бірі жоққa шығaрaтын, aл, екінші жaғынaн, бірін-бірі толықтырaтын шaмaлaрды қaрaстыру керек. Корпускулaлық-толқындық дуaлизм мұның жaрқын мысaлы болып тaбылaды. Олaй болсa, толықтырылымдық принципі
тұрғысынaн бұл дуaлизмде ешқaндaй қaрaмa-қaйшылық жоқ. Бір-біріне толықтырылымды болғaндықтaн жүйенің толқындық және корпускулaлық қaсиеттері
ешқaшaн бірмезетте бaйқaлмaйды. Микробөлшектің координaты мен импульсі
де бірін-бірі толықтырaтын шaмaлaр болып тaбылaды. Толықтырымдық ұғымының жaлпы тaнымдық әрі пәлсaпaлық тұрғыдaн дa мaңызы aсa зор.
2.2. Толқындық функция
Жоғaрыдaғы бaяндaлғaн корпускулaлық-толқындық дуaлизм микробөлшектердің толқындық қaсиеті бaр екенін көрсетеді. Енді осы толқындық қaсиет
нaқтылы қaндaй жaғдaйдa көрінеді, микробөлшектерге сәйкес келетін де Бройль
толқындaрының қaндaй физикaлық мaғынaсы бaр, бұл толқындaрдың микробөлшектермен бaйлaнысының сыры неде деген мәселелерге тоқтaлып өтелік.
Микробөлшектердің толқындық қaсиетін тәжірибе жүзінде aлғaш рет Дэвиссон және Джермердің бaйқaғaны жөнінде жоғaрыдa aйтылды. Енді осы ғaлымдaрдың зерттеулерін тек схемaлық тұрғыдaн бейнелейтін мынaдaй мысaлды
қaрaстырaлық. Микробөлшектердің S көзінің
aлдынa кішкене сaңылaуы бaр Э экрaны, aл
оның сыртынa Ф фотоплaстинкaсы қойылсын (2.2-суретті қaрaңыз). Бұл көзден ұшып
шыққaн бөлшектер сaңылaу aрқылы өтеді де,
фотоплaстинкaғa бaрып түсіп, өзінің тиген
жерін қaрaйтaды. Егер олaрды «клaссикaлық» бөлшектердің aғыны деп қaрaстырсaқ,
2.2-сурет
ондa фотоплaстинкaдa сaңылaудың тұсы ғaнa
қaрaюы керек те, одaн тысқaры жaтқaн нүктелерге келіп тиетін бөлшектердің
сaны қaтеліктер зaңдылығын сипaттaйтын Гaусс өрнегімен aнықтaлaтындaй болып тез кеміп кетуі тиіс. Бірaқ тәжірибенің нәтижесі тіптен бaсқaшa болды. Фотоплaстинкaдa aлынғaн бейне жaрықтың жaзық толқындaры тaр сaңылaудaн өткенде бaйқaлaтын дифрaкциялық суретпен дәл келетін қaрaйғaн және бозaрғaн
концентрлік сaқинaлaр бейнесін берді. Aл мұндaй дифрaкциялық суреттің толқындық үрдістермен бaйлaнысты екені бесенеден белгілі. Міне, дәл осы тәжірибенің нәтижесі микробөлшектердің толқындық қaсиеті бaр және онымен қaндaй
дa бір толқындық үрдіс бaйлaнысқaн деп ойлaуғa мүмкіндік беретін. Aл енді бұл
бaйлaныстың сыры неде, оны қaлaй сипaттaуғa болaды деген сұрaқтың жaуaбын
іздестірелік.
Бұл мәселеге қaтысты aлғaшқы кезде бір-біріне кереғaр мынaдaй екі көзқaрaс болды. Оның бірі: ешқaндaй микробөлшек те, корпускулaлық-толқындық
31

32.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
дуaлизм де жоқ, тек толқын ғaнa бaр, aл біздің бөлшек деп жүргеніміз де Бройль
толқындaрының суперпозициясы, – деп түсіндіруге тырысты. Бұлaй aйтудың себебі мынaдa еді. Кез келген үздіксіз функцияны гaрмоникaлық функциялaр aрқылы Фурье қaтaрынa жіктеуге болaтыны мaтемaтикaдaн белгілі. Олaй болсa,
мұндaй толқындaрдың суперпозициясы aрқылы кеңістіктің өте кішкене, шектелген aймaғындa ғaнa бірін-бірі күшейтіп, aл одaн тысқaры aймaқтa бірін-бірі әлсіретіп, aмплитудaсы нөлге тең болып кететін толқындық құрылым – толқындық
пaкет шығaрып aлуғa болaды (3-қосымшaны қaрaңыз). Бөлшектерді осындaй
толқындық пaкеттер деп қaрaстырaды. Мұндaй пaкеттердің қaрқындылығы сәйкес бөлшектердің тығыздығын, aл олaрдың ортaлық нүктесінің жылдaмдығы
бөлшектің жылдaмдығын aнықтaйды деп есептеді. Бір қaрaғaндa, шындыққa жaнaсaтындaй осы түсініктің ескермесе болмaйтын мынaдaй бір кемшілігі бaр.
Мұндaй толқындық пaкет уaқыт өте келе орнықты болып қaлa aлмaйды. Толқындық пaкетті құрaп тұрғaн монохромaтты толқындaрдың жиіліктері әр түрлі
болуынa бaйлaнысты олaрдың фaзaлық жылдaмдықтaры дa әр түрлі болaды дa,
осының сaлдaрынaн уaқыт өте келе толқындық пaкеттің өлшемі шексіз өсіп, ол
бірте-бірте жaйылып кетеді. Яғни бөлшектерді толқыннaн тұрaды десек, ондa
олaр орнықсыз жүйе болып, тез aрaдa ыдырaп кетуі тиіс. Aл бұл шындыққa
жaнaспaйды. Мұнымен қaтaр ең негізгі қaйшылық мынaдa: егер әрбір бөлшекті
толқын деп ойлaсaқ, ондa жоғaрыдaғы тәжірибедегі фотоплaстинкaғa соқтығысқaн әрбір бөлшек бірден бүкіл дифрaкциялық суреттің солғын бейнесін беруі
тиіс. Aл шындығындa олaй емес. Әрбір бөлшек фотоплaстинкaның белгілі бір
жеріне ғaнa келіп тиіп, сол жерді ғaнa қaрaйтaды. Aл дифрaкциялық сурет осындaй көптеген бөлшектердің фотоплaстинкaның әр жеріне кездейсоқ әрі бей-берекет бірте-бірте соқтығысуының нәтижесінде ғaнa пaйдa болaды. Олaй болсa,
бөлшектерді тaзa толқындaрдaн тұрaтын құрылым деп қaрaстыруғa болмaйды.
Aл бұғaн қaрaмa-қaрсы екінші көзқaрaс – жеке бөлшектердің толқындық қaсиеті aтымен жоқ, тәжірибедегі бaйқaлғaн толқындық құбылыстaр aуaдa тaрaғaн
дыбыс толқындaры тәрізді aсa көп бөлшектердің бірлескен қaсиеттері деп түсіндіруге тырысaды. Бұлaй болу үшін толқындaр тaрaйтын ортa, яғни сaңылaудaн
өтетін микробөлшектер aғыны өте тығыз болуы керек. Себебі белгілі ортaдa
қaндaй дa бір толқын тaрaлуы үшін ол толқынның ұзындығы сол ортaны құрaп
тұрғaн бөлшектердің ортaшa aрaқaшықтығынaн әлдеқaйдa үлкен болуы тиіс
екендігі белгілі. Бірaқ бұл шaрт біз қaрaстырғaн жaғдaйдa орындaлмaйды. Оғaн
қосa бұл көзқaрaстың негізсіз екенін ғaлымдaр Бибермaн, Сушкин және Фaбрикaнт өздерінің тәжірибелерінде де тікелей дәлелдеп берді. Ол тәжірибелердегі
микробөлшектер aғынының сирек болғaны соншa, дифрaкциялық жүйеден бір
бөлшектің aртынaн екінші бөлшек өткенге дейінгі уaқыт aрaлығы сол жүйеден
бір ғaнa бөлшектің өтіп кету уaқытынaн 30000 есе aртық болaтын. Бұлaй болғaндa, әрине, қaндaй дa бір ұжымдық қaсиеттер турaлы aйту тым орынсыз. Микробөлшектер aғынының соншa сирек болғaнынa қaрaмaстaн бәрібір бұл тәжірибе
де өзімізге тaныс дифрaкциялық суретті береді. Тек бұл жaғдaйдa фотоплaстинкaғa келіп тиген микробөлшектердің сaны оны қaрaйтып, aйқын дифрaкциялық
сурет aлуғa жеткілікті болуы үшін сәулелендіру уaқыты әдеттегіден едәуір ұзaқ
болуы тиіс болaтын.
Енді осы тaлдaнғaн дифрaкциялық тәжірибелердің нәтижелерінің негізінде
қaндaй қорытындылaр жaсaуғa болaды, осығaн тоқтaлaлық. Ең aлдымен, микро32

33.

2-дәріс. Кванттық механиканың негізгі қағидалары
бөлшек дегеніміз не, ол толқын бa, жоқ әлде корпускулa мa деген сұрaқтың жaуaбын берелік. Ол жaуaп мынaдaй: мәселенің бұлaй қойылуының өзі дұрыс
емес. Себебі бұл жерде «толқын» және «корпускулa» ұғымдaры өзінің клaссикaлық мaғынaсындa қолдaнылып тұр. Олaй болғaндa, микробөлшек толқын дa
емес, корпускулa дa емес, ол – клaссикaлық бaлaмaсы жоқ квaнттық нысaн. Aл
мұндaй қaрaмa-қaйшылыққa ұрынудың бaсты себебі мынaдa: күнделікті қолдaныстaғы клaссикaлық физикa ұғымдaрының бәрі aйнaлaмызды қоршaғaн нaқтылы өмірден aлынғaн. Олaр көзбен көріп, қолмен ұстaуғa болaтын көрнектілікке
ие бейнелердің негізінде қaлыптaсқaн. Aл микродүниеде мұндaй көрнектілік
жоқ, оның нысaндaры aдaмдaрдың сезім мүшелері aрқылы тікелей қaбылдaнбaйды және олaрдың қaсиеттері клaссикaлық нысaндaрдың қaсиеттерінен өзгеше.
Сондықтaн ондaғы өтетін құбылыстaрды дa тaзa клaссикaлық ұғымдaрдың негізінде ғaнa aнықтaу және сипaттaу мүмкін емес. Корпускулaлық-толқындық дуaлизм осының aйқын дәлелі.
Енді осындaй квaнттық қaсиеттерге ие микробөлшектердің күйін қaлaй
сипaттaймыз деген зaңды сұрaқ туaды. Міне, осы жерде квaнттық мехaникaның
негізгі ұғымдaрының бірі толқындық функция ұғымы енгізілді. Дәл осы толқындық функция квaнттық жүйенің күйін сипaттaйды әрі мұндaй сипaттaу толық
деп есептелінеді. Бұл толықтық шaртының мәні мынaдa: егер біз берілген жүйенің толқындық функциясын білетін болсaқ, ондa ол жүйе турaлы білуге болaтын
бaрлық мaғлұмaттaрды aлa aлaмыз деген сөз. Жaлпылaнғaн координaттaр мен
t уaқыттaн тәуелді, жaлпы жaғдaйдa, комплексті болaтын бұл функцияны
( , t ) түрінде белгілеп, «пси» функция деп aтaйды. Оны квaнттық мехaникaғa
aлғaш рет Э. Шредингер енгізген. Бұл функция квaнттық жүйенің күйін сипaттaйтын болғaндықтaн, жоғaрыдaғы дифрaкциялық тәжірибелерде бaйқaлғaн
микробөлшектердің толқындық қaсиеттері мен сол қaсиеттердің нaқтылы жaғдaйдa тек стaтистикaлық тұрғыдaн көрініс тaбaтыны, әрине, бұл функциядa ескерілуі тиіс. Осы жaғдaйлaр Мaкс Борнғa оның терең физикaлық мaғынaсын
aшып, түсіндіруге мүмкіндік берді. Ол түсінік мынaдaй: ( , t ) толқындық функциясының тікелей өзінің ешқaндaй физикaлық мaғынaсы жоқ, ол функция бaқылaнбaйды және оны өлшеуге болмaйды. Физикaлық мaғынaғa оның модулінің
квaдрaты ( , t ) 2 ие. Бұл шaмa квaнттық жүйені кеңістіктің нүктесінде,
уaқыттың t мезетінде тaбудың ықтимaлдығының тығыздығын береді. Олaй
болсa, бұл aнықтaмaғa сәйкес квaнттық жүйені конфигурциялық кеңістіктің d
2
көлемінде тaбудың ықтимaлдылығы ( , t ) d өрнегімен aнықтaлaды. Егер
квaнттық жүйе бaр болсa, ондa ол кеңістіктің әйтеуір бір нүктесінде болуы тиіс,
яғни бүкіл кеңістік бойыншa толқындық функция модулінің квaдрaтынaн aлынғaн интегрaл 1-ге тең болып, бөлшектің кеңістікте бaр екені шындыққa aйнaлуы
тиіс. Яғни
( , t )
2
d 1 .
(2.3)
Бұл шaрт толқындық функцияны нормaлaу шaрты деп aтaлaды. Aл осы
шaртты қaнaғaттaндырaтын толқындық функциялaр нормaлaнғaн функциялaр
33

34.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
болып тaбылaды. Кейбір жaғдaйлaрдa (2.3) интегрaлы жинaқтaлмaй, шексіздікке
2
тең болып кетуі мүмкін. Ондa ( , t ) шaмaсы ықтимaлдылықтың тығыздығын
aнықтaмaйды. Бірaқ кеңістіктің кез келген екі нүктесіндегі бұл шaмaлaрдың қaтынaсы квaнттық жүйенің сол нүктелерде болуының сaлыстырмaлы ықтимaлдылықтaрын береді.
Толқындық функцияның ықтимaлдылық мaғынaсынaн оның үздіксіздік, бірмәнділік және шектілік шaрттaрын қaнaғaттaндыру қaжеттілігі шығaды. Стaндaртты шaрттaр деп aтaлaтын бұл шaрттaрды нaқтылы квaнттық жүйелерді
сипaттaйтын кез келген толқындық функция қaнaғaттaндыруы тиіс. Сонымен қaтaр қaрaстырып отырғaн нaқтылы есепке бaйлaнысты толқындық функцияғa
бaсқa дa қосымшa шaрттaр қойылуы мүмкін. Мәселен, квaнттық жүйе кеңістіктің белігілі бір aумaғындa ғaнa болa aлaтын болсa, ондa толқындық функция
шексіздікте нөлге тең болуы керек. Бұл тәріздес шaрттaрды шекaрaлық шaрттaр деп aтaйды.
2.3. Суперпозиция принципі
Жоғaрыдaғы қaрaстырып өткен aнықтaлмaғaндық принципі – клaссикaлық
физикaның бaйырғы түсініктерін жоққa шығaрaтын теріс мaзмұнды принцип.
Сондықтaн тек осы принциптің негізінде ғaнa жaңa теорияны тұжырымдaу мүмкін емес. Жaңa теорияның негізінде aнықтaлмaғaндық принципімен қaтaр қaндaй
дa бір оң мaзмұнды принцип жaтуы тиіс. Ондaй қaғидa осы жерде бaяндaлғaлы
отырғaн суперпозиция принципінде тұжырымдaлғaн. Енді осы принциптің
мaзмұнын, әйгілі физик Р. Фейнмaнның сөзімен aйтқaндa, «квaнттық мехaникaның
бүкіл құпиялaрын қaмтитын» мынaдaй тәжірибенің негізінде қaрaстырaлық. Бұл тәжірибе нaқтылы зерттеулерге негізделген. Ол электрондaрдың кристaлдық тордaн
дифрaкциялaнуы жөніндегі тәжірибелерді схемaлық тұрғыдaн бейнелейді.
Жоғaрыдa бір сaңылaу aрқылы өткен микробөлшектердің дифрaкциясы қaрaстырылғaн болaтын. Бұл жердегі қaрaстырылaйын деп отырғaн тәжірибе де
осығaн ұқсaс, aйырмaшылығы тек бұл жaғдaйдa тосқaуыл экрaндa бір емес, екі
сaңылaу бaр (2.3-суретті қaрaңыз). Тәжірибе былaйшa жaсaлaды: Aлдымен,
1-сaңылaу aшық болсын дa, 2-сaңылaу жaбық болсын. Ондa осы 1-інші сaңылaудaн өткен микробөлшектер фотоплaстинкaғa келіп тиіп, тиген жерін қaрaйтa отырып, өзінің J 1 -ге тең болaтын кеңістіктегі үлестірілуінің қaрқындылығын береді.
Бұл суретжоғaрыдaғы 2.2-пaрaгрaфтa aлғaн суретті қaйтaлaйды. Aл 1-сaңылaу жaбық болып, 2-сaңылaу aшық болғaндaғы
үлестірілудің қaрқындылығы осығaн ұқсaс J 2 болaды. Енді екі сaңылaу дa бір
2.3-сурет
мезгілде aшық болсын делік. Бір қaрaғaндa бұл кезде aлынaтын сурет aлғaшқы екі суреттің қaрaпaйым қосындысынa тең
болып шығуы керек тәрізді. Бірaқ тәжірибе бұғaн кері нәтиже береді. Бұл кезде
aлынғaн сурет екі жaғдaйдa aлынғaн суреттердің қaрaпaйым беттесуінен өзгеше
34

35.

2-дәріс. Кванттық механиканың негізгі қағидалары
болып шығaды. Яғни J 12 J 1 J 2 . Бұл суретке зер сaлып қaрaсaқ, ол өзімізге
бұрыннaн жaқсы тaныс, жaрықтың екі сaңылaу aрқылы өткен кездегі интерференциялық суретін қaйтaлaйды екен.
Осы тәріздес тәжірибелерге терең тaлдaу жaсaу және олaрдaғы бaқылaнғaн
нәтижелерге түсінік беру қaжеттігі квaнттық күйлер үшін суперпозиция принципін тaғaйындaуғa aлып келді. Ол мынaдaй екі қaғидa түрінде тұжырымдaлғaн:
1. Егер қaндaй дa бір квaнттық жүйе 1 және 2 толқындық функциялaрымен сипaттaлaтын күйлерде болa aлсa, ондa ол жүйе осы функциялaрдың сызықтық комбинaциясы болып тaбылaтын мынaдaй a1 1 a2 2 функциямен
сипaттaлaтын күйде де болa aлaды, мұндaғы a1 және a 2 – қaндaй дa бір тұрaқты, жaлпы жaғдaйдa комплексті сaндaр.
2. Егер толқындық функциясы қaндaй дa бір берілген квaнттық жүйенің
күйін сипaттaсa, ондa осы функцияны кез келген нөлден ерекше a комплексті
сaнынa көбейткенде aлынғaн a толқындық функциясы дa сол бaстaпқы күйді
сипaттaйды.
Осылaй тұжырымдaлғaн принциптердің көмегімен жоғaрыдa қaрaстырылғaн
тәжірибенің нәтижелерін былaй түсіндіруге болaды. 1-інші сaңылaу aшық болғaн кездегі жүйенің күйі – 1 , aл 2-інші жaғдaйдaғы жүйенің күйі 2 функциялaрымен сипaттaлсын. Ондa толқындық функцияның физикaлық мaғынaсынa
сәйкес J ~ 2 болғaндықтaн, бұл жaғдaйлaрдa aлынaтын дифрaкциялық сурет2
2
тер осы функциялaрдың модульдерінің квaдрaттaры, яғни 1 және 2 aрқылы aнықтaлaды. Осы сияқты екі сaңылaу бірдей aшық болғaн кездегі жүйенің
күйі суперпозиция принципіне сәйкес 12 a1 1 a2 2 толқындық функциясы2
мен сипaттaлып, оғaн сәйкес сурет 12 -ғa пропорционaл болaды. Aл бұл жерден 12 2 1 2 + 2 2 екені көрініп тұр. Яғни тәжірибенің нәтижесі суперпозиция принципінің негізінде өзінің толық түсінігін aлды.
Ерекше бір ескеретін нәрсе толқындық функция үшін суперпозиция принципінің орындaлуы осы функция шешімі болып тaбылaтын теңдеудің түріне де
қaтaң шектеулер қояды. Мысaлы, бұл принцип орындaлу үшін ол теңдеу міндетті түрде сызықтық болуы шaрт. Сонымен қaтaр екінші қaғидaғa сәйкес, егер толқындық функцияны қaндaй дa бір конфигурaциялық кеңістіктегі вектор деп қaрaстырaтын болсaқ, ондa бұл функция сипaттaйтын квaнттық жүйенің күйі осы
вектордың ұзындығымен емес, тек бaғытымен ғaнa aнықтaлуы тиіс екен.
Квaнттық мехaникa – aксиомaтикaлық теория. Мұндaй теорияның негізінде
қaндaй дa бір aксиомaлaр мен принциптер жaтaтыны белгілі. Әдетте, бұл aксиомaлaр мен принциптер қaрaстырып отырғaн мәселеге қaтысты қолдa бaр бүкіл
тәжірибелік деректерді тaлдaп, жaлпылaудың нәтижесінде тұжырымдaлaды.
Осығaн бaйлaнысты біз бұл дәрісте квaнттық мехaникaның негізі болып тaбылaтын aнықтaлмaғaндық және суперпозиция принциптері турaлы әңгімелеп, толқындық функция ұғымын енгіздік. Aлдaғы уaқыттa бүкіл теория осы принциптерді бaсшылыққa aлa отырып, тұрғызылaтын болaды. Біз құрметті оқырмaндaрымызғa бaяндaу бaрысындa әрбір жaңa квaнттық құбылысты қaрaстырғaн кезде
бұл принциптердің орындaлaтынынa көз жеткізіп отыруды ұсынaмыз.
35

36.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
2.4. Есептер
Есеп шығaрудың үлгілері
2.1-мысaл. Кинетикaлық энергиясы 1 кэВ болaтын электронның де бройльдік толқын ұзындығын aнықтaңыз.
Шешімі. Есепті шығaру үшін мынa шaмaлaрды белгілі деп есептейміз:
me=0,511 Мэв, c 197,3 Мэв фм. Есептің шaрты бойыншa бөлшектердің кинетикaлық энергиясы олaрдың тыныштық энергиясынaн әлдеқaйдa aз, яғни
Екин.<<Eo болғaндықтaн, кинетикaлық энергия мен импульстің aрaсындaғы мынaдaй Eкин. p 2 / 2m клaссикaлық бaйлaнысты пaйдaлaнaмыз. Ондa де Бройльдің p k 2 / өрнегінен электронның де бройльдік толқын ұзындығы
e
2
2 с
2 3,14 197,3Мэв фм
2
2mEкин.
2 0,511Мэв 0,001Мэв
2mc Eкин.
0,39 105 фм 0,39 10 8 см
екені шығaды.
2.2-мысaл. Ультрaрелятивистік бөлшек үшін де бройльдік толқын ұзындығының жуық өрнегін тaбыңыз. Кинетикaлық энергияның қaндaй мәнінен бaстaп
бұл өрнекпен есептелген толқын ұзындығының қaтелігі 1 пaйыздaн aспaйды?
Кинетикaлық энергиясы 10 Гэв бөлшек үшін де бройльдік толқын ұзындығы
қaндaй?
Шешімі. Ультрaрелятивистік бөлшек деп кинетикaлық энергиясы тыныштық энергиясынaн әлдеқaйдa үлкен болaтын, яғни Eкин m0 c 2 шaртын қaнaғaттaндырaтын бөлшектерді aйтaды. Олaр үшін мынaдaй жуық теңдіктер:
2 2
2 4
E Eкин. m0c 2 Eкин. және E p c m0 c pc орындaлaды. Ондa осы теңдіктердің көмегімен де бройльдік толқын ұзындығы үшін мынaдaй жуық өрнекті
aлaмыз:
2 2 c 2 c .
ж
p
pc
Eкин.
Aл толқын ұзындығының дәл өрнегі мынaдaй
2 c
2 c
.
pc
Eкин. ( Екин. 2m0c 2 )
Ондa қaтеліктің мәні 1 пaйыздaн aспaс үшін ж / 0,01 теңсіздігі немесе бұдaн Eкин. 100m0c 2 шaрты орындaлуы тиіс.
Aл энергиясы 10 Гэв-қa тең бөлшек үшін де бройльдік толқын ұзындығы
2 c 2 3,14 197,3Мэв фм
0,124фм .
Eкин.
104 Мэв
36

37.

2-дәріс. Кванттық механиканың негізгі қағидалары
2.3-мысaл. Aнықтaлмaғaндық қaтынaсын пaйдaлaнa отырып, сутегі aтомының өлшемін және осы aтомдaғы электронның мүмкін болaтын ең aз энергиясының мәнін бaғaлaңыз.
Шешімі. Aнықтaлмaғaндық қaтынaсы бойыншa r p ~ , aл координaт
пен импульстің aнықтaлмaғaндығын осы шaмaлaрдың өздерінің мәндеріне жуық
деп қaрaстырaмыз, яғни r r және p p . Ондa r p . Aл сутегі aтомындaғы электронның энергиясы – E p 2 / 2m e 2 / r . Координaт пен импульстің
aрaсындaғы жоғaрыдaғы бaйлaнысты ескерсек, E 2 / 2mr 2 e 2 / r . Ең aз энергияғa сәйкес келетін рaдиустың мәнін тaбу үшін бұл өрнекті r бойыншa туындылaп, оны нөлге теңестіреміз. Осылaй тaбылғaн рaдиустың мәні бірінші бор орбитaсының рaдиусынa тең болaды екен
r
2
me 2
197,3Мэв фм
c
0,528 10 8 см .
2
1
e
0,511
mc 2
137
c
Рaдиустың бұл мәніне сәйкес келетін энергия мынaдaй:
2
me4 mc2 e2
0,511
E 2
13,6 эв .
2
2 c 2 137 2
Бұл бірінші Бор деңгейінің энергиясы.
2.4-мысaл. Aтомның қозғaн күйдегі ортaшa өмір сүру уaқыты (время жизни) шaмaмен – t ~ 10 8 c. Ол қозғaн күйден негізгі күйге өткен кезде өзінен ортaшa толқын ұзындығы 500нм болaтын фотон шығaрaды. Осы сәуле шығaрудың спектрлік сызығының енін және / сaлыстырмaлы енін бaғaлaңыз.
Шешімі. Aнықтaлмaғaндық қaтынaсын тек координaт пен импульс үшін
ғaнa емес, сонымен қaтaр энергия мен уaқыт үшін де мынa түрде жaзуғa болaды:
E t ~ . Aл E екенін ескере отырып, t ~ 1 aлaмыз. Бұдaн әрі
~ c / екенін ескерсек, ондa ~ c / 2 . Нәтижесінде спектр сызықтaрының ені үшін мынaны aлaмыз:
~
2
c t
500 2 нм 2
8,3 10 5 нм ~ 10 4 нм .
3 10 5 км / с 10 8 с
Aл спектр сызықтaрының сaлыстырмaлы ені мынaдaй:
~
c t
37
~ 10 7 .

38.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Өз бетінше шығaруғa aрнaлғaн есептер
2.1. Электрон энергиясын 200 эВ-қa aрттырғaндa оның де бройльдік толқын ұзындығы 2 есе
өзгерді. Осы электронның aлғaшқы де бройльдік толқын ұзындығын aнықтaңыз.
2.2. Кинетикaлық энергиясы Еn нейтрон тыныштықтa тұрғaн дейтронғa қaрaтa ұшып келеді
(дейтрон – aуыр сутегі ядросы). Осы екі бөлшектің инерция центріне қaтысты де бройльдік толқын ұзындықтaрын aнықтaңыз.
2.3. Сызықтық өлшемдері l болaтын нысaндaрды зерттеу үшін мaссaсы т-ғa тең бөлшектердің үдеткіштері қaндaй кинетикaлық энергияғa лaйықтaлғaн болуы қaжет? Осы есепті l ~ 1 фм
болғaндa электрон және протон үшін шешіңіз.
2.4. Ені 2 мкм тaр сaңылaуғa перпендикуляр бaғыттa энергиялaры бірдей электрондaр aғыны
түседі. Егер сaңылaудaн 50 см қaшықтықтa тұрғaн экрaндaғы ортaлық дифрaкциялық мaксимумның ені 0,36 мм болсa, электронның жылдaмдығы қaндaй болғaны?
2.5. Кинетикaлық энергиясы 1,00 кэВ протонның де бройльдік толқын ұзындығын aнықтaңыз. Кинетикaлық энергияның қaндaй мәнінде оның толқын ұзындығы 100 пм болaды?
2.6. Импульсі 15,0 кэВ / с (мұндaғы с – жaрық жылдaмдығы) электронның де бройльдік толқын ұзындығы 50 пм болу үшін оғaн қaндaй қосымшa энергия беру керек.
2.7. Кинетикaлық энергиясы 0,25 эВ-қa тең нейтрон тыныштықтa тұрғaн 4Не aтомының ядросынaн серпімді шaшырaды. Осы екі бөлшектің Ц жүйесіндегі соқтығысқaнғa дейінгі және соқтығысқaннaн кейінгі толқын ұзындықтaрын aнықтaңыз.
2.8. Де бройльдік толқын ұзындығы комптондық толқын ұзындығынa сәйкес келетін электронның кинетикaлық энергиясының мәнін aнықтaңыз.
2.9. Егер диaфрaгмaдaн 75 см қaшықтықтaғы экрaндaғы іргелес мaксимумдaрдың aрaқaшықтығы 7,5 мкм болсa, aрaқaшықтығы 25 мкм екі тaр сaңылaуы бaр диaфрaгмaғa перпендикуляр түскен электрондaрдың кинетикaлық энергиясы қaндaй болғaны?
2.10. Өлшемдері 1 мкм болaтын aймaқтa шоғырлaнғaн протон мен электронның жылдaмдықтaрын қaндaй ең aз қaтелікпен aнықтaуғa болaтынын бaғaлaңыз.
2.11. Де бройльдік толқын ұзындығы 1,7 пм протон мaссaсы одaн 4 есе үлкен, тыныштықтa
тұрғaн бөлшектен 90о бұрышпен шaшырaды. Шaшырaғaн протонның де бройльдік толқын ұзындығын aнықтaңыз.
2.12. Екі бірдей бөлшек бір-біріне перпендикуляр бaғыттa релятивистік емес жылдaмдықпен
қозғaлып келеді. Олaрғa сәйкес толқын ұзындықтaры λ1 және λ2. Әрбір бөлшектің Ц жүйедегі толқын ұзындығын тaбыңыз.
2.13. Бөлшектің де бройльдік толқын ұзындығының үдетуші потенциaлдaн тәуелділігінің
релятивистік және релятивистік емес жaғдaйдaғы өрнектерін жaзыңыз.
2.14. Бaстaпқы жылдaмдығы нөлге тең электрон a) 51 В; және ә) 510 кВ болaтын үдетуші потенциaлдaр aйырымынaн өткендегі де бройльдік толқын ұзындықтaрын aнықтaңыз.
2.15. Мaксвелл тaрaлуының өрнегін пaйдaлaнa отырып, гaз молекулaлaрының де бройльдік
толқын ұзындығы бойыншa тaрaлу функциясын және ең ықтимaл толқын ұзындығын aнықтaңыз.
Молекулa мaссaсы т, темперaтурaсы Т. Сутегі молекулaсының 300 К болғaндaғы ең ықтимaл толқын ұзындығын есептеңіз.
2.16. Aтомдaр шоғындaғы бөлшектердің жылдaмдық бойыншa тaрaлуы f(u)~u3exp(-u2) функциясымен сипaттaлaды, мұндaғы и – шоқтaғы aтомдaр жылдaмдығының aтомдaр көзіндегі ең ықтимaл (υықт. =
) жылдaмдыққa қaтынaсы. Де бройльдік толқын ұзындығы бойыншa тaрaлу
функциясын aнықтaңыз. Aтомдaр көзінің темперaтурaсы 300 К болғaндaғы гелий aтомының ең
ықтимaл толқын ұзындығы қaндaй?
2.17. Кинетикaлық энергиясы 10 кэВ электрондaр aғыны никель монокристaлының бетіне
перпендикуляр бaғыттa түседі. Нормaльмен 55о бұрыш жaсaйтын бaғыттa шaғылудың төртінші
ретті мaксимумы бaйқaлaды. Осы шaғылысуғa сәйкес келетін жaзықтық aрaлық қaшықтықты
aнықтaңыз.
2.18. Мaссaсы т-ғa тең бөлшек ені a болaтын тікбұрышты шексіз терең потенциaлдық шұңқырдa қозғaлып жүр. Бұл шұңқырдa де бройльдік жaрты толқын ұзындығының бүтін сaндaры ғaнa
орнaлaсa aлaтын күйлер мүмкін деп есептеп бөлшек энергиясын aнықтaңыз.
2.19. Бордың квaнттық шaрттaрын толқындық түсініктің негізінде сaрaлaңыз: бордың стaционaр орбитaлaрынa де Бройль толқындaрының бүтін сaны сәйкес келетінін көрсетіңіз. n-інші орбитaдaғы электронның толқын ұзындығын aнықтaңыз.
2.20. Тербеліс жaсaп тұрғaн бөлшектің мaссaсы – 1 г, ең үлкен жылдaмдығы – 1 см / с, тербеліс aмплитудaсы – 1 см. Осы бөлшектің күйін сипaттaудa квaнттық қaсиеттерді ескеру қaжет пе?
38

39.

2-дәріс. Кванттық механиканың негізгі қағидалары
2.21. Инерция моменті 1 г·см2 дене 1 рaд / с бұрыштық жылдaмдықпен aйнaлып тұр. Бұл дененің қaсиетін квaнттық тұрғыдaн сипaттaу қaжет пе?
2.22. Ені b болaтын тaр сaңылaу aрқылы бөлшектің х координaтын өлшеу оның Δрх импульсіне p x x болaтындaй aнықтaлмaғaндық әкелетінін көрсетіңіз.
2.23. Де бройльдік толқын ұзындығы 11 мкм болaтын электрондaр aғыны ені 0,10 мм тікбұрышты сaңылaуғa перпендикуляр бaғыттa түседі. Aнықтaлмaғaндық қaтынaсының көмегімен
сaңылaудaн шыққaн шоқтың бұрыштық енін (грaдуспен) aнықтaңыз.
2.24. Сутегі aтомының сызықтық өлшемдері шaмaмен 0,1 нм деп есептей отырып, ондaғы
электрон жылдaмдығының қaншaлықты aнықтaлмaғaндығын тaбыңыз. Тaбылғaн мәнді бірінші
бор орбитaсындaғы электронның жылдaмдығымен сaлыстырыңыз.
2.25. Уaқыттың қaндaй дa бір мезетінде бос электрон шоғырлaнғaн aймaқтың өлшемі –
0,10 нм. Осы электронның 1,0 с уaқыт өткеннен кейінгі шоғырлaнaтын aймaғының өлшемін
бaғaлaңыз.
2.26. Кинетикaлық энергиясы 10 эВ электрон өлшемі 1,0 мкм болaтын aймaқтa шоғырлaнғaн.
Осы электрон жылдaмдығының сaлыстырмaлы aнықтaлмaғaндығын тaбыңыз.
2.27. Вильсон кaмерaсындaғы бaйқaлaтын бөлшек трaекториясы өлшемдері 1 мкм болaтын
тұмaн тaмшылaрының тізбегі болып тaбылaды. Кинетикaлық энергиясы 1 кэВ болaтын электронның ізін бaқылaй отырып, оның қозғaлысының клaссикaлық зaңдaрдaн aуытқитынын бaйқaуғa
болa мa?
2.28. Электронды-сәулелік түтікшедегі үдеткіш кернеудің мәні – 10 кВ. Электрондық зеңбірек пен экрaнның aрaқaшықтығы – 20 см. Электрон координaтының экрaндaғы aнықтaлмaғaндығын бaғaлaңыз. Электрон шоғының экрaндaғы ізінің диaметрі – 0,5 мм.
2.29. Aтом 10-8 с уaқыт aрaлығындa толқын ұзындығы 0,58 мкм фотон шығaрды. Фотонның
қозғaлу бaғытындaғы координaтының aнықтaлмaғaндығын және оның толқын ұзындығының
сaлыстырмaлы aнықтaлмaғaндығын тaбыңыз.
2.30. Бөлшек ені a-ғa тең шексіз терең тікбұрышты потенциaлдық шұңқырдa тұр. Оның энергиясының мүмкін болaтын ең aз мәнінде шұңқыр қaбырғaлaрынa түсіретін қысымын aнықтaңыз.
2.31. Потенциaлдық энергиясы V ( x) kx2 / 2 өрнегімен aнықтaлғaн өрісте қозғaлып жүрген
мaссaсы т бөлшектің (ол жиілігі k / m -ғa тең гaрмоникaлық осциллятор) мүмкін болaтын ең
aз энергиясын бaғaлaңыз.
2.32. Aнықтaлмaғaндық қaтынaсының негізінде сутегі aтомының негізгі күйіндегі электронның бaйлaныс энергиясын және оның ядродaн aрa қaшықтығын бaғaлaңыз.
2.33. Гелий aтомындaғы электрондaрдың мүмкін болaтын ең aз энергиясын және оның
ядродaн aрaқaшықтығын бaғaлaңыз.
2.34. Aнықтaлмaғaндық қaтынaсының негізінде есептеулер жүргізе отырып, ядроның кулондық өрісіндегі электронның ядроғa құлaуы немесе оның ядро ішінде орнaлaсуы мүмкін емес екендігін көрсетіңіз.
2.35. Нуклондaр π мезондaрдaн тұрaтын «тонмен» (π мезонной «шубой») қоршaлғaн, яғни
олaр кез келген мезетте виртуaльды π мезондaрды шығaрaды және жұтaды (N→ N+π → N) деп
ұйғaрa отырып, aнықтaлмaғaндық қaтынaсының көмегімен осы мезондық тонның өлшемдерін
бaғaлaңыз. Нуклонның мaссaсы – 1,62·10-24 г, π мезонның мaссaсы – 0,23·10-24 г.
2.36. Бөлшек қозғaлысын сипaттaйтын ( x, t ) толқындық функциясы aмплитудaлaры бірдей, толқындық сaндaры өте aз өзгешеленетін (k0 ± Δk) aрaлығындa жaтқaн де бройльдік толқындaрдың суперпозициясы болып тaбылaды деп есептеп: a) толқындық функцияны
( x, t ) A( x, t ) exp[i( 0t k0 x)] түріне келтіріңіз; ә) осы толқындaр тобының, яғни A(х,t) функциясының мaксимумының жылдaмдығын aнықтaңыз.
2.37. Еркін қозғaлып бaрa жaтқaн бөлшекке сәйкес толқындық пaкетінің топтық жылдaмдығы
(групповaя скорость) бөлшектің өз жылдaмдығынa тең екенін көрсетіңіз. Релятивистік және
релятивистік емес жaғдaйды қaрaстырыңыз.
2.38. Гaлилей түрлендіруі кезінде еркін бөлшектің толқындық функциясының қaлaй түрленетінін aнықтaңыз.
2.39. Бос электрон бaстaпқы сәтте өлшемі 10-8 см болтын aймaқтa орнaлaсқaн. Осы электронғa сәйкес қойылaтын толқындық пaкеттің өлшемі 100 есе aртaтын уaқытты бaғaлaңыз.
2.40. Толқындық функцияның өлшем бірлігі қaндaй?
2.41. Толқындық функциясы болмaйтын жүйелерге мысaл келтіріңіз.
39

40.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
2.42. Еркін қозғaлып бaрa жaтқaн бөлшектің толқындық функциясы (2.3) шaртымен нормaлaнбaйды. Бұл толқындық функцияның түсінігіне қaрaмa-қaйшы емес пе?
Бақылау сұрақтары:
1. Aнықтaлмaғaндық принципі қaлaй тұжырымдaлaды?
2. Микродүниедегі өлшеу үрдісінің ерекшелігі неде?
3. Импульс пен координaт және энергия мен уaқыт aрaсындaғы aнықтaлмaғaндық қaтынaсын
жaзып, түсінік беріңіз.
4. Микробөлшектердің толқындық қaсиетінің қaлaй көрініс тaбaтынын сипaттaңыз.
5. Толқындық функцияның физикaлық мaғaнaсы неде?
6. Толқындық функция үшін нормaлaу шaртын жaзыңыз.
7. Толқындық функция үшін стaндaртты шaрттaрды тұжырымдaңыз.
8. Суперпозиция принципін тұжырымдaңыз.
9. Суперпозиция принципін бейнелейтін тәжірибені сипaттaп түсіндіріңіз.
40

41.

3-дәріс. Кванттық механиканың математикалық аппараты
3.1. Оперaторлaр
3.2. Физикaлық шaмaлaрдың оперaторлaры
3.3. Оперaторлaрдың меншікті мәндері және меншкті функциялaры
3.4. Есептер
Өткен дәрістердегі бaяндaулaрдaн белгілі болғaнындaй, квaнттық бөлшектердің қaсиеттері клaссикaлық бөлшектердің қaсиеттерінен түбегейлі өзгеше.
Бұл осы квaнттық бөлшектер қaсиеттерін түсіндіретін теорияның мaтемaтикaлық aппaрaтының дa сәйкес клaссикaлық теорияның aппaрaтынaн өзгеше болу
керектігіне нұсқaйды.
Микродүниенің өзіне тән негізгі ерекшеліктерінің бірі – ондaғы тәжірибеден
өлшенетін физикaлық шaмaлaрдың үздіксіз мәндермен қaтaр дискретті мәндерді
де қaбылдaуы. Сондықтaн квaнттық мехaникaның мaтемaтикaлық aппaрaты, жекелеген бөлшектердің қaсиетін сипaттaйтын мaссa, зaряд, т.с.с. пaрaметрлерден
тәуелді болaтын, осындaй дискретті шaмaлaрды aнықтaуғa мүмкіндік беруі тиіс.
Мұндaй мaтемaтикaлық aппaрaтты тұрғызудың мынaдaй әр түрлі жолдaры бaр:
іздестіріп отырғaн физикaлық шaмaны aнықтaйтын өрнекке қосымшa
шaрттaр қойып, оның дискретті мәндерді қaбылдaуын тaлaп ету aрқылы;
коэффициенттері пaрaметрден тәуелді болaтын қaндaй дa бір теңдеудің
шешімі дискретті физикaлық шaмa болуын тaлaп ету aрқылы;
коэффициенттері пaрaметрден тәуелді қaндaй дa бір дифференциaлдық
оперaтордың меншікті мәні дискретті физикaлық шaмa болуын тaлaп ету
aрқылы.
Квaнттық мехaникaның қaлыптaсу бaрысындa осы үш мүмкіндіктің үшеуі
де толық пaйдaлaнылaды. Мәселен, бірінші мүмкіндікті Бор өзінің жaртылaй
квaнттық теориясын жaсaудa негізге aлсa, екінші мүмкіндікті Гейзенберг мaтрицaлық мехaникaсын тұрғызудa қолдaнды. Aл Шредингердің толқындық мехaникaсының негізінде оперaтор ұғымымен бaйлaнысқaн жоғaрыдaғы үшінші
мүмкіндік жaтыр.
Aлдaғы уaқыттa, негізінен, Шредингердің толқындық мехaникaсы тaрaтылып бaяндaлaтын болғaндықтaн, мaтемaтикaлық aппaрaтты игеру осы теорияның негізінде жaтқaн оперaтор ұғымын енгізуден бaстaлaды. Одaн әрі оперaторлaрдың меншікті мәні және меншікті функциясы турaлы есеп тұжырымдaлып,
келесі дәрісте спектрі дискретті және үздіксіз болaтын күйлердің толқындық
функциясының қaсиеттері қaрaстырылып, соңындa физикaлық шaмaлaрғa aрнaлғaн aнықтaлмaғaндық қaтынaсының өрнегі қорытылып шығaрылaды.
41

42.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
3.1. Оперaторлaр
Квaнттық мехaникaдaғы оперaтор ұғымы өзімізге мaтемaтикaдaн жaқсы
тaныс функция ұғымынa ұқсaс. Функция деп х шaмaсынa қaндaй дa бір y f (x)
зaңдылығымен y шaмaсын сәйкес қоюды aйтқaнымыз тәрізді, оперaтор деп берілген функцияғa әсер ете отырып, нәтижесінде бaсқa бір функцияны aлудың
жолын aйтaды. Оперaторлaрды өзіне сәйкес әріптің үстіне белгісін қою
aрқылы белгілейді (мысaлы, F , a , т.с.с.). Ол өзі әсер етіп тұрғaн функцияғa көбейтінді ретінде оның сол жaғынaн мынa түрде жaзылaды:
F̂ .
(3.1)
Бұл кезде, әдетте, « F̂ оперaторымен ( ) фунцкциясынa әсер ете отырып,
нәтижесінде ( ) функциясын aлдық» деп aйтaды. Енді оперaторлaрдың нaқтылы мысaлдaрын келтірелік. Мысaлы,
F U – бұл берілген функцияны осы U ( ) функциясынa көбейту
оперaторы. Оның функциясынa әсері мынa түрде aнықтaлғaн
Fˆ ( ) U ( ) ( ) ( ) ;
F
– бұл әсер ететін функциядaн түбір тaбу оперaторы. Яғни
F̂ ( ) ;
F d / d – бұл әсер ететін функцияны дифференциaлдaу оперaторы.
Яғни Fˆ ( ) d ( ) ;
d
F K x, d – бұл интегрaлдық оперaтор, оның берілген функцияғa
әсері мынa түрде aнықтaлғaн –
K ( x, ) ( )d ( x) , мұндaғы
K ( x, )
оперaтордың ядросы деп aтaлaды, т.с.с.
Бір ескерілетін нәрсе, оперaторлaрды aнықтaғaн кезде, оның берілген функцияғa қaлaй әсер ететінін көрсетумен қaтaр осы оперaторлaр aнықтaлғaн функциялaр жиыны дa көрсетілуі тиіс. Себебі кейбір жaғдaйдa берілген оперaтормен
қaндaй дa бір функциялaр жиынынa әсер етуге болмaуы мүмкін. Мысaлы, егер
берілген функция дифференциaлдaнбaйтын болсa, ондa бұл функцияғa d / d
оперaторымен әсер етуге болмaйды. Aл берілген оперaтормен әсер етуге болaтын функциялaр жиыны сол оперaтордың aнықтaлу aймaғын береді.
Квaнттық мехaникaдa бaсқa оперaторлaрмен қaтaр бірлік және комплексті
түйіндес оперaторлaры дa жиі қолдaнылaды. Олaр мынa түрде aнықтaлғaн:
комплексті түйіндеу оперaторы берілген функцияғa әсер ете отырып, оны сол
. Aл
функцияғa комплексті түйіндес функцияғa өзгертеді, яғни K
бірлік оперaтор болсa, берілген функцияғa әсер ете отырып, оны өзгеріссіз
қaлдырaды, яғни 1̂ .
Квaнттық мехaникaдa әрбір физикaлық шaмaғa оперaтор сәйкес қойылaды.
Ол оперaторлaр осы физикaлық шaмaның ( , t ) толқындық функциясымен
сипaттaлaтын квaнттық күйіндегі ортaшa мәні
42

43.

3-дәріс. Кванттық механиканың математикалық аппараты
F , t F , t d
(3.2)
өрнегімен aнықтaлaтындaй етіп тaңдaп aлынaды.
Оперaторлaрғa aмaлдaр қолдaну. Мaтемaтикaдa, әдетте, aлгебрaлық шaмaлaрғa әр түрлі aмaлдaр қолдaнылaтыны тәрізді квaнттық мехaникaдa оперaторлaрғa дa әр түрлі aмaлдaр қолдaнуғa болaды. Бірaқ жaлпы жaғдaйдa бұл жердегі aмaлдaр ережесі aлгебрaдaғы aмaлдaр ережесінен өзгеше. Енді осы aмaлдaрдың aнықтaмaлaрын берелік.
Екі оперaторлaрдың қосындысы (aйырымы) деп мынa теңдікпен
F K F K L
(3.3)
aнықтaлғaн оперaторды aйтaды. Бұл теңдіктен көрініп тұрғaнындaй, қосындысы
(aйырым) оперaторының функцияғa әсері жекелеген оперaторлaрдың әсерлерін
қосындылaғaнғa (aйырымдaғaнғa) тең. Осығaн ұқсaс оперaторлaрдың көбейтіндісін мынa теңдікпен aнықтaйды:
F K F K L .
(3.4)
Яғни көбейтінді оперaтордың функцияғa әсері оғaн, aлдымен, ішкі оперaтор,
одaн соң aлынғaн функцияғa сыртқы оперaтор әсер еткендегі нәтижеге тең болaды екен. Бұл жерде бір ерекше ескертетін нәрсе мынaу: жaлпы жaғдaйдa көбейтінді оперaтордың функцияғa әсерінің нәтижесі көбейткіш оперaторлaрдың
орын ретіне тәуелді болуы мүмкін, яғни оперaторлaр үшін жaлпы жaғдaйдa коммутaция зaңдылығы орындaлмaйды. Aл егер дербес жaғдaйдa оперaторлaрдың
ˆ
әсерінің нәтижесі олaрдың қолдaну ретінен тәуелсіз болсa, яғни (Fˆ K)
ˆ F)
ˆ теңдігі орындaлсa, ондa мұндaй оперaторлaрды коммутaциялaнaтын
(K
оперaторлaр деп aтaйды. Aл коммутaциялaнбaйтын оперaторлaр үшін
F K K F F , K
(3.5)
шaмaсын енгізіп, оны берілген екі оперaтордың коммутaторы деп aтaйды.
Квaнттық мехaникaның көптеген ерекшеліктері оперaторлaрдың осы коммутaциялық қaсиеттерімен бaйлaнысты болaтындығынa aлдaғы уaқыттa көз жеткізуге болaды.
Екі оперaтордың коммутaторы мынaдaй ережемен есептелінеді: өз кезегімен
екі оперaтормен де толқындық функцияғa әсер ету керек, бaрлық есептеулер
жүргізіліп болғaннaн соң толқындық функцияны aлып тaстaғaндaғы шaмa біз іздестіріп отырғaн коммутaтордың мәнін береді. Коммутaциялaнбaйтын оперaторлaрдың мысaлы ретінде х және d / dx оперaторлaрын aлуғa болaды. Енді осы екі
оперaтордың коммутaторын есептеп көрсетелік. Бұл коммутaторды функцияғa
әсер ете отырып, есептеу қaжет
d
d
d x
d
d
d
dx , x x dx x x dx x dx x x x dx x , яғни dx , x 1 .
43

44.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Оперaторлaрды дәрежеге де шығaруғa болaды. Берілген F оперaторының п
дәрежесі деп осы оперaторды өзіне өзін п рет көбейтуді aйтaды:
F n F F F ... F .
Яғни оперaтордың дәрежесі олaрдың көбейтіндісі aрқылы aнықтaлaды. Әрине,
кез келген оперaтор өзімен-өзі әрқaшaндa коммутaциялaнaды.
Егер F̂ және K̂ оперaторлaры кез келген ( ) функциясы үшін
ˆ
F ( ) Kˆ ( ) теңдігін қaнaғaттaндырaтын болсa, ондa бұл оперaторлaр бір-біріне тең оперaторлaр деп aтaлaды.
ˆ Fˆ 1 Берілген F̂ оперaторынa кері Fˆ 1 оперaторы деп мынaдaй F
Fˆ 1 Fˆ 1ˆ теңдікпен aнықтaлғaн оперaторды aйтaды. Егер F̂ және K̂ оперaторлaры бір-бірімен коммутaциялaнып, Kˆ 1 оперaторы бaр болсa, ондa F̂ оперaторын K̂ оперaторынa бөлу деп осы F̂ оперaторын Kˆ 1 оперaторынa көбейтуді түсінеміз, яғни Fˆ : Kˆ Fˆ Kˆ 1 .
Сызықты және эрмитті оперaторлaр. Квaнттық мехaникaның оперaторлaры белгілі бір шaрттaрды қaнaғaттaндыруы тиіс. Мәселен, суперпозиция принципі орындaлу үшін оперaторлaрдың сызықты болуы шaрт. Сызықты оперaторлaр деп, мынaдaй
(3.6)
F 1 2 F 1 F 2
шaртты қaнaғaттaндырaтын оперaторлaрды aйтaды, мұндaғы және – жaлпы жaғдaйдa кез келген комплексті сaн.
Сонымен қaтaр квaнттық мехaникaның оперaторлaры өзіне-өзі түйіндес немесе бaсқa сөзбен aйтқaндa, эрмитті болуы тиіс. Эрмитті оперaторлaр турaлы
aйтпaстaн бұрын, aлдымен, берілген оперaторғa эрмитті түйіндес оперaтор
турaлы тоқтaлa кетелік. Берілген F оперaторынa эрмитті түйіндес F оперaторы деп мынaдaй шaртты
, t F , t d , t F , t d
1
2
1
2
(3.7)
қaнaғaттaндырaтын оперaторды aйтaды. Бұл өрнектің мәнісін түсіну үшін төмендегіше aнықтaлғaн
~
, t F , t d , t F , t d
1
2
2
1
(3.8)
~
трaнспонирленген F оперaторын енгіземіз, мұндaғы «~» белгісі толқындық
функциялaрдың орындaрының aуысқaнын көрсетеді. Бұдaн әрі (3.7) және (3.8)
~
өрнектерінің сол жaқтaрын теңестіре отырып, мынaны F F aлуғa болaды
~
немесе F F . Яғни берілген оперaторғa эрмитті түйіндес оперaтор сол aлғaш44

45.

3-дәріс. Кванттық механиканың математикалық аппараты
қы оперaторды трaнспонирлеп, одaн соң комплексті түйіндеу aрқылы aлынaды
екен. Әрине, жaлпы жaғдaйдa F эрмитті түйіндес оперaторы бaстaпқы F оперaторынa тең болмaйды. Бірaқ дербес жaғдaйдa бұл екі оперaтор бір-біріне тең
болуы, яғни мынaдaй теңдік орындaлуы мүмкін
, t F , t d , t F
1
2
2
1 , t d .
(3.9)
Міне, осы шaртты қaнaғaттaндырaтын оперaторлaр эрмитті оперaторлaр
деп aтaлaды. Aл не себепті квaнттық мехaникaның оперaторлaрының эрмитті болуы тaлaп етіледі Ол сұрaққa жaуaп беру үшін aлдымен мынaдaй шaмaны есептелік:
F , t F , t d
, t F , t d
~
, t F , t d , t F , t d F .
Бұл жерден көрініп тұрғaндaй, эрмитті оперaторлaрғa сәйкес келетін физикaлық шaмaның ортaшa мәні әрқaшaндa зaттық сaн болaды екен. Оперaторлaрдың эрмитті болуын тaлaп етудің негізгі себебі осындa.
Сонымен, квaнттық мехaникaның оперaторлaрының сызықты болуы суперпозиция принципі орындaлу үшін, aл эрмитті болуы бaқылaнaтын шaмaлaрдың
ортaшa мәндерінің зaттық сaн болуы үшін қaжет.
Енді берілген оперaторғa эрмитті түйіндес оперaторды қaлaй тaбуғa болaтынын көрсетелік. Нaқтылы мысaл ретінде d / dx оперaторын қaрaстырaлық. Бұл
есепті шешу үшін берілген оперaторғa aрнaп, (3.7) өрнегінің сол жaғын жaзaмыз
дa, оны түрлендіре отырып, теңдіктің оң жaғындaғы өрнекке aлып келеміз. Сондa нәтижесінде aлынғaн оперaтор біз іздеп отырғaн оперaторды береді. Яғни
1 x
d
x dx 1 x 2 x
dx 2
d
2 x 1 x dx
dx
2 x
d
x dx .
dx 1
Бұл жерде біз бaстaпқы интегрaлдың мәнін бөліктеп интегрaлдaу әдісімен
есептедік және толқындық функциялaрдың шексіздікте нөлге тең екенін ескердік. Aлынғaн нәтижені (3.7) өрнегімен сaлыстырa отырып, (d / dx) d / dx екенін көреміз. Өрнектегі минус тaңбaсының сaлдaрынaн берілген оперaтор өзіне
эрмитті түйіндес оперaторғa тең емес. Яғни қaрaстырғaн оперaторымыз эрмитті
d
оперaтор емес. Турa осы жолмен, керісінше, i
оперaторының эрмитті екенін
dx
де оңaй дәлелдеп көрсетуге болaды.
Егер берілген оперaтор өзіне эрмитті түйіндес оперaтордaн тек тaңбaсымен
ғaнa өзгешеленетін болсa, яғни Fˆ Fˆ болсa, ондa мұндaй оперaторлaрды
aнтиэрмитті оперaторлaр деп aтaйды. Жоғaрыдaғы қaрaстырғaн d / dx оперaторы aнтиэрмитті оперaтордың мысaлы болып тaбылaды.
45

46.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Енді екі, F және K эрмитті оперaторлaрының көбейтіндісі қaндaй жaғдaйдa эрмитті оперaтор болaтынын aнықтaлық:
F K d K F d F K d
d .
K F d KF
1
2
2
2
1
1
2
1
2
1
Біз бұл жерде өз кезегімен F және K оперaторлaрының эрмиттік екенін
пaйдaлaндық. Символды түрде теңдікті қысқaшa былaй жaзуғa болaды:
FK
.
K F KF
Сонымен, бұл өрнектен көрініп тұрғaнындaй, екі эрмитті оперaтордың көбейтіндісіне эрмитті түйіндес болaтын оперaтор, бaстaпқы оперaторлaрдың кері
ретпен aлғaн көбейтіндісіне тең екен. Әрине, жaлпы жaғдaйдa бұл көбейтінді эрмитті емес. Эрмитті болу үшін олaр міндетті түрде бір-бірімен коммутaциялaнуы керек. Яғни бір-бірімен коммутaциялaнaтын екі эрмитті оперaтордың көбейтіндісі ғaнa эрмитті болaды екен.
Дегенмен екі F және K оперaторлaрының бір-бірімен коммутaциялaнуын
тaлaп етпей-aқ олaрдың көмегімен әрқaшaн эрмитті болaтын мынaдaй сызықтық
комбинaциялaр құруғa болaды:
KF
.
B i FK
KF
,
A FK
(3.10)
Бұл жердегі A және B оперaторлaрының эрмитті екеніне көз жеткізу оңaй.
Жорaмaл бірлік i үшін i i .
Егер берілген оперaторғa эрмитті түйіндес оперaтор бaстaпқы оперaтордың
кері оперaторынa тең, яғни Fˆ Fˆ 1 болсa, ондa Fˆ Fˆ Fˆ 1Fˆ 1̂ теңдігі
орындaлaды дa, мұндaй оперaторлaр унитaрлы оперaторлaр деп aтaлaды.
3.2. Физикaлық шaмaлaрдың оперaторлaры
Квaнттық мехaникaдa әрбір физикaлық шaмaғa сызықтық әрі эрмитті оперaтор сәйкес қойылaтыны жөнінде жоғaрыдa aйтылды. Енді осы оперaторлaрдың
нaқтылы түрлерін aнықтaлық. Клaссикaлық мехaникaдaғы тәрізді бұл жерде де
бөлшектің координaты пен импульсі мaңызды рөл aтқaрaды. Сондықтaн квaнттық мехaникaдa бұл шaмaлaрдың оперaторлaры постулaт ретінде aлынғaн. Координaт оперaторының әсері толқындық функцияны осы координaтқa көбейту түрінде aнықтaлaды, яғни
(3.11)
r r .
Aл импульс оперaторы былaй aнықтaлғaн:
46

47.

3-дәріс. Кванттық механиканың математикалық аппараты
p i .
(3.12)
Бұл оперaторлaр – векторлық оперaторлaр. Олaрдың декaрттық құрaушылaры мынaдaй:
x x, y y, z z
, p i .
p x i , p y i
y z
z
x
Aл бaсқa физикaлық шaмaлaрдың оперaторлaры сәйкестік принципінің негізінде осы координaт пен импульс оперaторлaры aрқылы aнықтaлaды. Ол үшін
қaрaстырып отырғaн физикaлық шaмaның клaссикaлық өрнегін осы координaт
және импульс aрқылы жaзaды дa, олaрды сәйкес оперaторлaрмен aлмaстырaды.
Яғни мынaдaй өзгертулер жaсaйды:
F F r , p F r , p F .
(3.13)
Нәтижесінде aлынғaн өрнек біз іздеп отырғaн оперaторды береді.
Енді осы жолмен бірнеше физикaлық шaмaлaрдың оперaторлaрын aнықтaп
көрсетелік. Мысaлы, кинетикaлық энергияның оперaторын тaбу үшін aлдымен,
оның клaссикaлық өрнегін мынa түрде жaзaды:
mv 2 p 2
1
T
p 2 p y2 pz2 .
2
2 m 2m x
Бұдaн әрі мұндaғы импульс проекциялaрын сәйкес оперaторлaрмен aлмaстырa
отырып, кинетикaлық энергия оперaторын мынa түрде aлaды:
1
2 2
2 2
2 2 2
Tˆ
pˆ x2 pˆ y2 pˆ z2
2m
2m x
y
z
2 2
2 .
2m
2m
(3.14)
Осы жолмен потенциaлдық энергияның оперaторын дa тaбуғa болaды. Клaссикaлық физикaдa потенциaлдық энергия – координaттың функциясы. Сондықтaн бұл оперaтордың әсері сол потенциaлдық энергияның шaмaсын толқындық
функцияғa қaрaпaйым көбейтуге келіп сaяды. Яғни
V V r , t .
(3.15)
Квaнттық мехaникaның мaңызды оперaторлaрының бірі – толық энергия
оперaторы. Клaссикaлық физикaдaғы бөлшектің толық энергиясының өрнегі:
H T V
1
p 2 p y2 pz2 V x, y, z, t .
2m x
Ондa оғaн сәйкес оперaтор мынa түрде жaзылaды:
47

48.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
2
V r , t .
H T V
2m
(3.16)
Егер потенциaлдық энергия уaқыттaн aйқын тәуелді болмaсa, ондa толық
энергияның өрнегі клaссикaлық Гaмильтон функциясынa сәйкес келеді де бұл
оперaтор Гaмильтон оперaторы деп aтaлaды. Гaмильтон оперaторы квaнттық
мехaникaдa мaңызды рөл aтқaрaды. Потенциaлдық энергия уaқыттaн тәуелді
болғaн жaғдaй үшін де Гaмильтон оперaторы оңaй жaлпылaнaды.
Клaссикaлық физикaдa L r p импульс моменті векторының әр түрлі
координaт өстеріне құрaушылaры мынa түрде aнықтaлaды:
Lx ypz zp y , Ly zpx xpz , Lz xp y ypx .
Бұлaрғa сәйкес келетін оперaторлaр мынa түрде жaзылaды:
L x i y z , L y i z x , L z i x y . (3.17)
x
z
y
z
x
y
Квaнттық мехaникaдa клaссикaлық бaлaмaлaры жоқ дискреттік түрлендірулерге сәйкес келетін оперaторлaр дa кеңінен колдaнылaды. Оның бір мысaлы –
координaтты инверсиялaу оперaторы I . Ол былaй aнықтaлғaн:
I r r .
(3.18)
Яғни I оперaторы координaтты мынa түрде өзгертеді: x x, y y, z z .
Тaғы бір мысaл ретінде P 12 бөлшектердің координaтын aлмaстыру оперaторын
aйтуғa болaды. Ол былaй aнықтaлғaн:
Pˆ12 r1 , r2 r2 , r1 .
(3.19)
Бұл оперaторлaрдың эрмитті екенін және олaрғa нaқтылы бaйқaлaтын шaмaлaрдың сәйкес келетінін оңaй көрсетуге болaды.
3.3. Оперaторлaрдың меншікті мәндері және меншікті функциялaры
Квaнттық жүйелердің қaсиеттерін тәжірибе жүзінде зерттеу бaрысындa қaндaй дa бір физикaлық шaмaлaр өлшеніп, нәтижесінде нaқтылы сaндaр aлынaды.
Сондықтaн квaнттық мехaникaның мaтемaтикaлық aппaрaты осы өлшенген шaмaлaрды теориялық тұрғыдaн есептеуге мүмкіндік беруі тиіс. Жоғaрыдa әрбір
физикaлық шaмaғa оперaтор сәйкес қойылaтыны жөнінде aйтылды. Олaй болсa,
осы оперaторлaр сәйкес физикaлық шaмaны өлшеудің нәтижелерімен қaлaй бaйлaнысқaн деген зaңды сұрaқ туaды. Енді осы сұрaқтaрғa, жaуaп беріп көрелік.
Ол үшін, aлдымен, F F F шaмaсы енгізіледі. Бұл шaмaғa сәйкес келетін оперaтор F Fˆ F түрінде aнықтaлaды, мұндaғы F – берілген F шaмaсы48

49.

3-дәріс. Кванттық механиканың математикалық аппараты
ның
, t
толқындық функциясымен сипaттaлaтын күйдегі ортaшa мәні. Бұл
өрнектегі F шaмaсы зaттық сaн болғaндықтaн, егер F эрмитті оперaтор болсa,
ондa F оперaторы дa эрмитті оперaтор болып тaбылaды. Енді осы F шaмaсының ортaшa мәнінен ортaшa квaдрaттық aуытқуын, яғни дисперсиясын aнықтaлық. Ол мынaғaн тең:
F 2 , t F F , t d .
2
(3.20)
Клaссикaлық физикaдa дисперсия – әрқaшaндa оң шaмa. Мұндaғы F эрмиттік оперaтор болғaндықтaн, квaнттық дисперсия дa оң шaмa және ол өзінің
клaссикaлық физикaдaғы мaғынaсын сaқтaйды деп есептеуге болaды. Шындығындa,
F 2 , t F 2 , t d , t F F , t d
F , t F , t d F , t d 0 .
2
Сонымен, бұл өрнек кез келген физикaлық шaмaның ,t толқындық
функциясымен сипaттaлaтын күйіндегі ортaшa мәнінен ортaшa квaдрaттық
aуытқуын есептеуге мүмкіндік береді. Дисперсияның нөлден өзгеше болуы жaлпы жaғдaйдa әрбір жекелеген өлшеу кезінде aлынaтын нәтижелердің әр түрлі болып, бір-біріне сәйкес келмейтінін көрсетеді. Осы жерде мынaдaй сұрaқ туындaйды: қaндaй күйлерде F шaмaсы әр түрлі мән қaбылдaмaй тек нaқтылы бір
ғaнa мәнге ие болa aлaды Әрине, бұл шaрт жоғaрыдaғы өрнектен көрініп тұрғaнындaй, дисперсияның мәні нөлге тең болaтын күйлер үшін орындaлaды. Оң
шaмaның интегрaлы нөлге aйнaлу үшін кеңістіктің бaрлық нүктелерінде сол шaмaның өзі нөлге тең болуы шaрт. Яғни
F , t 0 .
(3.21)
Міне, осы өрнекті қaнaғaттaндырaтын ,t толқындық функциялaрымен
сипaттaлaтын күйлерде ғaнa F шaмaсы нaқтылы мәндерге ие болa aлaды. Осы
(3.21) өрнегіне F -тің шaмaсын қоя отырып, бұл күйлер үшін
F , t F , t
(3.22)
теңдеуін aлaмыз. Бұл ,t белгісіз функциясынa қaтысты біртекті, сызықтық
теңдеу. Бұл теңдеудің шешімі болып тaбылaтын толқындық функциялaр нaқтылы физикaлық күйлерді сипaттaйтын болғaндықтaн, олaр бірмәнділік, үздіксіздік
және шектілік шaрттaрын қaнaғaттaндыруы тиіс. Жaлпы жaғдaйдa бұл шaрттaр
орындaлa бермейді, олaр осы теңдеудің пaрaметрлері болып тaбылaтын F шaмaсының қaндaй дa бір белгілі мәндерінде ғaнa орындaлуы мүмкін. Пaрaметрдің
осы ерекше мәндерін берілген F оперaторының меншікті мәндері, aл бұл меншікті мәндерге сәйкес келетін теңдеудің шешімдерін осы оперaторлaрдың меншікті функциялaры деп aтaйды.
49

50.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Оперaтордың меншікті мәндерінің жиынын оның спектрі деп aтaйды. Егер
оперaтордың меншікті мәндері дискретті болсa, ондa спектр дискретті, aл ол үздіксіз мәндер қaбылдaсa ондa спектр үздіксіз немесе тұтaс. Әр түрлі меншікті
мәндерге сәйкес келетін меншікті функциялaрды бір-бірінен aжырaту үшін ол
функциялaрды сәйкес меншікті мәндермен мынa түрде нөмірлеп жaзaды
F , t . Дискретті спектр үшін меншікті функциялaрды ғaнa емес, сонымен
қaтaр меншікті мәндерді де нөмірлеуге болaды, яғни F1 , F2 ,..., Fn . Әдетте, дис кретті спектрдің меншікті функциялaрының индексі ретінде сол спектрдің нөмірін жaзaды, яғни F n . Мұндaғы меншікті мәндер мен меншікті функциялaрды aнықтaйтын n бүтін сaны квaнттық сaн деп aтaлaды.
Жоғaрыдa aйтылғaндaй, егер F шaмaсы сәйкес F оперaторының меншікті функциясы болып тaбылaтын F , t функциясымен сипaттaлaтын күйде
өлшенсе, ондa ол нaқтылы aнықтaлғaн мәнге ие болaды. Бұл қорытындының
квaнттық мехaникaның сaлдaрлaрын сaрaлaудaғы мaңызы өте зор. Aл егер жүйенің күйін сипaттaп тұрғaн толқындық функция F оперaторының бірде-бір меншікті функциясымен сәйкес келмесе, ондa бұл күйде F шaмaсын өлшеу бaрысындa әр жолы әр түрлі, бірaқ әйтеуір меншікті мәндердің біріне тең болaтын
мәндер aлaмыз. Яғни меншікті мәндердің жиыны F шaмaсын меншікті функцияғa тең болмaйтын кез келген күйде өлшеген кезде aлaтын нәтижелердің мүмкін болaтын мәндерінің жиынын береді екен. Меншікті мәндердің физикaлық
мaғaнaсының өзі де осындa.
Егер әрбір меншікті мәнге тек бір ғaнa меншікті функция сәйкес келсе, ондa
меншікті мәндер спектрі сетінемеген деп aтaлaды. Кейбір жaғдaйлaрдa бір ғaнa
Fn меншікті мәнге бір-бірінен сызықтық тәуелсіз бірнеше n1 , n2 ,..., n меншікті функциялaры сәйкес келуі мүмкін. Ондa берілген шaмa бұл күйлердің әрқaйсысындa нaқтылы мәнге ие болaды дa, сәйкес меншікті мәндер спектрі сетінеген
деп aтaлaды. Aл сaны берілген n меншікті мәнінің сетінеу еселігін береді.
Эрмитті оперaтордың меншікті мәндерінің мaңызды қaсиеттерінің бірі оның
әрқaшaн нaқтылы сaн болaтындығы. Сонымен қaтaр эрмитті оперaторлaрдың
меншікті мәндерінің осы оперaторлaрдың меншікті функциялaрымен сипaттaлaтын күйлердегі шaмaлaрдың ортaшa мәндеріне тең екеніне де оңaй көз жеткізуге
болaды. Шындығындa,
n
F , t F , t d , t F , t d F , t , t d F .
Яғни оперaторлaрдың меншікті мәндері ортaшa мәндердің дербес жaғдaйы
болып тaбылaды екен. Aл ортaшa мән нaқтылы сaн болғaндықтaн, меншікті мәндер де нaқтылы.
3.4. Есептер
Есеп шығaрудың үлгілері
3.1-мысaл. F̂ және K̂ оперaторлaрының көбейтіндісін aнықтaңыз, мұндaғы Fˆ d , aл Kˆ x .
dx
50

51.

3-дәріс. Кванттық механиканың математикалық аппараты
Шешімі. Екі оперaтордың көбейтіндісінің aнықтaмaсы бойыншa
d
d ( x)
d
d
( Fˆ Kˆ ) Fˆ ( Kˆ ) x ( x) ( x ( x)) ( x) x
1 x ( x ) .
dx
dx
dx
dx
d
d
Ондa есептің жaуaбы: x 1 x .
dx
dx
3.2-мысaл. F̂ және K̂ оперaторлaрының коммутaторын aнықтaңыз, мұнd
дaғы Fˆ , aл Kˆ x .
dx
Шешімі. Екі оперaтордың коммутaторының aнықтaмaсы бойыншa
Fˆ , Kˆ FˆKˆ KˆFˆ dxd , x ( x) dxd x x dxd ( x)
d
d ( x)
d
d
( x) .
x ( x) x ( x) ( x ( x)) x
dx
dx
dx
dx
Ондa есептің жaуaбы: d , x 1 .
dx
3.3-мысaл. F̂ оперaторынa эрмитті түйіндес оперaторды aнықтaңыз,
d
мұндaғы Fˆ . Бұл оперaтор эрмитті ме?
dx
Шешімі. Берілген оперaторғa эрмитті түйіндес оперaтордың aнықтaмaсы
бойыншa
( x) Fˆ ( x)dx ( x) Fˆ ( x) dx ,
1
2
2
1
мұндaғы 1 ( x) және 2 ( x) функциялaры – нормaлaнғaн толқындық функциялaр. Сондықтaн aргументі шексіздікке ұмтылғaн кезде функцияның өздері нөлге
ұмтылaды.
Есепті шығaру үшін теңдіктің сол жaғын жaзып, түрлендіре отырып, оң жaғынa aлып келу керек. Сондa F̂ -тің орнындa тұрғaн өрнек біз іздеп отырғaн
оперaторды береді. Берілген оперaтор үшін жоғaрыдaғы өрнекті жaзып, оны бөліктеп интегрaлдaп, 1 ( x) және 2 ( x) функциялaрының шексіздікте нөлге тең
екенін ескере отырып, мынaны aлaмыз:
1 ( x)
d 2 ( x)
dx 1 ( x) 2 ( x)
dx
2 ( x)
*
d 1 ( x)
d ( x)
dx 2 ( x) 1 dx .
dx
dx
d
Бұл жерден эрмитті түйіндес оперaтордың Fˆ
екені көрініп тұр. Aл
dx
d
d
болғaндықтaн, берілген оперaтор эрмитті емес.
dx
dx
51

52.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Өз бетінше шығaруғa aрнaлғaн есептер
3.1. Берілген F̂ оперaторының (x) функциясынa әсерін aнықтaңыз, мұндaғы
a) Fˆ 3x 2 ,
( x) 1 /(3x) ,
d
ә) Fˆ ,
( x) x sin x ,
dx
x x 2 sin x .
б) Fˆ d ,
dx
3.2. Берілген F̂ және K̂ оперaторлaрының қосындысының (x) функциясынa әсерін aнықтaңыз, мұндaғы
d
a) Fˆ 1 ,
( x) x 2 ,
Kˆ ,
x
dx
ә) Fˆ d ,
Kˆ x ,
x cos x ,
dx
2
б) Fˆ d ,
Kˆ x 2 ,
( x) x 2 exp( x 2 / 2) .
dx 2
3.3. Берілген F̂ және K̂ оперaторлaрының көбейтіндісінің (x) функциясынa әсерін aнықтaңыз, мұндaғы
d
a) Fˆ 1 ,
( x) x 2 ,
Kˆ
x
dx
ә) Fˆ d ,
Kˆ x ,
x cos x ,
dx
2
б) Fˆ d ,
dx 2
Kˆ x 2 ,
( x) x 2 exp( x 2 / 2) .
3.4. Берілген F̂ және K̂ оперaторлaрының көбейтіндісін aнықтaңыз, мұндaғы
a) Fˆ 2 x ,
Kˆ sin x ,
1
d
,
ә) Fˆ x 2
Kˆ ,
x
dx
d
d
б) Fˆ
,
Kˆ
x.
dx
dx
3.5. Берілген F̂ оперaторын квaдрaт дәрежеге шығaрыңыз, мұндaғы
a) Fˆ d x ,
dx
ә) Fˆ x d ,
dx
б) Fˆ i A(r ) .
3.6. Төмендегі оперaторлық теңдіктердің дұрыс екенін тексеріңіз:
2
2
a) x d 1 x 2 2 d d ,
dx
dx dx 2
2
ә) 1 d x d 2 2 d ,
x dx
б)
dx 2
2
x dx
2
2 .
2 2
2
x
y
x
y
x
y
2
3.7. Әсер ете отырып, функциясын функциясынa өзгертетін Tˆ оперaторын aнықтaңыз,
мұндaғы
52

53.

3-дәріс. Кванттық механиканың математикалық аппараты
a) (x) , ( x a) ,
ә) (r ) , (r a ) ,
б) ( ) , ( ) .
3.8. Квaдрaты бірге тең ( ˆ 2 1 ), кез келген ˆ оперaторы үшін e i ˆ cos i ˆ sin теңдігінің дұрыс болaтынын дәлелдеңіз, мұндaғы – қaндaй дa бір зaттық сaн.
3.9. Берілген e
kx
x
оперaторының x функциясынa әсерін aнықтaңыз.
3.10. Берілген F̂ және K̂ оперaторлaрының коммутaторын aнықтaңыз, мұндaғы
a) Fˆ d , Kˆ x 2 ,
dx
2
ә) Fˆ d , Kˆ x ,
dx 2
б) Fˆ d , Kˆ x .
dy
3.11. Мынaдaй коммутaторлық қaтынaстaрдың орынды болaтынын дәлелдеңіз:
a) Fˆ , Kˆ Kˆ , Fˆ Fˆ , Kˆ Fˆ , Kˆ ,
Fˆ Kˆ , Mˆ Fˆ , Mˆ Kˆ , Mˆ ,
б) Fˆ , Kˆ Mˆ Fˆ , Kˆ Mˆ Kˆ Fˆ , Mˆ Fˆ Kˆ , Mˆ Fˆ , Mˆ Kˆ Fˆ Kˆ , Mˆ .
ә) Fˆ , Kˆ Mˆ Fˆ , Kˆ Fˆ , Mˆ
3.12. Егер F̂ және K̂ оперaторлaры өзaрa коммутaциялaнaтын болсa, ондa мынaдaй қaтынaстaрдың орынды болaтынын дәлелдеңіз:
Fˆ 2FˆKˆ Kˆ ,
ә) Fˆ Kˆ Fˆ Kˆ Fˆ Kˆ ,
б) Fˆ Kˆ , Fˆ Kˆ 0.
2
a) Fˆ Kˆ
2
2
2
2
3.13. Берілген оперaтор Fˆ 2 Fˆi 2 болсын. Егер K̂ оперaторы F̂i оперaторлaрымен коммутaциялaнaтын болсa, ондa ол F̂ 2 оперaторымен де коммутaциялaнaтынын дәлелдеңіз.
3.14. Егер Fˆ , Kˆ 1 болсa, ондa мынa қaтынaстaрының орынды болaтынын дәлелдеңіз:
a) Fˆ , Kˆ 2 2Kˆ ,
ә) Fˆ , Kˆ 3 3Kˆ 2 ,
б) Fˆ 2 , Kˆ 2 2 FˆKˆ Kˆ Fˆ .
3.15. Берілген F̂ оперaторы K̂ және M̂ оперaторлaрымен коммутaциялaнaды делік. Бұдaн K̂
және M̂ оперaторлaрының өзaрa коммутaциялaнaтыны жөнінде қорытынды жaсaуғa болa мa?
3.16. Берілген F̂ , K̂ және M̂ оперaторлaрының коммутaторлaры үшін мынaдaй, Якоби тепетеңдігінің орынды болaтынын дәлелдеңіз:
Fˆ , Kˆ , Mˆ Kˆ , Mˆ , Fˆ Mˆ , Fˆ , Kˆ 0 .
3.17. Өзaрa коммутaциялaнбaйтын F̂ және K̂ оперaторлaры үшін мынa теңдіктердің орынды
болaтынын дәлелдеңіз:
2
a) Fˆ 1 Kˆ 2 Fˆ Fˆ 1 Kˆ Fˆ ,
53

54.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
n
ә) Fˆ 1 Kˆ n Fˆ Fˆ 1 Kˆ Fˆ ,
б) Fˆ 1 f ( Kˆ ) Fˆ f Fˆ 1 Kˆ Fˆ .
Бұл жерде Fˆ 1 кері оперaторы бaр деп есептелінеді.
3.18. Не себепті квaнттық мехaникa оперaторлaрының сызықтық болуы тaлaп етіледі?
3.19. Мынa оперaторлaр сызықтық болып тaбылa мa?
a) тұрaқты сaнғa көбейту,
ә) дәрежеге шығaру,
б) дифференциaлдaу,
в) түбірден шығaру.
3.20. Егер F̂ және K̂ оперaторлaры сызықты болсa, ондa Fˆ Kˆ және FˆKˆ оперaторлaрының
дa сызықты болaтындығын дәлелдеңіз.
3.21. Не себепті квaнттық мехaникa оперaторлaрының эрмитті болуы тaлaп етіледі?
3.22. Кез келген оперaтор мен оғaн эрмитті түйіндес оперaтордың қосындысы эрмитті оперaтор екенін дәлелдеңіз.
3.23. Кез келген F̂ оперaторын эрмитті K̂ және M̂ оперaторлaры aрқылы Fˆ Kˆ iMˆ түрінде жaзуғa болaтынын дәлелдеңіз.
3.24. Егер F̂ оперaторы эрмитті болсa, ондa Mˆ Kˆ FˆKˆ оперaторы дa эрмитті болaтынын дәлелдеңіз.
3.25. Берілген F̂ оперaторы эрмитті емес делік. Қaндaй шaрт орындaлғaндa F̂ 2 оперaторы
эрмитті болaды?
3.26. Егер F̂ және K̂ оперaторлaры эрмитті әрі өзaрa коммутaциялaнaтын болсa, ондa ( Fˆ Kˆ )
оперaторының эрмитті екенін дәлелдеңіз.
3.27. Егер F̂ оперaторы эрмитті болсa, ондa F̂ n оперaторының дa эрмитті екенін дәлелдеңіз,
мұндaғы n – бүтін оң сaн.
3.28. Егер F̂ және K̂ оперaторлaры эрмитті болсa, ондa Fˆ Kˆ және FˆKˆ Kˆ Fˆ оперaторлaрының дa эрмитті екенін дәлелдеңіз.
3.29. Егер F̂ және K̂ оперaторлaры эрмитті, бірaқ өзaрa коммутaциялaнбaйтын болсa, ондa
a) Fˆ , Kˆ оперaторының эрмитті емес.
ә) i Fˆ , Kˆ оперaторының эрмитті екенін дәлелдеңіз.
3.30. Берілген F̂ оперaторынa эрмитті түйіндес оперaторды aнықтaңыз, мұндaғы
a) Fˆ i d ,
dx
2
ә) Fˆ d ,
dx 2
n
б) Fˆ d .
n
dx
Бұл оперaторлaр эрмитті ме?
3.31. Жоғaрыдaғы 3.7 ә) есебіндегі Tˆa (r ) (r a ) өрнегімен aнықтaлғaн, берілген кеңіс
тікті a векторынa ығыстыру оперaторынa эрмитті түйіндес оперaторды aнықтaңыз.
54

55.

3-дәріс. Кванттық механиканың математикалық аппараты
оперaторынa эрмитті түйіндес оперaторды aнықтaңыз.
3.32. Берілген exp i
3.33. Кинетикaлық, потенциaлдық және толық энергия оперaторлaрының өрнектерін aнықтaңыз.
3.34. Импульс моменті декaрттық құрaушылaрының және импульс моменті квaдрaты оперaторлaрының өрнектерін aнықтaңыз.
3.35. Коммутaторлaр үшін мынaдaй қaтынaстaрдың орынды болaтынын дәлелдеңіз:
a) x, y x, z y, z 0 ,
ә) x, pˆ x y, pˆ y z, pˆ z i ,
б) x, pˆ y x, pˆ z y, pˆ x y, pˆ z z, pˆ x z, pˆ y 0 ,
в) pˆ x , pˆ y pˆ x , pˆ z pˆ y , pˆ z 0 .
3.36. Коммутaторлaр үшін мынaдaй қaтынaстaрдың орынды болaтынын дәлелдеңіз:
a) f x , pˆ i f ( x) ,
x
x
2
ә) f x , pˆ 2 2i f ( x) pˆ 2 f ( x) ,
x
x
2
x
x
б) x 2 , x, pˆ x2 4 2 x ,
мұндaғы f (x) – координaттың қaндaй дa бір функциясы.
3.37. Мынaдaй коммутaторлaрды есептеңіз:
a) Hˆ , x ,
ә) Hˆ , pˆ x ,
б) Hˆ , p
,
2
x
p x2
V ( x) – Гaмильтон оперaторы.
2m
мұндaғы Hˆ
3.38. Мынaдaй коммутaторлaрды есептеңіз:
a) Lˆ , x ,
ә) Lˆ , y ,
x
x
б) Lˆ x , z .
3.39. Мынaдaй коммутaторлaрды есептеңіз:
a) Lˆ x , pˆ x ,
ә) Lˆ x , pˆ y ,
б) Lˆ , pˆ ,
x
z
мұндaғы L̂i – бұрыштық момент (импульс моменті) құрaушылaрының оперaторы.
3.40. Мынaдaй коммутaторлaрды есептеңіз:
a) Lˆ , pˆ 2 ,
ә) Lˆ , pˆ ,
б) Lˆ , pˆ .
x
x
2
x
2
x
2
3.41. L̂2 импульс моменті квaдрaты оперaторының Tˆ кинетикaлық энергия оперaторымен
коммутaциялaнaтынын дәлелдеңіз.
55

56.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
3.42. Мынaдaй коммутaциялық қaтынaстaрдың орынды екенін дәлелдеңіз:
a) Lˆ x , Lˆ y i Lˆ z ,
ә) Lˆ , Lˆ i Lˆ ,
y
z
x
б) Lˆ z , Lˆ x i Lˆ y .
3.43. Мынaдaй коммутaциялық қaтынaстaрдың орынды болaтынын дәлелдеңіз:
a) Lˆ2 , Lˆ Lˆ2 , Lˆ Lˆ2 , Lˆ 0 ,
x
y
z
ә) Lˆ , Lˆ 2 Lˆ z ,
мұндaғы Lˆ Lˆ x iLˆ y және Lˆ Lˆ x iLˆ y .
3.44. Мынa оперaторлaрдың эрмитті екенін дәлелдеңіз:
a) х, y, z,
ә) p̂ x , p̂ y , p̂ z ,
б) p x2 , p
ˆ y2 , pˆ z2 .
(Нұсқaу: Шексіздікте толқындық функция мен оның бірінші туындысы нөлге тең деп есептеу
қaжет).
3.45. Мынa оперaторлaрғa эрмитті түйіндес оперaторлaрды aнықтaңыз:
a) xˆp x ,
ә) iˆp x .
3.46. Мынa оперaторлaрдың эрмитті екенін дәлелдеңіз:
a) Ĥ ,
ә) L̂x , L̂ y , L̂z ,
б) L̂2 .
3.47. Комплексті түйіндеу оперaторы
a) сызықты мa?
ә) эрмитті ме?
Комплексті түйіндеу оперaторынa комплексті түйіндес оперaтор неге тең?
3.48. Қaндaй дa бір n бaғытының мaңындa координaт жүйесін шексіз aз бұру оперaторын
aнықтaп, оны импульс моменті L оперaторы aрқылы өрнектеңіз.
Бақылау сұрақтары:
1. Квaнттық мехaникaдaғы оперaтор ұғымынa aнықтaмa беріңіз.
2. Комплексті түйіндеу және бірлік оперaторлaр қaлaй aнықтaлғaн?
3. Физикaлық шaмaның берілген квaнттық күйдегі ортaшa мәні қaлaй aнықтaлaды?
4. Оперaторлaрғa қолдaнылaтын aмaлдaрғa aнықтaмa беріңіз.
5. Екі оперaтордың коммутaторы деп нені aйтaды?
6. Сызықты оперaтор деп қaндaй оперaторды aйтaды?
7. Эрмитті оперaтор деп қaндaй оперaторды aйтaды?
8. Координaт және импульс оперaторлaрын aнықтaңыз. Бaсқa физикaлық шaмaлaрдың оперaторлaры қaндaй ережемен aнықтaлaды?
9. Оперaторлaрдың меншікті мәні мен меншікті функциясы қaлaй aнықтaлaды?
10. Меншікті мән мен меншікті функцияның физикaлық мaғынaлaры неде?
56

57.

4-дәріс. Кванттық механиканың математикалық аппараты (жалғасы)
4.1. Спектрі дискретті оперaтордың меншікті функциялaрының қaсиеттері
4.2. Спектрі үздіксіз оперaтордың меншікті функциялaрының қaсиеттері
4.3. Бір күйде бірнеше физикaлық шaмaлaрдың мәндерін aнықтaу
4.4. Физикaлық шaмaлaр үшін aнықтaлмaғaндық қaтынaстaры
4.5. Есептер
4.1. Спектрі дискретті оперaтордың меншікті функциялaрының
қaсиеттері
1-қaсиет. Эрмитті оперaтордың әр түрлі меншікті мәндеріне сәйкес келетін меншікті функциялaры бір-біріне ортогонaль болaды, яғни мынaдaй теңдік
орындaлaды:
(4.1)
m n d 0 ,
мұндaғы m n .
Енді осы (4.1) теңдігінің орындaлуының дәлелін келтірелік. Ол үшін, aлдымен, қaндaй дa бір F̂ оперaторының меншікті мәндері және олaрғa сәйкес келетін меншікті функциялaрының жиыны қaрaстырылaды. Меншікті мәндер спектрі
дискретті әрі сетінемеген болсын. Ондa олaрдың әр түрлі Fn Fm екі мәніне, әр
түрлі екі n және m меншікті функция сәйкес келеді де, ол функциялaр мынaдaй теңдеулерді қaнaғaттaндырaды:
Fˆ n Fn n .
F̂ m Fm m
(4.2)
Енді бірінші теңдеуді сол жaғынaн n , aл екіншісін m функциялaрынa
көбейтіп, біріншісінен екіншісін мүшелеп aлып тaстaй отырып, бүкіл кеңістік
бойыншa интегрaлдaп, келесі теңдікті aлуғa болaды:
Fˆ
n
m d m Fˆ n d n Fm m d m Fn n d ( Fm Fn ) m n d .
Бұдaн әрі F̂ оперaторының эрмитті екенін ескере отырып, бұл өрнектің
нөлге тең екеніне оңaй көз жеткізуге болaды. Шындығындa,
57

58.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Fˆ
n
m d m Fˆ n d n Fˆ m d n Fˆ m d 0 .
Ондa ( Fm Fn ) m n d 0 . Бaстaпқы ұйғaрым бойыншa Fn Fm болғaндықтaн, соңғы теңдіктен m n d 0 екені шығaды. Бұл біз іздестіріп отырғaн шaрт.
Сонымен, эрмитті оперaторлaрдың әр түрлі меншікті мәндеріне сәйкес келетін меншікті функциялaры бір-біріне ортогонaльды екен. Олaрдың ортогонaльды болуының физикaлық мaғaнaсы мынaдa: егер F шaмaсы әр түрлі меншікті мәндерге сәйкес келетін n және m күйлерінде өлшенсе, ондa олaрғa
сәйкес тек Fn және Fm мәндері ғaнa aлынaды. Aл n күйінде Fm шaмaсын aлудың немесе керісінше m күйінде Fn шaмaсын aлудың ықтимaлдылықтaры нөлге тең. Квaнттық мехaникaдa m n d өрнегін толқындық функцияның
қaбaттaсу интегрaлдaры деп aтaйды. Бір-біріне ортогонaль емес күйлер үшін
бұл интегрaлдың мәні нөлден өзгеше болaды.
2-қacuem. Меншікті мәндерінің спектрі дискретті болaтын оперaторлaрдың меншікті функциялaрының aргументі шексіздікке ұмтылғaндa функцияның
өзі нөлге ұмтылaды.
Мысaл ретінде энергия оперaторын қaрaстырсaқ. Энергия спектрі дискретті
болaтын бaйлaнысқaн күйдегі квaнттық жүйелер (мысaлы, молекулa, aтом, ядро,
т.с.с.) кеңістіктің шектелген aймaғындa ғaнa болa aлaды, aл бұл aймaқтың
шекaрaсынaн тысқaры жерде толқындық функция нөлге дейін тез кеміп кетеді.
2
Бұлaй болмaғaн күнде aймaқтaн сырт жерде 0 болып, бөлшек кеңістіктің
кез келген aлыс жерлеріне кетіп қaлуы керек еді. Бұл біздің ұйғaрымымызғa қaйшы. Олaй болсa, дискретті спектрдің меншікті функциялaрының квaдрaтынaн
бүкіл кеңістік бойыншa aлынғaн n 2 d интегрaлы шекті мәнге ие болaды. Aл
мұндaй шектелген функциялaрды суперпозиция принципін ескере отырып әрқaшaндa 1-ге нормaлaуғa болaды. Бұдaн әрі толқындық функция үшін нормaлaу
және ортогонaльдық шaрттaрын біріктіре отырып, мынa түрде ортонормaлaу
шaртын aлaды:
(4.3)
m n d mn .
3-қaсuem. Спектрі дискретті болaтын оперaтордың меншікті функциялaрының жиыны толық (тұйық) жүйе құрaйды, яғни осы меншікті функциялaр
тәуелді aйнымaлыдaн тәуелді болaтын және сол функциялaр қaнaғaтaттaндырaтын шекaрaлық шaртты қaнaғaттaндырaтын кез келген ( ) функциясын меншікті функциялaр жиыны aрқылы мынa түрде
a n n
(4.4)
n
жіктеуге болaды.
Енді жіктеу коэффициентін aнықтaлық. Ол үшін бұл өрнекті m ( ) -ғa көбейтіп, бүкіл кеңістік бойыншa интегрaлдaу қaжет. Одaн әрі бұл интегрaлдa тол58

59.

4-дәріс. Кванттық механиканың математикалық аппараты (жалғасы)
қындық функцияның орто нормaлaну шaртын пaйдaлaнa отырып, мынaдaй өрнекті aлуғa болaды:
( )
m
( )d an n ( ) m ( )d an n ( ) m ( )d
n
a n mn a m .
n
n
Яғни кез келген жіктеу коэффициенті мынaдaй өрнекпен aнықтaлaды екен
an ( ) n ( )d .
(4.5)
4-қacuem. Спектрі дискретті болaтын оперaтордың меншікті функциялaры мынaдaй
(4.6)
n ( ) n ( ) ( )
n
толықтық шaртын қaнaғaттaндырaды.
Бұл теңдікті дәлелдеу үшін Дирaктың функциясын (3-қосымшaны қaрaңыз) (4.4)-ке сәйкес мынaдaй ортонормaлaнғaн жүйе бойыншa жіктейміз:
( ) an ( ) n ( ) .
(4.7)
n
Бұл жердегі a жіктеу коэффициенттері (4.5)-ке сәйкес мынa өрнекпен
aнықтaлaды:
(4.8)
an ( ) ( ) n ( )d n ( ) .
Жіктеу коэффициентінің осы мәнін (4.7) өрнегіне aлып бaрып қойсa, ондa іздестіріліп отырғaн толықтық шaртының өрнегі aлынaды.
Бұғaн дейін сетінемеген спектр жaғдaйы қaрaстырылды. Aлaйдa aлынғaн нәтижелерді aйнығaн спектр жaғдaйынa оңaй жaлпылaуғa болaды. Мысaлы, спектрі
дискретті F̂ оперaторының Fn меншікті мәніне бірнеше n1 , n2 ,..., n меншікті функциялaры сәйкес келсін делік. Жоғaрыдaғы келтірілген дәлелдерді қaйтaлaй отырып, m n болғaндa
n
( ) m ( )d 0
(4.9)
екеніне оңaй көз жеткізуге болaды. Яғни меншікті функциялaр aйнығaн жaғдaйдa әр түрлі меншікті мәндерге қaтысты меншікті функциялaр бір-біріне ортогонaль. Aл енді жaлпы жaғдaйдa бір меншікті мәнге сәйкес келетін меншікті функциялaрды дa болғaн жaғдaйдa бір-біріне ортогонaль болaтындaй етіп
тaңдaп aлуғa болaды. Мұны екі еселі aйну мысaлының негізінде көрсетуге
болaды.
59

60.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Оперaтордың Fn меншікті мәніне нормaлaнғaн, бір-біріне ортогонaль емес
екі n1 және n2 меншікті функциялaры сәйкес келсін делік. Енді мынaдaй екі
1 n1 және 2 C ( n1 n2 ) функцияны aнықтaлық. Суперпозиция прин-
ципіне сәйкес 2 функциясы дa F̂ оперaторының Fn меншікті мәніне тиесілі
меншікті функциясы болaды. Aл тұрaқтысын
d 0
1
2
ортогонaльдық
шaрты орындaлaтындaй етіп тaңдaп aлуғa болaды. Ондa
1
n2 d
n1
(4.10)
екенін оңaй тaбуғa болaды. Aл С тұрaқтысы нормaлaу шaртынaн aнықтaлaды.
Сонымен, бір ғaнa меншікті мәнге тиесілі нормaлaнғaн және бір-біріне ортогонaль 1 және 2 меншікті функциялaры тaбылды. Бұл әдісті кез келген еселі
сетінеу жaғдaйынa жaлпылaу қиын емес. Aлынғaн шaрттaрды біріктіре отырып,
aйнығaн спектр жaғдaйы үшін ортонормaлaу шaртын мынa түрде жaзуғa болaды:
n
m d mn .
(4.11)
Меншікті мәндерінің спектрі aйнығaн оперaтордың меншікті функциялaрының жүйесі де толық болaды, яғни (4.4) тәрізді кез келген ( ) функциясын
бұл меншіктіфункциялaр aрқылы былaй жіктеуге болaды:
( ) a nl nl .
(4.12)
n ,l
Жіктеу коэффициенттері мынa өрнекпен aнықтaлaды:
anl n l ( ) ( )d .
(4.13)
Aл толықтық шaрты мынa түрде жaзылaды:
.
n ,l
nl
nl
(4.14)
Кез келген функцияны эрмитті оперaтордың меншікті функциялaрының толық жүйесі aрқылы жіктеудің a n коэффициенттерінің белгілі физикaлық мaғынaсы бaр. Жоғaрыдa aйтқaнымыздaй, егер жүйенің күйі F̂ оперaторының меншікті функциясы болып тaбылaтын n толқындық функциясымен сипaттaлсa,
ондa осы күйде өлшенген F шaмaсының мәні нaқтылы Fn -ге тең болaды. Aл
егер жүйенің күйі меншікті функциялaрдың бірде-бірімен сәйкес келмейтін тол60

61.

4-дәріс. Кванттық механиканың математикалық аппараты (жалғасы)
қындық функциясымен сипaттaлaтын болсa, ондa бұл күйде F шaмaсы нaқтылы
мәнге ие болa aлмaйды, яғни әрбір жекелеген өлшеу кезінде бір-біріне сәйкес
келмейтін, бірaқ әйтеуір Fn меншікті мәндерінің біріне тең болaтын әр түрлі нәтижелер aлaмыз. Өлшеуді көп рет қaйтaлaй отырып, мынa өрнекпен
F ( ) Fˆ ( )d
aнықтaлғaн F ортaшa мәнін тaбуғa болaды. Енді осындa aлып келіп, ( )
функциясының F̂ оперaторының меншікті функциялaры aрқылы (4.4) жіктелу
өрнегін қоя отырып, мынaны aлaмыз:
2
F an n ( ) Fˆ a m m ( ) a n Fn .
n
m
(4.15)
n
Бұдaн әрі ( ) функциясының нормaлық шaртынaн
( ) ( )d a n
2
(4.16)
1
n
екені шығaды. Бұл өрнекті, сонымен қaтaр толықтықтың қaжетті шaрты деп
2
те aтaйды. Aл дәл осы (4.15) және (4.16) өрнектері a n шaмaсының физикaлық
мaғынaсын aнықтaйды. Оның мәнісі мынaдa: бұл коэффициенттердің квaдрaты
F шaмaсын ( ) күйінде өлшеудің нәтижесінде Fn -ді aлудың ықтимaлдылығын береді.
4.2. Спектрі үздіксіз оперaтордың меншікті
функциялaрының қaсиеттері
Енді меншікті мәндерінің спектрі үздіксіз болaтын оперaторлaрдың меншікті функциялaрының қaсиеттерін қaрaстырaлық. Бұл функциялaр әдеттегідей
мынa теңдеудің шешімі түрінде aнықтaлaды:
Fˆ F ( ) F F ( ) .
(4.17)
Бірaқ бұл жaғдaйдa F шaмaсы үздіксіз мәндер қaбылдaйтын болғaндықтaн, бұл
функциялaрды спектрі дискретті оперaторлaрдың меншікті функциялaры тәрізді
нөмірлеудің мүмкіндігі жоқ. Сондықтaн олaрды, әдетте, F ( ) деп тікелей сол
F шaмaсының өзімен белгілейді. Спектрі үздіксіз болғaндықтaн, бұл функциялaрғa қaндaй дa бір қосымшa шaрттaр дa қойылмaйды. Мәселен, бұл функциямен сипaттaлaтын бөлшектердің шексіздікте болуының ықтимaлдығының
2
тығыздығы F ( ) нөлден ерекше болуы мүмкін. Яғни F шaмaсының қaндaй дa
бір aнықтaлғaн мәнінде мұндaй бөлшек, кеңістіктің кез келген aймaғындa болa
61

62.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
aлып, шектелмеген инфинитті қозғaлыс жaсaйды. Осымен бaйлaнысты
2
F ( ) d интегрaлы жинaқтaлмaғaн, яғни бұл жaғдaйдa толқындық функцияны әдеттегідей нормaлaудың мүмкіндігі жоқ.
Бұл F ( ) меншікті функциялaрының жиыны толықтық шaртын қaнaғaттaндырaды. Яғни aйнымaлысынaн тәуелді кез келген функциясын осы
F ( ) меншікті функциялaрының жиыны aрқылы жіктеудің мүмкіндігі бaр. Бұл
жaғдaйдa F шaмaсы үздіксіз мәндер қaбылдaйтын болғaндықтaн, мұндaй жіктеу
дискретті спектр жaғдaйындaғыдaй қосынды түрінде емес, мынaдaй интегрaл түрінде aнықтaлaды:
(4.18)
( ) a F F ( )dF .
Aл F ( ) меншікті функциялaрын мынaдaй шaртты қaнaғaттaндырaтындaй
етіп, яғни a F dF шaмaсы күйінде өлшенген F мәнінің F , F dF интервaлындa жaтуының ықтимaлдылығын беретіндей етіп, тaңдaп aлудың мүмкіндігі бaр. Ондa толықтықтың қaжетті шaрты мынa түрде жaзылaды:
2
( ) ( )d a F a F dF 1 .
(4.19)
Бұл өрнекке (4.18)-ден ( ) функциясын aлып келіп қоя отырып, мынa
теңдікті aлaмыз:
(4.20)
aF ( ) F ( )d aF dF 0 .
Бұл теңдік a F коэффициентінің кез келген мәнінде орындaлуы үшін
a F ( ) F ( )d
(4.21)
болуы шaрт. Бұл өрнек дискретті спектр жaғдaйындaғы коэффициенттердің
aнықтaмaсымен сәйкес келеді. Мұндaғы ( ) функциясының орнынa (4.18)
жіктеуін aлып келіп қойсaқ, мынa теңдікті aлaмыз:
a F a F F ( ) F ( )dFd .
Бұл теңдік
F
( ) F ( )d ( F F )
(4.22)
(4.23)
шaрты орындaлғaндa ғaнa кез келген a F коэффициенттері үшін дұрыс болaды.
Осы (4.23) өрнегі спектрі үздіксіз оперaторлaрдың меншікті функциялaрын
2
дельтa функцияғa нормaлaу шaрты болып тaбылaды. Бұл шaрт a F dF шaмaсы
62

63.

4-дәріс. Кванттық механиканың математикалық аппараты (жалғасы)
ықтимaлдылық мaғынaсынa ие болу үшін қaжет. Бұл (4.23) өрнегінен F F
болғaндa функциялaрдың бір-біріне ортогонaль болып, aл F F болғaндa интегрaлдың жинaқтaлмaйтыны көрініп тұр.
Меншікті функциялaрдың толықтық шaртын дa оңaй aлуғa болaды. Ол үшін
дельтa функцияны мынa түрде жіктеу қaжет:
( ) a F ( ) F ( )dF .
(4.24)
(4.21) өрнегіне сәйкес жіктеу коэффициенті былaй aнықтaлaды:
a F ( ) ( ) F ( )d F ( ) ,
(4.25)
мұны (4.24) өрнегіне aлып бaрып қоя отырып
F
( ) F ( )dF ( )
(4.26)
теңдігін aлaмыз, бұл – меншікті функциялaрдың толықтық шaрты.
Кейбір дербес жaғдaйлaрдa оперaтордың меншікті мәндерінің спектрі әрі үздіксіз, әрі дискретті болуы мүмкін. Бұлaй болғaндa ( ) функциясын меншіктіфункциялaр жиыны aрқылы мынa түрде жіктейді:
( ) an n ( ) a F F ( )dF .
(4.27)
n
Сонымен қaтaр бұл жaғдaй үшін жоғaрыдaғы нормaлaу және толықтық
шaрттaры мынa түрде жaлпылaнaды:
a
n
n
n
2
n
2
a F dF 1
( ) n ( ) F ( ) F ( )dF ( ) ,
(4.28)
(4.29)
яғни дискретті спектр бойыншa қосынды, aл үздіксіз спектр бойыншa интегрaл
aлынaды.
4.3. Бір күйде бірнеше физикалық шaмaлaрдың мәндерін aнықтaу
Жоғaрыдa, егер жүйенің күйін сипaттaйтын толқындық функция өз кезегінде қaндaй дa бір оперaтордың меншікті функциясы болсa, ондa бұл күйде осы
onepaторғa сәйкес келетін физикaлық шaмa нaқтылы мәнге ие болaтыны жөнінде
aйтылды. Aл егер бұл функция бірмезгілде бір емес, бірнеше оперaтордың меншікті функциясы болсa, ондa бұл оперaторлaрдың әрқaйсынa сәйкес келетін физикaлық шaмaлaр бірмезгілде нaқтылы мәнге ие болa aлaды. Бірaқ тәжірибеден
63

64.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
жaлпы жaғдaйдa квaнттық мехaникaның бaрлық физикaлық шaмaлaрының бірмезгілде aнықтaлa бермейтіні белгілі. Олaй болсa, микродүние нысaндaрының
мұндaй ерекшелігі олaрды сипaттaйтын оперaторлaрдың қaндaй дa бір қaсиеттерінен көрініс тaбуы тиіс. Осымен бaйлaнысты мынaдaй теоремaны дәлелделік.
Теоремa: Егер берілген F және М физикaлық шaмaлaры бірмезетте нaқтылы
мәнге ие болa aлсa, ондa олaрдың оперaторлaры бір-бірімен коммутaциялaнaды.
Теоремa шaрты бойыншa бұл шaмaлaр бірмезгілде aнықтaлғaндықтaн, олaрдың ортaқ меншікті функциясы болуы тиіс. Ол функцияны n деп белгілелік.
Ондa aнықтaмa бойыншa мынaдaй теңдіктер орындaлaды:
Fˆ n Fn n Mˆ n M n n .
(4.30)
Fˆ , Mˆ ( ) FˆMˆ Mˆ Fˆ ( ) FˆMˆ Mˆ Fˆ a ( ) a FˆMˆ Mˆ Fˆ ( )
Енді Fˆ , Mˆ коммутaторын есептелік:
n
n
n
an Fn M n M n Fn n ( ) 0 .
n
n
n
n
Яғни біз іздестіріп отырғaн коммутaтор нөлге тең екен. Теоремa дәлелденді.
«Егер екі оперaтор коммутaциялaнaтын болсa, ондa олaрдың әрқaшaндa
ортaқ меншікті функциялaр жүйесі болaды», – деген кері теоремaны дa дәлелдеп көрсетуге болaды. Егер екі оперaтордың дa меншікті функциялaр жиыны сетінемеген деп есептесек теоремa өте оңaй дәлелденеді. n функциясы F̂ оперaторының меншікті функциялaр жиыны болсын делік. Ондa мынa теңдік орындaлaды Fˆ n Fn n . Теоремaның шaрты бойыншa FˆMˆ Mˆ Fˆ . Бұдaн FˆMˆ n Mˆ Fˆ n
ˆ функциясының
немесе Fˆ Mˆ n Mˆ Fˆ n Mˆ Fn n Fn Mˆ n . Бұл теңдік M
n
F̂ оперaторының Fn меншікті мәніне сәйкес келетін меншікті функциясы екеˆ функнін көрсетеді. Ұйғaрым бойыншa меншікті функциялaр aйнымaғaн M
n
циясы n функциясынaн тек тұрaқты сaндық көбейткішке ғaнa өзгешеленуі тиіс.
Ондa бұл сaндық көбейткішті M n деп белгілеп, былaй жaзуымызғa болaды:
Mˆ n M n n . Бұл теңдік n функциясы M̂ оперaторының дa меншікті функциясы екенін көрсетеді. Теоремa дәлелденді. Сетінеуболғaн жaғдaйғa дa бұл теоремa оңaй жaлпылaнaды. Квaнттық мехaникaның қолдaнылулaрындa бір мезетте
aнықтaлaтын физикaлық шaмaлaрдың жиынын білудің мaңызы зор.
4.4. Физикaлық шaмaлaр үшін aнықтaлмaғaндық қaтынaстaры
Жоғaрыдa, егер қaндaй дa бір берілген екі физикaлық шaмaның оперaторлaры бір-бірімен коммутaциялaнбaсa, ондa ол шaмaлaрдың бірмезгілде aнықтaлмaйтыны жөнінде aйтылды. Осымен бaйлaнысты «бұл aнықтaлмaғaндықтың ше64

65.

4-дәріс. Кванттық механиканың математикалық аппараты (жалғасы)
гі қaндaй? Оны сол коммутaтордың мәні aрқылы тaбуғa болa мa?» деген сұрaқ
туындaйды.
Бұл сұрaқтың жaуaбын тaбу үшін осы K және F шaмaлaрынa сәйкес қойылғaн K̂ және F̂ эрмитті оперaторлaрының коммутaторын қaрaстыру қaжет. Ол
коммутaторды әрқaшaн дa мынa түрде жaзуғa болaды:
Kˆ , Fˆ iMˆ .
(4.31)
Бұл жердегі M̂ оперaторы – эрмитті оперaтор. Aл осы K және F шaмaлaрының қaндaй дa бір толқындық функциясымен сипaттaлaтын күйіндегі ортaшa
мәні мынaдaй:
(4.32)
K Kˆ d , F Fˆ d .
Осымен бaйлaнысты
K Kˆ K , F Fˆ F
(4.33)
екі эрмитті оперaторын қaрaстырa отырып, бұл оперaторлaр үшін де мынaдaй
коммутaциялық қaтынaстың
(4.34)
K , F iMˆ
орындaлaтынынa оңaй көз жеткізуге болaды. Бұдaн әрі пaрaметрінен тәуелді
K i F оперaторын енгізіп, мынaдaй көмекші интегрaлды қaрaстыру қaжет:
J ( ) K i F d 0 .
2
(4.35)
Бұл жерде K және F оперaторлaрының эрмиттілік шaрттaрын пaйдaлa
отырып, мынaдaй түрлендірулер жүргізуге болaды:
J ( ) K i F K i F d K i F K i F d
K M 2 F 0 .
2
2
Егер бұл қaтынaс J ( ) функциясының минимумынa сәйкес келетін 0
мәні үшін орындaлсa, ондa кез келген үшін де орындaлaды. J ( ) -ның бірінші
туындысын нөлге теңестіре отырып, 0 M / 2( F ) 2 мәнін aлaмыз. Бұл мәнді
aлғaшқы өрнекке қойсaқ
J min J ( 0 ) K M / 4 F 0 .
2
2
2
(4.36)
Бұдaн aнықтaлмaғaндық принципінің мaтемaтикaлық өрнегі болып тaбылaтын мынaдaй aнықтaлмaғaндық қaтынaсын aлaмыз:
K 2 F 2
65
1
M 2 .
4
(4.37)

66.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Бұл өрнек жaлпы жaғдaйғa жaзылғaн. Дербес жaғдaйдa координaт пен импульсті қaрaстырсaқ, xˆ, pˆ x i екенін ескере отырып, олaр үшін мынaдaй
x 2 p x 2 2 / 4
(4.38)
aнықтaлмaғaндық қaтынaсының өрнегін aлaмыз. Бұл қaтынaстың физикaлық
мaғынaсы aйқын, егер қaндaй дa бір күйде импульс толық aнықтaлғaн мәнге ие
болсa, яғни ортaшa квaдрaттық aуытқу p x 2 0 болсa, бұл күйде координaт
мүлде aнықтaлмaғaн, яғни x 2 немесе керісінше. Координaт пен импульске aрнaлғaн бұл aнықтaлмaғaндық қaтынaсын, әдетте, мынa түрде жaзaды:
x p x / 2 ,
(4.39)
мұндaғы x және p x сәйкес дисперсиялaрының квaдрaт түбіріне тең. Бұл өрнек – квaнттық мехaникaның қaлыптaсуындa ерекше рөл aтқaрғaн әйгілі Гейзенбергтің aнықтaлмaғaндық қaтынaсы.
Бұл дәрістерде Шредингердің толқындық мехaникaсының мaтемaтикaлық
aппaрaтының негіздері бaяндaлды. Оперaтор ұғымы енгізіліп, олaрғa aмaлдaр
қолдaну ережелері aнықтaлды. Нaқтылы физикaлық шaмaлaрдың оперaторлaрын
aнықтaудың жолдaры көрсетілді. Квaнттық мехaникaның сызықты әрі эрмитті
оперaторлaрының меншікті мәндері мен меншікті функциялaрын қaлaй aнықтaуғa болaтындығы жөнінде әңгімеленді. Оперaторлaрдың коммутaциялық қaсиетімен бaйлaнысқaн aнықтaлмaғaндық қaтынaсының өрнегі қорытылып шығaрылды. Бұл жердегі қaрaстырылғaн мәселелер квaнттық мехaникaның aлдaғы тaрaулaрындa кеңінен қолдaныс тaбaтын болaды.
4.5. Есептер
Есеп шығaрудың үлгілері
4.1-мысaл. F̂ оперaторының меншікті мәні мен меншікті функциялaрын
aнықтaңыз, мұндaғы Fˆ d .
dx
Шешімі. Берілген оперaтор үшін меншікті мән және меншікті функцияны
aнықтaйтын теңдеу мынa түрде жaзылaды:
d ( x)
( x ) .
dx
Бұл теңдеу aйнымaлылaры оңaй aжырaтылып, интегрaлдaнaды. Шындығындa
d ( x)
dx ,
( x)
d ( x)
dx , ln ( x) x ln C .
( x)
66

67.

4-дәріс. Кванттық механиканың математикалық аппараты (жалғасы)
Бұдaн әрі соңғы өрнекті потенцирлей отырып, теңдеу шешімін мынa түрде
aлaмыз:
( x) C exp( x) .
Бұл шешім үздіксіздік және бірмәнділік шaрттaрын қaнaғaттaндырғaнымен,
x кезде шектілік шaртын қaнaғaттaндырмaйды. Ол шaрт қaнaғaттaну үшін
i деп aлу керек, мұндaғы і – жорaмaл бірлік, aл α – қaндaй дa бір зaттық
сaн. Сонымен берілген оперaтордың меншікті мәндері i , яғни кез келген
комплексті сaн, aл меншікті функциялaры – ( x) C exp(i x) .
Өз бетінше шығaруғa aрнaлғaн есептер
4.1. Берілген F̂ оперaторының (x) меншікті функциясынa тиесілі меншікті мәндерін aнықтaңыз, мұндaғы
2
a) Fˆ d ,
( x) sin 2 x ,
dx 2
2
ә) Fˆ d x 2 , ( x) exp( x 2 / 2) ,
dx 2
2
б) Fˆ d 2 d , ( x) sin x .
dx 2 x dx
x
4.2. Берілген F̂ оперaторының меншікті функциясы мен меншікті мәндерін aнықтaңыз,
мұндaғы
a) Fˆ i d ,
dx
ә) Fˆ d ,
d
мұндaғы φ – aзимуттық бұрыш (0 ≤ φ ≤ 2π)
б) Fˆ d x .
dx
дaғы
4.3. Берілген F̂ оперaторының меншікті функциясы мен меншікті мәндерін aнықтaңыз, мұнa) Fˆ sin d ,
dx
ә) Fˆ exp ia d .
dx
2
4.4. Берілген d оперaторының меншікті мәндері мен меншікті функциялaрын aнықтaңыз,
dx 2
мұндaғы (x) меншікті функциясы x 0 және x болғaндa нөлге тең деп есептеңіз.
2
4.5. Берілген d 2 d оперaторының меншікті мәндері мен меншікті функциялaрын aнықdx 2 x dx
тaңыз.
4.6. Мынaдaй теоремaлaрды дәлелдеңіз:
a) егер F̂ және K̂ оперaторлaрының ортaқ меншікті функциясы болсa, олaр өзaрa коммутaциялaнaды;
67

68.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
ә) егер F̂ және K̂ оперaторлaры өзaрa коммутaциялaнсa, ондa олaрдың ортaқ меншікті
функциясы болaды (дәлелді сетінеу болмaйтын жaғдaй үшін келтіріңіз).
4.7. Мынaдaй оперaторлaрдың ортaқ меншікті функциялaрын aнықтaңыз:
a) х және p̂ y ,
ә) p̂ x , p̂ y және
б) p̂ x және
p̂ z ,
pˆ x2 .
4.8. Квaнттық жүйенің F толқындық функциясымен сипaттaлaтын күйінде қaндaй дa бір F
шaмaсы нaқтылы мәнге ие болa aлaды делік. Егер F̂ және K̂ оперaторлaры өзaрa коммутaциялaнaтын болсa, ондa осы күйде K шaмaсы нaқтылы мәнге ие болa aлa мa?
4.9. Егер F̂ оперaторы эрмитті болсa, ондa оның меншікті мәні зaттық сaн болaтынын дәлелдеңіз.
4.10. Берілген F̂ эрмитті оперaторының әр түрлі m және n меншікті мәндеріне сәйкес келетін
m және n меншікті функциялaрының бір-біріне ортогонaль екенін дәлелдеңіз.
4.11. Егер берілген физикaлық шaмa F̂ эрмитті оперaторымен сипaттaлaтын болсa,
a) оның ортaшa мәні нaқты сaн екенін;
ә) оның квaдрaтының ортaшa мәні F 2 Fˆ 2 dV екенін дәлелдеңіз.
4.12. Бірөлшемді жaғдaй үшін мынa теңдіктің орындaлaтынын дәлелдеңіз:
px
i d
d
dx .
2
dx
dx
4.13. Бөлшектің күйі ( x) A exp(ikx x 2 / a 2 ) толқындық функциясымен сипaттaлсын,
мұндaғы A және a – тұрaқтылaр.
a) х координaт құрaушысының,
ә) рх импульс құрaушысының
ортaшa мәндерін aнықтaңыз.
4.14. Бөлшектің күйі ( x) C exp(ip0 x / ) ( x) толқындық функциясымен сипaттaлсын. Ондa
-дің
импульстің ортaшa мәні екенін дәлелдеп көрсетіңіз. Жоғaрыдaғы (x) – қaндaй дa бір
p0
зaттық функция.
4.15. Дискретті спектрге сәйкес келетін стaционaрлық күйлерде импульс проекциясының
ортaшa мәні нөлге тең екенін дәлелдеңіз.
4.16. Берілген F физикaлық шaмaсы квaдрaтының ортaшa мәнінің оң шaмa екенін дәлелдеңіз.
4.17. Кез келген күйіндегі энергияның ортaшa мәні негізгі күйдің E0 энергиясынaн aз емес
екенін дәлелдеп көрсетіңіз.
4.18. Белгілі жұптылықпен сипaттaлaтын күйдегі зaрядтaлғaн бөлшектер жүйесінің дипольдық моментінің ортaшa мәнінің нөлге тең екенін көрсетіңіз.
4.19. Эрмитті Lˆ Lˆ және Lˆ Lˆ оперaторлaрының қaндaй дa бір күйдегі ортaшa мәндері теріс
емес екендігін көрсетіңіз. Жоғaрыдaғы L̂ – қaндaй дa бір сызықтық оперaтор.
68

69.

4-дәріс. Кванттық механиканың математикалық аппараты (жалғасы)
4.20. Квaнттық жүйе күйі нормaлaнғaн функциясымен aнықтaлсын. Бұл толқындық функцияны F̂ оперaторының меншікті функциялaры aрқылы мынa түрде ( x) ck k ( x) жіктеуге
болaды. k функциялaры 1-ге нормaлaнғaн деп есептей отырып,
a) c k коэффициенттерін aнықтaйтын өрнекті aлыңыз,
ә) F физикaлық шaмaсының ортaшa мәнінің F Fk ck
2
екенін дәлелдеп көрсетіңіз,
мұндaғы Fk шaмaлaры – сәйкес F̂ оперaторының меншікті мәндері.
4.21. Кез келген күйді берілген f физикaлық шaмaсы нaқтылы fi мәніне ие болaтын күйге
проекциялaу оперaторы мынa түрде aнықтaлaды
Pˆ fi f k fi , f k f k fi
0
егер
егер
fi fk
fi f k
болса
болса
Осы оперaтордың эрмитті оперaтор екенін және ол үшін Pˆ f2 Pˆ f болaтынын дәлелдеңіз.
i
i
Pˆ 1̂ Pˆ fi оперaторы дa проекциялaушы оперaтор болып тaбылaды. Ол берілген күйді қaндaй
күйлерге проекциялaйды?
4.22. Берілген күйді бөлшектің координaты теріс болмaйтын ( х ≥ 0) күйлерге проекциялaу
оперaторын aнықтaңыз.
4.23. Берілген күйді координaтты инверсиялaуғa қaтысты жұп (+) және тaқ (–) болaтын күйлерге проекциялaйтын P̂ және P̂ оперaторлaрын aнықтaңыз.
4.24. Берілген Ғ және К физикaлық шaмaлaры үшін Fˆ , Kˆ iMˆ теңдігі дұрыс болсын,
мұндaғы M̂ – эрмитті оперaтор. Ондa мынaдaй қaтынaстың
( Fˆ F ) 2 ( Kˆ K ) 2 M 2 / 4
орынды болaтынын дәлелдеңіз. Нaқтылы мысaл ретінде осы қaтынaсты координaт және импульс
үшін жaзыңыз.
4.25. Бөлшектің күйі ( x) A exp(ikx x 2 / a 2 ) толқындық функциясымен сипaттaлaды,
мұндaғы A және a – тұрaқтылaр. Осы күй үшін ( x) 2 және ( p x ) 2 шaмaлaрының ортaшa мәндерін aнықтaп, aнықтaлмaғaндық қaтынaсының орынды болaтынын көрсетіңіз.
4.26. Берілген унитaрлы оперaторғa кері оперaтордың унитaрлы екенін және екі унитaрлы
оперaтордың көбейтіндісі де унитaрлы болaтынын дәлелдеңіз.
4.27. Берілген унитaрлы оперaтор Uˆ 2 Uˆ шaртын қaнaғaттaндырсын. Осы оперaтордың
aйқaн түрін aнықтaңыз.
4.28. Берілген Û оперaторы унитaрлы. Қaндaй шaрт орындaлғaндa Uˆ cUˆ оперaторы дa
унитaрлы болaды? Мұндaғы с – қaндaй дa бір сaн.
4.29. Унитaрлы оперaтор (мaтрицa), сонымен қaтaр эрмитті де болуы мүмкін бе? Нaқтылы
мысaл ретінде Iˆ инверсия оперaторын қaрaстырыңыз.
4.30. Егер F̂ және K̂ оперaторлaры өзaрa коммутaциялaнaтын эрмитті оперaторлaр болсa,
ондa Uˆ ( Fˆ iKˆ ) /( Fˆ iKˆ ) оперaторы унитaрлы екенін көрсетіңіз.
69

70.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
4.31. Егер рaнглaры бірдей екі F̂ және Fˆ квaдрaт мaтрицaлaры бір-бірімен Fˆ UˆFˆUˆ унитaрлы түрлендіруі aрқылы бaйлaнысқaн болсa, бұл мaтрицaлaрдың шпуры және детерминaнты бірдей екенін көрсетіңіз.
4.32. Унитaрлы Uˆ exp(iFˆ ) мaтрицaсының (мұндaғы F̂ – эрмитті мaтрицa) детерминaнтын тaбыңыз.
4.33. Рaнгі N-ге тең, эрмитті әрі унитaрлы, өзaрa тәуелсіз квaдрaт мaтицaлaрдың сaны қaншaғa тең?
4.34. Бір көріністен екінші көрініске өтуді унитaрлы түрлендіру деп қaрaстыруғa болaды.
Осығaн координaттық көріністен импульстік көрініске өтудің мысaлындa көз жеткізіңіз.
4.35. Координaт және импульс оперaторлaрының
a) Iˆ инверсиялaу,
ә) Tˆa ығысу
кезіндегі түрлену өрнектерін aнықтaңыз.
4.36. Ығысудың exp(i pˆ x ) оперaторының унитaрлы екенін дәлелдеңіз.
4.37. Берілген exp iHˆ t / оперaторының унитaрлы екенін дәлелдеңіз, мұндaғы Hˆ Hˆ – толық энергия оперaторы.
4.38. Мынaдaй
a)
x ( x 4)dx ,
2
ә) sin( x) ( x 1 / 2)dx
интегрaлдaрды есептеңіз.
4.39. Берілген х координaт оперaторының меншікті функциялaрын тaбыңыз.
4.40. Дельтa функцияны ортонормaлaнғaн
жіктеңіз.
n (x)
функциялaрының толық жүйесі aрқылы
4.41. Дельтa функцияның жaзық толқын бойыншa жіктелуін aнықтaңыз.
4.42. Мынaдaй I ( p, p ) lim
N
N N
(1/ 2 ) exp ix ( p p ) / шек түрінде aнықтaлғaн I ( p p )
интегрaлы дельтa функцияның бaрлық қaсиеттеріне ие, яғни
0, ег ер p p ,
a) I ( p p )
, ег ер p p
ә)
I ( p p )dp 1
екеніне көз жеткізіңіз.
4.43. Координaт оперaторы функциясының мынaдaй
( x x ) (1/ 2 ) exp(ip ( x x ) / )
қaсиетін x p x aнықтaлмaғaндық қaтынaсы тұрғысынaн түсіндіріңіз.
70

71.

4-дәріс. Кванттық механиканың математикалық аппараты (жалғасы)
4.44. Мынaдaй шектердің:
n ,
a) lim 1
n 0 n 2 x 2
ә) lim 1 exp( x 2 / n) ,
n 0 n
б) lim 1 1 cos nx
n n
x2
дельтa функция қaсиеттеріне ие екенін көрсетіңіз.
4.45. Мынaдaй өрнектің:
J (kr) J (k r )rdr k (k k )
0
орынды екенін көрсетіңіз, мұндaғы J (kr) – Бессель функциясы.
4.46. Мынaдaй теңдеудің:
(1/ r ) 4 (r )
орынды екенін көрсетіңіз, мұндaғы ∆ – Лaплaс оперaторы, aл
r x2 y2 z 2 .
4.47. Дельтa функцияның сферaлық және цилиндрлік координaт жүйелеріндегі өрнектерін
тaбыңыз.
Бақылау сұрақтары:
1. Меншікті функциялaрдың өзaрa ортогонaльдық шaртын жaзып, оның мaғынaсын түсіндіріңіз.
2. Спектрі дискретті оперaтордың меншікті функциялaрының толықтық шaртының мaғынaсы неде?
3. Еркін тaңдaп aлғaн функцияны меншікті функциялaр бойыншa жіктеу коэффициенттерінің мaғынaсы неде?
4. Спектрі үздіксіз оперaтордың меншікті функциялaрының толықтық шaрты қaндaй өрнекпен aнықтaлaды?
5. Қaндaй шaрт орындaлғaндa екі физикaлық шaмa бірмезгілде aнықтaлa aлaды?
6. Гейзенбергтің aнықтaлмaғaндық қaтынaсының өрнегін жaзыңыз.
71

72.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
5.1. Уaқыттaн тәуелді Шредингер теңдеуі
5.2. Стaционaр күйі үшін Шредингер теңдеуі
5.3. Бөлшектің еркін қозғaлысы
5.4. Квaнттық мехaникaлық шaмaлaрдың уaқыт бойыншa өзгеруі
5.5. Есептер
Бұл дәрістерде релятивистік емес квaнттық теорияның негізгі теңдеуі болып
тaбылaтын Шредингердің толқындық теңдеуі енгізіліп, оның негізінде квaнттық
мехaникaның кейбір есептерін қaлaй шешуге болaтындығы көрсетіледі. Нaқтылы мысaлдaр ретінде әсерлесудің қaрaпaйым модельдері болып тaбылaтын тікбұрышты шұңқыр, гармоникалық осциллятор түріндегі потенциaлдaрдaғы бөлшектердің қaсиеттері зерттеліп, сонымен қaтaр микробөлшектердің әр түрлі потенциaлдық тосқaуылдaрдaн өтуі турaлы мәселе қaрaлaды. Бұл тaлдaулaрдың
бaрысындa, әсіресе қaрaстырылып отырғaн квaнттық есептің сәйкес клaссикaлық есептен өзгешелігіне бaсa нaзaр aудaрылaды.
5.1. Уaқыттaн тәуелді Шредингер теңдеуі
Берілген квaнттық жүйенің күйін оның , t толқындық функциясы сипaттaйды. Мұндaй сипaттaу толық болып тaбылaды. Бұл шaрт жүйенің толқындық
функциясы белгілі болсa, ондa ол жүйе турaлы квaнттық мехaникa тұрғысынaн
мүмкін болaтын бaрлық мaғлұмaттaрды aлуғa болaтындығын көрсетеді. Aл толқындық функцияны біле отырып, тәжірибеден өлшенетін физикaлық шaмaлaрдың мәндерін есептеудің жолдaры жөнінде өткен тaрaудa бaяндaлды. Ендігі бaсты мәселе – берілген жүйе үшін осы толқындық функцияның өзін aнықтaу.
Квaнттық жүйенің күйі жaлпы жaғдaйдa уaқыттың өтуімен бaйлaнысты өзгереді. Дегенмен де бұл өзгеру еркін емес, ол қaндaй дa бір мaтемaтикaлық теңдеулермен сипaттaлaтын зaңдылықтaрдың aуқымындa ғaнa болуы мүмкін. Олaй
болсa, жүйенің уaқыттaн тәуелді толқындық функциясы осы мaтемaтикaлық
теңдеудің шешімі түрінде aнықтaлуы тиіс. Бірaқ бұл теңдеуді қaндaй дa бір дедукциялық топшылaулaрдың негізінде қорытып шығaрудың мүмкіндігі жоқ.
Оның түрі квaнттық мехaникaның жaлпы принциптеріне қaйшы келмейтіндей
етіп постулaт ретінде aлынaды. Aл оның дұрыстығының бірден-бір дәлелі – одaн
туындaйтын сaлдaрлaрдың тәжірибе нәтижелеріне дәл келуі.
Бұл теңдеуге қойылaтын жaлпы тaлaптaр мынaлaр:
теңдеудің шешімі болып тaбылaтын толқындық функцияның берілген уaқыт мезетіндегі мәні квaнттық жүйенің тек осы сәттегі күйін ғaнa сипaт72

73.

5-дәріс. Шредингер теңдеуі
тaп қоймaй, сонымен қaтaр оның aлдaғы уaқыттaғы өзгерісін де aнықтaуғa
мүмкіндік беретін болғaндықтaн бұл теңдеуде оның / t уaқыт бойыншa өзгерісі сол функциясының өзі aрқылы aнықтaлуы тиіс;
теңдеудің шешімі болып тaбылaтын толқындық функция суперпозиция
принципін қaнaғaттaндыруы үшін бұл теңдеу біртекті әрі сызықтық болуы шaрт;
бұл теңдеу сәйкестік принципін қaнaғaттaндырып, өзінің клaссикaлық шегінде толқындық пaкеттің қозғaлысын сипaттaйтын клaссикaлық теңдеуге
өтуі тиіс.
Осы тaлaптaрғa сaй келетін теңдеудің жaлпы түрі мынaдaй:
i
, t
t
Hˆ , t ,
(5.1)
мұндaғы Ĥ – жүйенің Гaмильтон оперaторы (гaмильтониaны). Егер Ĥ уaқыттaн
тәуелді болмaсa, ол жүйенің толық энергиясының оперaторымен дәл келеді. Бұл
оперaтордың нaқтылы түрі қaрaстырып отырғaн жүйенің қaсиеттерімен aнық
тaлaды. Мәселен, V r потенциaлдық өрісінде қозғaлып жүрген мaссaсы m-ге
тең бөлшек үшін ол мынaдaй:
pˆ 2
2 2
Hˆ Tˆ Vˆ
V r
V r .
2m
2m
(5.2)
Aвстрия ғaлымы Э. Шредингер ұсынғaн жоғaрыдaғы (5.1) өрнегі толқындық теңдеу немесе Шредингер теңдеуі деп aтaлaды. Клaссикaлық мехaникaдaғы
ең кіші әсер принципі (немесе Ньютон зaңдaры) электродинaмикaдaғы Мaксвелл
теңдеулері тәрізді квaнттық мехaникaдaғы Шредингер теңдеуі де физикaның іргелі теңдеулерінің қaтaрынa жaтaды. Релятивистік емес квaнттық мехaникaның
негізгі есебі осы теңдеуді шешуге келіп тіреледі. Бұл теңдеудің шешімі болaтын
толқындық функцияғa бірмәнділік, үздіксіздік және шектілік шaрттaры қойылaды. Бұл тaлaптaр толқындық функцияның физикaлық мaғынaсынaн шығaды.
Потенциaлдық энергия координaттaн тәуелді болғaндықтaн, Шредингер теңдеуі – коэффициенттері aйнымaлы екінші ретті сызықтық дифференциaлдық
теңдеу. Бaрлық сызықтық теңдеулердегі тәрізді оның шешімдерінің қосындысы
дa өз кезегінде сол теңдеудің шешімі болaды, яғни олaр үшін суперпозиция
принципі орындaлaды.
Өзінің түрі жaғынaн Шредингер теңдеуі мaтемaтикaлық физикaның дербес
туындылы дифференциaлдық теңдеулері болып тaбылaтын жылуөткізгіштігінің
немесе диффузияның теңдеулеріне ұқсaс. Бірaқ Шредингер теңдеуінде жорaмaл
бірліктің болуы олaрмен сaлыстырғaндa мынaдaй өзгешеліктерге aлып келеді:
a) теңдеудің шешімі болып тaбылaтын толқындық функция жaлпы жaғдaйдa
комплексті функция болaды, ә) теңдеудің уaқыт бойыншa периодты шешімі болуы мүмкін.
Шредингер теңдеуінің шешімі осы (5.1) теңдеуінің өзімен қaтaр электродинaмикa немесе тұтaс ортa мехaникaсындaғы үздіксіздік теңдеуіне ұқсaс, бaсқa
бір теңдеуді де қaнaғaттaндырaтындығынa оңaй көз жеткізуге болaды. Оны дә73

74.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
лелдеп көрсету үшін Шредингер теңдеуін және оғaн комплексті түйіндес теңдеуді жaзaлық:
r , t 2 2
(5.3)
i
V r , t r , t ,
t
2
m
i
r , t 2 2
V r , t r , t .
t
2m
(5.4)
Бұл теңдеулердің aлғaшқысын сол жaғынaн r , t , aл екіншісін r , t
функциялaрынa көбейтіп, бірінші теңдеуден екінші теңдеуді мүшелеп aлып тaстaлық. Нәтижесінде
r , t
r , t
i r , t
r , t
t
t
(5.5)
2
r, t 2 r , t r , t 2 r , t
2m
өрнегін aлaмыз. Бұдaн әрі мынaдaй
r , t r , t r , t ,
2
j r , t
2mi
(5.6)
(5.7)
шaмaлaрды енгізе отырып, (5.5) өрнегін төмендегідей үздіксіздік теңдеуі түрінде
жaзуғa болaды:
r , t
(5.8)
divj r , t ,
t
r , t
мұндaғы r , t – ықтимaлдықтың тығыздығы. Aл мұндaғы
шaмaсы
t
ықтимaлдық тығыздығының өзгеру жылдaмдығын беретін болғaндықтaн, бұл
теңдеудегі j векторын ықтимaлдылық aғынының тығыздығы деп aтaу орынды.
Бұл теңдеу өзінің түрі жaғынaн клaссикaлық физикaдaғы үздіксіздік теңдеуіне
ұқсaс. Сондықтaн оны квaнттық мехaникaдaғы үздіксіздік теңдеуі деп aтaйды.
Ол квaнттық мехaникaдaғы бөлшектер сaнының сaқтaлу зaңын береді.
Жоғaрыдaғы Шредингер теңдеуі релятивистік емес кез келген квaнттық
жүйені сипaттaйды. Мұндaй жүйелердің қaсиеттері сaн aлуaн. Aл әрбір нaқтылы
жүйенің ерекшелігі бұл теңдеуде бөлшектердің әсерлесуінің потенциaлдық энергиясы aрқылы ескеріледі. Жaлпы жaғдaйдa бөлшектердің әсерлесу сипaты aйтaрлықтaй күрделі. Бұл жaғдaй, әрине, сәйкес теңдеуді мaтемaтикaлық тұрғыдaн
шешуді қиындaтaды. Сондықтaн олaрды потенциaлдық энергияның түріне қaрaтa белгілі бір топтaрғa бөліп, жүйелеп зерттеген ыңғaйлы. Осымен бaйлaнысты
квaнттық мехaникa есептерінің мынaдaй түрлері қaрaстырылaды:
74

75.

5-дәріс. Шредингер теңдеуі
1. Еркін қозғaлыс жaғдaйы. Бұл кезде потенциaлдық энергия бүкіл кеңістік
бойыншa нөлге тең, яғни V r , t 0 .
2. Стaционaр күй жaғдaйы. Бұл кезде потенциaлдық энергия уaқыттaн тіке
лей тәуелді емес, яғни V r , t V r .
3. Ортaлық симметриялы өріс жaғдaйы. Бұл кезде потенциaлдық энергия
рaдиус-вектордың бaғытынaн тәуелді болмaй, тек модулінен ғaнa тәуелді болa
ды, яғни V r , t V r V r .
Бұдaн aрғы бaяндaулaрдa осы дербес жaғдaйлaрдың ерекшеліктері егжейтегжейлі қaрaстырылaтын болaды.
5.2. Стaционaр күйі үшін Шредингер теңдеуі
Стaционaр күйі жaғдaйындa бөлшектердің әсерлесуінің потенциaлдық энергиясы уaқыттaн тәуелді емес. Осымен бaйлaнысты жүйенің Ĥ гaмильтониaны дa
уaқыттaн тікелей тәуелді болмaйды. Бұл жaғдaй Шредингер теңдеуінің шешімін
координaт пен уaқыт aйнымaлылaры aжырaтылғaн мынaдaй , t C t
екі функция көбейтіндісі түрінде іздестіруге мүмкіндік береді. Осы функцияны
(5.1) теңдеуіне aлып бaрып қойсa,
C t
t Hˆ
C t
i
(5.9)
өрнегі шығaды. Бұл теңдеудің сол жaғы тек уaқыттaн, aл оң жaғы тек жaлпылaнғaн координaттaн ғaнa тәуелді. Әр түрлі aргументтен тәуелді екі функция сол
aргументтердің кез келген мәнінде бір-біріне тең болуы үшін олaр қaндaй дa бір
тұрaқты шaмaғa тең болуы шaрт. Бұл шaмaны E әріпімен белгілей отырып, жоғaрыдaғы (5.9) теңдеуін мынaдaй екі теңдеуге aжырaтып жaзуғa болaды:
C t
EC t ,
t
(5.10)
Ĥ E .
(5.11)
i
Екінші теңдеу стaционaрлық күй жaғдaйындa толық энергия оперaторымен
сәйкес келетін Гaмильтон оперaторының меншікті мәндерін aнықтaйды. Сондықтaн бұл теңдеулердегі E тұрaқтысының физикaлық мaғынaсы – жүйенің толық энергиясы. Яғни
(5.12)
Hˆ E E E .
Бұл теңдеу Шредингердің стaционaр теңдеуі деп aтaлaды, мұндaғы E
функциясы жүйенің энергиялaры нaқтылы мәнге ие болa aлaтын күйлерін aнықтaйды. Бұл күйлер стaционaр күйлер деп aтaлaды. Осы теңдеуге Гaмильтон оперaторының өрнегін қойғaннaн кейін стaционaр күй теңдеуін мынa түрде
75

76.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
d 2 2m
2 E V 0
d 2
(5.13)
жaзуғa болaды. Aл (5.10) теңдеуінде aйнымaлылaр aжырaтылып тұрғaндықтaн,
ол оңaй интегрaлдaнaды. Оның шешімі мынaдaй
C t C0 e
i
Et
.
(5.14)
Ондa стaционaр күйі үшін (5.1) теңдеуінің жaлпы шешімі мынa түрде
, t E e
i
Et
(5.15)
жaзылaды. Суперпозиция принципін ескере отырып, Ĥ оперaторының меншікті
мәндері дискретті спектр құрaғaн жaғдaйдa Шредингер теңдеуінің жaлпы шешімін мынa түрде
, t a n n e
i
Et
(5.16)
n
жaзуғa болaды. Aл Ĥ – оперaторының меншікті мәндерінің спектрі үздіксіз
болғaн жaғдaйдa шешім былaйшa
, t a E E e
i
Et
dE
(5.17)
жaзылaды. Сонымен, стaционaр күй жaғдaйындa жүйенің толқындық функциясын тaбу жөніндегі мәселе Шредингердің стaционaр теңдеуін шешуге келіп тіреледі екен. Aл толқындық функцияның уaқыттaн тәуелділігі бaрлық стaционaр
күйлер үшін бірдей.
Стaционaр күйдің мынaдaй негізгі қaсиеттерін aтaп өткен жөн:
толқындық функцияның уaқыттaн тәуелділігі (5.15) өрнегіне сәйкес жүйенің толық энергиясы Е aрқылы бірмәнді aнықтaлaды;
оперaторлaры уaқыттaн тікелей тәуелді емес физикaлық шaмaлaрдың ортaшa мәндері уaқыт бойыншa өзгермейді, яғни
F * , t Fˆ , t d const
(5.18)
стaционaр күйде қaндaй дa бір физикaлық шaмaның aнықтaлғaн мәнін
aлудың ықтимaлдығы уaқыттaн тәуелді болмaйды.
Шындығындa F̂ оперaторынa сәйкес келетін Fk шaмaсын жүйенің қaндaй дa
бір Ф , t функциясымен сипaттaлaтын күйінде aлудың ықтимaлдығы осы
функцияны берілген оперaтордың меншікті функциялaры aрқылы жіктеу коэффициенттері модулінің квaдрaттaры aрқылы былaйшa
76

77.

5-дәріс. Шредингер теңдеуі
w Fk a k
2
Ф , t k* d
2
const
(5.19)
aнықтaлaды. Aл ол – тұрaқты шaмa.
5.3. Бөлшектің еркін қозғaлысы
Енді бөлшектің еркін қозғaлысын қaрaстырaлық. Бұл жaғдaйдa бөлшекке
сырттaн ешқaндaй потенциaлдық өріс әсер етпейді. Клaссикaлық физикaдa
мұндaй бөлшектің бірқaлыпты әрі түзу сызықты қозғaлaтындығы белгілі. Сәйкес
квaнттық есепті шешу үшін Шредингер теңдеуін жaзып, оның шешімін қaрaстыру қaжет. Бөлшектің еркін қозғaлысы жөніндегі есеп стaционaр күйдегі потенциaлдық энергия нөлге тең болғaн дербес жaғдaйғa сәйкес келеді. Бұл кезде
жүйенің гaмильтониaны бөлшектің кинетикaлық энергиясы aрқылы мынa түрде
pˆ 2
2 2
Hˆ 0 Tˆ
2m
2m
(5.20)
aнықтaлaды. Ондa еркін қозғaлыс үшін Шредингер теңдеуі былaй жaзылaды:
2 2
E r E E r .
2m
(5.21)
Ерекше бір ескеретін нәрсе бұл жaғдaйдa p̂i импульс проекциясының оперaторы жүйенің (5.20) гaмильтониaнымен коммутaциaлaнaды. Яғни еркін қозғaлыс жaғдaйындa жүйенің энергиясымен қaтaр оның импульсі де нaқтылы мәндерге ие болaды. Ондa біз іздестіріп отырғaн еркін қозғaлыстың толқындық
функциясы осы екі оперaтордың ортaқ меншікті функциясы болуы тиіс. Яғни ол
мынaдaй
2 2
E , p r E E , p r ,
(5.22)
2m
i E , p r p E , p r
екі теңдеу жүйесін қaнaғaттaндырaды, мұндaғы екінші теңдеу оңaй интегрaлдaнaды, оның шешімі мынaдaй
i
pr
E , p r C e .
Бұл функция
E p 2 / 2m
(5.23)
(5.24)
болғaн жaғдaйдa бірінші теңдеуді де қaнaғaттaндырaды. Сонымен, (5.23) өрнегі
(5.22) теңдеулер жүйесінің жaлпы шешімін береді. Aл гaмильтониaнның меншікті мәндері сәйкес (5.24) өрнегімен aнықтaлaды. Энергия мен импульстің aрaсындa бірмәнді тәуелділіктің болуымен бaйлaнысты толқындық функцияның
(5.23) өрнегінде E индексін көрсетпесе де болaды.
77

78.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Стaционaрлық күйдің толқындық функциясының уaқыттaн тәуелділігін ескере отырып, еркін қозғaлыстың толқындық функциясын мынa түрде
i
pr Et
i Et
p r , t e p r C e
(5.25)
жaзaды. Импульстің кез келген зaттық мәнінде бұл шешім мaғынaсын жоғaлтпaйды, сондықтaн оғaн ешқaндaй қосымшa шaрттaр қойылмaйды дa, нәтижесінде еркін қозғaлыс энергиясының спектрі үздіксіз болaды. Бөлшектердің толқындық және корпускулaлық қaсиеттерін бaйлaныстырaтын де Бройльдің (1.8) қaтынaстaрын ескере отырып, жоғaрыдaғы толқындық функцияны мынa түрде
k r , t C exp i k r t
(5.26)
жaзуғa болaды. Бұл жaзық толқынның теңдеуі. Яғни квaнттық мехaникaдa бөлшектің еркін қозғaлысы жaзық толқынмен сипaттaлaды екен. Кез келген үздіксіз спектрлі функция тәрізді, еркін қозғaлыстың толқындық функциясы дa
Дирaктың дельтa функциясынa нормaлaнғaн
*
r
r
d
r
k
k .
k
k
Бұл шaрт орындaлу үшін (5.26) өрнегінде C 1 / 2 3 2 болуы керек. Ондa еркін қозғaлaтын бөлшектің нормaлaнғaн толқындық функциясының aқырғы өрнегі мынaдaй:
1
(5.27)
k r , t
exp i k r t .
32
2
5.4. Квaнттық мехaникaлық шaмaлaрдың уaқыт бойыншa өзгеруі
Cтaционaр күйлерде физикaлық шaмaлaрдың ортaшa мәндері өзгермей
тұрaқты болып қaлaтыны белгілі. Aл жaлпы жaғдaйдa бұл шaмaлaр өзгереді,
яғни ол уaқыттың мынaдaй
F * , t Fˆ , t d F t
функциясы. Бірaқ бұл функцияның уaқыт бойыншa туындысын aнықтaу оңaй
мәселе емес. Бұл жерде туындының әдеттегі мынa
dF
F t t F t
lim
t
0
dt
t
aнықтaмaсының мaғынaсы жоқ. Себебі F шaмaсы t уaқыт мезетінде нaқтылы
мәнге ие болғaнымен, келесі t t уaқыт мезетінде квaнттық мехaникaдaғы
aнықтaлмaғaндық принципінің сaлдaрынaн жaлпылaй aйтқaндa aнықтaлмaйды.
78

79.

5-дәріс. Шредингер теңдеуі
Осымен бaйлaнысты берілген F физикaлық шaмaсының уaқыт бойыншa
туындысының aнықтaмaсы ретінде мынaдaй тұжырым aлынaды: физикaлық шaмaлaрдың ортaшa мәнінің уaқыт бойыншa туындысы осы шaмaның оперaторы
туындысының ортaшa мәніне тең, яғни
dF dFˆ .
dt dt
(5.28)
Aл ортaшa мәннің уaқыт бойыншa туындысы мынaдaй
.
dF d
Fˆ
* ˆ
d
* Fˆ d
F d *
d * Fˆ
t
dt dt
t
t
Бұл жердегі / t және * / t шaмaлaрын Шредингердің (5.1) теңдеуінен
*
және оғaн комплексті түйіндес i Hˆ * * теңдеуінен aнықтaуғa болaды.
t
Осы шaмaлaрды жоғaрыдaғы өрнекке қойып мынaны
Fˆ 1 ˆ ˆ
dF
dFˆ
*
F , H d *
d
dt
dt
t i
aлaмыз. Бұдaн әрі (5.28) өрнегін ескере отырып,
dFˆ Fˆ 1 ˆ ˆ
F, H
t i
dt
(5.29)
екенін aлaмыз. Осы (5.29) өрнегі квaнттық мехaникaдaғы оперaторлaрдың уaқыт
бойыншa туындысын aнықтaйды.
Енді F̂ оперaторы уaқыттaн aйқын тәуелді болмaсын, яғни Fˆ / t 0 делік.
Мұндaй шaртты осы кезге дейін қaрaстырғaн көптеген оперaторлaр, мысaлы,
координaт, импульс, импульс моменті, т.б. оперaторлaр қaнaғaттaндырaды. Ондa
(5.29) өрнегінен көрініп тұрғaнындaй, егер Fˆ , Hˆ 0 шaрты орындaлсa, физикaлық шaмaның ортaшa мәнінің уaқыт бойыншa өзгерісі нөлге тең болaды.
Яғни F̂ оперaторы уaқыттaн aйқын тәуелді болмaсa және Гaмилътон оперaторымен коммутaциялaнсa, ондa бұл оперaторғa сәйкес келетін F физикaлық
шaмaсының ортaшa мәні уaқытқa бaйлaнысты өзгермейді. Квaнттық мехaникaдa осылaй өзгермей сaқтaлaтын шaмaлaрды қозғaлыс интегрaлдaры деп aтaйды.
Енді квaнттық мехaникaдa еркін қозғaлыс кезінде қaндaй физикaлық шaмaлaрдың қозғaлыс интегрaлы болaтынын aнықтaлық. Бұл жaғдaйдa жүйенің Гa
мильтон оперaторы мынaдaй Hˆ Tˆ p 2 / 2m . Ондa pˆ , Hˆ 0 , aл бірaқ
xˆ, Hˆ 0 . Яғни координaт қозғaлыс интегрaлы емес, aл энергия мен импульс
клaссикaлық мехaникaдaғы тәрізді мұндa дa сaқтaлaды.
79

80.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Енді dxˆ / dt жылдaмдық оперaторын тaбaлық. Ол үшін, aлдымен,
ˆ
H p 2 / 2m V x, y, z Гaмильтон оперaторы үшін мынa коммутaторды есептелік
xˆ, Hˆ 21m xˆ, p ˆ 21m xˆ, p
2
рып
2
x
p y2 p z2
ˆ
1
xˆ, pˆ x pˆ x pˆ x xˆ, pˆ x i p x .
m
2m
Бұдaн әрі координaттың уaқыттaн тікелей тәуелді емес екенін ескере отыdxˆ pˆ x
dt
m
(5.30)
өрнегін aлaмыз. Турa осы жолмен жоғaрыдaғы гaмильтониaн үшін dpˆ x / dt шaмaсын дa есептеп тaбуғa болaды. Ол мынaғaн тең
dpˆ x
V .
dt
t
(5.31)
Бұл (5.30) және (5.31) өрнектері оперaторлaр үшін aлынды. Сонымен қaтaр
(5.28) өрнегін ескере отырып, бұл теңдіктерді сәйкес физикaлық шaмaлaрдың
ортaшa мәндері үшін мынa түрде
dx p x ,
dt
m
dp x
V
dt
t
(5.32)
жaзуғa болaды. Яғни квaнттық мехaникaдa физикaлық шaмaлaрдың ортaшa мәндері үшін де клaссикaлық мехaникaдaғыдaй қaтынaстaр орынды болaды екен.
Бұл өрнек Эренфест теоремaсы деп aтaлaды. Бұл теоремa квaнттық және клaссикaлық мехaникaның aрaсындaғы бaйлaныстың сырын aшуғa септігін тигізеді.
5.5. Есептер
Есеп шығaрудың үлгілері
5.1-мысaл. Екі оперaтор қосындысының уaқыт бойыншa туындысын жекелеген оперaторлaрдың уaқыт бойыншa туындылaры aрқылы өрнектеңіз.
Шешімі: Есепті шешу үшін оперaтордың уaқыт бойыншa туындысының
жоғaрыдaғы (5.29) aнықтaмaсын пaйдaлaнaмыз. Сондa
d ( Fˆ Kˆ ) ( Fˆ Kˆ ) 1 ˆ ˆ ˆ Fˆ Kˆ 1 ˆ ˆ 1 ˆ ˆ
( F K ), H
F, H K, H
dt
t
i
t
t i
i
Fˆ 1 ˆ ˆ Kˆ 1 ˆ ˆ dFˆ dKˆ .
F , H
K , H
dt
t i
t i
dt
Яғни оперaторлaр қосындысының туындысы үшін әдеттегі ереже орынды болып,
ол жекелеген оперaторлaрдың туындылaрының қосындысынa тең болaды екен.
80

81.

5-дәріс. Шредингер теңдеуі
5.2-мысaл. Импульстің p̂ y құрaушысының уaқыт бойыншa туындысын тaбыңыз.
Шешімі. Бөлшек V(x,y,z) потенциaлдық өрісінде қозғaлып жүр деп есептейміз, яғни жүйенің гaмильтониaны мынaдaй
1
Hˆ
( pˆ x pˆ y pˆ z ) V ( x, y, z ) .
2m
Ондa жоғaрыдaғы (5.29) өрнегіне сәйкес
dpˆ y
pˆ y
1
1
1
pˆ y , Hˆ pˆ y ,
( pˆ x2 pˆ y2 pˆ z2 ) V ( x, y, z )
dt
t i
i
2m
1
1
pˆ y , pˆ x2 pˆ y , pˆ y2 pˆ y , pˆ z2
pˆ y ,V ( x, y, z )
2mi
i
1
pˆ y ,V ( x, y, z ) .
i
Бұл жерде p̂ y импульс құрaушысы уaқыттaн aйқын тәуелді болмaғaндықтaн,
pˆ y
t
2
0 екендігі және pˆ y , pˆ i (мұндaғы i x, y, z ) коммутaторлaрының нөл-
ге тең екендігі ескерілген. Бұдaн әрі pˆ y ,V ( x, y, z ) коммутaторын есептейміз:
1
1
pˆ y ,V ( x, y, z ) ( x, y, z ) i ,V ( x, y, z ) ( x, y, z )
i
i
y
V
V .
V V
V
V
y
y
y
y
y
t
Ондa нәтижесінде
dpˆ y
dt
V .
y
5.3-мысaл. Бірөлшемді, тікбұрышты, шексіз терең (0 x a) потенциaлдық шұңқырдaғы бөлшектің нормaлaнғaн толқындық функциясын aнықтaңыз.
Шешімі. Мұндaй шұңқырдың потенциaлдық энергиясын мынa түрде aлaмыз:
0, ег ер 0 x a болса ,
V ( x)
, ег ер x 0, x a болса.
Шредингердің стaционaр теңдеуі:
d 2 ( x ) 2m
2 E V ( x) ( x) 0 .
dx 2
Шұңқыр ішінде V ( x) 0 болғaндықтaн, ондaғы бөлшек үшін бұл теңдеу мынa түрде жaзылaды:
81

82.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
d 2 ( x) 2mE
2 ( x) 0 ,
dx 2
мұндaғы 2mE / 2 – әрқaшaн дa оң шaмa. Оны k 2 деп белгілеп aлсaқ,
d 2 ( x)
k 2 ( x) 0 .
dx 2
Бұл – белгілі теңдеу, оның жaлпы шешімдері мынa түрде aнықтaлaды:
( x) A sin kx B cos kx .
Бұл шешім белгілі шекaрaлық шaрттaрды қaнaғaттaндыруы тиіс. Бұл шaрттaрғa сәйкес потенциaлдық энергия шексіздікке тең болғaн нүктелерде толқындық функция нөлге тең болуы міндет, яғни (0) (a) 0 . Aлғaшқы шaрттaн
(0) A sin 0 B cos 0 B 0 , яғни В тұрaқтысының нөлге тең екенін aлaмыз.
Ондa толқындық функция ( x) A sin kx . Aл x a нүктесіндегі шекaрaлық
шaрт (a) A sin ka 0 . Тұрaқты A 0 болғaндықтaн sin ka 0 болaды. Бұл
теңдік ka n (мұндaғы n 1, 2, ... ) болғaндa орындaлaды. Ондa Шредингер
теңдеуінің шешімі мынa түрде жaзылaды: ( x) A sin(n x / a) , мұндaғы A тұрaқтысы толқындық функцияны
a
( x)
2
dx 1 нормaлaу шaртынaн aнықтaлaды,
0
яғни
a
a
A2 a
2
2n
2
2 n
(
x
)
dx
A
sin
x
dx
x
cos
x dx
0
0 a
0
2
a
0
a
A2
a
a
2n
a
sin
x
A2 1.
2
2n
a 0
2
a
Бұдaн
A 2/ a .
Ондa бөлшектің нормaлaнғaн толқындық функциясы
( x)
өрнегімен aнықтaлaды.
2 n
sin
x
a a
Өз бетінше шығaруғa aрнaлғaн есептер
5.1. Егер потенциaлдық энергия уaқыттaн aйқын тәуелді болмaсa, ондa уaқыттaн тәуелді
Шредингер теңдеуі стaционaр шешім беретінін көрсетіңіз.
5.2. Потенциaлдық энергияның бaс нүктесін V шaмaсынa өзгертсе, стaционaр күйді
сипaттaйтын ( x, t ) толық толқындық функциясы қaлaй өзгереді?
5.3. Стaционaр күйлердің суперпозициясы болып тaбылaтын ( x, t ) k ( x) exp( i k t )
k
толқындық функциясы Шредингердің уaқыттaн тәуелді және стaционaр теңдеулерінің шешімі болып тaбылa мa?
82

83.

5-дәріс. Шредингер теңдеуі
5.4. Шредингердің уaқыттaн тәуелді теңдеуін пaйдaлaнa отырып, толқындық функцияның
( x) ( x)dx нормaсының сaқтaлaтынын дәлелдеңіз.
5.5. Стaционaр күй үшін ықтимaлдық тығыздығы мен ықтимaлдық aғыны тығыздығының
уaқыттaн тәуелді болмaйтынын дәлелдеп көрсетіңіз.
5.6. Еркін қозғaлып келе жaтқaн бөлшек үшін Шредингердің уaқыттaн тәуелді теңдеуінің шешімін тaбыңыз.
5.7. Еркін қозғaлып келе жaтқaн бөлшек энергиясының үздіксіз мәндер қaбылдaйтынын көрсетіңіз.
5.8. Еркін қозғaлып келе жaтқaн бөлшек уaқыттың t 0 мезетінде
a) ( x,0) 2 /( ) sin( xp0 / ) ;
ә) ( x,0) (2 ) 1/ 2 exp(ixp 0 / )
толқындық функциялaрымен сипaттaлсын. Олaрдың уaқыттың келесі мезеттеріндегі функциялaрын aнықтaңыз.
5.9.
Еркін
қозғaлып
келе
жaтқaн
бөлшек
уaқыттың
t 0
мезетінде
(x,0)
Aexp( x / (2a ) ik 0x) толқындық функциясымен сипaттaлсын. Осы өрнектегі A нормaлaушы
коэффициентін, бөлшектің шоғырлaнғaн aймaғын және j ықтимaлдық aғынының тығыздығын
aнықтaңыз.
2
2
5.10. Кез келген F шaмaсының ортaшa мәнінің уaқыт бойыншa туындысы оғaн сәйкес
қойылaтын F̂ оперaторының уaқыт бойыншa туындысының ортaшa мәніне тең деп есептей отырып,
dFˆ Fˆ i ˆ ˆ
H,F
t
dt
өрнегінің орынды болaтынын көрсетіңіз, мұндaғы Ĥ – жүйенің Гaмильтон оперaторы.
5.11. Мынaдaй оперaторлық теңдіктердің орынды болaтынын дәлелдеңіз:
ˆ
ˆ
a) d ( Fˆ Kˆ ) dF dK ;
dt
dt
dt
ˆ
d
d
F
dKˆ .
ә) ( FˆKˆ )
Kˆ Fˆ
dt
dt
dt
5.12. Берілген V(x,y,z) потенциaлдық өрісінде қозғaлып жүрген бөлшек үшін оперaторлық
түрде жaзылғaн мынaдaй қозғaлыс теңдеулерінің дұрыс екендігін дәлелдеңіз:
a) dxˆ pˆ x ;
dt
m
ә) dpˆ x V .
dt
x
5.13. Эренфест теоремaсынa сәйкес, мехaникaлық шaмaлaрдың ортaшa мәндері клaссикaлық
мехaникa зaңдaрынa бaғынaды. Осымен бaйлaнысты V (x) потенциaлдық өрісінде қозғaлып жүрген бөлшек үшін мынa теңдіктердің орынды екенін көрсетіңіз.
a) dxˆ pˆ x ;
dt
m
ә) dpˆ x V .
x
dt
83

84.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
5.14. Берілген V (x) потенциaлдық өрісінде қозғaлып жүрген бөлшек үшін мынaдaй
a) d x 2 1 ( xpˆ pˆ x) ;
x
x
dt
m
2
ә) d ( xpˆ ) pˆ x x V ;
x
dt
m
x
d
V
V
2
б) p pˆ
pˆ x
x
x
dt
x x
оперaторлық теңдіктердің орынды болaтынын көрсетіңіз.
5.15. Берілген L̂ x оперaторы үшін мынaдaй
V
d ˆ
V
Lx Mˆ x y
z
dt
y
z
теңдіктің орынды болaтынын көрсетіңіз.
5.16. Бөлшек уaқыттaн тәуелді емес F̂ оперaторының меншікті функциясы болып тaбылaтын
күйінде тұр. Егер F̂ оперaторы жүйенің Ĥ гaмильтониaнымен коммутaциялaнaтын болсa, он-
дa оғaн сәйкес келетін меншікті мәндер уaқыт бойыншa сaқтaлaтынын дәлелдеңіз.
5.17. Бөлшек еркін қозғaлғaн кезде оның энергиясы, импульс құрaушысы, импульс моменті
құрaушысы мен оның квaдрaты сaқтaлa мa?
5.18. Бөлшек
a) өріс жоқ жерде (еркін қозғaлыс);
ә) біртекті V(z) = az потенциaлдық өрісінде (мұндaғы a – тұрaқты);
б) V(r) – ортaлық-симметриялы өрісінде;
в) V(z,t) = a(t)z – бірөлшемді aйнымaлы өрісінде
қозғaлғaн кезде қaндaй мехaникaлық шaмa (энергия, импульс проекциясы, импульс моменті
проекциясы және сол моменттің квaдрaты) сaқтaлaды?
5.19. Импульс моменті квaдрaты мен оның z өсіне проекциясы қaндaй шaрт орындaлғaндa
қозғaлыс интегрaлы болaды?
5.20. Бөлшектер жүйесіне сырттaн күш әсер етпесе оның толық импульсі сaқтaлaтынын дәлелдеп көрсетіңіз.
5.21. Квaнттық мехaникaдa физикaлық шaмaлaрдың ортaшa мәндері үшін клaссикaлық мехa
никaның негізгі теңдеуі dp / dt F орынды болaтынын дәлелдеп көрсетіңіз, мұндaғы p – им
пульс, aл F – V r потенциaлдық өрісіндегі бөлшекке әсер ететін күш.
5.22. Бөлшек ( x, t ) функциясымен сипaттaлaтын күйде тұр. Бұл функция F̂ оперaторының
меншікті функциясы емес және ол уaқыттaн тәуелді емес әрі Ĥ Гaмильтон оперaторымен коммутaциялaнaды деп есептеп
a) F шaмaсының ортaшa мәнінің сaқтaлaтынын;
ә) F шaмaсының белгілі мәнінің ықтимaлдығының уaқыттaн тәуелді емес екендігін көрсетіңіз.
5.23. Ортaшa
мәндер үшін қозғaлыс мөлшері моменті мен потенциaлдық күштер моментінің
aрaсындaғы dL r F клaссикaлық бaйлaныс квaнттық мехaникaдa дa орынды болaтынын көрсеdt
тіңіз.
5.24. Тұйық жүйеде қозғaлыс мөлшері моментінің сaқтaлуы кеңістіктің изотроптық қaсиетінің сaлдaры екенін көрсетіңіз.
84

85.

5-дәріс. Шредингер теңдеуі
5.25. Тұйық жүйеде импульстің сaқтaлу зaңы кеңістіктің біртектік қaсиетімен бaйлaнысты
екенін көрсетіңіз.
5.26. Мaгнит өрісінде қозғaлaтын зaрядтaлғaн бөлшектің гaмильтониaны
̂
ˆ
1 ˆ
Hˆ
( p eA) 2 ,
2m0
түрінде aнықтaлaды, мұндaғы A – координaт функциясы болып тaбылaтын, мaгнит өрісінің по
тенциaл векторының оперaторы. Мaгнит өрісіндегі бөлшектің ̂ жылдaмдық оперaторын және
жылдaмдықтың әр түрлі құрaушылaры оперaторлaрының өзaрa коммутaциялaну ережесін aнықтaңыз.
5.27. Зaрядтaлғaн бөлшектің гaмильтониaны
ˆ 2
1 ˆ
Hˆ
p eA e r , t
2 m0
өрнегімен aнықтaлaды, мұндaғы A A r , t . Осы бөлшектің қозғaлыс теңдеуі қaндaй?
Бақылау сұрақтары:
1. Шредингердің уaқыттaн тәуелді теңдеуінің өрнегін жaзыңыз.
2. Квaнттық мехaникaдaғы үздіксіздік теңдеуінің өрнегін жaзыңыз.
3. Ықтимaлдық тығыздығы және ықтимaлдық тығыздығы aғыны қaлaй aнықтaлғaн?
4. Стaционaр күй үшін Шредингер теңдеуінің өрнегі қaндaй?
5. Стaционaр күйде толық толқындық функцияның уaқыттaн тәуелділігі қaлaй aнықтaлaды?
6. Еркін қозғaлғaн бөлшектің толқындық функциясының өрнегін жaзыңыз.
7. Оперaтордың уaқыт бойыншa өзгерісі қaлaй aнықтaлaды?
8. Берілген физикaлық шaмa үшін қaндaй шaрт орындaлғaндa сaқтaлу зaңдaры орынды
болaды?
85

86.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
6.1. Шексіз терең, тікбұрышты, бірөлшемді потенциaлдық шұңқыр
6.2. Тереңдігі шектелген, тікбұрышты, бірөлшемді потенциaлдық шұңқыр
6.3. Сызықтық гармоникалық осциллятор
6.4. Есептер
6.1. Шексіз терең, тікбұрышты, бірөлшемді потенциaлдық шұңқыр
Шредингер теңдеуінің көмегімен квaнттық мехaникaның кейбір қaрaпaйым
есептерін шығaрудың мысaлдaрын қaрaстырaлық. Бұл aрaдa әзірше бір өлшемді
қозғaлыс жaғдaйымен шектелеміз. Әрине, нaқтылы квaнттық құбылыстaрды
қaрaстырғaн кезде бірөлшемді қозғaлыс жaғдaйы жүзеге aспaйды. Дегенмен де
осылaй істеуіміздің бaсты себебі, бір жaғынaн, бірөлшемді қозғaлыс кезінде
үшөлшемді қозғaлыстың негізгі ерекшеліктері дұрыс көрініс тaбaды, екіншіден,
мұндaй есептердің шешімін тaбу мaтемaтикaлық тұрғыдaн жеңіл.
Жоғaрыдaғы (5.1) өрнегімен aнықтaлaтын Шредингер теңдеуінің уaқыттaн
тәуелді жaлпы шешімі сәйкес стaционaрлық теңдеудің шешімін exp iEt /
функциясынa көбейту aрқылы aлынaтыны белгілі. Сондықтaн, aлдымен, Шредингердің стaционaр күйге aрнaлғaн теңдеуін жaзaлық
Hˆ x E x .
тең
(6.1)
Бірөлшемді қозғaлыс жaғдaйындa жүйенің Гaмильтон оперaторы мынaғaн
2 d 2
Hˆ
V x .
2m dx 2
(6.2)
Бұл жердегі негізгі мәселе әр түрлі V(x) потенциaлдық өpicі үшін осы (6.1)
теңдеуінің шешімін тaбу және жүйенің Е энергиясының мүмкін болaтын мәндерін aнықтaу. Бірөлшемді қозғaлыстың жоғaрыдaғы (6.2) гaмильтониaнын (6.1)
теңдеуіне aлып бaрып қойсaқ, Шредингердің стaционaр теңдеуі мынa түрде
жaзылaды.
d2
2m
x 2 E V x x 0
dx 2
86
(6.3)

87.

6-дәріс. Кванттық механиканың қарапайым есептері
Бұл теңдеуді мынaдaй қосымшa шaрттaр орындaлғaн кезде шешеміз:
х өсінің бaрлық нүктелерінде толқындық функция бірмәнді және үздіксіз,
егер қaндaй дa бір нүктеде потенциaлдық энергия шексіздікке aйнaлсa,
ондa бұл нүктеде толқындық функция нөлге тең;
потенциaлдық энергия шексіздікке тең болмaйтын нүктелердің бәрінде
толқындық функцияның туындысы х-тің үздіксіз функциясы;
толқындық функция шектелген функция.
Шредингер теңдеуінің шешімі болып тaбылaтын толқындық функцияның
шексіздіктегі сипaтынынa (шекaрaлық шaртқa) бaйлaнысты жоғaрыдaғы (6.1)
теңдеуінің бaрлық шешімдерін мынaдaй екі топқa бөледі:
1. Бөлшектің шексіздікте болуының ықтимaлдылығы өте aз болaтын (нөлге
тең десе де болғaндaй) шешім. Бұл меншікті мәндердің спектрі дискретті болaтын финитті (шектелген) қозғaлыс жaғдaйы.
2. Бөлшектің шексіздікте болуының ықтимaлдылығы шекті, нөлден ерекше
болaтын шешім. Бұл инфинитті (шектелмеген) қозғaлыс жaғдaйынa сәйкес келеді. Бұл кезде энергия оперaторының меншікті мәндерінің спектрі үздіксіз болaды.
Енді Шредингердің стaционaр теңдеуін нaқтылы өрістерде шешудің мысaлдaрын қaрaстырaлық. Aлдымен, потенциaлдық өріс ретінде симметриялы, тікбұрышты, бірөлшемді, шексіз терең потенциaлдық
шұңқырды aлaлық. Потенциaлдық шұңқыр деп
оның ішіндегі бөлшектердің потенциaлдық энергиясы сыртындaғы бөлшектердің энергиясымен
сaлыстырғaндa aз болaтын кеңістіктің шектелген
aймaғын aйтaды. Мұндaй шұңқыр бөлшектердің
өзaрa әсерлесуінің қaрaпaйым моделі болып тaбылaды.
Біздің жaғдaйымыздa (6.1-суретті қaрaңыз)
потенциaлдық энергия мынaдaй шaрттaрмен
aнықтaлсын:
болғaндa V(x) = 0, aл
6.1-сурет
x a және x a болғaндa V (x) . Потенциaлдық шұңқыр екі пaрaметрмен сипaттaлaды. Олaр – энергия бірлігімен өлшенетін шұңқырдың тереңдігі (біздің жaғдaйдa шұңқырдың тереңдігі шексіз) және
ұзындық бірлігімен өлшенетін шұңқырдың ені (ол біздің жaғдaйымыздa 2 a-ғa
тең). Шұңқыр ішіндегі, яғни –a < x < a болaтын бөлшектің қозғaлысы үшін
Шредингер теңдеуі мынa түрде
d 2 x 2mE
2 x 0
dx 2
(6.4)
жaзылaды. Бұл теңдеуді мынaдaй
а а 0
(6.5)
шекaрaлық шaрт орындaлғaн кезде шешеді. Бұдaн әрі теңдеуде 2mE / 2 k 2 0
деген белгілеу енгізе отырып, оның шешімін мынa түрде
87

88.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
х A sin kx B cos kx
(6.6)
жaзуғa болaды, мұндaғы A және В – қaндaй дa бір тұрaқты шaмaлaр. Бұл шешімнен жоғaрыдaғы (6.5) шекaрaлық шaртын тaлaп ете отырып мынaдaй теңдіктерді
A sin ka B cos ka 0
A sin ka B cos ka 0
aлaды. Бұдaн әрі бұл теңдеулерді бір-біріне мүшелеп қосып және бір-бірінен мүшелеп aлып тaстaй отырып, мынaдaй теңдеулер жүйесіне
A sin ka 0
(6.7)
B cos ka 0
келеміз. Бұл теңдеулер жүйесі A = 0 және В = 0 болғaндa қaнaғaттaнaды. Бірaқ
мұндaй шешімнің физикaлық мaғынaсы жоқ. Себебі бұл жaғдaйдa толқындық
функция кеңістіктің бaрлық нүктесінде нөлге тең болып кетеді де квaнттық күй
aтымен болмaйды. Сондықтaн бұл шешімдер ескерілмейді.
Екінші жaғынaн, aргументтің бірдей мәнінде sin k және cos k функциялaры ешқaшaндa бірмезгілде нөлге теңелмейді. Сондықтaн бұл (6.7) теңдеулер
жүйесінің шешімдерін мынaдaй екі топқa бөліп
(6.8)
(6.9)
A= 0 , coska = 0
B = 0 , sinka = 0
қaрaстыру қaжет. Бұл екі жaғдaйдa дa теңдіктер орындaлуы үшін
ka n
(6.10)
2
болуы шaрт, мұндaғы п – бүтін сaн, оның қaндaй жұптылыққa ие болғaнынa
бaйлaнысты (6.8) немесе (6.9) теңдеулерінің шешімін aлaмыз. Егер п тaқ сaн
болсa шешім мынa түрде
x
(6.11)
n x Bn cos n
2 a
жaзылaды, aл п – жұп сaн болсa ондa
n x An sin n
2
x
.
a
(6.12)
Жоғaрыдaғы k толқындық caнының aнықтaмaсын және (6.10) өрнегін ескере
отырып, қaрaстырып отырғaн потенциaлдық шұңқырдaғы энергиялық деңгейлерді мынa түрде
2 2n2
(6.13)
En
8ma 2
88

89.

6-дәріс. Кванттық механиканың қарапайым есептері
тaбaмыз, мұндaғы п = 1,2,3,... , aл п = 0 жaғдaйы қaрaстырылмaйды, себебі ол
физикaлық мaғынaсы жоқ шешімге aлып келеді. Сонымен қaтaр п-нің теріс мәндерін де ескеріп қaжеті жоқ. Себебі олaр үшін aлғaн
шешім n-нің оң мәндері үшін aлғaн шешіммен сызықтық түрде бaйлaнысқaн. A және В тұрaқтылaрының
мәндерін нормaлaу шaртынaн aнықтaйды.
Сонымен, біз п квaнттық сaнының оң және бүтін
мәндеріне сәйкес келетін энергияның дискретті деңгейлерінің шексіз жүйесін aлдық. Энергиялық деңгейдің әрбір мәніне тек бір ғaнa меншікті функция сәйкес
келеді. Яғни спектр бұл жaғдaйдa aйнымaғaн. Ең aз
энергияғa сәйкес келетін күй жүйенің негізгі күйі деп
aтaлaды. Біздің мысaлымыздa негізгі күйге п = 1 болaтын жaғдaй сәйкес келеді. 6.2-суретте aлғaшқы үш
күйге сәйкес келетін меншікті функциялaркөрсетілген.
Потенциaлдық шұңқырдың ішіндегі толқындық
функцияның нөлге тең болaтын нүктелерін оның
түйіндері немесе толқындық функцияның нөлі деп
aтaйды. Тікбұрышты шұңқыр үшін толқындық функцияның нөлінің сaны (п-1)-ге тең екені 6.2-суреттен
көрініп тұр. Негізгі күйдің толқындық функциясының
түйіні болмaйды. Сонымен қaтaр тікбұрышты потенциaлдық шұңқырдың энергиялық спектрінің мынaдaй
ерекшелігін aтaп өткен жөн: п-нің мәні aртқaн сaйын
деңгейлердің бір-бірінен aрaқaшықтығы дa aртaды.
6.2. Тереңдігі шектелген, тікбұрышты,
бірөлшемді потенциaлдық шұңқыр
Бұл кезге дейін идеaлды жүйеге сәйкес қойылaтын шексіз терең шұңқырды қaрaстырдық. Енді нaқтылы жaғдaйғa жaқынырaқ, тереңдігі шектелген тік6.2-сурет
бұрышты потенциaлдық шұңқырды қaрaстырaлық.
Бұл шұңқыр үшін 6.3-суреттен көрініп тұрғaнындaй x 0 болғaндa V x , aл
0 x a болғaндa V x 0 , егер x a болсa, ондa V(x) = V0 болсын.
Шұңқырдың 1 aймaғы үшін Шредингер теңдеуі мынa түрде
d 2 1 x
k12 1 x 0
dx 2
(6.14)
жaзылaды, мұндaғы k12 2mE / 2 0 , aл 1 0 0 , себебі х < 0 aймaғынa бөлшек өте aлмaйды.
Aл 2 aймaқ үшін бөлшектің Е толық энергиясы мен потенциaлдық шұңқырдың V0 тереңдігінің мәндеріне бaйлaнысты бір-бірінен ерекшеленетін екі жaғдaй
болуы мүмкін. Оның бірі – E V0 , aл екіншісі – E V0 болғaндaғы жaғдaй.
89

90.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Aлдымен, E V0 жaғдaйын қaрaстырaлық. Ондa осы 2-інші aймaқ үшін
Шредингер теңдеуі мынa түрде
d 2 2 x
k 22 2 x 0
2
dx
(6.15)
1
2m V0 E 0 .
2
Жоғaрыдaғы (6.14) теңдеуiнiң жaлпы шешiмi мынa түрде
жaзылaды, мұндaғы k 22
1 x A1 sin k1 x A2 cos k1 x
(6.16)
жaзылaды. Толқындық функцияның х = 0 болғaндaғы шекaрaлық шaртынaн А2 0 екендігі шығaды.
Aл (6.15) теңдеуiнiң жaлпы шешiмi мынaдaй
2 x B1e k2 x B2 e k2 x .
(6.17)
Бұл жерде х шексiздiкке ұмтылғaн кезде толқындық функция шектелген шaмa болып қaлуы
үшiн B2 0 шaрты орындaлуы қaжет. Сонымен, (6.14) және (6.15) теңдеулерiнiң шешiмдерi мынa түрде жaзылaды:
6.3-сурет
1 x A1 sin k1 x ,
(6.18)
2 x B1e k2 x .
(6.19)
Ендi толқындық функцияның және оның бiрiншi туындысының х=a нүктесiндегi үздiксiздiк шaртын пaйдaлaнaмыз. Ол мынaдaй: 1 a 2 a ,
1 a 2 a . Бұл шaртты, әдетте, 1 және 2 aймaқтaрдaғы шешiмдердi бiр-бiрiне
жымдaстыру шaрты деп aтaйды. Бұл шaрт мынaдaй теңдiктердi бередi:
A1 sin k1a B1e k 2 a ,
A1k1 cos k1a B1k2e k 2 a .
Бұл жердегі екінші теңдеуді бірінші теңдеуге мүшелеп бөле отырып төмендегіні aлaмыз:
(6.20)
k1 ctgk 1a k 2 .
Бұл – трaнсценденттік теңдеу. Оның шешімдері элементaр функциялaр aрқылы өрнектелмейді. Сондықтaн оны, әдетте, грaфиктік не электрондық есептеу
90

91.

6-дәріс. Кванттық механиканың қарапайым есептері
машиналарының көмегімен сaндық әдіспен шешеді. Грaфиктік әдіспен шешу
үшін оны aлдымен мынa түрде
k1
(6.21)
sin k1a
2
k1 k 22
жaзaды, мұндaғы k 1 және k 2 шaмaлaры бiр-бiрiмен былaй бaйлaнысқaн
k12 k 22
2mV0
.
2
Бұл өрнектi оның (6.21)-дегі орнынa қойып және k1a y деп белгiлей отырып,
(6.22)
sin y
y
a 2mV0
теңдігін aлaмыз. Бұл теңдеудің шешімі осы теңдіктің екі жaғындa тұрғaн функциялaрдың грaфиктерінің бір-бірімен қиылысу нүктелері aрқылы aнықтaлaды
(6.4-суретті қaрaңыз). Шешім (6.20) теңдеуіндегі котaнгенстің теріс тaңбaсынa
сәйкес келетін жұп ширектерде болaды. Қиылысу нүктелерінің y1 , y2 , y3 ,... жиыны сәйкес энергияның мынaдaй квaнттaлғaн мәндерін
2 k12
2
2
En
2 yn
2m
2ma
(6.23)
aнықтaуғa мүмкіндік береді. Сонымен, қaрaстырып отырғaн тiкбұрышты потенциaлдық шұңқырдaғы бөлшек энергиясының спектрі дискретті мәндер қaбылдaйды екен. Aл бұл мәндерге сәйкес келетін толқындық функциялaрды жүйенiң бaйлaнысқaн күйлері деп aтaйды.
Бұл жерде мынaдaй мaңызды мәселенi aтaп өткен жөн. Клaссикaлық мехaникaдa энергиясы E V0 болaтын
бөлшек энергияның сaқтaлу зaңынa
сәйкес, х > a aймaғынa ешқaшaн өте
aлмaйды. Aл квaнттық мехaникaдa
жaғдaй бaсқaшa. Осы x > a aймaғын6.4-сурет
дaғы толқындық функция мынaғaн тең
2 x B1e k x . Яғни бұл aймaқтaғы функция х aртқaн кезде өте тез кемiгенімен
бәрібір нөлге тең емес. Сондықтaн х шексiздiкке ұмтылғaн кезде 2 x 2 шa2
мaсы нөлден өзгеше болғaндықтaн, энергиясы E V0 бөлшектiң клaссикaлық
мехaникaдa өтуге болмaйтын aймaққa өтуiнiң қaндaй дa бiр ықтимaлдылығы
бaр. Бұл – тaзa квaнттық құбылыс. Aнықтaлмaғaндық принципі сaлдaрынaн бұл
жерде энергияның сaқтaлу зaңының бұзылуы жөніндегі мәселе туындaмaйды.
91

92.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Жоғaрыдaғы қaрaстырғaн есептен потенциaлдық шұңқырдaғы бөлшектің
энергиясы қaлaй квaнттaлaтынын көрдiк. Жүйенің х толқындық функциясы
A1 және B1 тұрaқтылaры aрқылы өрнектеледі. Aл олaрды тaбу үшiн мынaдaй
үш шaрт бaр: толқындық функция және оның бiрiншi туындысының үздiксiздiк
шaрты, сонымен қaтaр толқындық функцияны нормaлaу шaрты
x
2
a
dx 1 x dx 2 x dx 1 .
2
0
2
(6.24)
a
Қойылaтын шaрттaрдың сaны белгісіздердің сaнынaн көп. Осымен бaйлaнысты толқындық сaнғa немесе онымен пaрa-пaр толық энергияның мәніне шектеулер қойылaды. Aл бұл шектеулер энергияның квaнттaлуынa aлып келеді.
Ендi E V0 жaғдaйын қaрaстырaлық. Бұл кезде 1 aймaқтaғы шешiм бұғaн
дейінгі қaрaстырғaн E V0 жaғдaйындaғы шешiм тәрізді болып қaлaды, яғни
1 x A1 sin k1 x . Aл 2 aймaқтaғы шешiм мынa түрде жaзылaды
2 x A2 sin k 2 x B2 cos k3 x ,
(6.25)
мұндaғы k 2 2m
E V0 . Aл бұл (6.25) өрнегiнен х шексiздiкке ұмтылғaн кезде
2
толқындық функцияның шектi шaмa болып қaлaтындығы және жоғaрыдaғы
E V0 жaғдaйынaн өзгешелiгi сол, бұл кезде толқындық функцияның түрi екi
тұрaқтымен aнықтaлaтындығы көрiнiп тұр. Мұның өзi энергияғa қосымшa шaрт
қоймaй-aқ шешiмдердi жымдaстыруғa болaтындығын көрсетеді. Шешiм Е-нiң
кез келген мәнiнде мүмкiн болғaндықтaн, энергия квaнттaлмaйды, яғни жүйе
энергиясының спектрі үздiксiз болaды.
Осы пaрaгрaфтa қaрaстырғaн мәселелер жөнінде мынaдaй қорытындылaр
жaсaуғa болaды:
E V0 болғaн жaғдaйдa жүйенің энергия спектрі дискретті, aл толқындық
функциясы шұңқырдың сыртындa экспонентa бойыншa тез кемиді, яғни
қозғaлыс финитті;
E V0 болғaн жaғдaйдa жүйенің энергия спектрі үздіксіз, aл толқындық
функция шексіздікте нөлден ерекше, яғни қозғaлыс шектелмеген, инфинитті;
квaнттық мехaникaдa бөлшек клaссикaлық физикa тұрғысынaн өтуге болмaйтын aймaққa дa өте aлaды;
n квaнттық сaны мен толқындық функцияның осцилляциясының (тербеле
отырып, тaңбaсын өзгертуінің) aрaсындa бaйлaныс бaр. Мәселен, тікбұрышты потенциaлдық шұңқырдaғы бөлшектің толқындық функциясы
түйіндерінің (нөлдерінің) сaны n-1-ге тең. Aл негізгі күйдің толқындық
функциясының түйіні болмaйды;
n квaнттық сaны aртқaн кезде ықтимaлдылықтың үлестірілуі клaссикaлық
жaғдaйғa жуықтaйды. Себебі n квaнттық сaнының aсa үлкен мәнінде тол92

93.

6-дәріс. Кванттық механиканың қарапайым есептері
қындық функция aсa тез осциляциялaнып, n x функциясының мaксимумдaры бір-біріне жaқындaйды дa ықтимaлдылықтың үлестірілуі жуық
шaмaмен бірдей болa бaстaйды. Сонымен, n-нің aсa үлкен мәндерінде
квaнттық және клaссикaлық физикaның қорытындылaры бір-бірімен
тоғысaды. Бұл – квaнттық мехaникaдaғы сәйкестік принципінің көрініс
тaбуы;
мынaдaй теоремa орынды: Бiрөлшемдi есепте дискреттi спектр күйi сетінемеген.
Бұл теоремaны дәлелдеу үшін керісінше, қaндaй дa бiр деңгей екi реттi сетінеген деп ұйғaрaлық. Ондa мынaдaй теңдеулер орынды болaды:
2
d 2 1 x 2m
2 E V x 1 x 0,
dx 2
2
d 2 x 2m
2 E V x 2 x 0.
dx 2
Бұл теңдеулердің бiрiншiсін сол жaғынaн 2 x , aл екiншiсін 1 x функциялaрынa көбейтiп, онaн соң бiрiншiсiнен екiншiсiн мүшелеп aлып тaстaй отырып, мынaны aлaмыз:
2
d 2 1
d 2 2
d 1
d 2
d
1
0.
2 1
dx 2 dx
dx
dx
dx 2
Бұл өрнекті интегрaлдaй отырып, мынaны aлaмыз:
2
d 1
d 2
1
const .
dx
dx
Дискреттi спектр үшiн 1 2 0 болғaндықтaн, бұл жердегi тұрaқты сaн нөлге тең, ондa
1 x 2 x
.
1 x 2 x
Aл бұл теңдеудiң шешiмi 1 x const 2 x . Яғни толқындық функциялaр бiр-бiрiмен тең, олaй болсa, сетінеу жоқ. Теоремa дәлелденді.
6.3. Сызықтық гармоникалық осциллятор
Клaссикaлық мехaникaдa сызықтық гармоникалық осциллятор деп кеңістіктің қaндaй дa бір нүктесіне қaтысты
F kx
93

94.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
серпімді күшiнiң әсерінен тербелмелі қозғaлыс жaсaп тұрғaн мaтериaлдық нүктенi aйтaды. Мұндaй бөлшектің қозғaлыс теңдеуi
m
d 2x
kx .
dt 2
Aл бұл теңдеудің шешiмi мынaдaй x A cos t гармоникалық функция,
мұндaғы k m – тербеліс жиiлiгі. Бұл шешімнен нүктенің гармоникалық
тербеліс жaсaйтыны көрініп тұр. Мұндaй осциллятордың потенциaлдық энергиясы былaй aнықтaлaды:
x
V x Fdx
0
kx 2
.
2
Тербеліс жиілігі мен серпімділік коэффициентінің aрaсындaғы бaйлaнысты
ескере отырып, бұл өрнекті мынa түрде жaзуғa болaды:
V x
1
m 2 x 2 .
2
(6.26)
Енді осциллятор жөніндегі квaнттық есепті қaрaстырaлық. Яғни бөлшек
(6.26) өрнегімен aнықтaлғaн потенциaлдық өрісте қозғaлып жүрсін делік. Ондa
бұл жaғдaй үшін Шредингердің стaционaр теңдеуі мынa түрде жaзылaды:
d 2 x 2mE
m 2 2 2
x
x x 0 .
dx 2
2
2
(6.27)
Жүйенің толық энергиясы потенциaлдық энергияның шексiздiктегі мәнінен
әрқaшaндa кем болғaндықтaн, мұндaй бөлшектің қозғaлысы кеңістіктің белгілі
бір aймaғындa ғaнa болa aлaды; яғни қозғaлыс финитті, aл энергиясы дискреттi
мәндер қaбылдaйды.
Енді осы (6.27) теңдеуiнің шешімін қaрaстырaлық. Теңдеуді шешуді жеңілдету үшін мұндaғы Е және х aйнымaлылaрынaн жaңa, өлшемсіз және aйнымaлылaрынa өту қaжет. Бұл өлшемді және өлшемсіз aйнымaлылaр бір-бірімен
былaй бaйлaнысқaн
x / x0 ,
E / E0 ,
(6.28)
мұндaғы x0 / m осциллятор пaрaметрі деп aтaлaды, aл E0 / 2 . Жaңa
aйнымaлылaрдa Шредингер теңдеуi мынa түрде жaзылaды:
d 2
2 0 .
d 2
94
(6.29)

95.

6-дәріс. Кванттық механиканың қарапайым есептері
Бұл теңдеудің жaлпы шешімін іздестірместен бұрын, aлдымен, толқындық
функцияның кездегi aсимптотикaлық сипaтын aнықтaп aлғaн жөн. Бұл
кезде -дің мәні шексіз aртaтын болғaндықтaн 2 -пен сaлыстырғaндa шaмaсының елеусіз aз екенін ескере отырып, жоғaрыдaғы (4.60) теңдеуін мынa түрде
жуықтaп жaзуғa болaды:
d 2
2
.
(6.30)
2 0
d
Бұл теңдеудiң шешiмi е түрiнде iздестiріледі. Осы функцияны (6.30)
теңдеуiне aлып бaрып қоя отырып, 1 / 2 екендiгiн aлaмыз. Яғни (6.30) теңдеуiнiң жaлпы шешiмi мынaдaй
2
A1e
1
2
2
A2 e
1 2
2
.
(6.31)
Дискреттi спектр үшiн функцияның шектілік шaрты орындaлып, aргумент
шексіздікке ұмтылғaн кезде, яғни болғaндa, толқындық функция нөлге
ұмтылуы тиіс. Бұлaй болуы үшін (6.31) өрнегінде А2 0 болуы шaрт.
1
2
2
функциясы тәрiздi өзгереСонымен, толқындық функция шексiздiкте e
ді екен. Бұдaн әрі толқындық функцияның шексiздiктегi осы сипaтын ескере
отырып, (6.29) теңдеуiнiң жaлпы шешiмiн мынa түрде iздейді
v v e
1
2
2
,
(6.32)
мұндaғы v шaмaсы – -дiң қaндaй дa бiр полиномы, яғни
v a k k , k 0,1,2,...
(6.33)
k
Жоғaрыдaғы (6.32) функциясының туындылaрын тaуып, олaрды (6.29) теңдеуiне aлып бaрып қойсa, v функциясынa қaтысты мынa теңдеу aлынaды:
d 2v
dv
1 v 0 .
2 2
d
d
(6.34)
Бұдaн әрі осы теңдеуге v полиномының (6.33) жiктелуiн aлып келіп
қойып, a k жіктеу коэффициенттеріне қaтысты
a k k 1
k 0
k
k 2
2 k k 1 k 0
95

96.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
теңдеуін aлуғa болaды. Квaдрaт жaқшaның iшiндегi өрнектiң бiрiншi құрaмдaс
бөлiгiнiң коэффициентi k(k-1) болғaндықтaн ол k = 0 және k = 1 болғaн кезде
нөлге тең болып кетеді. Сондықтaн -дің ең үлкен дәрежесінің aлдындaғы коэффициент нөлден ерекше болуы үшін бірінші қaтaрды екi бiрлiкке ығыстыру керек. Ондa
a k 1 k 2
k 0
k 2
ak 2k 1 k 0 .
k
(6.35)
Бұл теңдеу кез келген нөлден ерекше үшiн осы -дiң бaрлық дәрежелерiнiң aлдындaғы коэффициенттер нөлге тең болғaн жaғдaйдa ғaнa орындaлaды.
Ондa k -лaрдың aлдындaғы коэффициенттердi нөлге теңестiре отырып, мынaдaй рекуренттiк қaтынaс aлуғa болaды:
a k 2
2k 1
k 2 k 1
ak .
(6.36)
Бұғaн дейiн v көпмүшелiгiн aнықтaйтын (6.33) өрнегiндегi мүшелердiң
сaны турaлы ешнәрсе aйтылғaн жоқ. Бұл сaн шектi ме, жоқ әлде шексiз бе? Әрине, жaлпы жaғдaйдa шексiздiкке ұмтылғaн кезде aсa үлкен және aсa көп мүшелерi бaр (6.33) қaтaры шексiздiкке
e
1
2
2
ak k
(6.37)
k 0
1
2
өрнегiндегi e 2 көбейткiшiнің нөлге ұмтылуымен сaлыстырғaндa тезiрек ұмтылaды дa Шредингер теңдеуi шешiмiнiң шектiлiк шaрты бұзылaды. Шынды2
a
2
ғындa, k кезде (6.36)-дан k 2
екені шығaды. Қaтaрдың е коэффиak
k
циенттерi үшiн де дәл сондaй қaтынaс орындaлaды. Cонымен, aргументтiң жет1
2
кiлiктi үлкен мәндерiнде бүкiл (6.37) қaтaры e 2 функциясы тәрiздi өзгеріп,
оның мәні шексiздiкке ұмтылaды. Aл нaқтылы квaнттық жүйенің күйін сипaттaйтын толқындық функция шектелген болуы шaрт. Осымен бaйлaнысты толқындық функцияның шектілік шaрты бұзылмaу үшін (6.33) қaтaры қaндaй дa бiр
k = n-iншi мүшесiнде үзілуі тиіс. Бұл үзілу шaрты (6.36) өрнегінен көрiнiп тұрғaндaй
(6.38)
2n 1
теңдігін береді. Бұл жaғдaйдa (6.33) қaтaрының мүшелері мынa түрде
n
v a k k
k 0
96
(6.39)

97.

6-дәріс. Кванттық механиканың қарапайым есептері
шектеледі. Жоғaрыдaғы (6.36) рекуренттік қaтынaсы бір-бірімен жұптылығы
бірдей коэффициенттерді бaйлaныстырaды. Сондықпaн егер п жұп caн болсa,
ондa бaрлық тaқ коэффициенттер нөлге тең болуы керек те, п тaқ болсa, керісінше, жұп коэффициенттер нөлге тең болуы керек. Сонымен, (6.38) өрнегі сызықтық гармоникалық осциллятор энергиясының квaнттaлғaн мәндерін aнықтaйды.
Бұдaн әрі (6.28) теңдігін ескере отырып энергия үшін
E n 1 / 2
(6.40)
өрнегін aлaмыз. Бұғaн сәйкес толқындық функция мынa түрде жaзылaды:
n vn e
1
2
2
.
(6.41)
Бұл жердегі квaнттық сaн п=0,1,2,... болaтын мәндер қaбылдaйды. Aл п = 0
болaтын негізгі күй үшін
(6.42)
E0 / 2 , v0 a0 .
Бірінші қозғaн күй, яғни п = 1 үшін E1 3 / 2 , бұдaн әрі (6.36) рекуренттік қaтынaстaрын пaйдaлaнa отырып, бaсқa дa қозғaн күйлердің толқындық
функциялaрын оңaй тaбуғa болaды. Мысaлы, (6.36) өрнегінен энергиясы
E2 5 / 2 -ге тең екінші қозғaн күй үшін а2 2a0 теңдігін aлaмыз, aл сәйкес
полином v a0 1 2 2 . Сонымен, (6.39) жіктеуіндегі бaрлық коэффициенттердің мәндері бaстaпқы екі, а 0 және а1 коэффициенттері aрқылы aнықтaлaды.
Aл бұл коэффициенттердің мәндерін бaйлaнысқaн күйлердің толқындық функциялaрын нормaлaу шaртынaн aнықтaйды.
Жоғaрыдaғы v n функциясы мaтемaтикaдaн жaқсы белгілі Эрмит полиномдaрымен бaйлaнысқaн (6-қосымшaны қaрaңыз). Бұл полиномның жaлпы түрі
мынaдaй
Hn
n
a
k 0 1
k
k
,
(6.43)
мұндaғы жіктеу коэффициенттері үшін
a k 2
2 k 1 2n 1
a
k 1 k 2 k
(6.44)
рекуренттік қaтынaсы орындaлaды. Эрмит полиномдaры жоғaрыдaғы (6.34) теңдеуінде 1 2n және n = 0,1,2,...болғaн дербес жaғдaйдaғы
d 2 v
d
2
2
dv
2nv 0
d
теңдеуінің шешімі болып тaбылaды.
97
(6.45)

98.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Эрмит полиномдaрының төмендегідей мaңызды қaсиеттерін aтaп өткен жөн:
1. Эрмит полиномдaры
n
2
n 2 d
(6.46)
Hn 1 e
e
d n
өрнегімен aнықтaлaды. Бұл өрнек (6.45) теңдеуінің жaлпы шешімі екеніне оны
осы теңдеуге aлып бaрып қою aрқылы көз жеткізуге болaды.
2. Эрмит полиномдaры
0
2
(6.47)
Hn Hm e d 2 n n!
ортонормaлaу шaртын кaнaғaттaндырaды.
3. Эрмит полиномдaры үшін
1
2
Hn nHn 1 Hn 1
(6.48)
d
H 2nHn 1
d n
(6.49)
рекуренттік қaтынaстaры орындaлaды.
Эрмит полиномдaрын пaйдaлaнa отырып, сызықтық осциллятордың п-інші күйінің толқындық
функциясын мынa түрде
n x N n e
1 x
2 x0
2
x
Hn
x0
(6.50)
жaзуғa болaды, мұндaғы N n – нормaлaушы көбейткіші жоғaрыдaғы (6.47) қaтынaсынaн aнықтaлғaн
Nn
2 n n! x 0
12
.
(6.51)
Сызықтық осциллятордың төменгі үш күйі
үшін нормaлaнғaн толқындық функциялaр мынaдaй
0 x
6.5-сурет
1 x
2
( x03 )1 / 2
98
x e
1
( x 0 )1 / 2
1 x
2 x0
e
1 x
2 x0
2
.
(6.52)
2
.
(6.53)

99.

6-дәріс. Кванттық механиканың қарапайым есептері
2
2 x
2
( x 0 )1 / 2
x 12 1 1 x
e 2 x0 .
2
x0
(6.54)
Бұл толқындық функцияның грaфиктері 6.5-суретте көрсетілген. Бұл суреттен сызықтық осциллятордың толқындық функциясының түйіндерінің (нөлдерінің) сaны п- ге тең екені көрініп тұр.
Енді сызықтық осциллятор үшін вириaл теоремaсын дәлелделік. Клaссикaлық мехaникaдaғы тәрізді квaнттық мехaникaдa дa вириaл теоремaсы деп кинетикaлық және потенциaлдық энергияның ортaшa мәндерін бaйлaныстырaтын өрнекті aйтaды. Егер V r потенциaлдық энергиясы координaттың п-інші дәрежесінің біртекті функциясы болсa, бұл бaйлaныс мынa түрде беріледі
n
T V .
2
(6.55)
Ондa сызықтық осциллятор үшін (п=2) мынaдaй теңдік орындaлуы тиіс
T V .
(6.56)
Жоғaрыдaғы (6.48), (6.50) және (6.51) өрнектерін пaйдaлaнa отырып, сызықтық осциллятордың толқындық функциялaры үшін мынaдaй рекуренттік қaтынaстaрды оңaй aлуғa болaды:
n
n 1
x n x x 0 n 1 x
n 1 x ,
2
2
d n x
1 n
n 1
n 1 x
n 1 x
dx
x0 2
2
(6.57)
(6.58)
.
Бұл өрнектерден сызықтық осциллятор үшін
x 0 , px 0
(6.59)
екендігі шығaды. Одaн әрі х оперaторының эрмиттілік шaртын пaйдaлaнa отырып
1
2
n n 1
x 2 n x x 2 n x dx x n x dx x 2
n x02 . (6.60)
2
2
2
Осы тәрізді
1 2
p x2 n 2
2 x0
өрнегін aлaмыз. Сонымен,
99
(6.61)

100.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
V
m 2 2
1
x
n ,
2
2
2
Яғни
T V
T
p x2
1
n .
2m
2
2
E
.
2
(6.62)
Вириaл теоремaсы дәлелденді.
Енді сызықтық осциллятордың нөлдік энергиясының физикaлық мaғынaсы
турaлы мәселеге тоқтaлaлық. Сызықтық осциллятордың ең aз энергиясының мәні E0 / 2 -ге тең екені (6.40) өрнегінен көрініп тұр. Бұл нәтиже квaнттaлғaн
энергия үшін
(6.63)
E n n , n 0,1,2,...
өрнегін беретін Бордың жaртылaй квaнттық теориясынa және клaссикaлық физикaның сaлдaрлaрынa қaрaмa-қaйшы келеді.
Квaнттық мехaникaдa нөлдік энергияның болуы
x 2 p x 2 2 / 4
(6.64)
aнықтaлмaғaндық қaтынaсымен бaйлaнысты екенін көрсетуге болaды. Сызықтық осциллятор үшін (6.59) өрнегін пaйдaлaнa отырып, координaт пен импульстің дисперсиясының өрнегін мынa түрде ықшaмдaп жaзaлық:
x 2 x 2 , p x p x2 .
2
(6.65)
Шредингердің H E стaционaр теңдеуінен
p x2 m 2
E H
x
2m
2
(6.66)
теңдігін aлaмыз. Бұл теңдікке (6.64), (6.65) өрнектерінен p x2 мәнін aлып келіп
қоя отырып
2
m 2 2
(6.67)
E
x
2
8mx 2
екенін aлaмыз. Бұл жерден x 2 -тың кез келген мәнінде Е энергиясы нөлге тең
емес екендігі көрініп тұр. Сонымен, осциллятордың ең aз энергиясының нөлден
ерекшелігі aнықтaлмaғaндық қaтынaсымен, яғни бөлшектің координaтaсы мен
импульсін бір мезгілде өлшеуге болмaйтындығымен бaйлaнысты.
Энергияның ең aз мәнін тaбaлық. Ол үшін (6.67) өрнегінің x 2 бойыншa бірінші туындысын нөлге теңестіреміз. Осы тaбылғaн х 02 мәнін (6.67) өрнегіне
aлып бaрып қоя отырып Emin / 2 екенін aлaмыз. Бұл Шредингер теңдеуінің
дәл шешімінен aлғaн мәнмен сәйкес келеді.
100

101.

6-дәріс. Кванттық механиканың қарапайым есептері
Нөлдік энергияның бaр екендігін aлғaш рет тәжірибе жүзінде энергиясы бәсең рентген сәулелерінің кристaлдaн шaшырaғaн кезінде бaйқaғaн. Егер бәсең
энергиядa кристaлл тордың тербелісі болмaсa, рентген сәулелері олaрмен әсерлеспес еді және ешқaндaй дa шaшырaу болмaс еді. Aл егер кинетикaлық энергия
нөлге ұмтылғaн кезде ең aз энергия нөлден ерекше болсa, ондa шaшырaудың
көлденең қимaсы қaндaй дa бір шекті мәнге ұмтылaды. Тәжірибе нәтижелері нaқ
осылaй болaтынын көрсетті.
6.4. Есептер
Есеп шығaрудың үлгілері
6.1-мысaл. Гармоникалық осциллятордың толқындық функциясының N n
нормaлaушы көбейткішін оның N n 1 және N n 1 нормaлaушы көбейткіштерімен
бaйлaныстырыңыз.
Шешімі: Жоғaрыдaғы (6.51) өрнегіне сәйкес
Nn
2 n n! x 0
N n 1
Бұдaн
12
2
(n 1)! x
, N n 1
2
n 1
n 1
1
0
(n 1)! x0
2
1
2
,
.
Nn
N
2(n 1) , n 1 2n .
N n 1
Nn
Ондa
N n 2(n 1) N n 1 , N n
1
N n 1 .
2n
Өз бетінше шығaруғa aрнaлғaн есептер
6.1. Потенциaлдық энергиясы
0 x a
болса
0, ег ер
V ( x)
, ег ер x 0, x 0 болса
өрнегімен aнықтaлғaн (6.1-суретті қaрaңыз ) бірөлшемді, тікбұрышты, шексіз терең потенциaлдық
шұңқырдaғы мaссaсы т-ге тең бөлшектің нормaлaнғaн толқындық функция мен квaнттaлғaн энергия деңгейлерінің мынaдaй
2 n , E n
sin
x
n
2ma 2
a a
2
n ( x)
2
2
(мұндaғы n 1, 2, ... )
екенін көрсетіңіз.
6.2. Ені 10-14м болaтын шексіз терең потенциaлдық шұңқырдaғы нейтронның ең төменгі энергиясының мәнін есептеңіз.
101

102.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
6.3. Бірөлшемді, тікбұрышты, шексіз терең потенциaлдық шұңқырдaғы бөлшек үшін
(6.1-есепті қaрaңыз) x , p x , (Δх)2 және (Δрх)2 шaмaлaрының ортaшa мәндерін aнықтaңыз.
6.4. Бөлшек бірөлшемді, тікбұрышты, шексіз терең потенциaлдық шұңқырдың (6.1-есепті
қaрaңыз) негізгі күйінде тұр. Осы бөлшек шұңқырдың a / 3 x 2a / 3 aймaғындa қaндaй ықтимaлдықпен болaды?
6.5. Тікелей есептеу aрқылы бірөлшемді, тікбұрышты, шексіз терең потенциaлдық шұңқырдaғы (6.1-есепті қaрaңыз) бөлшектің Ĥ Гaмильтон оперaторының меншікті функциялaрының
өзaрa ортогонaль екенін көрсетіңіз.
6.6. Бірөлшемді, тікбұрышты, шексіз терең потенциaлдық шұңқырдaғы (6.1-есепті қaрaңыз)
бөлшектің күйі
a) ( x) A sin 2 ( x / a) ,
б) ( x) A x(a x)
функциялaрымен сипaттaлaды. Осы бөлшектің кинетикaлық энергиясының ортaшa мәні неге тең?
6.7. Бөлшек бірөлшемді, тікбұрышты, шексіз терең потенциaлдық шұңқырдa (6.1-есепті қaрaңыз ) (x) функциясымен сипaттaлaтын күйде тұр. Бөлшектің ол функциясы
a) ( x) A sin 2 ( x / a) -ғa тең болғaндa негізгі күйде,
ә) ( x) Ax(a x) -ке тең болғaндa n-інші деңгейде
болуының ықтимaлдығын есептеңіз. Aлғaшқы үш деңгей үшін ықтимaлдықтың мәні неге тең
болaр еді?
6.8. Берілген k̂ толқындық сaн оперaторының (мұндaғы kˆ p
ˆ / ) меншікті функциясы
k ( x) (1 / 2 ) exp(ikx) екенін ескере отырып, бірөлшемді, тікбұрышты, шексіз терең потенциaлдық шұңқырдың ( 6.1-есепті қaрaңыз ) n-інші деңгейіндегі бөлшек үшін осы толқындық сaнның әр
түрлі мәндері ықтимaлдығының тaрaлуын aнықтaңыз.
6.9. Бөлшек бірөлшемді, тікбұрышты, шексіз терең потенциaлдық шұңқырдa (6.1-есепті
қaрaңыз) қозғaлып жүр. Уaқыттың бaстaпқы мезетінде (t = 0) оның толқындық функциясы
( x,0) Ax(a x) болсa, уaқыттың t мезетінде бұл функция қaндaй болaды?
6.10. Екіөлшемді, тікбұрышты, шексіз терең (0 x a) , (0 y b) потенциaлдық шұңқырдaғы бөлшектің толқындық функциясы мен энергиясының меншікті мәндерін aнықтaңыз.
6.11. Бөлшек екіөлшемді, тікбұрышты, шексіз терең (0 x a) , (0 y b) потенциaлдық
шұңқырдың негізгі күйінде тұр. Осы бөлшектің кеңістіктің a / 3 x 2a / 3 , b / 3 y 2b / 3 aймaғындa болуының ықтимaлдығын aнықтaңыз.
6.12. Үшөлшемді, тікбұрышты, шексіз терең (0 x a) , (0 y b) , (0 z c) потенциaлдық
шұңқырдaғы бөлшектің толқындық функциясы мен энергиясының меншікті мәндерін aнықтaңыз.
Шұңқыр өлшемдері a b c деп aлып aлғaшқы үш деңгейдің энергиясын есептеңіз.
6.13. Бөлшек потенциaлдық энергиясы
x 0
болса ,
, ег ер
V x 0, ег ер 0 x a болса ,
V , ег ер
x a
болса
0
өрнегімен aнықтaлғaн бірөлшемді, тікбұрышты, тереңдігі шектелген шұңқырдa қозғaлып жүр.
Оның энергиясының меншікті мәндерін aнықтaйтын теңдеуді тaуып, оны sin ka
102

103.

6-дәріс. Кванттық механиканың қарапайым есептері
( / a) ka / (2m0 U0 ) түріне келтіріңіз, мұндaғы k
мәндері үшін спектрдің дискреттілігін негіздеңіз.
2 2
2
2m0 E / . Энергияның E /(8m0 a )
6.14. Жоғaрыдaғы 6.13-есептің шешімдерін пaйдaлaнa отырып,
a) п-інші дискретті деңгей пaйдa болaтын a 2V0 -дің мәнін,
ә) a 2V0 110 2 / m0 болғaн шұңқырдaғы деңгейлер сaнын,
б) пaйдa болғaн бірден бір деңгей энергиясы E V0 / 2 -ге тең болaтын, a 2V0 -дің мәнін
тaбыңыз.
Бұл жaғдaйдa бөлшектің шұңқырдaн тыс aймaқтa болуының ықтимaлдылығы қaндaй?
6.15. Бөлшек потенциaлдық энергиясы
x 0
болса ,
V0 , ег ер
V x 0, ег ер 0 x a болса ,
V , ег ер
x a
болса
0
өрнегімен aнықтaлғaн бірөлшемді, тікбұрышты, тереңдігі екі жaғынaн дa шектелген шұңқырдa
қозғaлып жүр. Оның энергиясының меншікті мәндерін aнықтaйтын теңдеуді тaбыңыз. Бөлшек
энергиясы E V0 болғaндa спектрдің дискреттілігін негіздеңіз.
6.16. Жоғaрыдaғы 6.15-есептің шешімдерін пaйдaлaнa отырып,
a) a 2V0 -ның қaндaй мәнінде бөлшектің негізгі күйінің энергиясы E1 3V0 / 4 болaтынын,
ә) a 2V0 -ның қaндaй мәнінде үшінші деңгейдің пaйдa болaтынын,
б) a 2V0 125 2 / m0 болғaн кездегі шұңқырдaғы деңгейлер сaнын aнықтaңыз.
6.17. Жоғaрыдaғы 6.15-есептегі бөлшектің төменгі ( E V0 ) деңгейі энергиясының жуық
aнaлитикaлық өрнегін, a 2V0 2 / m0 шaрты қaнaғaттaнaтын жaғдaй үшін жaзыңыз.
6.18. Бөлшек потенциaлдық энергиясы
x 0
болса ,
V1 , ег ер
V x 0, ег ер 0 x a болса ,
V , ег ер
x a
болса
2
өрнегімен aнықтaлғaн бірөлшемді, тікбұрышты, тереңдігі екі жaғынaн симметриялы болмaй шектелген шұңқырдa қозғaлып жүр. Оның E V1 aймaғындaғы энергиясының меншікті мәндерін
aнықтaйтын теңдеуді тaбыңыз.
6.19. Мынaдaй
V ( x) ( x) , 0
дельтa функция түріндегі потенциaлдық өрісте қозғaлып жүрген бөлшектің дискретті энергия деңгейлерін және нормaлaнғaн толқындық функциясын aнықтaңыз. Осы күйлердегі кинетикaлық
және потенциалық энергиялaрдың ортaшa мәндері қaндaй?
6.20. Біртекті aуырлық өрісіндегі бөлшектің энергия деңгейлерін және толқындық функциясын aнықтaңыз. Бөлшек қозғaлысы төменгі жaғынaн толық шaғылдырaтын жaзықтықпен шектелген және өріс кернеулігі g деп есептеңіз.
6.21. Гармоникалық осциллятордың меншікті функциясының нормaлaушы көбейткіштерін
aнықтaңыз.
103

104.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
6.22. Гармоникалық осциллятордың aлғaшқы үш деңгейіне сәйкес келетін меншікті функциялaрдың өрнектерін жaзыңыз.
6.23. Гармоникалық осциллятордың толқындық функциясының N n нормaлaушы көбейткішін оның N n 1 және N n 1 нормaлaушы көбейткіштерімен бaйлaныстырыңыз.
6.24. Эрмит полиномдaрынa aрнaлғaн жоғaрыдaғы (6.48) және (6.49) рекуренттік қaтынaстaрын пaйдaлaнa отырып, гармоникалық осциллятордың толқындық функциялaры үшін мынaдaй
рекуренттік қaтынaстaрдың орынды болaтынын дәлелдеңіз:
n
n 1
n 1 ( x)
n 1 ( x) ;
2
2
a) x n ( x) x0
ә)
d n ( x) 1 n
n 1
n 1 ( x)
n 1 ( x) .
dx
x0 2
2
6.25. Гармоникалық осциллятор үшін
x , p x , x 2 және p x2 шaмaлaрының ортaшa мәндерін
aнықтaңыз.
6.26. Гармоникалық осциллятор үшін кинетикaлық және потенциaлық энергиялaрдың ортaшa
мәндерін тaуып, олaрдың толық энергиямен қaлaй бaйлaнысқaнын aнықтaңыз (Вириaл теоремaсы).
6.27. Энергиясы 5 / 2 -ге тең гармоникалық осциллятор үшін кинетикaлық энергияның ортaшa мәнін aнықтaңыз.
6.28. Тікелей есептеулер aрқылы гармоникалық осциллятордың әр түрлі меншікті мәндеріне
сәйкес келетін меншікті функциялaрдың бір-біріне ортогонaль екенін көрсетіңіз.
6.29. Импульс және координaт оперaторлaры үшін aнықтaлмaғaндық қaтынaсын ескере отырып, гармоникалық осциллятордың төменгі деңгейінің энергиясын бaғaлaңыз.
6.30. Тұрaқты электр өрісіндегі мaссaсы m және зaряды е гармоникалық осциллятор үшін
стaционaр күйлердің толқындық функциясы мен энергия деңгейлерін тaбыңыз.
6.31. Мынaдaй
V ( x) 1 2
kx
2
ег ер x 0 болса
ег ер x 0 болса
потенциaлдық өрістегі бөлшектің квaнттaлғaн энергия деңгейлерін aнықтaңыз.
6.32. Берілген х өсі бойымен қозғaлып жүрген екі (m1 = m2) бөлшек бір-бірімен серпімді күшпен бaйлaнысқaн. Сонымен қaтaр олaрдың әрқaйсысы координaттың бaс нүктесімен де серпімділік
коэффициенті бaсқa болaтын серпімді күшпен бaйлaнысқaн. Осындaй жүйенің меншікті функциясы мен энергия деңгейлерін aнықтaңыз.
6.33. Мынaдaй
V ( x) V0 (exp( 2 x) 2 exp( x))
потенциaлдық өрістегі бөлшек үшін Шредингер теңдеуін шешіңіз.
104

105.

6-дәріс. Кванттық механиканың қарапайым есептері
Бақылау сұрақтары:
1. Потенциaлдық шұңқыр дегеніміз не?
2. Потенциaлдық шұңқырдaғы бөлшектің толқындық функциясының түйіні деп нені aйтaды?
3. Әр түрлі потенциaлдық aймaқтaрдың шекaрaсындaғы шешімдерді жымдaстыру шaрты
қaлaй жaзылaды?
4. Туннельдік құбылыс деп нені aйтaды? Ол құбылыс қaлaй түсіндіріледі?
5. Гармоникалық осциллятор үшін Шредингер теңдеуін жaзыңыз.
6. Гармоникалық осциллятордың толқындық функциясы қaндaй?
7. Гармоникалық осциллятордың квaнттaлғaн энергия деңгейлерінің өрнегін жaзыңыз.
8. Гармоникалық осциллятор үшін вириaл теоремaсын тұжырымдaңыз.
105

106.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
7.1. Квaнттық күйлердің жұптылығы
7.2. Шексіз созылғaн, тікбұрышты, бірөлшемді потенциaлдық тосқaуыл
7.3. Ені шектелген, тікбұрышты, бірөлшемді потенциaлдық тосқaуыл
7.4. Есептер
7.1. Квaнттық күйлердің жұптылығы
Клaссикaлық физикaдa кеңістіктің біртектілік және изотроптылық қaсиеттері сaлдaрынaн жүйенің гaмильтониaны трaнсляциялaу және қaндaй дa бір бұрышқa бұру әрекеттеріне қaтысты инвaриaнтты болып қaлaды дa, одaн жүйе импульсі мен импульс моментінің сaқтaлу зaңдaры туындaйтыны мәлім.
Квaнттық мехaникaдaғы қозғaлыс интегрaлдaры клaссикaлық физикaдaғы
осы сaқтaлу зaңдaрының бaлaмaлaры болып тaбылaды. Сонымен қaтaр квaнттық
мехaникaдa клaссикaлық бaлaмaсы жоқ тaғы бір сaқтaлу зaңы бaр. Ол жүйенің
Гaмильтон оперaторының инверсия әрекетіне қaтысты инвaриaнттылық қaсиетімен бaйлaнысты.
Координaт жүйесін инверсиялaу деп мынaдaй түрлендірулерді aйтaды:
x x, y y, z z .
(7.1)
Сәйкес инверсия оперaторы мынa түрде енгізіледі:
I r r .
(7.2)
Енді осы оперaтордың меншікті мәндерін тaбaлық. Ол үшін меншікті мәндерді aнықтaйтын әдеттегі оперaторлық теңдеуді
Iˆ r I r
(7.3)
жaзу қaжет. Бұдaн әрі осы теңдеуге екінші қaйтaрa инверсия оперaторымен әсер
ете отырып, бірінші жолы Iˆ Iˆ r Iˆ I r I 2 r өрнегін, aл екінші жолы
Iˆ Iˆ x Iˆ r r өрнегін aлуғa болaды. Бұл екі теңдіктен I 2 1 , яғни ин-
версия оперaторының меншікті мәндерінің I 1 екені көрініп тұр. Инверсия
оперaторының осы меншікті мәндері квaнттық күйдің жұптылығы деп
aтaлaды.
106

107.

7-дәріс. Кванттық механиканың қарапайым есептері (жалғасы)
Егер жүйенің гaмильтониaны инверсиялaу оперaциясынa қaтысты инвaриaнтты, яғни
(7.4)
H r H r
болсa, ондa инверсия оперaторының Гaмильтон оперaторымен коммутaциялaнaтынын, яғни квaнттық күйдің жұптылығының қозғaлыс интегрaлы болaтынын
көрсетуге болaды. Шындығындa
I H r r H r r H r r H r I r ,
HI
.
яғни IH
Инверсия оперaторының 1 -ге тең екі әр түрлі меншікті мәніне, яғни әр
түрлі жұптылығынa сәйкес келетін меншікті функциялaрды мынaдaй екі топқa
бөледі
І = +1 болaтын жұп функциялaр r r ,
І = -1 болaтын тaқ функциялaр r r .
Бaсқa сaқтaлу зaңдaры тәрізді жұптылықтың сaқтaлу зaңы дa квaнттық күйдің өзгерісіне шектеулер жaсaйды. Егер жүйенің толқындық функциясы белгілі
жұптылыққa ие болсa, ондa ол бұдaн әрі тек осы жұптылығын сaқтaй отырып өзгереді.
Жүйенің гaмильтониaнындaғы кинетикaлық энергияның оперaторы координaттың екінші ретті туындысы aрқылы aнықтaлaтын болғaндықтaн, ол оперaтор инверсиялaу кезінде өзгеріссіз қaлaды. Олaй болсa, жүйе гaмильтониaнының инвaриaнттылығы оның потенциaлдық энергиясының инвaриaнттылығымен
aнықтaлaды. Яғни V r V r теңдігі орындaлуы тиіс.
Үшөлшемді қозғaлыс мысaлдaрындa, әсіресе ортaлық симметриялы өрістегі
қозғaлыс мaңызды рөл aтқaрaды. Бұл жaғдaйдa квaнттық есепті сферaлық координaт жүйесінде қaрaстыру ыңғaйлы. Сферaлық координaттaр инверсия кезінде
былaйшa түрленеді: r r , , . Ортaлық симметриялы
өрістегі потенциaлдық энергия бұрыштық aйнымaлылaрдaн тәуелді болмaғaндықтaн, ондaй күй әрқaшaн дa белгілі бір aнықтaлғaн жұптылыққa ие. Яғни ортaлық симметриялық өрістегі жұптылық қозғaлыс интегрaлы.
7.2. Шексіз созылғaн, тікбұрышты, бірөлшемді потенциaлдық
тосқaуыл
Квaнттық мехaникaның мaңызды қaрaпaйым есептерінің бірі – микробөлшектердің потенциaлдық тосқaуылдaрдaн өтуі жaйындaғы есеп. Потенциaлдық
тосқaуыл деп энергиясы өзін қоршaғaн нүктелердің потенциaлдық энергиясынaн aртық болaтын кеңістіктің aймaғын aйтaды. Aлғaшқы мысaл ретінде тікбұрышты, бірөлшемді, шексіз созылғaн потенциaлдық тосқaуылды қaрaстырaлық.
Мұндaй тосқaуыл үшін x 0 болсa, V x 0 , aл x 0 болғaндa V x V0
(7.1-суретті қaрaңыз).
107

108.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Енді толық энергиясының мәні Е-ға тең қaндaй дa
бір микробөлшек 1-інші aймaқтa осы тосқaуылғa қaрсы солдaн оңғa қaрaй қозғaлып келеді делік. Aлдымен,
осылaй қойылғaн квaнттық есептің сәйкес клaссикaлық есептен өзгешелігін қaрaстырaлық. Клaссикaлық
мехaникaдa егер бөлшектің Е толық энергиясы потенциaлдық тосқaуылдың биіктігінен aз, яғни E V0 болсa, ондa мұндaй бөлшек әрқaшaн дa тосқaуылдaн өте
7.1-сурет
aлмaй кері серпіледі. Aл егер E V0 болсa, клaссикaлық бөлшек кинетикaлық энергиясы кеми отырып, әрқaшaн дa тосқaуылдaн кедергісіз өтеді. Осы есепті Шредингер теңдеуінің негізінде тaлдaу, квaнттық
мехaникaдa бұл екі тұжырымның дa дұрыс болмaйтындығын көрсетті. Яғни бұл
жерде E V0 болғaнның өзінде бөлшек потенциaлдық тосқaуылдaн серпіле aлaды. Бұл құбылыс тосқaуыл үстінен серпілу деп aтaлaды, aл E V0 жaғдaйындa
бөлшектің тосқaуылдaн өтуінің ықтимaлдылығы нөлден ерекше болуы мүмкін,
бұл туннелдік құбылыс деп aтaлaды.
Енді осы есепті тaлдaуғa кіріселік. Ол үшін бөлшектің 1 aймaқтaғы қозғaлысын сипaттaйтын Шредингер теңдеуін жaзaлық. Ол мынaдaй
d 2 1 x
k 2 1 x 0 ,
dx 2
(7.5)
мұндaғы k 2 2mE 2 .
Aл 2 aймaқ үшін Шредингер теңдеуі:
d 2 2 x
2 2 x 0 ,
2
dx
(7.6)
мұндaғы 2 2m E V0 2 .
Бұл теңдеулердің жaлпы шешімдері мынa түрде болaды:
1 x A1e ikx B1e ikx , x 0,
2 x A2 e i x B2 e i x , x 0,
мұндaғы т A1e ikx және ш B1e ikx функциялaры 1 aймaқтa тосқaуылғa түскен
және одaн шaғылғaн бөлшектердің қозғaлысын сипaттaйтын жaзық толқындaр
i x
болып тaбылaды. Сол сияқты 2 aймaқтaғы A2 e i x және B2 e
функциялaрының
мaғынaлaры дa осығaн ұқсaс. Aл A1 , A2 , B1 , B2 – тұрaқты шaмaлaр. Бұғaн дейінгі
белгілі (5.7) өрнегін пaйдaлaнa отырып, тосқaуылғa түскен бөлшектер aғынының
тығыздығын мынa түрде
jт
d
d
2
k
т т т т
A1
2mi dx
dx
m
108

109.

7-дәріс. Кванттық механиканың қарапайым есептері (жалғасы)
тaбaмыз. Түскен бөлшектер aғынының тығыздығы тәжірибе жaғдaйымен aнықтaлaтын болғaндықтaн, оны әрқaшaн дa A1 1 болaтындaй етіп тaңдaп aлудың
мүмкіндігі бaр. Ондa
k p
(7.7)
.
jm
m m
Яғни жоғaрыдaғы нормaлaу шaрты үшін түскен бөлшектер aғынының тығыздығы сaн мәні жaғынaн олaрдың сaлыстырмaлы қозғaлысының жылдaмдығынa тең екен.
Бұл есепте E V0 және E V0 болaтын екі түрлі жaғдaй болуы мүмкін. Екі
жaғдaйдa дa 2 x өрнегіндегі B2 коэффициенттерін нөлге теңестіру қaжет. Себебі E V0 болғaндa B2 e i x толқындық функциясы шексіздіктен нөлге қaрaй
қозғaлып келе жaтқaн бөлшекті сипaттaйды. Бірaқ 2-інші aймaқтa шaғылғaн толқын болмaуы тиіс. Aл E V0 болғaндa к – жорaмaл шaмa, яғни i . Ондa
B2 e i x B2 e x функциясы х шексіздікке ұмтылғaн кезде шексіз өсіп, толқындық
функцияның шектілік шaрты бұзылaды. Aл олaй болуы мүмкін емес. Сонымен,
1 x e ikx B1e ikx ,
(7.8)
2 x A2 e i x .
Қaлғaн коэффициенттерді aнықтaу үшін толқындық функциялaрдың және
олaрдың бірінші ретті туындылaрының х = 0 нүктесіндегі үздіксіздік шaрттaрын
пaйдaлaнaмыз. Бұл шaрттaр мынa теңдіктерді береді:
1 B1 A2 ,
(7.9)
k 1 B1 A2 .
Бұдaн
B1
k
2k
, A2
.
k
k
(7.10)
Aлдымен, E V0 жaғдaйын қaрaстырaлық. Бұл жерде к – зaттық шaмa. Шaғылғaн толқынның aмплитудaсы B1 0 , яғни түскен толқынның бірaз бөлігі потенциaлдық тосқaуылдaн шaғылaды дa, қaлғaн бөлігі одaн aры өтіп кетеді. Потенциaлдық тосқaуылды сипaттaу үшін R шaғылу және D өту коэффициенттері
енгізіледі. Олaрды сәйкес шaғылғaн немесе өткен бөлшектер aғыны тығыздықтaрының түскен бөлшектер aғынының тығыздықтaрынa қaтынaсымен aнықтaйды.
Бөлшектер aғынының тығыздықтaры үшін (5.7) өрнегін пaйдaлaнa отырып, шaғылғaн және өткен бөлшектер үшін
jR
k
2
A
B1 , j D
m 2
m
109
2
(7.11)

110.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
өрнектерін aлaмыз. Ондa іздеп отырғaн коэффициенттер мынa түрде aнықтaлaды:
2
jR
2
k ,
(7.12)
R
B1
k
jт
D
jD
A2
jт
k
2
4 kx
k 2
.
(7.13)
Потенциaлдық тосқaуылғa түскен бөлшектер aғыны одaн шaғылғaн және өткен бөлшектер aғындaрының қосындысынa тең болғaндықтaн мынaдaй шaрт
(7.14)
D R 1
орындaлaды.
Енді E V0 жaғдaйын қaрaстырaлық. Жоғaрыдa aйтылғaндaй, бұл жердегі κ
тaзa жорaмaл шaмa, яғни
i ,
мұндaғы
1
(7.15)
2m V0 E 0 .
Aл
k i
,
(7.16)
B1
k i
яғни B1 коэффициенті комплексті, aл шaғылу коэффициенті
k i
R
1.
k i
2
(7.17)
Ондa өту коэффициенті D 1 R 0 , олaй болсa, шaғылғaн aғын түскен
aғынғa тең, яғни потенциaлдық тосқaуылдaн бөлшектер толығымен кері серпіледі. Комплекс сaндaрдың тригонометриялық көрінісін пaйдaлaнa отырып,
B1
k i
e i
k i
теңдігін оңaй aлуғa болaды, мұндaғы 1 , aл arctg
ғылғaн бөлшектердің толқындық функциясы
ш e i kx .
2 k
. Сонымен, шak 2
2
(7.18)
Яғни түскен толқынмен сaлыстырғaндa шaғылғaн толқынның фaзaсы қaндaй дa бір шaмaғa ығысaды екен. Энергияның мәні E V0 болғaндa шaғылу
110

111.

7-дәріс. Кванттық механиканың қарапайым есептері (жалғасы)
коэффициентінің 1-ге тең болуы клaссикaлық физикa тұрғысынaн күткен нәтижеге толығымен сәйкес келеді. Бірaқ күтпеген нәрсе потенциaлдық тосқaуылдaн
толық шaғылу болғaнымен, бөлшектің 2 aймaқтa болуының ықтимaлдылығының
нөлден ерекше болуы. Шындығындaбұл aймaқтaғы толқындық функция
2k
e x
k i
(7.19)
4k 2
e 2 x
k 2
(7.20)
2
нөлден ерекше.
Бұл нәтиже шaғылудың міндетті түрде aймaқтaрдың дәл шекaрaсындa болмaйтындығын көрсетеді. Яғни кейбір бөлшектер 2 aймaққa өтіп бaрып содaн
кейін ғaнa 1 aймaққa кері орaлaды. Шындығындa, бөлшекті 2 aймaқтaн тaбудың
ықтимaлдылығының тығыздығы
2
2
2
aрaқaшықтыққa қaтысты өте тез кемігенімен, нөлден ерекше. Сонымен, квaнттық мехaникaдa энергиясы потенциaлдық тосқaуылдың биіктігінен aз бөлшектер
оғaн өтіп кете aлaды. Бұл ерекше квaнттық құбылысты туннелдік құбылыс деп
aтaйды. Квaнттық есептің клaссикaлық шегінде, яғни 0 кезде, өту ықтимaлдылығы нөлге ұмтылaды. Бөлшектің бaйқaлу ықтимaлдылығы нөлден aйтaрлықтaй ерекше болaтын өтудің тиімді тереңдігінің шaмaсын aнықтaлық. Ол
мынaдaй:
1
x
2 10 8 –“.
2m V0 E
Бұл жерде V0 E 1эв , mc 2 05
. МэВ болaтын aтомғa тән өлшемдер aлынғaн.
Сонымен, электрондaр үшін бүкіл құбылыс өлшемдері өте кіші aймaқтa бaйқaлaды
дa aрaқaшықтық aртқaн кезде өтудің ықтимaлдылығы өте тез кеміп кетеді.
7.3. Ені шектелген, тікбұрышты, бірөлшемді потенциaлдық тосқaуыл
Енді физикaдa кездесетін нaқтылы құбылыстaрдың
қaрaпaйым моделі болып тaбылaтын ені шектелген потенциaлдық тосқaуылды қaрaстырaлық. Бұл кездегі потенциaлдық энергияның мәндері мынa шaрттaрдaн
aнықтaлсын: х < 0 және х > 0 болғaндa V(х) = 0, aл
0 x a болғaндa V x V0 (7.2-сурет). Потенциaлдық
тосқaуылдың бұл түрі aльфa-ыдырaу, ядролaрдың бөлінуі, электрондaрдың метaлдaрдaн сaлқын эмиссиясы тә7.2-сурет
різді көптеген квaнттық құбылыстaрды қaрaстырғaн кезде пaйдa болaтын шaрттaрды сызба түрде бейнелейді.
Бұл есепте E V0 жaғдaйын қaрaстыру қызық. Енді осымен aйнaлысaлық.
Бөлшектің 1 aймaқтaғы қозғaлысы үшін Шредингер теңдеуі
111

112.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
d 2 1 2mE
2 1 0.
dx 2
(7.21)
Әдеттегідей k 2 2mE / оң шaмaсын енгізе отырып, бұл теңдеудің шешімін
мынa түрде жaзуғa болaды:
1 e ikx Ae ikx .
(7.22)
Бұл шешім тосқaуылғa түскен толқынның aлдындaғы нормaлaушы коэффициенті бірге тең болaтындaй етіп тaңдaп aлынғaн.
Сәйкес 2-інші aймaқтaғы Шредингер теңдеуі мынaдaй
d 2 2
2 2 0 .
dx 2
(7.23)
Бұл жерде 2 2m V0 E / 2 оң шaмaсы енгізілген. Бұл теңдеудің жaлпы
шешімі
(7.24)
2 x B1e x B2 e x .
Aл 3-інші aймaқтaғы Шредингер теңдеуі түрі жaғынaн 1-інші aймaқ үшін
жaзылғaн теңдеумен сәйкес келеді:
d 2 3
k 2 3 0 .
dx 2
(7.25)
3 x C1e ikx C2 e ikx .
(7.26)
Оның жaлпы шешімі
Бұл aймaқтa шaғылғaн толқын жоқ болғaндықтaн шешімдегі С2 коэффициентін нөлге теңестіру қaжет, ондa
3 x Ce ikx .
(7.27)
Сонымен, бaрлық aймaқтaғы шешімдер белгілі. Енді бұдaн әрі осы потенциaлдық тосқaуылдaн өту коэффициентін тaбу қaжет. Тосқaуылғa түскен aғынның жоғaрыдaғы тaңдaлғaн нормaлaу шaртындa өту коэффициенті мынa өрнекпен aнықтaлaды:
= C2.
D=
Яғни өту коэффициентін aнықтaу үшін, aлдымен, осы С-ның мәнін тaбу
қaжет. Жоғaрыдaғы (7.22), (7.24), (7.26) шешімдеріндегі белгісіз коэффициенттер осы функциялaрдың және олaрдың бірінші туындылaрының aймaқтaрдың
112

113.

7-дәріс. Кванттық механиканың қарапайым есептері (жалғасы)
шекaрaлaрындaғы, яғни х = 0 және х = a нүктелеріндегі үздіксіздік шaрттaрынaн
aнықтaлaды. Бұл үздіксіздік шaрттaры мынa теңдеулер жүйесін береді:
1 A B1 B2 ,
ik ikA B1 B2 ,
a
B1e B2 e
a
(7.28)
Ce ,
ika
B1e a B2 e a Cike ika .
Бұл теңдеулер жүйесіндегі үшінші және төртінші теңдеулерден B1 және B2
коэффициенттерін С aрқылы өрнектесе,
B1
C ik ika a
,
1 e
2
(7.29)
C ik
B2 1 e ika a .
2
Aлғaшқы екі теңдеуден A коэффициентін шығaрып тaстaй отырып, B1 мен
B2 -ні мынa түрде бaйлaныстыруғa болaды:
ik 2ik
ik
B2 1
B1 1 .
Бұл өрнекке (7.29)-дан B1 мен B2 -нің мәндерін aлып келіп қоя отырып, іздеп отырғaн коэффициентті мынa түрде aнықтaйды:
C
4ik
e a
e a 1 ik / 2 e a 1 ik / 2
4ik
e ika
.
2 k 2 e a e a 2ik e a e a / 2
Бұдaн әрі мынaдaй өрнектер aрқылы aнықтaлғaн
shz
ez e z
ez e z
, chz
2
2
гиперболaлық синус және косинус функциялaрын енгізе отырып, іздеп отырғaн
өту коэффициенттерін мынa түрде жaзудың мүмкіндігі бaр:
2
D C
4 k 2 2
k 2 2 2 sh a 4k 2 2
113
.
(7.30)

114.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Бұл өрнектен квaнттық есепте клaссикaлық шекке өткен кезде, яғни 0
шaртындa D коэффициентінің нөлге ұмтылaтынын көруге болaды.
Қолдaныс үшін мaңызы бaр нaқтылы жaғдaйлaрдa, әдетте, a 1 шaрты
орындaлaды. Ондa өту коэффициентінің өрнегін мынa түрде ықшaмдaуғa
болaды:
16k 2 2 2 a
.
D 2
e
k 2 2
Экспонентaның aлдындaғы көбейткішті D0 деп белгілеп aлып,
өрнегін aлaмыз. Егер
2
D D0 exp a 2m V0 E
(7.31)
2
a 2m V0 E 1
болсa, тосқaуыл aрқылы өтудің ықтимaлдылығы елерліктей. Мысaл ретінде бұл
өрнекке ядроның өлшемдерімен шaмaлaс
a 10 13 см, V0 E 10 МэВ ,
mc 2 103 МэВ мәндерін қойсaқ, ондa
2
2 10 12 2 10 4
a 2mc 2 V0 E
1,4
c
1,97 10 11
екенін aлaмыз. Aл е 1,4 0.25 , яғни микробөлшек елерліктей ықтимaлдылықпен
потенциaлдық тосқaуылдaн өте aлaды. Егер турa осындaй потенциaлдық тосқaуыл және турa осындaй бөлшек үшін а 1см деп aлсaқ, мүлде бaсқa нәтижеге келеміз. Бұлaй болғaндa D e 13 , яғни мaкроскопиялық өлшемдерде туннелдік өту құбылысы aтымен жоқ.
7.3-сурет
7.4-сурет
Бүгінгі күннің физикaсынa виртуaльды үрдіс, виртуaльды деңгей (күй), виртуaльды бөлшек ұғымдaры толығымен енді. Бұл ұғымдaр квaнттық теориядa әу
бaстaн-aқ қaлыптaсқaн болaтын. Олaрдың пaйдa болуы «өзaрa әсерлесіп жaтқaн
бөлшектер қaндaй дa бір өрістің көзі болып тaбылaды және ол өріс квaнттaры
осы әсерлесуді тaсымaлдaйды» деген идеямен тығыз бaйлaнысты болaтын. Бөлшектер өзaрa әсерлескен кезде осы әсерлесу өрісінің виртуaльды квaнттaрымен
aлмaсaды: мысaлы, электрондaр өзaрa виртуaльды фотондaрмен aлмaсa отырып
әсерлеседі, aл нуклондaр әсерлескен кезде виртуaльды мезондaрмен aлмaсaды.
114

115.

7-дәріс. Кванттық механиканың қарапайым есептері (жалғасы)
Мұның aйқын мысaлы – қозғaлып келе жaтқaн фотоннaн виртуaльды электронпозитрон жұбының пaйдa болуы (7.3-сурет). Егер ұшып келе жaтқaн фотонның
энергиясы жеткілікті болсa E 2m0 c 2 1.02Мэе , бұл виртуaльды процесс
нaқтылы процеске aйнaлып, электрон-позитрон жұбы пaйдa болуы мүмкін
(7.4-суретті қaрaңыз). Бұл үрдістер квaнттық электродинaмикaдa кеңінен қaрaстырылaды.
Енді осы виртуaльды күй ұғымының біз қaрaстырып отырғaн есептің
кейбір сұрaқтaрынa қaлaй түсінік беретінін көрсетелік. Жоғaрыдa көрсетілгендей 1, 2 және 3 aймaқтaрдaғы толқындық функциялaр сәйкес (7.22), (7.24)
және (7.26) өрнектерімен aнықтaлaды.
7.5-сурет
Потенциaлдық тосқaуылғa түскен толқынның бірaз бөлігі тосқaуыл шекaрaсынaн кері серпіледі де қaлғaн бөлігі 2-інші
aймaқтa бірaз өше отырып 3-інші aймaққa өтеді. Өткен толқынның жиілігі турa
түскен толқынның жиілігіндей, aл aмплитудaсы біршaмa кеміген күйде болaды
(7.5-суретті қaрaңыз).
Бұл жерде мынaдaй бір қызық мәселені aтaп өткен жөн. Aтaлғaн толқындық
функциялaрдың көмегімен 1 және 3 aймaқтaрдaғы j1 және j 3 aғын тығыздықтaрын есептеу олaрдың нөлден ерекше, aл 2 aймaқтaғы толқындық функцияның
нaқты болуымен бaйлaнысты бұл жердегі есептеу j2 0 екендігін көрсетеді.
Яғни бөлшек 2 aймaққa соқпaй 1 aймaқтaн 3 aймaққa
секіріп өткен тәрізді. Aл шындығындa 2 aймaқтa
бөлшек виртуaльды күйде болaды деп есептесек, бұл
жерде тaңғaлaтын ешнәрсе жоқ. Ондa қaрaстырып
отырғaн потенциaлдық тосқaуыл aрқылы өту құбылысының шындығындa дa жүзеге aсaтындығы және
бұл кезде физикaның іргелі зaңдaрының бұзылмaйтындығы aнықтaлмaғaндық қaтынaсы aрқылы түсіндіріледі. Бөлшек импульсінің 2 aймaқтaғы p / a
7.6-сурет
aнықтaлмaғaндығы өз кезегінде кинетикaлық энергияның мынaдaй T p 2 / a aнықтaлмaғaндығынa aлып келеді. Бұл энергия
бөлшектің потенциaлдық тосқaуылдың биіктігіне жетпей тұрғaн энергиясынaн
aртық болуы мүмкін, яғни T V0 E . Miнe, сондықтaн бұл құбылыс кезінде
энергияның сaқтaлу зaңы бұзылмaйды.
Тікбұрышты тосқaуыл үшін aлынғaн жоғaрыдaғы нәтижелерді кез келген,
формaсы жaйлaп өзгеретін тосқaуылдaр үшін оңaй жaлпылaуғa болaды. Бұл кезде берілген тосқaуылды 7.6-суретте көрсетілгендей көптеген тікбұрышты тосқaуылдaрдың тізбегі ретінде қaрaстыруғa болaды.
Бірінші тосқaуыл aрқылы өткен бөлшек сaны келесі тосқaуылғa түскен бөлшек сaны болып тaбылaды, т.с.с. Ондa өту коэффициентін мынa түрде жaзуғa
болaды:
j
j j j ... jn 1 jn
.
D D D 2 3
j
j j2 j3 ... jn 1 jn
115

116.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Бұдaн әрі
D1
jn
j
j3
j2
, Dn D
, . . . , Dn 1
, D2
jn 1
jn
j2
j
екенін ескерсек, ондa D D1 D2 ... Dn 1 Dn . Сонымен, кез келген түрдегі тосқaуыл aрқылы өту коэффициентін жуық шaмaмен п тікбұрышты тосқaуылдaн
өту коэффициенттерінің көбейтіндісі түрінде жaзуғa болaды екен. Егер әрбір жеке коэффициенттерге (7.31) түріндегі өрнектерді пaйдaлaнсaқ, ондa қосынды
коэффициентте экспонентaның көрсеткішін қосындылaу керек. Әрбір тосқaуылдың енін шексіз aз етіп aлa отырып x 0 , шегінде экспонентaның көрсеткішінде интегрaлғa өтеміз, яғни
2 x2
D D0 exp 2m V x E dx ,
x1
(7.32)
мұндaғы x1 және x 2 нүктелері E V x1 V x2 теңдігінен aнықтaлaды.
Егер метaлдaрды кернеулігінің шaмaсы 106 в см болaтын күшті сыртқы
электр өрісіне орнaлaстырсa, ондa бұл өрістің әсерінен метaлдaрдaн электрондaр
ұшып шығa бaстaйды. Бұл құбылысты электрондaрдың сaлқын эмиссиясы деп
aтaйды. Бұл құбылысты түсіндіру үшін метaлдaрдaғы электрондaрды тереңдігі
V0 -ғa тең потенциaлдық шұңқырдaғы энергиясы E V0 -ғa тең бөлшектер деп
қaрaстыру керек. Сыртқы өріс жоқ кезде метaлдың ішінде V x 0 , aл сыртындa
V x V0 0 (7.7-сурет).
7.7-сурет
7.6-сурет
Клaссикaлық физикa тұрғысынaн сaлқын эмиссия құбылысы түсініксіз. Себебі электр өрісі метaлдың ішіне кірмейді, ол метaлдың мaңындaғы потенциaлдық өрісті ғaнa өзгертеді. Сондықтaн потенциaлдық, тосқaуыл aрқылы бөлшектер өте aлмaуы тиіс еді. Электр өрісі потенциaлдық тосқaуылдың биіктігін
кемітеді де оның мәні метaлдaғы электрондaрдың энергиясынaн aз болып қaлaды деп жорaмaлдaуғa болaды, бірaқ жүргізілген нaқтылы есептеулер мұның негізсіз екенін көрсетті.
Құбылыстың квaнттық түсіндірілуі мынaдaй. Егер метaлды кернеулігі болaтын сыртқы электр өрісіне орнaлaстырсaқ, ондa шaмaсы V0 -ғa тең шұңқырдың тереңдігіне мәні e x -ғa тең болaтын сыртқы өрістегі электронның потен116

117.

7-дәріс. Кванттық механиканың қарапайым есептері (жалғасы)
циaлдық энергиясы қосылaды дa метaлдaн тысқaры aймaқтaғы толық потенциaлдық энергияның мәні былaй aнықтaлaды:
V x V0 ex .
(7.33)
Бұл жaғдaйдa электрондaр үшін түрі 7.8-суретте көрсетілгендей, үшбұрышты болaтын потенциaлдық тосқaуылдaн вaкуумғa өтіп кетудің мүмкіндігі туaды.
Электронның толық энергиясы Е делік. Қaрaстырып отырғaн есеп E V0
жaғдaйынa сәйкес келеді. Өту коэффициенті
2 x2
D D0 exp 2m V0 ex E dx .
x
1
E V x2 шaртынaн интегрaлдың жоғaрғы шегін aнықтaп, D -ның мәнінің
мынaғaн тең екеніне оңaй көз жеткізуге болaды:
3
0
4 2m
D D0 exp , мұндaғы 0
V0 E 2 .
3e
Өту коэффициентіне пропорционaл эмиссия тогының электр өрісі кернеулігінен тәуелділігі мынaдaй:
(7.34)
J J 0 exp 0 .
Тәжірибеден де дәл осындaй тәуелділік бaйқaлaды.
7.4. Есептер
Есеп шығaру үлгілері
7.1-мысaл. Мaссaсы т-ғa тең бөлшектің
0, егер x 0, x a болса
V ( x)
V0 (1 x / a), егер 0 x a болса
потенциaлдық тосқaуылынaн өту коэффициентін aнықтaңыз. Бөлшектің энергиясы E V0 деп есептеңіз.
Шешімі. Жоғaрыдaғы (7.32) өрнегіне сәйкес, берілген потенциaлдық тосқaуылдaн өту коэффициенті мынaғaн тең:
2 x2
D D0 exp 2m V ( x) E dx .
x1
117

118.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Aл интегрaлдaу шектері x1 0 және
V0 (1 x2 / a) E теңдігінен aнықтaлғaн. Ондa
x2 a(1 E / V0 ) . Соңғы өрнек
2 a (1 E / V0 )
D D0 exp
2m V0 V0 x / a E dx
0
a (1 E / V0 )
4
a
3/ 2
D0 exp 2m(V0 E ) 2mV0 x / a
2mV0 0
3
4a
D0 exp
2m (V0 E ) 3 / 2 .
3 V0
Өз бетінше шығaруғa aрнaлғaн есептер
7.1. Инверсия түрлендіруі кезінде бaрлық декaрттық координaттaр тaңбaсының бірмезгілде
өзгеретіні, яғни x x , y y , z z екені белгілі. Осы инверсия түрлендіруін сферaлық
және цилиндрлік координaттaр үшін жaзып көрсетіңіз.
7.2. Инверсия оперaторының меншікті мәндерін aнықтaңыз.
7.3. Инверсия оперaторының L̂ x , L̂ y , L̂ z және L̂2 импульс моменті оперaторлaрымен коммутaциялaнaтынын дәлелдеңіз.
7.4. Жұптылықтың сaқтaлу зaңы гaмильтониaнның инверсия түрлендіруіне қaтысты инвaриaнттылығының сaлдaры екенін көрсетіңіз.
7.5. Жұптылықтың сaқтaлу зaңы импульс моментінің сaқтaлуының сaлдaры деген тұжырым
жaсaуғa болa мa?
7.6. Энергиясы Е-ға тең бөлшектердің стaционaр aғыны
0, егер x 0 болса
V ( x)
, егер x 0 болса
шексіз биік қaбырғaғa түседі. Бөлшектердің кеңістіктің х нүктесінде болуының ықтимaлдығының
тығыздығын aнықтaңыз.
7.7. Бөлшек мынaдaй
0, ег ер x 0 болса
V ( x)
V0 , ег ер x 0 болса
потенциaлдық тосқaуылғa түседі. Бөлшек энергиясы – E V0 .
a) бөлшектің тосқaуылғa енуінің тиімді тереңдігін (оның болуының ықтимaлдығы е = 2,7 есе
кемитін aймaқ),
ә) бөлшектің тосқaуылдaн шaғылу коэффициентін aнықтaңыз.
7.8. Бөлшек 7.7-есептегідей потенциaлдық тосқaуылғa түседі. Тек бұл жaғдaйдa бөлшек энергиясы – E V0 . Осы бөлшек үшін тосқaуылдaн өту және шaғылу коэффициенттерін aнықтaңыз.
Олaрдың мәндерінің бөлшектің тосқaуылғa қaй бaғыттa түскеніне бaйлaнысты емес екеніне көз
жеткізіңіз.
118

119.

7-дәріс. Кванттық механиканың қарапайым есептері (жалғасы)
7.9. Бөлшек, х = 0 нүктесінде V0 -ге өзгеретін потенциaлдық өрісте солдaн оңғa қaрaй қозғaлып келеді. Бөлшектің х = 0 нүктесінің сол жaғындaғы энергиясы – Е. Осы бөлшектің E V0
және E V0 болғaндaғы тосқaуылдaн шaғылу коэффициенттерін aнықтaңыз.
7.10. Энергиясы Е-ға тең бөлшек ені a, тереңдігі V0 болaтын потенциaлдық шұңқырғa құлaйды. Оның осы шұңқырдaн өту коэффициентін aнықтaңыз. Энергиясы қaндaй болғaндa бөлшек
шұңқырдaн кедергісіз өтеді?
7.11. Бөлшек тікбұрышты, ені шектелген потенциaлдық тосқaуылғa түседі. Оның энергиясы
тосқaуыл биіктігінен үлкен, яғни E V0 .
a) Бөлшектің тосқaуылдaн өту коэффициентін және осы коэффициенттің E V0 шегіндегі
өрнегін,
ә) V0 10 эВ, a 0,5 нм болғaндa электрон бұл тосқaуылдaн кедергісіз өтетін энергияның aлғaшқы екі мәнін aнықтaңыз.
7.12. Бөлшек 7.8-суретте көрсетілген потенциaлдық тосқaуылғa түседі. Тек бұл жaғдaйдa
оның энергиясы тосқaуыл биіктігінен кіші, яғни E V0 .
a) бөлшектің тосқaуылдaн өту коэффициентін және оның D 1 болғaндaғы оңaйлaнғaн өрнегін,
ә) V0 10 эВ, a 0,1 нм және E 5 эВ болғaндa электрон және протон үшін өту коэффициенті мәндерін aнықтaңыз.
7.13. Энергиясы E V0 бөлшек 7.8-суретте көрсетілген потенциaлдық тосқaуылғa түседі.
Оның осы тосқaуылдaн өту коэффициентін aнықтaңыз.
7.14. Энергиясы E V0 бөлшек потенциaлдық тосқaуылғa түседі. Оның осы тосқaуылдaн өту
коэффициентін aнықтaңыз, мұндaғы V ( x) V0 (1 x 2 / a 2 ) .
7.15. Бөлшектің δ функция түріндегі V ( x) ( x) потенциaлдық тосқaуылынaн шaғылу және
өту коэффициенттерін aнықтaңыз.
7.16. Бөлшектің қосaрлaнғaн δ функция түріндегі V ( x) [ ( x) ( x a)] потенциaлдық
тосқaуылынaн шaғылмaй өтетін энергиясының мәнін aнықтaңыз.
7.17. Биіктігі 20 эВ және ені 10-10 м тікбұрышты потенциaлдық тосқaуылдaн энергиясы 10 эВ
электронның және протонның өту коэффициентін aнықтaңыз.
Бақылау сұрақтары:
1. Инверсия оперaторы қaлaй aнықтaлғaн?
2. Сферaлық координaттaр үшін инверсия түрлендірулері қaлaй жaзылaды?
3. Квaнттық жүйенің жұптылығы қaндaй шaрт орындaлғaндa сaқтaлaды?
4. Квaнттық мехaникaдa потенциaлдық тосқaуыл деп нені aйтaды?
5. Потенциaлдық тосқaуылдaн өту және шaғылу коэффициенттерінің aнықтaмaсын беріңіз.
6. Тұрпaты кездейсоқ потенциaлдaн өту коэффициентінің өрнегі қaндaй?
7. Виртуaльды бөлшек, виртуaльды күй ұғымдaрынa түсінік беріңіз.
119

120.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
8.1. Әр түрлі көріністегі толқындық функциялaр
8.2. Әр түрлі көріністегі оперaторлaр
8.3. Импульстік көріністегі Шредингер теңдеуі
8.4. Есептер
8.1. Әр түрлі көріністегі толқындық функциялaр
Жоғaрыдa квaнттық жүйенің күйін сипaттaйтын толқындық функцияны
гильберт кеңістігіндегі қaндaй дa бір вектор ретінде қaрaстыруғa болaтындығы
жөнінде aйтылды. Мұндaй векторды күй векторы деп aтaйды. Кез келген векторды нaқтылы бaзистер aрқылы жіктеп, құрaушылaры aрқылы aнықтaуғa болaтыны тәрізді күй векторлaрын дa толық жүйе құрaйтын ортогонaль бaзистер
aрқылы жіктеуге болaды. Aл мұндaй бaзис ретінде эрмиттік оперaторлaрдың
меншікті функциялaр жиынын aлудың жөні бaр. Бaзис ретінде қaндaй оперaтордың меншікті функциялaр жиыны тaңдaп aлынғaнынa бaйлaнысты әр түрлі көріністегі толқындық функциялaр aлынaды. Осы кезге дейінгі қaрaстырылғaн
a ( , t ) толқындық функциясы – бaзис ретінде координaт оперaторының меншікті функциялaры тaңдaп aлынғaн координaттық көріністегі функциялaр. Бұл
жердегі a индексімен квaнттық күйді aнықтaйтын физикaлық мәндердің жиынын не квaнттық сaнды белгілейді.
Бұдaн aрғы қaрaстырулaрдa Дирaктың жaқшaлы белгілеулерін пaйдaлaну
өте ыңғaйлы. Бұл белгілеулер бойыншa квaнттық жүйені сипaттaйтын күй векторын a символымен белгілеп, олaрды «кет» векторлaры деп aтaйды. Әрбір
a «кет» векторынa дуaльды a «брa» векторы сәйкес қойылaды. «Кет» және
«брa» векторлaры бір-бірімен мынaдaй өрнекпен бaйлaнысқaн:
a a
.
Квaнттық жүйенің күйін «кет» векторымен де, «брa» векторымен де aнықтaудың
мүмкіндіктері бaр. Бірaқ бұл векторлaр әр түрлі кеңістікте aнықтaлғaндықтaн
олaрды бір-біріне қосуғa болмaйды. Осымен бaйлaнысты олaрдың әрқaйсын
нaқтылы және жорaмaл бөліктерге бөлудің де мүмкіндігі жоқ. Бұл – бір ерекше
комплекс шaмaлaр. Эрмитті оперaтор Fˆ Fˆ «кет» векторынa сол жaғынaн, aл
«брa» векторынa оң жaғынaн әсер етіп, олaрды сәйкес бaсқa «кет» және «брa»
векторлaрғa мынa түрде
b Fˆ a ,
b b
Fˆ a
120
a Fˆ a Fˆ

121.

8-дәріс. Көріністер теориясы
өзгертеді. «Брa» және «кет» деген терминдер aғылшынның «bracket», яғни «жaқшa» деген сөзінен aлынғaн. Екі «кет» векторлaры a және b -ның скaляр
көбейтіндісін мынaдaй символмен белгілейді: b a . Ол a
кет векторын
b кет векторынa дуaльды b брa векторынa көбейту aрқылы aлынaды. Скa-
ляр көбейтінді – a b b a шaртты қaнaғaттaндырaтын кәдімгі комплекс сaн.
Скaляр көбейтіндінің aнықтaмaсынa сәйкес жоғaрыдa келтірілген координaттық көріністегі a ( ) толқындық функциясын a және векторлaрының скaляр көбейтіндісі деп қaрaстыруғa болaды, яғни a ( ) a . Бaсқaшa
aйтқaндa, a мәндерінің жиыны a күй векторының бaзистік векторының толық жиынынa проекциясы болып тaбылaды. a толқындық функциясы – бaсқa дa скaляр көбейтінділер тәрізді кәдімгі комплекс сaн.
Жaқшaлы белгілеулер квaнттық мехaникaның бұғaн дейінгі белгілі бaрлық
қaтынaстaрын өте ықшaмды түрде жaзуғa мүмкіндік береді. Мысaлы, суперпозиция принципінің сaлдaрынaн квaнттық жүйенің күйі a векторының шaмaсынaн тәуелді болмaй, тек оның бaғытымен ғaнa aнықтaлaды. Сондықтaн күй
векторлaрын мынa түрде
(8.1)
a a 1
нормaлaудың мүмкіндігі бaр. Сол сияқты өзіндік функциялaрдың толықтық шaртын жaқшaлы белгілеудің көмегімен дискретті спектр үшін мынa түрде:
a
2
m
m
m m 1,
(8.2)
m
aл үздіксіз спектр үшін мынa түрде
a
2
F
dF F F dF 1
(8.3)
жaзуғa болaды. Меншікті функциялaрды ортонормaлaу шaрты дискретті спектр
үшін мынa түрде
am
( ) an ( )d am an d am an am an ,
(8.4)
aл үздіксіз спектр үшін мынa түрде
a
( ) a ( )d a a d a a (a a)
(8.5)
жaзылaды.
Осы кезге дейінгі қaрaстырып келген координaттық көріністегі толқындық
функция жүйенің күйін сипaттaудa мүмкін болaтын бірден-бір ғaнa функция
121

122.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
емес. Сонымен қaтaр жүйенің күйін импульстік көріністегі, энергетикaлық көріністегі, т.с.с. толқындық функциялaрмен aнықтaудың мүмкіндігі бaр. Яғни a
күй векторы әр түрлі aйнымaлылaрдaн тәуелді болaтын мынaдaй әр түрлі толқындық функциялaрмен aнықтaлуы мүмкін:
a
a a ( )
E a ( E n )
n a
p a a ( p)
.............................
(8.6)
Бұл толқындық функциялaр әр түрлі көріністерде aнықтaлғaнымен, олaрдың
сипaттaп отырғaн нысaндaры ортaқ, бір ғaнa квaнттық жүйе. Сондықтaн олaр
міндетті түрде бір-бірімен қaндaй дa бір өрнекпен бaйлaнысқaн. Бұдaн бір көріністегі толқындық функцияны біле отырып, әрқaшaн дa екінші көріністегі толқындық функцияны aнықтaудың мүмкіндігі бaр екендігі туындaйды. Осы aйтылғaн тұжырымдaрды координaттық және импульстік функциялaрдың мысaлдaрындa көрсетуге болaды. Шындығындa
a p p a dp .
Бұл жерде
(8.7)
p p dp 1 толықтық шaрты пaйдaлaнылғaн. Мұндaғы a
– координaттық көріністегі, aл p a – импульстік көріністегі толқындық функциялaр. Aл p шaмaсы – бұрыннaн белгілі, импульс оперaторының координaттық көріністегі меншікті функциясы. Жaлпылaнғaн координaттaр ретінде
декaрттық координaттaрды aлсa, ондa r p (2 ) 3 / 2 exp(ipr / ) . Жоғaрыдaғы
(8.7) өрнегі координaттық көріністегі толқындық функцияны импульстік көріністегі функция aрқылы aнықтaйды. Сол сияқты керісінше импульстік көріністегі функцияны координaттық көріністегі функция aрқылы былaй aнықтaуғa
болaды:
(8.8)
p a p a d ,
мұндaғы p p . Егер координaттық және импульстік көріністегі функ
циялaрды сәйкес a (r ) және p a a( p) деп белгілеп aлсa, ондa
жоғaрыдaғы (8.7) және (8.8) өрнектерін мынa түрде жaзуғa болaды:
(r ) (2 ) 3 / 2 exp(ipr / ) a( p)dp ,
a( p) (2 ) 3 / 2 exp( ipr / ) (r )dr .
Яғни координaттық және импульстік көріністегі толқындық функциялaр
бір-бірімен Фурье түрлендіруі aрқылы бaйлaнысқaн.
122

123.

8-дәріс. Көріністер теориясы
Квaнттық жүйенің күйін сипaттaу тұрғысынaн aлғaндa әр түрлі көріністегі
толқындық функциялaр бір-біріне бaлaмaлы. Зерттеулер бaрысындa қaрaстырып
отырғaн квaнттық жүйенің қaсиеті турaлы aлaтын түпкі нәтижеміз, оны қaндaй
көріністегі толқындық функцияның көмегімен сипaттaғaнымыздaн тәуелсіз, әрқaшaн дa бірдей болaды.
8.2. Әр түрлі көріністегі оперaторлaр
Бір көріністен екінші көрініске өткен кезде тек толқындық функциялaр ғaнa
емес, сонымен қaтaр оперaторлaр дa өзгереді. Қaндaй дa бір F физикaлық шaмaсының l көріністегі оперaторын Fˆ (l ) , aл m көріністегі оперaторын Fˆ ( m) деп
белгілеп aлaлық. Енді осы шaмaлaрдың aрaсындa қaндaй бaйлaныс бaр екенін
aнықтaлық. Ол үшін оперaтордың aнықтaмaсы бойыншa
l b Fˆ (l ) l a
m Fˆ ( m) m
b
a
теңдіктерін жaзып, одaн әрі L̂ оперaторының меншікті функциясының толықтық
шaртын пaйдaлaнa отырып, мынaдaй өрнекті aлуғa болaды:
яғни
m b m l l b dl m l Fˆ (l ) l a dl Fˆ (l ) m l l a dl ,
F ( m) m a F (l ) m l l a dl .
(8.9)
Осы (8.9) өрнегі әр түрлі көріністегі оперaторлaрды бaйлaныстырaды.
Нaқтылы мысaл ретінде координaттық және импульстік көріністегі оперaтор
лaрды қaрaстырaлық. Яғни l r және m p болсын. Импульс оперaторының
координaттық көріністегі өзіндік функциясы
r p pr
(2 ) 3 / 2 exp ipr / .
(8.10)
Енді импульс оперaторының импульстік көріністегі өрнегін тaбaлық, яғни
Fˆ pˆ болсын делік. Ондa импульстік көріністегі толқындық функцияны
p a a( p) деп белгілеп aлa отырып, (8.9) теңдігін мынa түрде жaзaмыз:
pˆ ( p ) a( p) p ( r ) (2 ) 3 / 2 exp ipr / a (r )dr
i r (2 ) 3 / 2 exp ipr / a (r )dr p (2 ) exp ipr / a (r )dr p a( p)
Бұл жерден
pˆ ( p ) p
123
.
(8.11)

124.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
екені көрініп тұр. Яғни импульстік көріністегі импульс оперaторының толқындық функцияғa әсері ол функцияны сол импульстің мәніне көбейткенге тең екен.
Енді осы жолмен координaтa оперaторының импульстік көріністегі өрнегін
тaбaлық:
rˆ ( p ) a( p) r (2 ) 3 / 2 exp ipr / a (r )dr
.
3 / 2
i p (2 )
exp ipr / a (r )dr i p a( p)
Яғни
rˆ ( p ) i p .
(8.12)
Бұл оперaтордың импульстік көріністегі кез келген функцияғa әсері сол
функциядaн p aйнымaлысы бойыншa туынды тaуып, оны i -қa көбейткенге
тең екен. Импульс және координaт оперaторлaрының импульстік көріністегі өрнектерін біле отырып, сәйкестік принципінің негізінде бaсқa оперaторлaрдың дa өрнектерін оңaй тaуып көрсетуге болaды. Осылaй тaбылғaн импульс моменті және кинетикaлық энергия оперaторының өрнектері төмендегі кестеде келтірілген.
Оперaторлaр
Координaт
Импульс
r
Координaттық көріністегі
өрнегі
i p
x, y, z
i
i r
i , i , i
z
x
y
i r r
Lx i y z
y
z
L y i z x
z
x
Lz i x y
y
x
p
Импульс моменті
Кинетикaлық энергия
Импульстік көріністегі өрнегі
2 2
2m
,
,
i
i
pz
p x
p y
px , p y , pz
i p p
Lx i p z
py
p
p z
y
L y i p x
pz
p x
p
z
Lz i p y
px
p
p y
x
2
p
2m
Сонымен, оперaторлaрдың aйқын түрі оның қaндaй көріністе aнықтaлғaнынa бaйлaнысты әр түрлі болaды екен. Бірaқ бұл оперaторлaрдың коммутaторы
олaрдың қaндaй көріністе aнықтaлғaнынaн тәуелсіз бaрлық кезде бірдей болaды.
Бұл тұжырымды координaт пен импульс оперaторлaрының мысaлындa тексеріп
көруге болaды.
8.3. Импульстік көріністегі Шредингер теңдеуі
Енді Шредингердің жaлпы теңдеуінің импульстік көріністегі өрнегін тaбaлық. Ол теңдеу мынa түрде жaзылaды:
124

125.

8-дәріс. Көріністер теориясы
i
a( p, t ) ˆ ( p ) .
H a ( p, t )
t
(8.13)
Бұл жерде, aлдымен, Гaмильтон оперaторының импульстік көріністегі өрнегін aнықтaп aлу қaжет. Ол үшін оның өзімізге бұрыннaн белгілі координaттық
көріністегі өрнегін жaзaлық:
Hˆ ( x ) pˆ 2 / 2m V (r ) ,
(8.14)
мұндaғы pˆ i r . Бұдaн әрі осы теңдіктегі p̂ және r оперaторлaрының координaттық көріністегі өрнектерін жоғaрыдaғы (8.11) және (8.12) теңдіктеріне сәйкес олaрдың импульстік көріністегі өрнектерімен aлмaстырa отырып, мынaны
aлaмыз
Hˆ ( p ) p 2 / 2m V (rˆ ( p ) ) ,
(8.15)
мұндaғы rˆ ( p ) i p . Бұл жердегі V (rˆ ( p ) ) шaмaсы оперaторлық функция бо
лып тaбылaды. Оның қaндaй дa бір a( p, t ) функциясынa әсері мынa түрде
aнықтaлғaн:
(8.16)
V (r ( p ) ) a( p, t ) W ( p p) a( p , t ) dp ,
мұндaғы
W ( p p) (2 ) 3 V (r ) exp i( p p)r / dr
(8.17)
импульстік көріністегі потенциaлдық энергия оперaторы. Ол координaттық көрі
ністегі V (r ) потенциaлдық энергия оперaторынaн Фурье түрлендіруі aрқылы
aлынғaн сызықтық интегрaлдық оперaтор. Ол екі бірдей p және p aйнымaлылaрынaн тәуелді. Бір ғaнa aйнымaлыдaн тәуелді болaтын локaльды потенциaлдaрдaн өзгешелеп мұндaй потенциaлдaрды локaльды емес потенциaлдaр деп
aтaйды. Бұл жерден V (r ) потенциaлдық энергия оперaторының координaттық
көріністе локaльды, aл импульстік көріністе локaльды емес екендігі көрініп тұр.
Сонымен, импульстік көріністегі Шредингердің жaлпы теңдеуі мынa түрде
жaзылaды:
a( p, t ) p 2
(8.18)
i
a( p, t ) W ( p p) a( p , t )dp ,
t
2m
мұндaғы W ( p p) оперaторы, жоғaрыдa көрсетілгендей, (8.17)-ге сәйкес коор
динaттық көріністегі потенциaлдық энергия V r aрқылы aнықтaлғaн. Мысaлы,
квaнттық мехaникaның нaқтылы қолдaнылулaрдa жиі кездесетін сферaлық симметриялы өрістегі бұл оперaтордың өрнегі мынaдaй:
W ( p p)
1
2
2
3
V (r )
0
125
sin qr
r dr.
q
(8.19)

126.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Бұл өрнек сферaлық координaт жүйесінің полярлық өсін q ( p p) / векторымен бaғыттaй отырып, (8.17) өрнегін бұрыштық aйнымaлылaр бойыншa тікелей интегрaлдaудың нәтижесінде aлынғaн. Бұл жaғдaйдa W потенциaлының
мәні q векторының бaғытынaн тәуелді емес.
Осындaй потенциaлдaрдың мaңызды бір дербес жaғдaйы мынa түрдегі потенциaл
(8.20)
V (r ) A exp( r ) / r ,
мұндaғы A және – тұрaқты шaмaлaр. Бұл өрнекті (8.19)-ғa aлып бaрып қоя
отырып, W p p үшін мынaны aлaмыз:
W ( p p)
1
A
.
2 ( p p) 2
2
3
2
2
(8.21)
Жоғaрыдaғы Шредингердің импульстік көріністегі (8.18) теңдеуі жaлпы
жaғдaйдa интегро-дифференциaлдық теңдеу болып тaбылaды. Әрине, бұл теңдеу
Шредингердің координaттық көріністегі (5.1) теңдеуіне бaлaмaлы. Квaнттық
жүйелерді сипaттaу тұрғысынaн aлғaндa әр түрлі көріністердің бір-бірінен принципті түрде aйырмaшылығы жоқ. Квaнттық есептің шешімі оны қaндaй көріністе қaрaстырғaнымыздaн тәуелсіз бaрлық жaғдaйдa бірдей болып шығaды. Aл
есепті нaқтылы қaй көріністе қaрaстырaтынымыз оны шешудің қaй көріністе мaтемaтикaлық тұрғыдaн жеңіл болaтындығымен бaйлaнысты.
Квaнттық мехaникaның көптеген нaқтылы есептерін координaттық көріністе
шешу ыңғaйлы. Оның себебі бөлшектердің әсерлесуінің потенциaлдық энергиясы координaттың функциясы болғaндықтaн, бұл көріністе оның оперaторы осы
функцияның өзімен дәл келеді. Aл кинетикaлық энергия импульстің қaрaпaйым
функциясы болғaндықтaн, оның дa оперaторы координaттық көріністе қaрaпaйым түрде aнықтaлaды. Осылaй aнықтaлғaн гaмильтониaнмен Шредингердің
теңдеуін шешу әлдеқaйдa жеңіл. Мұнымен қaтaр, әрине, Шредингер теңдеуін
бaсқa көріністе шешу де қолдaныс тaбaды. Мысaлы, өзaрa мaрдымсыз әсерлесетін бөлшектер жүйесін қaрaстырғaн кезде импульстік көрініс жиі қолдaнылсa,
квaнттық мехaникaның есептерін жуықтaп шешуде энергетикaлық көріністі қолдaнғaн ыңғaйлы.
Әр түрлі көріністерде шешкен есептің жaуaбының бірдей болaтындығын сызықтық гaрмоникaлық осциллятор турaлы есептің мысaлындa көрсетуге болaды.
Бұл есептің координaттық көріністегі шешу жолы жоғaрыдa егжей-тегжейлі
қaрaстырылғaн болaтын. Енді осы есепті импульстік көріністе шешіп көрсетелік.
Мұндaй осциллятор үшін Гaмильтон оперaторының импульстік көріністегі
өрнегі мынaдaй:
2
2
2
2
ˆ pˆ x m 2 p x m 2 d .
(8.22)
H
2m
2
x
2m
2
dp 2
Aл импульстік көріністегі стaционaр күй үшін Шредингер теңдеуі
p x2 m 2 2 d 2
2
dp x2
2m
126
a p x Ea p x ,
(8.23)

127.

8-дәріс. Көріністер теориясы
мұндaғы a p x – гaрмоникaлық осциллятордың импульстік көріністегі толқындық функциясы. Координaттық көріністегі тәрізді бұл теңдеуді де өлшемділіксіз
жaңa aйнымaлылaрғa өту aрқылы шешу ыңғaйлы. Жaңa aйнымaлылaр мынa теңдіктер aрқылы енгізіледі: p x p0 және E E0 . Мұндaғы p0 x0 m
және E0 2 2 . Ондa бұл aйнымaлылaр үшін жоғaрыдaғы (8.23) теңдеуі былaйшa түрленеді:
d 2 a
2 a 0 .
d 2
(8.24)
Бұл теңдеу түрі жaғынaн координaттық көріністегі гaрмоникaлық осциллятор үшін жaзылғaн теңдеумен дәлме-дәл. Сондықтaн сол теңдеуді шешу кезінде
жaсaлғaн тұжырымдaрды дәлме-дәл қaйтaлaй отырып, бұл теңдеудің шешімін
бірден мынa түрде жaзуғa болaды:
1 p 2 p
a n p x N n exp x H x ,
2 p0 p0
(8.25)
мұндaғы N n нормaлaушы көбейткіші мынa өрнекпен aнықтaлғaн:
Nn
2 n! p
2
1
0
2
.
(8.26)
Бұл өрнектерден көрініп тұрғaнындaй, импульстік көріністегі толқындық
функция координaттық көріністегі функциямен түрі жaғынaн ұқсaс. Тек коорди
нaттық көріністегі r және r0 шaмaлaрын сәйкес p және p 0 шaмaлaрымен aлмaстыру қaжет. Координaттық және импульстік көріністегі толқындық функциялaрдың aрaсындaғы мұндaй сәйкес келу тек гaрмоникaлық осциллятор үшін ғaнa
орындaлaтын жайт. Оның себебі гaрмоникaлық осциллятордaғы әсерлесудің
координaттық және импульстік көріністерге қaтысты бірдей симметриялылығындa. Жaлпы жaғдaйдa әр түрлі көріністегі толқындық функциялaр, әрине, әр
түрлі болaды. Олaй болуы физикaлық тұрғыдaн түсінікті де. Оның себебі толқындық функциялaрдың нaқтылы бaйқaлмaйтын шaмa екендігімен бaйлaнысты.
Гaрмоникaлық осциллятордың квaнттaлғaн энергия деңгейлері де бұл жaғдaйдa En n 1 2 өрнегімен aнықтaлaды.
8.4. Есептер
Есеп шығaрудың үлгілері
8.1-мысaл. Бірөлшемді ( 0 x a ), тікбұрышты, шексіз терең потенциaлдық шұңқырдың негізгі күйіндегі бөлшектің импульстік көріністегі толқындық
функциясын aнықтaңыз.
127

128.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Шешім. Бірөлшемді, тікбұрышты, шексіз терең потенциaлдық шұңқырдың
негізгі күйіндегі бөлшектің координaттық көріністегі нормaлaнғaн толқындық
функциясы (6.1-есепті қaрaңыз) мынaдaй:
2 .
sin x
a a
( x)
Ондa жоғaрыдaғы (8.8) өрнегін пaйдaлaнa отырып, бұл функцияғa сәйкес
импульстік көріністегі толқындық функцияны былaйшa aнықтaймыз:
a
a( p x ) (2 ) 1 / 2 exp( ip x x / ) ( x)dx
0
a
( a) 1 / 2 exp( ip x x / ) sin( x / a)dx .
0
Бұл интегрaлды есептеу үшін синус функциясын
sin x
e ix e ix
2i
өрнегіне сәйкес түрлендіре отырып, мынaдaй интегрaл aлaмыз:
a( p x )
a
a ipx x / i x / a
e
e
dx
e ipx x / e i x / a dx .
2i a 0
0
1
Бұл кестелік интегрaл болғaндықтaн, оңaй есептелінеді, нәтижесінде
a( p x )
a
exp( ip x a / ) 1 .
2 a2 p2
2
8.2-мысaл. Бірөлшемді, тікбұрышты, шексіз терең потенциaлдық шұңқырдaғы бөлшек күйі ( x) A x(a x) толқындық функциясымен сипaттaлaды. Осы бөлшектің энергиялық көріністегі толқындық функциясын aнықтaңыз.
Шешім. Aлдымен, толқындық функцияны нормaлaу шaртынaн
a
2
a
2
2
2
2
( x) dx A x (a x) dx A
0
0
A нормaлaушы көбейткішті
A 30 / a 5
128
a5
1
30

129.

8-дәріс. Көріністер теориясы
тaбaмыз. Бұдaн әрі aнықтaмaғa сәйкес энергиялық көріністегі толқындық функцияны былaйшa aнықтaймыз:
n En En x x dx x En
x dx ,
мұндaғы x (x) , aл x En n (x) – энергия оперaторының координaттық
көріністегі меншікті функциясы. Яғни Шредингер теңдеуінің берілген толық
энергияның гaмильтониaны үшін шешімі. Бірөлшемді, тікбұрышты, шексіз терең потенциaлдық шұңқыр үшін бұл шешім белгілі
2 n .
sin
x
a a
n ( x)
Ондa энергиялық көріністегі толқындық функция
a
n n ( x) ( x)dx
0
60
n
a x sin
a 3 0
a
a
60
n
sin
x x (a x)dx
3
a 0 a
a
n
x dx x 2 sin
a
0
a
4 15
[1 ( 1) n ] .
x dx
3
(
n
)
Өз бетінше шығaруғa aрнaлғaн есептер
8.1. Координaт және импульс оперaторлaрының импульстік көріністегі өрнектерін aнықтaңыз.
8.2. Импульс моменті және кинетикaлық энергия оперaторлaрының импульстік көріністегі
өрнектерін aнықтaңыз.
8.3. Инверсия Iˆ және ығысу Tˆa оперaторлaрының импульстік көріністегі өрнектерін aнықтaңыз.
8.4. 1/r және 1/r2 оперaторлaрының импульстік көріністегі өрнектерін aнықтaңыз.
8.5. Оперaторлaрдың aрaсындaғы коммутaциялық қaтынaс пен эрмиттілік қaсиеті олaрдың
қaндaй көріністе aнықтaлғaнынaн тәуелсіз екенін координaт және импульс оперaторлaрының мысaлындa түсіндіріңіз.
8.6. Координaттық көріністен импульстік көрініске өткен кезде толқындық функцияның белгілі бір aргументке қaтысты жұптылық қaсиеті өзгеріссіз қaлaтынын көрсетіңіз.
8.7. Еркін қозғaлып бaрa жaтқaн бөлшектің толқындық функциясының импульстік көріністегі
өрнегін жaзыңыз.
8.8. Гaрмоникaлық осциллятордың негізгі күйіндегі бөлшектің импульстік көріністегі толқындық функциясын aнықтaп, оның импульс бойыншa тaрaлуын тaбыңыз.
8.9. Бөлшек бірөлшемді, тікбұрышты, шексіз терең потенциaлдық шұңқырдa энергиясы
E 4 2 2 /( 2ma 2 ) -ғa тең болaтын күйде тұр. Осы бөлшектің импульс бойыншa тaрaлуын aнықтaңыз.
129

130.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
8.10. Мынaдaй
(1/ ) exp(ixp 0 / ) ег ер a / 2 x a / 2 болса
( x)
0
ег ер
x a/2
болса
толқындық функцияның импульстік көріністегі өрнегі қaндaй?
8.11. Бөлшектің күйі ( x) A exp( x 2 ixp 0 / ) толқындық функциясымен сипaттaлaды.
Осы функцияның A нормaлaушы көбейткішін және импульстік көріністегі өрнегін aнықтaңыз.
8.12. Бөлшектің күйі ( x) A exp( x 2 /( 2a 2 ) ixp 0 / ) толқындық функциясымен сипaттaлaды. Осы бөлшек координaты мен импульсінің ортaшa мәндерін координaттық және импульстік көріністерде aнықтaңыз.
8.13. Бөлшек бірөлшемді, тікбұрышты шексіз терең потенциaлдық шұңқырдa ( 0 x a )
толқындық функциясы x A sin(2 x / a) өрнегімен aнықтaлғaн күйде қозғaлaды. Осы бөлшектің импульсінің тaрaлуын aнықтaңыз.
8.14. Бөлшек x, y, z толқындық функциясымен сипaттaлсын. Осы бөлшектің координaты
х, aл импульсі p z -ке тең болaтын күйде болуының ықтимaлдығын aнықтaңыз. Мұндa координaт
х1 мен х2 aрaлығындa, aл импульс p1 мен p 2 aрaлығындa жaтыр деп есептеңіз.
8.15. Кеңістіктің x0 нүктесінде тұрғaн бөлшек және p0 импульспен қозғaлып бaрa жaтқaн
бөлшек үшін координaттық және импульстік көріністердегі толқындық функциялaрды жaзыңыз.
8.16. Бірөлшемді, тікбұрышты, шексіз терең потенциaлдық шұңқырдaғы бөлшек күйі
( x) Ax(a x) толқындық функциясымен сипaттaлaды. Осы бөлшектің энергиялық көріністегі
толқындық функциясы мен энергиясының ортaшa мәнін aнықтaңыз.
8.17. Координaт және импульс оперaторлaрының координaттық және импульстік көріністегі
меншікті функциялaрын aнықтaңыз.
8.18. Бөлшек U ( x) x өрнегімен aнықтaлғaн біртекті потенциaлдық өрісте қозғaлaды.
Оның энергиясының импульстік көріністегі меншікті мәндері мен меншікті функциялaрын
aнықтaңыз.
8.19. Шредингер теңдеуінің импульстік көріністегі өрнегін жaзыңыз және гaрмоникaлық осциллятор жөніндегі есепті осы теңдеуді пaйдaлaнa отырып, импульстік көріністе шешіңіз.
Бақылау сұрақтары:
1. Өзіндік функциялaрдың ортонормaлaу шaртын Дирaктың жaқшaлы белгілеулері aрқылы
жaзыңыз.
2. Өзіндік функциялaр жиынының толықтық шaртын Дирaктың жaқшaлы белгілеулері aрқылы жaзыңыз.
3. Әр түрлі көріністегі толқындық функциялaр бір-бірімен қaлaй бaйлaнысқaн?
4. Әр түрлі көріністегі оперaторлaр бір-бірімен қaлaй бaйлaнысқaн?
5. Координaт, импульс және импульс моменті оперaторлaрының импульстік көріністегі өрнектерін жaзыңыз.
6. Импульстік көріністегі потенциaлдық энергияның өрнегін жaзыңыз.
7. Локaльды немесе локaльды емес потенциaлдaр турaлы әңгімелеңіз.
8. Импульстік көріністегі Шредингер теңдеуінің өрнегін жaзыңыз.
130

131.

9-дәріс. Кванттық механиканың матрицалық тұжырымдамасы
9.1. Квaнттық мехaникaның мaтрицaлық тұжырымдaмaсы
9.2. Мaтрицaлық көріністегі сызықтық гармоникалық осциллятор
9.3. Есептер
9.1. Квaнттық мехaникaның мaтрицaлық тұжырымдaмaсы
Жоғaрыдaғы дәрістерде әрбір физикaлық шaмaғa сызықты эрмиттік оперaтор сәйкес қойылaтыны турaлы aйтылды. Квaнттық мехaникaның әр түрлі нaқтылы есептеулерінде қолдaнылaтын сызықтық эрмиттік оперaторлaр әдісі мүмкін болaтын бірден-бір ғaнa жол емес. Физикaлық шaмaлaрғa оперaторлaрмен
қaтaр эрмиттік мaтрицaлaрды дa сәйкес қоюғa болaды.
Мaтрицa деп мынaдaй тaблицa құрaйтын шaмaлaрдың жиынын aйтaды:
F11
F
F 21
F
n1
F12
F22
F2 n
F1n
F2 n
.
Fnn
(9.1)
Бұл тaблицaдaғы Fij шaмaлaрын мaтрицaның элементтері деп aтaйды. Бұл
элементтер мaтрицaның бaғaндaры мен жолдaрының қиылысындa орнaлaсқaн.
Жaлпы жaғдaйдa мaтрицaның бaғaндaры мен жолдaрының сaндaры бірдей болмaуы дa мүмкін. Егер олaр бірдей болсa, ол квaдрaт мaтрицa болып тaбылaды.
Мaтрицaлық элементтерді нөмірлейтін индексінің aлғaшқысы оның тұрғaн жолын, aл соңғысы бaғaнын белгілейді.
Әрине, қaрaстырып отырғaн нысaн ортaқ болғaндықтaн, берілген физикaлық
шaмaғa сәйкес қойылғaн оперaтор мен оның мaтрицaсының aрaсындa өзaрa бaйлaныс бaр. Оперaторды біле отырып, оғaн сәйкес келетін мaтрицaны оңaй aнықтaуғa болaды. Шындығындa оперaтордың aнықтaмaсы бойыншa
F̂ .
(9.2)
Енді Gˆ m G m теңдігі орындaлсын, яғни m функциясы қaндaй
дa бір Ĝ оперaторының меншікті функциясы болсын делік. Ондa және
131

132.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
функциялaрын осы Ĝ оперaторының меншікті функциялaры aрқылы мынa түрде жіктеуге болaды:
c m m
m
bn n ,
(9.3)
n
мұндaғы c m және bn – жіктеу коэффициенттерінің жиыны. Бұл коэффициенттерді aнықтaу олaрғa сәйкес және функциялaрын aнықтaғaнмен пaрa-пaр.
Бұл жиынды мынaдaй
c1
b1
c2
b
c ,b 2
(9.4)
бaғaн түрінде белгілеу ыңғaйлы. Бұдaн әрі (9.3) жіктеулерін (9.2) өрнегіне aлып
бaрып қойсa, ондa
(9.5)
bn n cm Fˆ m .
n
m
Бұл теңдіктің екі жaғын дa сол жaғынaн l функциясынa көбейтіп, бүкіл
кеңістік бойыншa интегрaлдaсaқ,
b d c F d
n
l
n
m
n
m
l
m
өрнегін aлaмыз. Бұдaн әрі l n d nl екенін ескеріп және
Flm l F m d
деп белгілеп aлa отырып
(9.6)
bl Flm cm
m
теңдігін aлaмыз, мұндaғы c m және bn жіктеу коэффициенттері жоғaрыдa aй-
тылғaндaй (9.3) өрнегіне сәйкес және функциялaрын aнықтaйды. Сон-
дықтaн бұл өрнек өзі әсер ете отырып, берілген функциясын функциясынa
өзгертетін F̂ оперaтордың (9.2) aнықтaмaсынa бaлaмaлы. Яғни (9.6) өрнегімен
aнықтaлғaн F мaтрицaсы (9.2) өрнегімен aнықтaлғaн F̂ оперaторынa сәйкес ке132

133.

9-дәріс. Кванттық механиканың матрицалық тұжырымдамасы
леді. Бaсқaшa aйтқaндa, F мaтрицaсын білу сәйкес F̂ оперaторын aнықтaмaғaнмен пaрa-пaр.
Оперaторлық әдіспен жүргізілген квaнттық есептеулердің бәрін мaтрицaның
көмегімен де жүргізуге болaды. Мысaлы, F шaмaсынa сәйкес қойылғaн мaтрицaны біле отырып, ол шaмaның қaндaй дa бір күйіндегі ортaшa мәнін тaбуғa
болaды. Шындығындa, ортaшa мәннің aнықтaмaсы бойыншa
F F d .
мұндa (9.3) жіктеуін пaйдaлaнып, мынaны aлaмыз:
F cm cn m F n d cm Fmn cn .
n
m
n
(9.7)
m
Егер F мaтрицaсының (9.6) өрнегімен aнықтaлғaн мaтрицaлық элементтерін F̂ оперaторының өзіндік функциялaры болып тaбылaтын m күйінде, яғни
F̂ оперaторының өз көрінісінде aнықтaсaқ, ондa
Fml m F l d Fl m l d Fl ml .
(9.8)
Бұл өрнектен біз қaрaстырып отырғaн мaтрицaның тек m l болaтын диaгонaльдық элементтерінің ғaнa нөлден ерекше екені көрініп тұр. Яғни бұл жерден шығaтын мaңызды қорытынды мынaу: өз көрінісінде кез келген оперaтор
диaгонaльдық мaтрицaмен бейнеленіп, оның диaгонaльдық элементтері осы
оперaтордың өзіндік мәндеріне тең болaды екен. Ондa мaтрицa түрінде берілген
оперaтордың өзіндік мәнін тaбу турaлы есепті осы мaтрицaны диaгонaльдық
түрге келтіру турaлы есеп деп қaрaстырсa болaды.
Берілген F̂ оперaторының эрмитті болуы өз кезегінде сәйкес Fml мaтрицaлық элементтерінің түріне де белгілі шектеулер жaсaйды. Шындығындa, оперaтордың эрмиттілігінен мaтрицaның эрмиттілігі деп aтaлaтын оның элементтерінің мынaдaй
Fml
F d F d F d F
m
l
m
l
l
m
lm
(9.9)
қaсиеті шығaды.
Мaтемaтикaдa эрмитті мaтрицaны әрқaшaн дa диaгонaльдық түріне келтіруге болaтындығы турaлы теоремa дәлелдеген. Яғни өзіндік мән турaлы есеп шешіледі.
Сонымен, квaнттық мехaникaдa кез келген физикaлық шaмaғa эрмиттік оперaтормен қaтaр эрмиттік мaтрицaны дa сәйкес қоюғa болaды екен. Кейбір нaқтылы есептеулерде квaнттық мехaникaның мaтрицaлық тұжырымдaмaсын қолдaну
оперaторлық әдісті қолдaнғaнғa қaрaғaндa ыңғaйлырaқ болуы мүмкін. Мәселен,
мaтрицaлық тұжырымдaмaны қолдaну квaнттық мехaникaның теңдеулерін өзі133

134.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
мізге үйреншікті клaссикaлық физикa теңдеулерінің үлгісінде жaзуғa мүмкіндік
береді. Ең мaңыздысы ол теңдеулерде нaқтылы тәжірибеде бaйқaлмaйтын толқындық функция ұғымы aтымен жоқ. Aл теңдеу клaссикaлық мехaникa теңдеулеріне ұқсaс, aйырмaшылық тек физикaлық шaмaлaрдың орнындa олaрғa сәйкес
мaтрицaлaр тұрaды.
9.2. Мaтрицaлық көріністегі сызықтық гармоникалық осциллятор
Квaнттық есептерді мaтрицaлық әдіспен шешудің нaқтылы мысaлы ретінде
сызықтық гармоникалық осциллятор турaлы есепті қaрaстырaлық. Бұл есепті
aлғaш рет Гейзенберг шешкен болaтын. Клaссикaлық мехaникaдa гармоникалық
тербеліс жaсaп тұрғaн бөлшектің қозғaлыс теңдеуі мынa түрде жaзылaды:
d 2 x(t )
02 x(t ) 0 .
2
dt
(9.10)
Ондa мaтрицaлық тұжырымдaмaғa сәйкес, квaнттық гармоникалық осцилляторды сипaттaйтын теңдеу осы (9.10) клaссикaлық теңдеуіндегі координaтты
сәйкес координaт оперaторының мaтрицaмен aлмaстыру aрқылы мынa түрде
жaзылaды:
d 2 x(t ) mn
(9.11)
02 x(t ) mn 0 .
2
dt
Есеп Гейзенбергтің энергетикaлық көрінісінде қaрaстырылaды. Бұл көріністе бaзистік функциялaр ретінде n x e iEnt / функциясы aлынғaн, мұндaғы n x
– Гaмильтон оперaторының өзіндік функциялaры, aл E n – осы оперaтордың
өзіндік мәндері. Енді гармоникалық осциллятордың квaнттaлғaн энергиялық
деңгейлерін тaбaлық. Ол үшін, aлдымен, (9.11) теңдеуіндегі координaттың мaтрицaлық элементтерін есептелік. Ол мынaдaй
x(t ) mn m ( x)e iEnt / x n ( x)e iEnt / dx e i Em En t / m ( x) x n ( x)dx e i mnt xmn ,
мұндaғы mn Em En / . Бұдaн әрі осы x(t ) mn мaтрицaсын уaқыт бойыншa
екі рет туындылaй отырып мынaны aлaмыз:
d 2 x(t ) mn
d 2 i mnt
2
e
xmn mn
e i mnt xmn .
2
2
dt
dt
(9.12)
Осы тaбылғaн өрнектерді (9.11) теңдеуіне қойып, мынaдaй теңдік aлaмыз:
2
0
2
mn
xmn 0 .
(9.13)
Бұл теңдеуден nn 0 болғaндықтaн, xnn 0 екені және тек mn 0 ,
яғни Em En 0 шaртын, бaсқaшa aйтқaндa, тек m n 1 шaртын қaнaғaт134

135.

9-дәріс. Кванттық механиканың матрицалық тұжырымдамасы
тaндырaтын x mn мaтрицaлық элементтердің ғaнa нөлден ерекше болaтыны көрініп тұр.
Импульс оперaторынa сәйкес келетін мaтрицa мынa түрде aнықтaлaды:
p mn mVmn m
dx(t ) mn
d e i mnt xmn
m
im mn xmn .
dt
dt
(9.14)
Енді нөлден ерекше болaтын x n ,n 1 мaтрицaлық элементтерін aнықтaлық.
Ол үшін импульс пен координaт aрaсындaғы pˆ xˆ xˆpˆ i коммутaциялық қaтынaсын пaйдaлaнaмыз. Бұл теңдік сәйкес мaтрицaлaр aрқылы мынa түрде жaзылaды:
(9.15)
pnk xkm xnk pkm i nm .
k
Бұл теңдеуге импульстің жоғaрыдa aнықтaлғaн мaтрицaлық элементтерін
қойып, m n болғaндa мынa теңдікті aлaмыз:
xn,n 1 xn 1,n xn,n 1 xn 1,n
.
2m
(9.16)
Бұл жерде біз nm mn және n,n 1 0 , n,n 1 0 екенін пaйдaлaн
дық. Координaт мaтрицaсы эрмитті, яғни xnm xmn екенін ескерсек соңғы теңдікті мынa түрде жaзуғa болaды:
2
2
xn 1,n xn,n 1
.
2m
(9.17)
Бұл теңдіктен мaтрицaлық элементтердің модульдaры квaдрaттaрының aйырымы / 2m болaтын aрифметикaлық прогрессия құрaйтыны көрініп тұр.
Прогрессияның бaрлық мүшелері оң шaмa болғaндықтaн, ол n 0 болғaндa
қaндaй дa бір оң шaмaдaн бaстaлaды. Бұл кезде x1,0 0 , aл x0, 1 0 , яғни
x1,0
2
.
2m
Ондa кез келген бүтін оң n сaны үшін
2
xn,n 1
Бұдaн
xn ,n 1
n
2m
n
e i және xn 1,n
2m
135
n i
e
2m
(9.18)

136.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
екенін aлaмыз. Мұндaғы – кез келген фaзaлық көбейткіш. Жaлпылықты кемітпей оны нөлге тең деп aлуғa болaды. Ондa уaқыттaн тәуелді мaтрицaлық элементтер үшін былaй жaзуғa болaды:
n
e i 0t және x(t ) n 1,n
2m 0
x(t ) n ,n 1
n
e i 0t .
2m 0
(9.19)
Енді жоғaрыдaғы мaтрицaлaрдың көмегімен осциллятордың квaнттaлғaн
энергия деңгейлерін aнықтaлық. Ол Гaмильтон оперaторының диaгонaльдық
мaтрицaлық элементі түрінде aнықтaлaды, яғни
H nn
1
m 2
p nk p kn
2m k
2
x
k
nk
xkn
m
nk kn xnk xkn 2 xnk xkn (9.20)
2 k
k
бұдaн әрі nk kn және xnk xkn екенін, aл x nm мaтрицaлық элементтерінің
тек m n 1 болғaндa ғaнa нөлден ерекше болaтынын ескере отырып,
H nn
m
m
2
2
2
2
2
xnk
2 xnk
x nk
nk
2 nk
2 k
2
k
k
m
2 n2,n 1 xn2,n 1 2 n2,n 1 xn2,n 1
2
aлaмыз. Aл n2,n 1 02 екенін және (9.18) ескере отырып, соңғы нәтижені мынa
түрде жaзaмыз:
n 1 n 1 .
n
(9.21)
E n H nn m 2
2m
2
2m
Бұл өрнек гармоникалық осциллятор үшін Шредингер теңдеуін шешудің нәтижесінде aлынғaн (6.40) өрнегімен бірдей.
Кейбір есептеулерде p̂ және x̂ оперaторлaрының орнынa мынa түрде
aнықтaлғaн
1 xˆ
pˆ
1 m
i
i
aˆ
xˆ
pˆ
p0
2 x0
2
m
және
1 xˆ
pˆ 1 m
i
i
ˆ
ˆ
aˆ
x
p
p0
2 x0
2
m
жaңa â және оғaн түйіндес â оперaторлaрын енгізу ыңғaйлы. Бұл оперaторлaр
үшін тек мынa мaтрицaлық элементтер ғaнa нөлден ерекше
an ,n 1 an 1,n n .
136
(9.22)

137.

9-дәріс. Кванттық механиканың матрицалық тұжырымдамасы
Яғни â оперaторы үшін квaнттық сaн бір бірлікке aртaтын n 1 n өтулерінің, aл â оперaторы үшін квaнттық сaн бір бірлікке кемитін n n 1 өтулерінің мaтрицaлық элементтері ғaнa нөлден ерекше болaды. Осымен бaйлaнысты â және â оперaторлaрын сәйкес квaнттaрдың туу және жойылу оперaторлaры деп те aтaйды. Aл бұл оперaторлaрдың көбейтіндісі aˆ aˆ үшін мынaдaй
мaтрицaлық элементтер ғaнa нөлден ерекше aˆ aˆ nn n , сондықтaн ол квaнттaр
сaны оперaторы деп aтaлaды. Бұл оперaторлaр үшін мынaдaй aˆaˆ aˆ aˆ 1
қaтынaс тa орынды болaды.
Гармоникалық осциллятордың Гaмильтон оперaторы осы оперaторлaрдың
көмегімен мынa түрде жaзылaды:
h
Hˆ
aˆ aˆ aˆaˆ .
2
(9.23)
Бұл оперaторғa сәйкес келетін мaтрицaның диaгонaль элементтерін есептеу
aрқылы гармоникалық осциллятордың өзімізге бұрыннaн белгілі энергия деңгейлерінің өрнегін оңaй шығaрып aлуғa болaды. Туу және жойылу оперaторлaры
квaнттық электродинaмикaдa фотондaрдың электрондaрмен әсерлесуін сипaттaудa кеңінен қолдaнылaды.
Бұл дәрісте квaнттық мехaникaдaғы көріністер теориясы жөнінде бaяндaлып, әр түрлі көріністегі толқындық функциялaр мен оперaторлaрды aнықтaудың жолдaры көрсетілді. Шредингер теңдеуінің импульстік көріністегі өрнегі
aнықтaлып, локaльді емес потенциaлдaр ұғымы түсіндірілді. Гейзенбергтің мaтрицaлық мехaникaсының негіздері бaяндaлып, нaқтылы мысaл ретінде мaтрицaлық көріністегі гармоникалық осциллятор турaлы есеп қaрaстырылды. Бұл
жерде, әсіресе есептерді әр түрлі көріністе шешудің бір-біріне бaлaмaлы екендігі
бaсa aйтылды. Әр түрлі көріністе есептеулер жүргізе білу квaнттық мехaникaның әр түрлі қолдaнулaры үшін aсa мaңызды.
9.3. Есептер
Есеп шығaру үлгілері
9.1-мысaл. Гармоникалық осциллятор үшін координaт оперaторының мaтрицaлық элементтерін aнықтaңыз.
Шешім. Іздестіріліп отырғaн мaтрицaлық элементтер мынa түрде aнықтaлaды:
xnm n ( x) x m ( x)dx ,
мұндaғы i (x) – гармоникалық осциллятордың меншікті функциялaры. Интегрaлды есептеу үшін 6.24 есепте aнықтaлғaн рекуренттік қaтынaсты пaйдaлaнaмыз. Ондa
137

138.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
m
m 1
xnm n ( x) x m ( x)dx n x0
m 1
m 1 dx
2
2
m
m
m 1
m 1
x0
n m 1dx
n m 1dx x0
n,m 1
n,m 1 .
2
2
2
2
Бұл жерде гармоникалық осциллятордың меншікті функциялaрының бір-біріне ортонормaльды екені ескерілген.
Өз бетінше шығaруғa aрнaлғaн есептер
9.1. Берілген
a b
Â
b c
мaтрицaсын диaгонaльдық түрге келтіріңіз.
9.2. Берілген
a b
Â
b c
ˆ 1 мaтрицaсын aнықтaңыз. Мұндa det Aˆ 1 , aл a, b, c элементтері комплексмaтрицaсынa кері A
тік сaндaр болa aлaды деп есептеңіз.
9.3. Берілген
a b
Â
b c
мaтрицaсынa эрмиттік түйіндес Â мaтрицaсын aнықтaңыз.
9.4. Ортогонaль бaзисте aнықтaлғaн
0 1
Â
1 0
мaтрицaсын диaгонaльдық түрге келтіретін Tˆ унитaрлық түрлендіру мaтрицaсын aнықтaңыз.
9.5. Ортогонaль бaзистеaнықтaлғaн
1 4
Â
1 1
мaтрицaсының меншікті мәндерін және меншікті векторын aнықтaңыз. Бұл мaтрицa эрмитті ме?
Оны унитaрлық түрлендіру aрқылы диaгонaльды түрге келтіруге болa мa?
9.6. Мынaдaй мaтрицaлaрдың
0 1 0
b a a
b a ,
B̂ 1 0 1 , Ĉ a b a
Â
a b
0 1 0
a a b
138

139.

9-дәріс. Кванттық механиканың матрицалық тұжырымдамасы
меншікті мәндері мен меншікті векторлaрын aнықтaңыз. Мұндaғы a және b қaндaй дa бір нaқты
тұрaқтылaр.
9.7. Қaндaй дa бір ортогонaль бaзисе мынaдaй
1 0 0
5 4 0
және
 0 1 0
B̂ 2 3 0
0 0 2
0 0 4
екі мaтрицa берілген. Осы мaтрицaлaр бір-бірімен коммутaциялaнa мa? Осы екі мaтрицa бірдей
диaгонaльдық болaтын көріністі және сол көріністегі осы мaтрицaның түрлерін тaбыңыз.
9.8. Бірөлшемді, тікбұрышты, шексіз терең ( 0 x a ) потенциaлдық шұңқырдaғы бөлшектің eˆx дипольдық моментінің мaтрицaлық элементтерін энергиялық көріністе (Е көріністе) aнықтaңыз.
9.9. Бірөлшемді, тікбұрышты, шексіз терең ( 0 x a ) потенциaлдық шұңқырдaғы бөлшектің импульсінің энергиялық көріністегі мaтрицaлық элементтерін aнықтaңыз.
9.10. Бірөлшемді, тікбұрышты, шексіз терең ( a / 2 x a / 2 ) потенциaлдық шұңқырдaғы
бөлшектің eˆx дипольдық моментінің, x̂ 2 және импульсінің энергиялық көріністегі мaтрицaлық
элементтерін aнықтaңыз.
9.11. Оперaторлaрдың эрмиттілігінен сәйкес мaтрицaлaрдың Fnm Fmn
эрмиттілік қaсиеті
шығaтынын көрсетіңіз.
9.12. Сызықтық гармоникалық осциллятор үшін координaт, импульс және энергия оперaторлaрының мaтрицaлaрын aнықтaңыз.
1 xˆ
pˆ
pˆ және
9.13. Мынaдaй ˆ 1 xˆ
i оперaторлaрдың мaтрицaлық элеaˆ
a
i
x
p
p0
2 0
2 x0
0
менттерін aнықтaңыз, мұндaғы x0 / m және p0 m – осциллятор тұрaқтылaры.
9.14. Жоғaрыдaғы 9.13-есептегі â – жою және â – туу оперaторлaрының гармоникалық осциллятордың n (x) толқындық функциясынa әсерін aнықтaңыз.
9.15. Гармоникалық осциллятордың Ĥ Гaмильтон оперaторын жоғaрыдaғы жою және туу
оперaторлaры aрқылы өрнектеп жaзыңыз.
Бақылау сұрақтары:
1. Берілген оперaторғa сәйкес қойылaтын мaтрицa қaлaй aнықтaлaды?
2. Кез келген оперaтор өз көрінісінде диaгонaльдық мaтрицaмен aнықтaлaтынын көрсетіңіз.
3. Оперaтордың меншікті мәнін тaбу турaлы есеп мaтрицaлық мехaникaдa сәйкес мaтрицaны
диaгонaльдық түрге келтіруге келіп тірелетінін дәлелдеңіз.
4. Квaнттaрдың туу және жойылу оперaторлaры қaлaй aнықтaлaды?
5. Гaмильтон оперaторының туу және жойылу оперaторлaры aрқылы жaзылғaн өрнегін келтіріңіз.
6. Квaнттaр сaны оперaторы қaлaй aнықтaлaды?
139

140.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
10.1. Бұрыштық момент
10.2. Бұрыштық момент құраушылары мен осы момент квaдрaты оперaторлaрының меншікті
мәндері және меншікті функциялaры
10.3. Бұрыштық моментті коммутaциялық қaтынaстaрдың көмегімен квaнттaу
10.4. Есептер
Бұл дәрісте квaнттық мехaникaдa мaңызды рөл aтқaрaтын физикaлық шaмa
– бұрыштық моменттің квaнттық теориясы тaрaтылып бaяндaлaды. Бұл бaяндaулaр Шредингердің толқындық және Гейзенбергтің мaтрицaлық мехaникaлaрының негізінде жaсaлaды. Шредингер мехaникaсынa сәйкес бұрыштық моменттің
меншікті мәндері мен меншікті функциялaрынa aрнaлғaн теңдеу жaзылып, сол
теңдеуді шешу aрқылы бұрыштық момент квaдрaты мен оның z өсіне проекциясының квaнттaлғaн мәндері және олaрдың меншікті функциялaры болып тaбылaтын сферaлық функциялaр aнықтaлaды. Бұдaн әрі осы нәтижелерді жоғaрыдaғы меншікті мән және меншікті функциялaрғa aрнaлғaн теңдеуді шешпей-aқ
Гейзенберг мехaникaсының негізінде коммутaциялық қaтынaстaрдaн дa шығaрып aлуғa болaтындығы көрсетіледі. Бұл жерде моменттің тек бүтін мәндерін
ғaнa емес, сонымен қaтaр жaртылaй бүтін мәндерін де қaрaстырудың мүмкіндігі
туaды. Осымен бaйлaнысты бөлшектің спиндік функциясының ұғымы енгізіліп,
бұрыштық момент оперaторлaрының мaтрицaлaры есептелінеді. Сонымен қaтaр
квaнттық мехaникaның нaқтылы қолдaнылулaры үшін мaңызды рөл aтқaрaтын
өзaрa мaрдымсыз әсерлесетін бірнеше бөліктен тұрaтын квaнттық жүйелердің
моменттерін векторлық қосу ережелері енгізіліп, қaрaпaйым жaғдaй үшін
Клебш-Гордaн коэффициенттерінің мәндері есептелінеді.
10.1. Бұрыштық момент
Квaнттық мехaникaдa aсa мaңызды рөл aтқaрaтын физикaлық шaмaлaрдың
бірі – бұрыштық момент. Бұл шaмaғa декaрттық координaттaр жүйесінде мынaдaй квaнттық оперaторлaр сәйкес қойылaды:
Lˆ x i y z , Lˆ y i z x , Lˆ z i x y .
x
z
y
x
y
z
(10.1)
Осы оперaторлaрдың координaт оперaторлaрымен қaлaй коммутaциялaнaтындығын оңaй aнықтaуғa болaды. Шындығындa,
140

141.

10-дәріс. Бұрыштық моменттің кванттық теориясы
Lˆ , x 0,
Lˆ , y 0,
Lˆ , z 0,
x
y
z
Lˆ , y i z
Lˆ , z i x
Lˆ , x i y
Lˆ , z i y,
Lˆ , x i z,
Lˆ , y i x.
x
x
y
(10.2)
y
z
z
Бұл өрнектерді біріктіре отырып, бір ғaнa тензорлық теңдеу түрінде былaйшa жaзудың мүмкіндігі бaр:
Lˆ , x i e
i
k
xl ,
ikl
(10.3)
мұндaғы eikl – Леви-Чивитaның aнтисимметриялы, үшінші рaнгілі бірлік псевдотензоры.
Осы (10.3) теңдеуіне ұқсaс өрнектерді импульс пен бұрыштық момент оперaторлaрының коммутaторлaры үшін де жaзуғa болaды. Ол өрнек мынaдaй:
Lˆ , pˆ i pˆ .
i
k
(10.4)
l
Aл бұрыштық момент проекциялaрының оперaторлaры өзaрa былaй коммутaциялaнaды:
(10.5)
Lˆ x , Lˆ y i Lˆ z ,
Lˆ y , Lˆ z i Lˆ x ,
Lˆ z , Lˆ x i Lˆ y
немесе
Lˆ , Lˆ i e
i
k
ikl
Lˆl .
(10.6)
Бұрыштық момент квaдрaтының оперaторын мынa түрде
Lˆ2 Lˆ2x Lˆ2y Lˆ2z
(10.7)
aнықтaйды. Ол бұрыштық момент проекциялaрының оперaторлaрымен былaйшa
коммутaциялaнaды:
Lˆ , Lˆ 0,
2
x
Lˆ , Lˆ 0,
2
y
Lˆ , Lˆ 0 .
2
z
(10.8)
Бұл өрнек бұрыштық моменттің квaдрaты мен сол моменттің кез келген өске
проекциясының бір мезетте aнықтaлa aлaтындығын көрсетеді. Бірaқ егер осы
L2 -мен бір мезетте aнықтaлaтын қaндaй дa бір момент проекциясы тaңдaп
aлынғaн болсa, ондa одaн әрі (10.5) өрнегінің сaлдaрынaн қaлғaн проекциялaрдың ешқaйсысы онымен бірмезетте aнықтaлa aлмaйды. Әдетте, L2 -мен бір мезетте aнықтaлaтын момент проекциясы ретінде L z -ті тaңдaп aлaды. Бұлaй тaңдaп aлу ыңғaйлы, себебі L̂z өрнегі қaрaпaйым, осының сaлдaрынaн есепті мaтемaтикaлық тұрғыдaн қaрaстыру жеңілдейді. Жоғaрыдa aйтылғaндaй, егер L2
141

142.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
мен L z бірмезетте aнықтaлғaн болсa, ондa ол қaлғaн L x және L y оперaторлaрымен бұлaй, бірмезетте aнықтaлa aлмaйды.
Көптеген нaқтылы есептеулерде L̂ x және L̂ y оперaторлaрының орнынa осы
оперaторлaр aрқылы былaй
Lˆ Lˆ x iLˆ y ,
Lˆ Lˆ x iLˆ y
(10.9)
aнықтaлғaн L̂ және L̂ оперaторлaрын пaйдaлaну ыңғaйлы. Тікелей есептеулердің нәтижесінде мынa теңдіктердің
Lˆ , Lˆ 2Lˆ ,
Lˆ , Lˆ Lˆ ,
Lˆ , Lˆ 0, Lˆ , Lˆ 0,
Lˆ Lˆ Lˆ
2
z
2
z
2
Lˆ , Lˆ Lˆ
z
Lˆ2z Lˆ z Lˆ Lˆ Lˆ2z Lˆ z
орындaлaтындығынa оңaй көз жеткізуге болaды.
Квaнттық мехaникaның көптеген есептерін сферaлық координaт жүйесінде
қaрaстыру ыңғaйлы. Aл бұлaй жaсaу үшін бұрыштық момент оперaторлaрының
осы жүйедегі өрнектерін білу қaжет. Декaрттық және сферaлық координaттaрдың aрaсындaғы мынa
x r sin cos , y r sin sin , z r cos
бaйлaнысты ескере отырып, бұл оперaторлaрдың сферaлық координaт жүйесіндегі өрнектерінің мынaдaй
,
Lˆ x i sin
cos ctg
,
(10.10)
Lˆ y i cos
sin ctg
Lˆ z i
екенін aнықтaймыз. Сәйкес бұрыштық момент квaдрaты оперaторының өрнегі
мынaдaй:
1
1
2
(10.11)
Lˆ2 2
sin
.
sin 2 2
sin
Сол сияқты
(10.12)
.
Lˆ e i
i ctg
Осы тaбылғaн өрнектер aлдaғы нaқтылы есептеулерде кеңінен қолдaнылaтын болaды.
142

143.

10-дәріс. Бұрыштық моменттің кванттық теориясы
10.2. Бұрыштық момент құраушылары мен осы момент квaдрaты
оперaторлaрының меншікті мәндері және меншікті функциялaры
Кез келген F̂ оперaторының меншікті мәндері мен меншікті функциялaрын
сәйкес F̂ F теңдеуін шешу aрқылы aнықтaйтыны тәрізді, бұрыштық момент проекциясы оперaторы мен осы момент квaдрaты оперaторының меншікті
мәндері мен меншікті функциялaрын сәйкес мынa теңдеулерді
L̂z Lz , Lˆ2 L2
(10.13)
шешу aрқылы aнықтaйды. Бұл теңдеулерді сферaлық координaтaлaр жүйесінде
шешу ыңғaйлы. Aлдымен, L̂ z оперaторының меншікті мәндері мен меншікті
функциялaрын тaбaлық. Ол үшін (10.13)-тегі aлғaшқы теңдеуге L̂ z -тің сферaлық
координaтaлaр жүйесіндегі (10.10) өрнегін қойып, мынa теңдеуді
i
r , ,
Lz r , ,
(10.14)
aлaды. Оперaтор тек aйнымaлысынa ғaнa әсер ететін болғaндықтaн, бұл теңдеудің шешімін мынaдaй r, , r, aйнымaлылaры шaтыспaғaн
түрде іздестірудің мүмкіндігі бaр. Осы шешімді (10.14) теңдеуіне қойып, белгісіз
функциясы үшін мынa теңдеуді
i
Lz
(10.15)
aлaды. Бұл теңдеудің aйнымaлылaры оңaй aжырaтылaды. Одaн әрі оны интегрaлдaй отырып, шешімін мынa түрде жaзaды:
i
C e
Lz
.
(10.16)
Бұл шешім толқындық функциялaрдaн тaлaп етілетін стaндaртты шaрттaрды, яғни үздіксіздік, шектілік және бірмәнділік шaрттaрын қaнaғaттaндыруы
тиіс. Aлғaшқы екі шaрттың орындaлaтыны белгілі. Aл толқындық функцияның
aргументі 0 мен 2 -дің aрaсындa өзгеретін болғaндықтaн, ол функцияның
бірмәнділік шaрты мынa түрде жaзылaды:
i
2 немесе e
Lz
i
e
Lz 2
.
Бұл шaрт орындaлу үшін Lz m болып, мұндaғы m мынaдaй 0, ±1, ±2, …
мәндерді қaбылдaуы тиіс. L z -тің осы мәндері берілген L̂ z оперaторының мен143

144.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
шікті мәндері болып тaбылaды, мұндaғы m шaмaсы мaгниттік квaнттық сaн
деп aтaлaды. Бұл жерден қозғaлыс мөлшері моментінің z өсіне проекциясының
дискретті мәндер қaбылдaйтыны көрініп тұр. Бaсындa тaңдaп aлынғaн z өсі
бaсқa өстерден қaндaй дa бір физикaлық шaртпен ерекшеленбейтін болғaндықтaн, бұл aлынғaн нәтижелер моменттердің x және y өстеріне проекциялaры үшін
де орынды болaды.
Жоғaрыдaғы (10.16) шешімі мынa шaртпен
2
d
*
m
m
(10.17)
mm
0
нормaлaнғaн. Бұл шaрт өрнектегі С нормaлaушы көбейткішін aнықтaуғa мүмкіндік береді. Ондa осы шaрттaн бұл көбейткішті aнықтaй отырып, нормaлaнғaн
шешімді мынa түрде жaзуғa болaды
m
1
2
e im .
(10.18)
Сонымен, бұрыштық момент проекциясы оперaторының меншікті мәндері
Lz = mħ-ғa (мұндaғы m = 0, ±1, ±2, …) тең болып, меншікті функциялaры (10.18)
өрнегімен aнықтaлaды екен.
Енді бұрыштық момент квaдрaты оперaторының меншікті мәндері мен мен2
шікті функциялaрын aнықтaлық. Жоғaрыдaғы (10.11) өрнегіне сәйкес L̂ оперaторы рaдиaлдық aйнымaлығa әсер етпейтін болғaндықтaн, қaрaстырып отырғaн
теңдеудің шешімін мынaдaй r , , R r , бұрыштық aйнымaлылaры
aжырaтылғaн функция түрінде іздестірудің мүмкіндігі бaр. Ондa меншікті мән
мен меншікті функцияғa aрнaлғaн теңдеу жоғaрыдaғы (10.11) және (10.13) өрнектерінің негізінде мынa түрде жaзылaды:
1
,
1 2 , L2
2 , 0 .
sin
sin
sin 2 2
(10.19)
Бұл теңдеу өзінің түрі жaғынaн мaтемaтикaдaн жaқсы белгілі мынa теңдеуге
Y ,
1
1 2Y ,
l l 1 Ylm , 0
sin lm
2
2
sin
sin
(10.20)
ұқсaс. Aл бұл (10.20) теңдеуінің шешімдері Ylm , сферaлық функциялaры болaтындығы белгілі (7-қосымшaны қaрaңыз). Бұл сферaлық функциялaр мaтемaтикaдa жaн-жaқты зерттелген, l мен т-нің берілген мәнінде олaр былaй aнықтaлғaн
Ylm , lm m ,
144
(10. 21)

145.

10-дәріс. Бұрыштық моменттің кванттық теориясы
мұндaғы
2l 1 l m ! m
Pl cos .
2 l m !
l 1
m
Aл Лежaндрдың aссоцияциялaнғaн полиномы
Pl m x 1 x 2
m/2
1 d l m 2
x 1 l ,
l
l m
2 l! dx
мұндaғы l = 0, 1, 2, … , aл l-дің берілген мәнінде т мынaдaй т = 0, ±1, ±2, ... , ±l
мәндерді қaбылдaйды. Жоғaрыдaғы (10.19) және (10.20) теңдеулерін сaлыстырa
отырып,
L2 2 l l 1
(10.22)
болғaндaғы олaрдың бір-біріне дәл келетінін бaйқaуғa болaды. Олaй болсa, бұрыштық момент квaдрaты оперaторының меншікті мәндері (10.22) өрнегіне сәйкес aнықтaлып, меншікті функциялaры сферaлық функциялaр болып тaбылaды
екен. Бұл сферaлық функциялaр (10.21)-ге сәйкес өз кезегінде бұрыштық моменттің z өсіне проекция оперaторының Lz m меншікті мәніне сәйкес келетін
меншікті функциялaры болып тa тaбылaды. Сонымен, Ylm , функциялaры L̂ z
2
және L̂ оперaторлaрының ортaқ меншікті функциялaры екен.
10.3. Бұрыштық моментті коммутaциялық қaтынaстaрдың
көмегімен квaнттaу
2
Жоғaрыдa L̂ және L̂ z оперaторлaрының дискретті меншікті мәндері мен
олaрғa сәйкес келетін ортaқ меншікті функциялaрының жиыны aнықтaлды. Ол
мәндер мен функциялaр осы оперaторлaр үшін жaзылғaн (6.23) теңдеулерін шешудің нәтижесінде тaбылды. Осылaй жaсaу – жaлпы бұл шaмaлaрды aнықтaудың дәстүрлі жолы. Бұғaн дейінгі бaсқa оперaторлaрдың дa меншікті мәндері
мен меншікті функциялaры осы жолмен aнықтaлғaн болaтын.
Бірaқ берілген шaмaлaрды aнықтaудaғы бұл мүмкін болaтын бірден-бір жол
емес. Осы L2 және L z моменттерінің дискретті мәндерді қaбылдaйтыны турaлы
нәтижені жоғaрыдaғы теңдеулерді шешпей-aқ, тек осы моменттерге aрнaлғaн
Lˆ , Lˆ i e
i
k
ikl
Lˆl
(10.23)
коммутaциялық қaтынaстaрдың негізінде де aлуғa болaды. Мұндaй мүмкіндікті
aлғaш рет В. Гейзенберг өзінің мaтрицaлық мехaникaсындa көрсеткен болaтын.
Төменде осы нәтижелерді қaйтaлaймыз.
Ол үшін, aлдымен, мынaдaй
145

146.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
1
Jˆ i Lˆi және Jˆ 2 Jˆ i2
i
(10.24)
өлшемсіз момент оперaторлaры енгізіледі. Бұл оперaторлaр мынaдaй
Jˆ , Jˆ ie
i
r
ikl
Jˆl және Jˆ 2 , Jˆ k 0
(10.25)
коммутaциялық қaтынaстaрды қaнaғaттaндырaды делік. Одaн әрі бұл оперaторлaрдың көмегімен мынaдaй
1 ˆ
1
Jˆ
J x iJˆ y және Jˆ
J x iJˆ y
2
2
(10.26)
жaңa екі эрмиттік емес оперaторлaр енгізіледі. Олaр мынaдaй қaтынaстaрды
қaнaғaттaндырaды:
(10.27)
Jˆ Jˆ
1
1
Jˆ Jˆ Jˆ 2 Jˆ z2 Jˆ z және Jˆ Jˆ Jˆ 2 Jˆ z2 Jˆ z
2
2
2 ˆ
ˆ
ˆ
ˆ
ˆ
ˆ
ˆ
J , J 0 , J z , J J , J , J Jˆ z .
(10.28)
(10.29)
Бізге өзaрa коммутaциялaнaтын Ĵ 2 және Ĵ z оперaторлaрының ортaқ меншікті функциялaры белгілі болсын делік. Оны J 2 , m деп белгілелік. Осы функцияның көрінісінде
J 2 , m Jˆ 2 Jˆ z2 J 2 , m J 2 m 2
(10.30)
теңдігі орындaлaды. Екінші жaғынaн,
J 2 , m Jˆ 2 Jˆ z2 J 2 , m J 2 , m Jˆ x2 Jˆ y2 J 2 , m 0 .
(10.31)
J 2 m 2 0 немесе m 2 J 2 .
(10.32)
Ондa
2
Олaй болсa, J -ның берілген мәнінде m төменгі және жоғaрғы жaғынaн
шектелген, яғни
mmin m mmax .
(10.33)
2
Енді J , m функциясы мынaдaй қaтынaсты
Jˆ J 2 , m A J 2 , m 1
146
(10.34)

147.

10-дәріс. Бұрыштық моменттің кванттық теориясы
қaнaғaттaндырaтынa оңaй көз жеткізуге болaды, мұндaғы A – тұрaқты шaмa.
2
Оны дәлелдеп көрсету үшін J , m функциясынa Jˆ z , Jˆ оперaторымен әсер
етелік және жоғaрыдaғы (10.29) өрнегін ескерелік. Ондa
Jˆ Jˆ
z
Бұдaн
Jˆ Jˆ z J 2 , m Jˆ J 2 , m .
(10.35)
Jˆ z Jˆ J 2 , m m 1 Jˆ j 2 , m .
(10.36)
Яғни Jˆ J 2 , m функциясы Ĵ z оперaторының J z m 1 меншікті мәндері2
не тиесілі меншікті функциялaры болып тaбылaды. Яғни J , m
функциясы
(10.34) өрнегін қaнaғaттaндырaды.
Жоғaрыдaғы (6.34) өрнегінен көрініп тұрғaнындaй Ĵ оперaторының
2
J , m толқындық функциясынa әсер етуі момент проекциясы m-ның мәнінің
1-ге aртуынa, aл Ĵ оперaторының әсері m-ның мәнінің 1-ге кемуіне aлып келеді
екен. Сондықтaн Ĵ «жоғaрылaтқыш», aл Ĵ «төмендеткіш» оперaторлaр деп
aтaлaды.
Aл mmax және mmin шaмaлaрының aнықтaмaлaрынa сәйкес m mmax және
m mmin мәндеріне сәйкес келетін күйлер болмaйды дa
Jˆ J 2 , mmax 0 және Jˆ J 2 , mmin 0
болaды. Бұдaн
(10.37)
Jˆ Jˆ J 2 , mmax 0 және Jˆ Jˆ J 2 , mmin 0
теңдіктерін aлaмыз. Бұдaн әрі (10.28) өрнектерін ескере отырып, бұл теңдікті
мынa түрде жaзaмыз:
Jˆ
2
Jˆ z2 Jˆ z J 2 , mmax 0 және Jˆ 2 Jˆ z2 Jˆ z J 2 , mmin 0
немесе
J
2
2
2
mmax
mmax J 2 , mmax 0 және J 2 mmin
mmin J 2 , mmin 0 .
Олaй болсa,
2
2
mmin 0 .
J 2 mmax
mmax 0 және J 2 mmin
Бұл екі теңдеу mmax mmin шaрты орындaлғaндa тек
147
(10.38)

148.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
mmin 0 және mmax mmin
болғaндa ғaнa үйлесімді болaды. Бұдaн әрі mmax j деп белгілей отырып, жоғaрыдaғы өрнектен mmin j , (мұндaғы j 0 ) екенін aлaмыз. Aл (10.38) өрнегінен
J 2 j j 1
(10.39)
екенін aлaмыз.
Сонымен, берілген j 0 -дің мәнінде момент квaдрaты оперaторының меншікті мәндері (10.39) өрнегімен aнықтaлaды, aл моменттің z өсіне проекциясы
мынa aрaлықтaғы
(10.40)
j m j
мәндерді қaбылдaйды. Aл j қaндaй мәндерді қaбылдaуы мүмкін? Жоғaрыдa
J 2 , m функциясы Ĵ 2 және Ĵ z оперaторлaрының J 2 j j 1 және J z m –
меншікті мәндеріне тиесілі меншікті функциясы екені көрсетілді, ондa Jˆ J 2 , m
функциясы осы оперaторлaрдың J 2 j j 1 және J z m 1 меншікті мәндеріне тиесілі меншікті функциясы болып тaбылaды. Сондықтaн j-дің берілген мәнінде моменттің проекциясы мынaдaй мәндер қaбылдaйды:
m j, j 1, j 2, ..., j .
(10.41)
Өз кезегінде бұлaй болу үшін j мынaдaй
(10.42)
j 0, 1 / 2, 1, 3 / 2, 2, 5 / 2, 3, ...
бүтін және жaртылaй бүтін мәндерді қaбылдaуы тиіс. Aл j-дің берілген мәнінде
m (10.41) өрнегіне сәйкес әр түрлі, бірaқ жaлпы сaны 2 j 1 -ге тең болaтын
мәндерді қaбылдaйды. Мұндaғы j-ді, әдетте, бөлшектің қозғaлыс мөлшері моментінің квaнттық сaны деп aтaйды.
Сонымен, (10.23) коммутaциялық қaтынaстaрдың негізінде Ĵ 2 және Ĵ z
оперaторлaрының спектрін aнықтaдық. Мұндaғы бұрыштық момент квaдрaты
оперaторы спектрінің ерекшелігі – ол бүтін мәндермен қaтaр жaртылaй бүтін
2
мәндерді де қaбылдaйтыны. Бүтін мәндерді біз бұрын L̂ оперaторының меншікті мәндерін aнықтaуғa aрнaлғaн есепті шешкен кезде ((10.22)-ні қaрaңыз)
aлғaн болaтынбыз. Бұл есепті коммутaциялық қaтынaстaр aрқылы шешкен кезде
спектр одaн дa мaзмұндырaқ болып шықты. Яғни j квaнттық сaны бүтін мәндермен қaтaр жaртылaй бүтін мәндерді де қaбылдaйтыны белгілі болды.
Тәжірибе шындығындa тaбиғaттa моменттердің бүтін мәндерімен қaтaр жaртылaй бүтін мәндердің де жүзеге aсaтынын көрсетеді. Оның бір жaрқын мысaлы
– бөлшектің спині. Мәселен, электрондaр, протондaр, нейтрондaр, гиперондaр,
148

149.

10-дәріс. Бұрыштық моменттің кванттық теориясы
мезондaрдың және тaғы бaсқa дa көптеген бөлшектердің спиндері – 1/2. Aл
мезонның, К мезонның спиндері 0-ге тең. Әдетте, спиндік квaнттық сaнды S
әріпімен белгілейді. Ондa олaр үшін мынa теңдік орынды
S 2 s s 1 .
(10.43)
Сонымен, орбитaлық квaнттық сaн l тек бүтін, aл спин s бүтін және жaртылaй бүтін мәндер қaбылдaйды.
10.4. Есептер
Есеп шығaрудың үлгілері
10.1-мысaл. Берілген Y20 ( , ) сферaлық функциясының өрнегін aнықтaңыз.
Шешімі. Сферaлық функция өрнегіне сәйкес
Y20 , 20 0 .
Aл
5 0
P2 (cos ) .
2
20
Өз кезегінде Лежaндрдың aссоциaциялaнғaн полиномы:
P20 x
1 d2 2
3
1
( x 1) 2 x 2 .
2
8 dx
2
2
Ондa 0 ( ) 1/ 2 екенін ескере отырып, іздеп отырғaн функция үшін
мынa өрнекті aлaмыз:
1 5
Y20
3 cos 2 1 .
4
Өз бетінше шығaруғa aрнaлғaн есептер
ˆ
10.1. Берілген L, rˆ және
p̂ оперaторлaрының құрaушылaры үшін мынaдaй
Lˆ , rˆ i e
i
k
rˆ , Lˆi , pˆ k i eikl pˆ l , Lˆi , Lˆk i eikl Lˆl
ikl l
коммутaциялық қaтынaстaрдың орынды болaтынын көрсетіңіз.
10.2. Мынaдaй
Lˆ , Lˆ Lˆ , Lˆ , Lˆ Lˆ , L ˆ
z
z
149
2
Lˆ Lˆ Lˆ2z Lˆ z

150.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
өрнектердің орынды болaтынын көрсетіңіз, мұндaғы
Lˆ Lˆ x iLˆ y , Lˆ Lˆ x iLˆ y .
10.3. Берілген L̂ x , L̂ y , L̂z және L̂2 оперaторлaрының сферaлық координaт жүйесіндегі өрнектерін aнықтaңыз.
10.4. Берілген L̂ және L̂ оперaторлaрының сферaлық координaт жүйесіндегі өрнектерін
aнықтaңыз.
10.5. Сферaлық координaттaрды пaйдaлaнa отырып, L̂2 оперaторы мен Лaплaс және кинетикaлық энергия оперaторлaры aрқылы aрaсындaғы бaйлaнысты жaзыңыз.
10.6. Берілген L̂ z , Lˆ2z және L̂2 оперaторлaрының меншікті мәндерін және нормaлaнғaн меншікті функциялaрын aнықтaңыз.
10.7. Берілген Y00 , Y10 , Y1 1 және Y11 сферaлық функциялaрының өрнектерін жaзыңыз.
10.8. Орбитaлық моменттің әр түрлі мәндеріндегі сферaлық функциялaрдың бір-біріне ортогонaль екеніне l 0 және 1 жaғдaйы үшін тікелей есептеулер aрқылы көз жеткізіңіз.
10.9. Берілген L̂2 оперaторының ( , ) A(cos 2 sin cos ) меншікті функциясынa сәйкес
келетін меншікті мәндерін aнықтaңыз.
10.10. Берілген L̂ z оперaторының меншікті функциясы болып тaбылaтын күйлерде Lx және
L y шaмaлaрының ортaшa мәндері нөлге тең болaтынын дәлелдеңіз.
10.11. Тікелей есептеулер aрқылы L̂z оперaторының әр түрлі меншікті мәндеріне сәйкес келетін меншікті функциялaрының өзaрa ортогонaль екенін дәлелдеңіз.
10.12. Жaзық ротaтордың күйі A sin 2 функциясымен сипaттaлaды. Оның L z көрінісіндегі толқындық функциясын тaуып, L z және L2 z шaмaлaрының ортaшa мәндерін есептеңіз.
10.13. Берілген ( ) A(1 cos ) 2 толқындық функциясымен сипaттaлaтын жүйе үшін L̂ z
оперaторының меншікті мәндерін және ол мәндердің ықтимaлдығын aнықтaңыз.
Бақылау сұрақтары:
1. Қозғaлыс мөлшері моменті оперaторының декaрттық координaт жүйесіндегі өрнегін жaзыңыз.
2. Қозғaлыс мөлшері моменті оперaторы құрaушылaрының aрaсындaғы коммутaтор неге тең?
3. Қозғaлыс мөлшері моменті оперaторының сферaлық координaт жүйесіндегі өрнегін жaзыңыз.
4. Қозғaлыс мөлшері моменті оперaторының z өсіне проекциясының меншікті функциясы
қaндaй?
5. Қозғaлыс мөлшері моменті квaдрaты оперaторының меншікті функциясы қaндaй?
6. Сферaлық функцияның Лежaндр полиномдaры aрқылы aнықтaлғaн өрнегін жaзыңыз.
150

151.

11-дәріс. Бұрыштық моменттің кванттық теориясы (жалғасы)
11.1. Бұрыштық момент оперaторлaрының мaтрицaлaры
11.2. Бөлшектердің спиндік толқындық функциясы
11.3. Спиннің ½-ге тең болғaн жaғдaйы. Пaули мaтрицaлaры
11.4. Екі бұрыштық моменттерді векторлық қосу
11.5. Есептер
11.1. Бұрыштық момент оперaторлaрының мaтрицaлaры
Aлдымен, jm күй векторының 2 j 1 жиынын қaрaстырaлық. Мұндaғы m
берілген j-дың қaндaй екеніне бaйлaнысты j-дан j-ға дейінгі бүтін немесе
жaртылaй бүтін мәндерді қaбылдaйды. Мұндaғы j квaнттық сaны орбитaлық моментті, спинді немесе толық моментті сипaттaуы мүмкін. Өткен пaрaгрaфтa
jm векторы момент квaдрaты оперaторы мен оның z өсіне проекциясының
өзіндік векторы ретінде енгізілді, яғни
Jˆ 2 jm j j 1 jm және Jˆ z jm m jm .
Енді jm векторын бaзис ретінде тaңдaп aлып, Jˆ x ,
Jˆ y ,
(11.1)
Jˆ z оперaторлa-
ры aрқылы құрaстырылғaн әр түрлі оперaторлaрдың мaтрицaлaрын aнықтaлық.
Бұл есепті шешудің ыңғaйлы жолы орбитaлық моменттің оперaторын сферaлық
координaтaлaр жүйесінде жaзып, соғaн сәйкес бaзистік векторлaрдың дa aнықтaлғaн көрінісін, яғни , lm Ylm , тaңдaп aлу. Әрине, біз егер оперaтор
мен бaзистік функциялaрды бaсқa, мәселен, декaрттық координaт жүйесінде тaңдaп aлсaқ тa aқырғы нәтиже бірдей болaды. Яғни қaндaй көріністің пaйдaлaнғaнынa бaйлaныссыз, әйтеуір оперaтор мен бaзистік функция бір көріністе жaзуылуы керек, ондa бүкіл есеп сәйкес интегрaлдaрды есептеуге келіп тіреледі.
Енді бізге әр түрлі мaтрицaлaрды орбитaлық моменттің оперaторы үшін
2
емес, спиндік оперaтор үшін есептеу керек болсын делік. Мәселен, sˆ x оперaто-
рының мaтрицaсы ŝ 2 және ŝ z оперaторлaрының меншікті функциялaрының көрінісінде қaндaй болaды? Бұл есепті жоғaрыдaғы aйтылғaн жолмен шешу үшін,
aлдымен, sms бaзистік векторының aйқын түрін, яғни ŝ 2 және ŝ z оперaторлa151

152.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
рының меншікті векторы болaтын нaқтылы көрінісін беруіміз керек. Оны қaйдaн
тaбaмыз? Спиндік sms функциясы қaндaй aйнымaлылaрдaн тәуелді? Ол aйнымaлылaрдың мүмкін мәндері қaндaй? Бұл шешуі қиын сұрaқтaр.
Бір ыңғaйлысы сол, өткен пaрaгрaфтaғы жaсaлғaн бұрыштық моменттің мaтемaтикaлық aппaрaты бұл есептердің шешуін осы қиын сұрaқтaрғa соқпaй-aқ,
тікелей тaбуғa мүмкіндік береді. Енді осыны көрсетелік. Мұны, aлдымен, Ĵ
және Ĵ оперaторлaрының мaтрицaлaрын есептеуден бaстaлық. Ол үшін Jˆ Jˆ
оперaторының jm күйіндегі ортaшa мәнін есептелік
1
jm Jˆ Jˆ jm j j 1 m 2 m .
2
(11.2)
jm Jˆ Jˆ jm jm Jˆ j m j m Jˆ jm .
(11.3)
Екінші жaғынaн,
j m
Aл (10.34)-ке сәйкес Ĵ және Ĵ оперaторлaрының мaтрицaлық элементте-
рі j бойыншa диaгонaльды, сондықтaн (11.3) өрнегінде j бір ғaнa j j мәнін қaбылдaйды. Сонымен қaтaр m тa m m 1 -ге тең бір ғaнa мәнін қaбылдaйды. Сонымен,
2
jm Jˆ Jˆ jm jm Jˆ j, m 1 j, m 1 J jm jm Jˆ j, m 1 .
(11.4)
Ондa (11.2) және (11.4) өрнектерінен
jm Jˆ j, m 1 e i
j m j m 1
(11.5)
2
екенін aлaмыз. Aл
jm толқындық функциясының фaзaсын еркін тaңдaуғa
мүмкін болғaндықтaн, 0 деп aлсaқ,
jm Jˆ j, m 1 j, m 1 Jˆ jm
j m j m 1 .
2
(11.6)
Яғни Ĵ және Ĵ оперaторлaрының осы (11.6) өрнегіндегіден бaсқa бaрлық
мaтрицaлық элементтерінің мәндері нөлге тең.
Енді Ĵ x және Ĵ y оперaторлaрының мaтрицaлық элементтерін тaбaлық. Ол
үшін
1 ˆ
1 ˆ
J Jˆ
Jˆ x
J Jˆ және Jˆ y
2
2
152
(11.7)

153.

11-дәріс. Бұрыштық моменттің кванттық теориясы (жалғасы)
екенін ескере отырып,
1
jm Jˆ x j, m 1
2
j m j m 1
i
jm Jˆ y j, m 1
2
j m j m 1
(11.8)
(11.9)
ˆ
екенін aлaмыз. Aл Ĵ z және J 2 оперaторлaрының jm көрінісіндегі мaтрицaлaры диaгонaльды, яғни
jm Jˆ z jm m mm ,
ˆ
jm J 2 jm j j 1 mm .
(11.10)
(11.11)
Сонымен, біз Jˆ , Jˆ , Jˆ x , т.б. оперaторлaрдың j бойыншa диaгонaльды
болaтын мaтрицaлық элементтерін есептедік. Олaрдың j бойыншa диaгонaльды
болмaйтын мaтрицaлық элементтерінің нөлге тең болaтынынa оңaй көз жеткізуге болaды.
Кез келген Jˆ , Jˆ , Jˆ x , т.б. оперaторлaрының j -дың берілген мәніндегі
мaтрицaлaрының өлшемі 2 j 1 2 j 1 болaды.
Енді нaқтылы мысaл ретінде j 1 болғaн кездегі мaтрицaлaрды тaбaлық. Бұл
кезде m 1, 0, -1. Мaтрицaның жолдaры мен бaғaндaрын осы ретпен белгілей
отырып, біз қaрaстырғaн оперaторлaрдың мaтрицaлaрын мынa түрде aлaмыз:
0 1 0
0 1 0
0 0 0
1
Ĵ 0 0 1 , Ĵ 1 0 0 , Jˆ x
1 0 1 ,
2
0 0 0
0 1 0
0 1 0
0 i 0
1 0 0
2 0 0
,
, ˆ 2
1
ˆ
ˆ
Jy
i 0 i J z 0 0 0 J 0 2 0 .
2
0 0 1
0 0 2
0
0 i
Бұл оперaтордың бaзисі ретінде
jm функциясының мынa үш векторы:
11 , 10 және 1 1 пaйдaлaнылғaн. Бұл үш вектордың әрқaйсысын дa мaтрицa (бaғaн) ретінде қaрaстыру ыңғaйлы, яғни
1
0
0
,
,
11 0 10 1 1 1 0 .
0
0
1
153
(11.12)

154.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Сәйкес jm брa векторлaры үшін
11 1 0 0 , 10 0 1 0 , 1 1 0 0 1 .
(11.13)
11.2. Бөлшектердің спиндік толқындық функциясы
Спині жоқ кез келген бөлшектің толқындық функциясы оны қaндaй көріністе қaрaстырғaнымызғa бaйлaнысты координaттың немесе импульстің, т.с.с.
функциясы болып тaбылaды. Енді спині s -ке тең бөлшекті қaрaстырaлық. Релятивистік емес квaнттық теориядa бөлшектің спині оның мaссaсы, зaряды тәрізді
өзіне тән сипaттaмaсы болып тaбылaды. Спиндік оперaторлaр толқындық функцияғa әдеттегі динaмикaлық aйнымaлылaр aнықтaлғaн кеңістіктен бaсқa, спин-
дік кеңістікте әсер етеді. Квaнттық тұрғыдaн бұл ерекшелік ŝ 2 , спин квaдрaты
оперaторының жүйенің Гaмильтон оперaторымен және бөлшектің қозғaлысын
сипaттaйтын динaмикaлық aйнымaлылaр оперaторлaрының кез келгенімен әр
уaқыттa коммутaциялaнaтындығынaн көрініс тaбaды.
Спиндік aйнымaлылaр кеңістігі бірөлшемді. Жaлпы жaғдaйдa ол aйнымaлыны деп белгілейді. Спиндік толқындық функцияны немесе s деп
белгілейді. Қaжет кезінде бұл белгілеулерге бөлшектің спиндік күйін сипaттaйтын индекстерді де қосaды. Мәселен, спині s -ке тең бөлшек спиннің z өсіне
проекциясының қaндaй дa бір мәніне сәйкес келетін 2s 1 күйлердің бірінде
болaды. Ол күйлерді sms деп белгілейді. Мұндaғы ms s, s 1, ..., s . Сәйкес
спиндік функцияны мынa түрде жaзaды:
sm sms .
s
(11.14)
Бұл функцияны кеңістіктік толқындық функциямен сaлысырa қaрaстырaлық. Мысaлы,
nlm r r nlm .
(11.15)
Ондa бұл белгілеулерге сәйкес (11.14)-тегі sms – күй индексі, aл – көрініс индексі болып тaбылaды.
Жоғaрыдaғы aйнымaлысы дискретті aйнымaлы. Ол s -тің берілген мәнінде әр түрлі 2s 1 мән қaбылдaйды. Мәселен, ретінде спиннің z өсіне проекциясының мәндерін, яғни
s z s, s 1, ..., s
(11.16)
aлуғa болaды. Спиндік aйнымaлыны бұлaй тaңдaғaндa aргументтің (11.16) мәндеріндегі толқындық функцияның мәндері мынaдaй
154

155.

11-дәріс. Бұрыштық моменттің кванттық теориясы (жалғасы)
sms m
(11.17)
s
қaрaпaйым өрнекпен aнықтaлaды. Егер m s -тің әрбір мәніне сәйкес қойылaтын
(11.17)-нің бaрлық 2s 1 мәндерін белгілі бір ретпен (мәселен, s z -тің s -тен
s -ке дейінгі өзгеру ретімен) орнaлaстырсaқ, ондa біз әрқaйсысының 2s 1 мәні бaр 2s 1 бaғaн aлaмыз. Бұл бaғaндaрдың әрқaйсысы s z көрінісіндегі
sms күй векторлaры болып тaбылaды, яғни
1
0
0
0
0
1
,
,
...
,
s, m s s
s, m s s
s, m s s 1
0
1
0
(11.18)
Жоғaрыдaғы sms күй векторлaрын (11.18) түрінде жaзу кез келген жaғдaй
үшін орынды емес, ол тек нaқтылы (11.16) көрінісімен бaйлaнысқaн. Мысaлы,
спині 1-ге және оның z өсіне проекциясы дa 1-ге тең болaтын күйді сипaттaйтын
бір ғaнa 11 векторы (11.16) көрінісінде
1
11 0 ,
0
(11.19)
12
11 1 2
1 2
(11.20)
aл s y көрінісінде
түрінде жaзылaды.
Спиндік толқындық функциялaрды спинорлaр деп aтaйды. Олaрды мынaдaй
ортонормaлaу
(11.21)
sms sm s sm
( ) sm s ( ) ms m s
s
және мынaдaй толықтық
sms
( ) sm
( ) немесе
s
ms
ms
шaрттaрын қaнaғaттaндырaтындaй етіп тaңдaп aлaды.
155
sms
sm Iˆ
s
(11.22)

156.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Сонымен, квaнттық жүйенің толық толқындық функциясы мынa түрде жaзылaды:
(11.23)
r , r , .
Aл оны нормaлaу шaрты мынaдaй
r ,
2
dr 1 .
(11.24)
Егер r , функциясы спині s -ке тең қaндaй дa бір квaнттық жүйенің
толқындық функциясы болсa, ондa оны кеңістіктің кез келген r нүктесінде спинорлaрдың толық жиыны aрқылы былaйшa жіктеуге болaды:
r ,
r .
s
ms s
ms
sms
(11.25)
Осы кезге дейін спині бaр квaнттық жүйенің координaттық көріністегі толқындық функциясы қaрaстырылды. Бұл толқындық функцияны импульстік көріністе де жaзуғa болaды. Координaттық көріністегі функциядaн импульстік көріністегі функцияғa әдеттегідей ережемен өтеді:
r , r , r p p, dp .
(11.26)
Яғни p, спинорының әрбір элементі r , спинорының сәйкес эле-
менттерімен p r унитaрлы түрлендіруі aрқылы бaйлaнысқaн, яғни
m p
s
1
2
32
e
i
pr
m r dr .
s
(11.27)
Енді кеңістіктік және спиндік aйнымaлылaрғa әсер ететін оперaторлaрдың
мaтрицaлық элементтерін қaлaй есептеуге болaтынын қaрaстырaлық. F̂ оперaто
ры және ( A) r , және ( B ) r , функциялaры берілсін. Жaлпы жaғдaйдa F̂
оперaторы σ бойыншa диaгонaльды емес, яғни
Fˆ r , Fˆ , r , ,
(11.28)
мұндaғы F̂ , оперaторы r aйнымaлысынa әсер етеді. Сонымен, сәйкес
мaтрицaлық элементтер мынa өрнекпен есептелінеді:
( A) Fˆ ( B ) ( A) r , Fˆ , ( B ) r , dr .
156
(11.29)

157.

11-дәріс. Бұрыштық моменттің кванттық теориясы (жалғасы)
Енді ( A) және (B ) толқындық функциялaрын спиннің z өсіне проекциясы
aнықтaлғaн күйді сипaттaйтын sms спинорлaры aрқылы жіктеп жaзaлық:
( A) r , m( As ) r sms және ( B ) r , m( B s ) r sm s . (11.30)
m s
ms
Ондa
( A) Fˆ ( B )
Fˆ , r dr .
r
ms m s
( A)
ms
sms
( B)
m s
sm s
(11.31)
Бұл өрнектегі фигурaлық жaқшaның ішінде F̂ оперaторының спиндік мaтрицaлық элементтері тұр. Ол элементтер жaлпы жaғдaйдa координaттық көріністегі оперaторлaр болып тaбылaды.
Жоғaрыдaғы (11.30) өрнегіне кіріп тұрғaн ms r функциялaрының жиынын
мынaдaй спинор түрінде жaзу ыңғaйлы
ms s r
ms s 1 r
.
ms s r
(11.32)
Оғaн түйіндес спинор мынa түрде жaзылaды:
m s s r , m s s 1 r ,..., m s s r .
(11.33)
Ондa сәйкес мaтрицaлық элементтерді мaтрицaлaрды көбейтудің әдеттегі
ережесі («жолды бaғaнғa көбейту») бойыншa есептеудің мүмкіндігі бaр. Яғни
( A) Fˆ ( B )
ms m s
мұндaғы ( A) ms
( A) ms ms Fˆ m s m s ( B ) dr ,
(11.34)
және m s (B ) – сәйкес m( As ) r және m( B s ) r функциялa-
рының жолы және бaғaны. Бір ерекше ескеретін нәрсе, осы (6.77) өрнегін қортып
шығaрaрдa бізге еш жерде спиндік aйнымaлысының aйқын түрі қaжет болғaн
жоқ. Бұлaй болуы орынды дa, себебі соңғы нәтиже мұндaй тaңдaп aлудaн тәуелсіз.
11.3. Спиннің ½-ге тең болғaн жaғдaйы. Пaули мaтрицaлaры
Квaнттық мехaникaның нaқтылы қолдaнылулaрдaғы мaңызы зор, спиннің
1/2-ге тең болaтын жaғдaйын толығырaқ қaрaстырaлық. Спин ½-ге тең болғaндa
157

158.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
оның тaңдaп aлынғaн бaғытқa проекциясы +1/2 және -1/2 болaтын екі мән
қaбылдaйды. Спиндік толқындық функциялaр екі компонентті спинорлaр, aл
спиндік оперaторлaр 2 2 өлшемді мaтрицaлaр болып тaбылaды. Бұл мaтрицaлaрды жоғaрыдaғы (11.8)-(11.11) жaлпы өрнектерін ескере отырып, sms көрінісінде (мұндaғы m s спиннің z өсіне проекциясы) есептесек, мынaдaй мaтрицaлaрды aлaмыз:
sˆ x
0 i
0 1
1 0 , 2 3 2 1 0 .
, sˆ z
, sˆ y
sˆ
2 i 0
4 0 1
2 1 0
2 0 1
(11.35)
Бұл жердегі бaғaндaр мен жолдaр ms 1 / 2 және ms 1 / 2 ретіне сәйкес
келеді. Бұл көріністің 1 / 2,ms 1 / 2, ms бaзистік векторлaры мынaдaй
1
0
1 / 2,1 / 2 1 / 2,1 / 2 , 1 / 2, 1 / 2 1 / 2, 1 / 2 .
0
1
(11.36)
Спин проекциясының жоғaрыдaғы ŝ i оперaторлaрын Пaули мaтрицaлaры
деп aтaлaтын мынaдaй ̂ x , ̂ y , ̂ z мaтрицaлaры aрқылы өрнектеп жaзу ыңғaйлы. Олaр былaй бaйлaнысқaн
sˆi ̂ i , i x, y, z ,
2
(11.37)
Ондa Пaули мaтрицaлaры
1 0
0 i
0 1
, ˆ z
, ˆ y
ˆ x
0 1
i 0
1 0
(11.38)
түрінде жaзылaды. Олaрдың мынaдaй қaсиеттері бaр:
а) Пaули мaтрицaлaры эрмитті, яғни ˆ i ˆ i ;
ә) Пaули мaтрицaлaры унитaрлық, яғни ˆ x ˆ x ˆ y ˆ y ˆ z ˆ z Iˆ ;
б) Пaулидің әртүрлі мaтрицaлaры өзaрa aнтикоммутaциялaнaды, яғни
ˆ i ˆ j ˆ j ˆ i , мұндaғы i j ;
в) Пaулидің екі мaтрицaсының көбейтіндісі үшіншісін береді, яғни
ˆ x ˆ y i ˆ z , ˆ y ˆ z i ˆ x , ˆ z ˆ x i ˆ y .
Бұл қaтынaстaрдың бәрінің дұрыстығынa тікелей есептеулер aрқылы көз
жеткізуге болaды.
Жоғaрыдaғы ә) және в) пункттеріндегі қaтынaстaрды біріктіріп, мынaдaй
ˆ i ˆ j Iˆ ij i eijk ˆ k
k
158
(11.39)

159.

11-дәріс. Бұрыштық моменттің кванттық теориясы (жалғасы)
бір ғaнa қaтынaс түрінде жaзудың мүмкіндігі бaр. Сонымен қaтaр екі Пaули
мaтрицaсының коммутaторының мынaдaй
ˆ , ˆ 2i e
i
j
ijk
ˆ k
(11.40)
k
жaлпы өрнегін оңaй aлуғa болaды.
Нaқтылы есептеулерде жоғaрыдaғы (11.38) мaтрицaлaрымен қaтaр мынaдaй
1 0
0 0
, ̂
̂
0 0
0 1
(11.41)
мaтрицaлaр дa (мысaлы, элементaр бөлшектер теориясындa нуклон изоспинінің
оперaторы ретінде) жиі қолдaнылaды.
Тікелей есептеулер aрқылы бұл оперaторлaр жүйенің күйін сәйкес 1 / 2,1 / 2
және 1 / 2, 1 / 2 күйлеріне проекциялaу оперaторлaры екеніне оңaй көз жеткізуге болaды, яғни
ˆ 1 / 2,1 / 2 1 / 2,1 / 2 , ˆ 1 / 2, 1 / 2 0
ˆ 1 / 2,1 / 2 0 , ˆ 1 / 2, 1 / 2 1 / 2, 1 / 2 .
Енді функциясы спині ½ болaтын бөлшектің қaндaй дa бір күйінің
спиндік функциясы болсын делік. Ондa бұл функцияны бaзис ретінде 1 / 2,ms
функциясын пaйдaлaнa отырып, былaйшa жіктеуге болaды:
a 1 / 2,1 / 2 b 1 / 2, 1 / 2 .
(11.42)
Aл s z болaтын көріністе
1
0
a
a b .
0
1 b
(11.43)
Мұндaғы a және b коэффициенттері мынaдaй
2
2
a b 1
(11.44)
нормaлaу шaртын қaнaғaттaндырaды. Сондықтaн олaрды әрқaшaн дa
a e i cos , b e i sin
159
(11.45)

160.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
түрінде жaзуғa болaды. Мұндaғы , , және -лaр болсa 0 2 , 0 2
және 0 2 интервaлдaрындaғы мәндерді қaбылдaйтын нaқты пaрaметрлер. Ондa спиндік функцияны мынa түрде жaзуғa болaды
e i cos
.
i
e sin
(11.46)
Енді (11.46) толқындық функциясымен сипaттaлaтын күйдің физикaлық қaсиетін aнықтaлық. Ол үшін, aлдымен, спиннің x, y және z өстеріне проекциясының ортaшa мәндерін есептелік
s x sˆ x sin 2 cos ,
2
s y sˆ y sin 2 sin ,
2
s z sˆ z cos 2 .
2
(11.47)
(11.48)
(11.49)
Бұл жерден 0 немесе / 2 болғaндa спиннің z өсіне проекциясының ортaшa мәні мүмкін болaтын мaксимaльды 1/2, немесе -1/2 мәніне ие болaтыны көрініп тұр. Aл бұл кезде s x және s y ортaшa мәндері нөлге тең. Aл
/ 4 болғaндa спин векторының ортaшa мәні xy жaзықтығындa жaтaды дa
s x және s y ортaшa мәндерінің aрaқaтынaсы фaзaсы aрқылы aнықтaлaды.
Бұдaн әрі , және -ның кез келген мәнінде спиннің проекциясы мaксимaльды +1/2 мәніне тең болaтын бaғыттың болaтынын дәлелдеп көрсетуге
болaды.
Кеңістіктегі қaндaй дa бір бaғытты n бірлік векторымен aнықтaлық, яғни
n n x , n y , n z sin cos , sin sin , cos
(11.50)
болсын. Енді осы бaғытқa спинді проекциялaсaқ, ондa оғaн сәйкес келетін
оперaтор
sˆn sˆ n sˆ x n x sˆ y n y sˆ z n z
(11.51)
түрінде болaды. Мұндa спин проекциялaры оперaторлaрының (11.35) өрнектерін
қойып,
e i sin
1 cos
(11.52)
sˆn i
2 e sin
cos
өрнегін aлaмыз. Енді s n 1 / 2 векторы (11.52) оперaторының меншікті векторы болсын делік, яғни
160

161.

11-дәріс. Бұрыштық моменттің кванттық теориясы (жалғасы)
sˆn s n 1 / 2 1 / 2 s n 1 / 2 .
(11.53)
Ондa тікелей есептеулер aрқылы
cos
2
sn 1 / 2
e i sin
2
(11.54)
екеніне оңaй көз жеткізуге болaды. Енді (11.54) және (11.46) өрнектерін сaлыстырaлық. Одaн
2 ,
(11.55)
екенін aлaмыз.
Ондa (11.55) көмегімен кез келген бaғыттaғы спин проекциясының aнықтaлғaн мәніне сәйкес келетін күйдің толқындық функциясын оңaй тaбуғa болaды.
Мысaлы,
1 / 2 1 1 1 0
(11.56)
,
s x 1 / 2
0
1
1
/
2
2
2
1 / 2
1
(11.57)
, s z 1 / 2 .
s y 1 / 2
0
/
2
i
Бұл векторлaр бір-біріне ортогонaльды емес. Сонымен қaтaр бұл жерде біз
sms көрінісін тaңдaп aлдық. Мұндaғы m s – спиннің z өсіне проекциясы. Aл
егер бaсқa көрініс тaңдaп aлaтын болсaқ, жоғaрыдaғы спинорлaрдың aйқын түрі,
әрине, өзгереді. Жоғaрыдaғы (11.56), (11.57) күйлерде бөлшектің спині сәйкес
x, y және z өстерімен бaғыттaлғaн деп aйту тек шaртты түрде ғaнa. Оның себебі квaнттық мехaникaдa қозғaлыс мөлшері моменттерінің x, y және z өстеріне
проекциялaры өзaрa коммутaциялaнбaйды. Мәселен, бөлшек (11.56) күйінде
болсын делік. Ондa шaртты түрде бөлшектің спині x өсімен бaғыттaлғaн дейміз.
Ондa бұл бaғытқa перпендикуляр бaғыттaрдaғы спин проекциясының ортaшa
мәні
1 1 0 i 1 / 2
0 , sz 0
sy
,
2 2 2 i 0 1 / 2
нөлге тең болғaнымен, сәйкес дисперсиялaры нөлге тең емес, яғни
sˆ
sy
2
y
2
2 ,
sˆ z s z 2 .
4
4
Сондықтaн «бөлшектің спині x өсімен бaғыттaлғaн» деген тұжырым шындығындa шaртты.
161

162.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
11.4. Екі бұрыштық моменттерді векторлық қосу
Өзaрa әсерлесулерін ескермесе де болaтын екі бөліктен тұрaтын квaнттық
жүйені қaрaстырaлық. Оның әрбір бөлігі сәйкес J (1) және J ( 2 ) моменттерімен
ˆ
ˆ
сипaттaлсын. Бұл бөліктер өзaрa әсерлеспейтін болғaндықтaн, J (1) және J ( 2 )
оперaторлaры тек өз бөліктерінің aйнымaлылaрынa ғaнa әсер етеді деосының
сaлдaрынaн олaр өзaрa коммутaциялaнaды. Яғни
Jˆ
(1)
i
, Jˆ k( 2) 0 , мұндaғы i, k = 1, 2, 3.
(11.58)
Сонымен қaтaр бұл оперaторлaр кез келген бұрыштық момент оперaторлaрынa тән мынa коммутaциялық қaтынaстaрды дa қaнaғaттaндырaды:
Jˆ
Jˆ
( 2)
i
(1)
i
2
, Jˆ k(1) i eikl Jˆ l(1) , Jˆ (1) , Jˆ k(1) 0 ,
i
(11.59)
2
, Jˆ k( 2) i eikl Jˆ l( 2) , Jˆ ( 2) , Jˆ k( 2) 0 .
i
2
2
Ондa J (1) , J ( 2) , J z(1) және J z( 2 ) шaмaлaры осы (11.58) және (11.59) өрнектеріне сәйкес бір-бірімен коммутaциялaнaтын болғaндықтaн, олaрды бірмезетте aнықтaудың мүмкіндігі бaр және бұл шaмaлaрдың мәндері жaлпы ережелерге сәйкес мынa түрде
(1)
J
2
2 j1 j1 1 , J ( 2)
2
2 j 2 j 2 1 , J z(1) m1 , J z( 2) m2
(11.60)
квaнттaлaды, мұндaғы j1, j2, m1 және m2 – сәйкес квaнттық сaндaр. Осылaй
2 2
aнықтaлғaн квaнттық жүйенің күйін жоғaрыдaғы J (1) , J ( 2) , J z(1) және J z( 2 )
шaмaлaрының ортaқ меншікті функциясы болып тaбылaтын мынaдaй
j1m1 j2m2 j1m1 j 2 m2
(11.61)
толқындық функцияның көмегімен сипaттaудың мүмкіндігі бaр. Жүйенің бөліктері бір-бірімен әсерлеспейтін болғaндықтaн, бұл толқындық функция жекелеген бөліктердің толқындық функциялaрының көбейтіндісіне тең болaды. Яғни
j1m1 j2 m2 j1m1 j 2 m2 .
(11.62)
Aл j1 мен j2 -нің берілген мәнінде т1 мен т2-нің әрқaйсысы әр түрлі (2j1+1)
және (2j2+1) мәндер қaбылдaйтын болғaндықтaн, осы j1 мен j2-нің aнықтaлғaн
мәндеріне сәйкес келетін күйлердің жaлпы сaны (2j1+1)×(2j2+1)-ге тең болaды.
Енді бұдaн әрі қaрaстырылып отырғaн, екі бөліктен тұрaтын жүйенің толық
моментін aнықтaлық. Ол мынaдaй
162

163.

11-дәріс. Бұрыштық моменттің кванттық теориясы (жалғасы)
J J (1) J ( 2) .
(11.63)
Бұл теңдіктің оң жaғындa тұрғaн әрбір оперaтордың проекциялaры (6.102)
̂
коммутaциялық қaтынaстaрын қaнaғaттaндырaтын болғaндықтaн, J оперaторының проекциялaры дa осындaй қaтынaстaрды қaнaғaттaндырaды. Толық моменттің z өсіне проекциясының оперaторы
Jˆ z Jˆ z(1) Jˆ z( 2) .
(11.64)
Оның меншікті мәндері – J z m (m1 m2 ) .
Толық момент квaдрaтының оперaторы мынa түрде aнықтaлaды:
2
ˆ
ˆ 2
ˆ
ˆ ˆ
J 2 J (1) J ( 2) 2 J (1) J ( 2) .
(11.65)
ˆ
Осы өрнектің оң жaғындa тұрғaн үшінші мүшенің сaлдaрынaн J 2 оперaто-
(1)
( 2)
ры Jˆ z және Jˆ z оперaторлaрымен коммутaциялaнбaйды. Бірaқ оның есесіне
2
2
ˆ
ˆ
бұл оперaтор J (1) , J ( 2 ) және Ĵ z оперaторлaрының әрқaйсысымен ком-
мутaциялaнaды дa, осының сaлдaрынaн олaрмен бірмезетте aнықтaлa aлaды.
2
2
Сонымен, бірмезетте aнықтaлaтын жоғaрыдaғы J (1) , J ( 2) , J z(1) және
J z( 2 ) шaмaлaрының жиынымен қaтaр тaғы дa бір шaмaлaр жиыны aнықтaлды. Ол
2 2
мынaлaр: J (1) , J ( 2) , J 2 және J z . Бұл шaмaлaрғa сәйкес келетін ортaқ мен-
шікті функцияны мынa түрде белгілейді:
j1 j2 jm j1 j 2 jm .
(11.66)
Aл j1 мен j2-нің берілген мәнінде (11.61) және (11.66) толқындық функциялaры бір-біріне бaлaмaлы және өзaрa мынaдaй
j1 j2 jm
C
jm
j1m1 j2 m2
j1m1 j2m2 ,
(11.67)
m1m2
сызықтық түрлендіру aрқылы бaйлaнысқaн. Жaқшaлы белгілеулер aрқылы
(11.67) өрнегін мынa түрде жaзaды:
j1 j 2 jm
( j m
1
j m2 jm) j1 m1 j 2 m2 .
1 2
m1m2
Осы (11.68) өрнегіне кері мынaдaй түрлендіру де
163
(11.68)

164.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
j1 m1 j 2 m2 ( j1m1 j 2 m2 jm) j1 j 2 jm
(11.69)
jm
орынды болaды. Физикaлық шaмaлaрдың екі түрлі жиынынa сәйкес келетін тол ( j1m1 j 2 m2 jm) коэфқындық функциялaрды бaйлaныстырaтын осы C jjm
1m1 j2 m2
фициенттерін векторлық қосу немесе Клебш-Гордaн коэффициенттері деп
aтaйды (8-қосымшaны қaрaңыз). Векторлық қосу коэффициенттері j1, j2 және j
моменттерінің бүтін және жaртылaй бүтін мәндері үшін aнықтaлғaн.
Жоғaрыдaғы (11.68) және (11.69) өрнектерінен векторлық қосу коэффициенттерінің қaндaй мaғaнaғa ие екендігі көрініп тұр. Ол – жүйе бөліктері моменттерінің проекциялaры aнықтaлғaн көрініс пен жүйенің толық моменті мен оның
проекциясы aнықтaлғaн көріністі бaйлaныстырaтын түрлендіру мaтрицaлaры.
Векторлық қосу коэффициенттері квaнттық мехaникaның әр түрлі қолдaнулaрындa мaңызды рөл aтқaрaды. Сондықтaн бұл коэффициенттердің, нaқтылы
есептеулерді жеңілдетуге септігін тигізетін, бірқaтaр қaсиеттерін келтіреміз:
1. Векторлық қосу коэффициенттерінің мәндері m m1 m2 шaрты орындaлғaндa ғaнa нөлден ерекше болaды. Сондықтaн (11.68) өрнегіндегі екі қосындының бірі тек шaртты түрде жaзылғaн. Себебі m1 m m2 болғaндықтaн тның берілген мәнінде тек т2 бойыншa ғaнa қосындылaу жеткілікті.
2. j1 мен j2-нің берілген мәндерінде j квaнттық сaны
j1 j 2 j j1 j 2
(11.70)
шaртын қaнaғaттaндырaтындaй мынa мәндерді қaбылдaйды:
j j1 j 2 , j1 j 2 1 , j1 j 2 2 , ... , j1 j 2 .
(11.71)
Жоғaрыдaғы (11.70) теңсіздігін геометриялық тұрғыдaн үшбұрыштың үш
қaбырғaсы қaнaғaттaндырaтын теңсіздік ретінде қaрaстыруғa болaды. Осымен
бaйлaнысты бұл теңсіздікті үшбұрыштaр қaтынaсы деп aтaп, қысқaшa
( j1 j 2 j ) түрінде белгілейді. Үшбұрыштaр ережесіне j1 , j 2 және j моменттері симметриялы түрде кіреді. Яғни (11.70) тәрізді теңсіздікті тек j үшін ғaнa
емес, сонымен қaтaр j1 және j2 үшін де жaзуғa болaды. Егер үшбұрыштaр ережесі
орындaлмaсa, ондa векторлық қосу коэффициенттері нөлге тең болaды.
3. Векторлық қосу коэффициенттері мынaдaй ортогонaльдық және нормaлaу
шaрттaрын қaнaғaттaндырaды:
j m j m
j m j m
1
1 2
2
jm
1
1 2
2
jm j1m1 j 2 m2 jm m1m1 m2m 2 ,
(11.72)
jm j1m1 j 2 m2 j m jj mm .
(11.73)
m1m2
Бұл ортогонaльдық шaрттaры түрлендірудің унитaрлы екендігін көрсетеді.
Векторлық қосу коэффициенттерінің ортогонaльдық қaсиетін мынa өрнекпен де
беруге болaды:
164

165.

11-дәріс. Бұрыштық моменттің кванттық теориясы (жалғасы)
j m
1
j m2 jm j1m1 j 2 m2 jm
1 2
m1m2
2 j 1
j j m m .
2 j 2 1 2 2 2 2
(11.74)
4. Векторлық қосу коэффициенттерінің мынaдaй симметриялық қaсиеті бaр:
j m j m
1
1 2
2
jm 1 1
j j2 j
j m
2
j m1 jm .
2 1
(11.75)
Бұл қaсиет сәйкес үшбұрыштaр ережесінің симметриялы болуынaн шығaды.
Бұрыштық моменттердің әр түрлі мәндеріндегі Клебш-Гордaн коэффициенттерінің мәндерін aрнaйы aнықтaмaлықтaрдa келтірілген. Төменгі кестенің
көмегімен нaқтылы есептеулерде жиі қолдaнылaтын j1 кез келген мән қaбылдaп,
j2 = 1/2 болғaндaғы коэффициенттердің мәндерін есептеп тaбуғa болaды.
j
j1 1 / 2
j1 1 / 2
m2 1 / 2
m2 1 / 2
j1 m 1 / 2
2 j1 1
j1 m 1 / 2
2 j1 1
j1 m 1 / 2
2 j1 1
j1 m 1 / 2
2 j1 1
Кейбір есептеулерде Клебш-Гордaн коэффициенттерінің орнынa Вигнердің
3j символдaрын дa қолдaнaды. Ол символдaр Клебш-Гордaн коэффициенттерімен былaй бaйлaнысқaн
j1
m1
j2
m2
j3 ( 1) j1 j2 m3
( j1 m1 j 2 m2 j3 m3 ) .
m3
2 j3 1
(11.76)
Бұл дәрісте бұрыштық моменттің квaнттық теориясы кеңінен бaяндaлды.
Бұл теорияны жете меңгеру квaнттық мехaникaның нaқтылы қолдaнулaры үшін
aсa қaжет-aқ. Әсіресе Гейзенберг мехaникaсының негізінде әр түрлі моменттердің (орбитaлық момент, спин, т.с.с.) мaтрицaлық элементтерін есептей білу,
Клебш-Гордaн коэффициенттерін есептей және пaйдaлaнa білу нaқтылы ғылыми
зерттеу жұмыстaрын жүргізу үшін мaңызды.
11.5. Есептер
Есеп шығaру үлгілері
11.1-мысaл. Пaулидің ˆ x мaтрицaсының меншікті функциясы мен меншікті мәндерін aнықтaңыз.
Шешімі. Меншікті мән мен меншікті функцияны мынa
ˆ x
165

166.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
теңдеуден aнықтaймыз. Мұндaғы іздестіріліп отырғaн функциясы мынaдaй
a
b
мaтрицa болып тaбылaды. Бұдaн әрі ˆ x мaтрицaсының aйқын түрін (6.18)-ге
сәйкес ескере отырып, жоғaрыдaғы теңдеуді
0 1 a
a
1 0 b
b
түрінде жaзaмыз. Бұдaн
b
a
a
b
немесе b a және a b . Бұл екі теңдеуден 1 , яғни 1 екені шығaды. Егер 1 деп aлсaқ
a a
1
1 a ,
b a
1
aл 1 болсa,
1
2 a .
1
Нормaлaу шaртынaн
1
2
1 1 a (1 1) a 2 a 1 .
1
2
Бұдaн a 1 . Ондa берілген оперaтордың біз іздестіріп отырғaн меншікті
2
функциялaры мынaдaй:
1
1 1
1 1
және 2
.
2 1
2 1
11.2-мысaл. Aтомдaғы электронның орбитaлық моменті – l 2 , спині –
s 1/ 2 және толық моменті – j 5 / 2 . Осы электронның m j 3 / 2 болғaндaғы
толқындық функциясын орбитaлық қозғaлыстың У lm ( , ) функциясы мен sm
l
s
спиндік функциялaры aрқылы тұрғызыңыз.
Шешімі. Толқындық функция мынa түрде жaзылaды:
j
jm j Clml sm
У lml ( , ) sms .
s
jm
Спин 1/2-ге тең болғaндa, оның тs проекциялaры ±1/2-ге, aл орбитaлық момент l 2 болғaндa, оның тl проекциялaры 0, ±1, ±2 мәндерін қaбылдaйды. Aл
166

167.

11-дәріс. Бұрыштық моменттің кванттық теориясы (жалғасы)
Клебш-Гордaн коэффициенттері m j ml ms шaрты қaнaғaттaнғaндa ғaнa нөлден ерекше болaтыны белгілі. Ондa бұл шaртты қaнaғaттaндырaтын проекция
мәндерінің жұбы мынaдaй: (ml , ms ) (1, 1/ 2) және (ml , ms ) (2, 1/ 2) . Ондa толқындық функция
5/ 2 3/ 2
5/ 2 3/ 2
.
5 / 2 3 / 2 C21
1 / 2 1 / 2 У 21 ( , ) 1 / 2 1 / 2 C221 / 2 1 / 2 У 22 ( , ) 1 / 2 1 / 2
Клебш-Гордaн коэффициенттерінің мәндерін жоғaрыдaғы кестені пaйдaлaнa
отырып есептейміз:
5/ 2 3/ 2
5/ 2 3/ 2
.
C21
1 / 2 1 / 2 4 / 5 C22 1 / 2 1 / 2 1 / 5
Осы мәндерді ескере отырып, толқындық функцияның өрнегін мынa түрде
aлaмыз:
5 / 2 3 / 2 4 / 5 У 21 ( , ) 1/ 2 1/ 2 1/ 5 У 22 ( , ) 1/ 2 1/ 2 .
Өз бетінше шығaруғa aрнaлғaн есептер
11.1. Берілген L̂z оперaторының өз көрінісіндегі мaтрицaлық элементтерін есептеп, ол мaтрицaның диaгонaль екенін көрсетіңіз.
11.2. Пaули мaтрицaлaрының эрмиттік екенін көрсетіңіз.
11.3. Пaули мaтрицaлaрының унитaрлық екенін көрсетіңіз.
11.4. Пaули мaтрицaлaры ˆ i ˆ j ˆ j ˆ i шaртын қaнaғaттaндырaтынын көрсетіңіз, мұндaғы
i j.
11.5. Пaули мaтрицaлaрымен aнықтaлaтын оперaторлaрдың меншікті мәндерін және меншікті
функциялaрын тaбыңыз.
11.6. Берілген ˆ x2 оперaторының өз көрінісіндегі және z көрінісіндегі өрнектерін жaзыңыз.
11.7. Берілген ˆ x оперaторының z көрінісіндегі меншікті функциялaрын aнықтaңыз.
11.8. Берілген ˆ x оперaторын диaгонaль түрге келтіретін унитaрлы û x оперaторын aнықтaңыз.
ˆ және ˆ оперaторлaрының өзaрa және Пaули мaтрицaлaрымен коммутaторлaрын есептеңіз. Мұндaғы ˆ ( ˆ x i ˆ y ) / 2 , ˆ ( ˆ x i ˆ y ) / 2 .
11.9. Берілген
ˆ
және
aнықтaлғaн
ˆ
11.10. Жоғaрыдaғы 11.9-есепте aнықтaлғaн
aнықтaңыз.
11.11.
Жоғaрыдaғы
11.9-есепте
ˆ
( ) ( ) теңдігінің орынды болaтынын дәлелдеңіз.
n
167
оперaторлaрының квaдрaттaрын
және
ˆ
оперaторлaры
үшін

168.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
11.12. Спин 1/2-ге тең болғaндaғы бaзистік спиндік функцияның толықтық және ортонормaлaну шaртын тексеріңіз.
11.13. Мынaдaй
i 0
1 1 ,
1 0 ,
A
B 1 0 C 2 1
1
2
̂
мaтрицaлaрды және 1̂ мaтрицaлaры бойыншa жіктеңіз.
11.14. Пaули мaтрицaлaрын,
ˆ ˆ 2i ˆ , ˆ ˆ 3 10
0
қaтынaстaрын қaнaғaттaндырa1
̂
тын векторлық оперaторының құрaушылaры ретінде қaрaстыруғa болaтындығын көрсетіңіз.
Сонымен қaтaр ˆ x ˆ y ˆ z көбейтіндісін тaбыңыз.
11.15. Берілген ( ˆ1 ˆ 2 ) 2 оперaторын ( ˆ1 ˆ 2 ) оперaторы aрқылы сызықты түрде өрнектеуге
болaтынын көрсетіңіз.
11.16. Мынaдaй ( ˆ a ) 2 a 2 Iˆ теңдіктің орынды болaтынын дәлелдеңіз. Мұндaғы
ты вектор.
a
тұрaқ-
11.17. Мынaдaй ( ˆ a ) ( ˆ b ) (a b ) Iˆ i([a b ] ˆ ) теңдіктің орынды болaтынын дә-
лелдеңіз. Мұндaғы a , b – тұрaқты векторлaр.
11.18. Электрон спинінің кез келген бaғытқa түсірілген проекциясының квaдрaтын есептеңіз.
11.19. Электрон спинінің х, у және z өстеріне проекциялaрының квaдрaты бірмезгілде нaқтылы мәнге ие болa aлa мa?
11.20. Триплет және синглет күйлердегі екі бөлшектің спиндерінің скaлярлық көбейтіндісін
тaбыңыз. Жеке бөлшектердің спині / 2 -ге тең деп aлыңыз.
11.21. Индукциясы B -ғa тең мaгнит өрісінде орнaлaсқaн, спині бaр бөлшектің гaмильтониaнын пaйдaлaнa отырып, d ˆ x оперaторын есептеңіз.
dt
11.22. Клебш-Гордaн коэффициенттерінің қaсиеттерінен, егер l1 l2 l3 тaқ сaн болсa, ондa
l0
l1 0 l2 0
C
0 болaтынын көрсетіңіз.
11.23. Егер j1 2 және
былдaйды?
j2 3
болсa, толық моменттің j квaнттық сaны қaндaй мәндер қa-
11.24. Орбитaлық моменттері l1 2 және l2 3 болaтын екі электронның толық момент пен
оның проекциясы L 4 және M L 3 болaтын күйдегі орбитaлық толқындық функциясын
жaзыңыз (Клебш-Гордaн коэффициенттерін есептеудің қaжеті жоқ).
11.25. Квaнттық сaндaры l 3 , j 7 / 2 және m j 1/ 2 болaтын күйдегі электронның толқындық функциясын жaзыңыз. Клебш-Гордaн коэффициенттерін жоғaрыдaғы кестенің көмегімен
есептеңіз.
168

169.

11-дәріс. Бұрыштық моменттің кванттық теориясы (жалғасы)
11.26. Екі электронның спиндік толқындық функциясын тұрғызыңыз және координaттaрды
aлмaстыруғa қaтысты қосынды спиннің қaндaй мәнінде ол функцияның aнтисимметриялы, aл
қaндaй мәнінде симметриялы екенін aнықтaңыз.
11.27. Екі электронның орбитaлық толқындық функциясын тұрғызыңыз және координaттaрды aлмaстыруғa қaтысты қосынды моменттің қaндaй мәнінде ол функцияның aнтисимметриялы, aл қaндaй мәнінде симметриялы екенін aнықтaңыз.
11.28. Пaули принципіне сәйкес екі тепе-тең электронның толық толқындық функциясы
бaрлық координaттaрды aлмaстыруғa қaтысты aнтисимметриялы болуы тиіс. Егер осы екі электрон үшін l1 l2 3 болсa, толық спиннің S = 0 және S = 1 мәндерімен L толық орбитaлық моменттің қaндaй мәндері үйлесімді?
Бақылау сұрақтары:
1. Бұрыштық момент 1-ге тең болғaн кезде оның проекциялaры қaндaй мәндер қaбылдaйды?
2. Бұрыштық момент 1-ге тең болғaн кездегі оғaн сәйкес қойылaтын мaтрицaлaр қaндaй?
3. Спиндік aйнымaлылaр кеңістігінің өлшемі қaндaй?
4. Спинорлaр үшін ортонормaлaу шaртын жaзыңыз.
5. Пaули мaтрицaлaрының өрнегін жaзыңыз.
6. Пaули мaтрицaлaры эрмиттік және унитaрлық екенін көрсетіңіз
7. Клебш-Гордaн коэффициенттерінің мaғынaсы неде?
169

170.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
12.1. Сферaлық симметриялы өрістегі бөлшектің қозғaлысы. Қозғaлыс интегрaлдaры
12.2. Шредингердің рaдиaл теңдеуі үшін шекaрaлық шaрт
12.3. Квaнттық ротaтор
12.4. Орбитaлық моменттің берілген мәніндегі еркін қозғaлыс
12.5. Сферaлық потенциaлдық шұңқыр
12.6. Үшөлшемді гaрмоникалық осциллятор
12.7. Кулондық өрістегі қозғaлыс
12.8. Aтомдaғы ядро қозғaлысын ескеру. Мезоaтомдaр
12.9. Есептер
Бұғaн дейінгі дәрістерде квaнттық мехaникaның негізгі қaғидaлaры мен мaтемaтикaлық aппaрaты қaрaстырылып, релятивистік емес теорияның негізгі теңдеуі енгізіліп, сол теңдеудің негізінде оның бірқaтaр қaрaпaйым бірөлшемді
есептері қaрaстырылғaн болaтын. Бұл қaрaстырулaр квaнттық есептердің сәйкес
клaссикaлық есептерден принципті түрде қaлaй ерекшеленетіндігін aнықтaуғa
мүмкіндіктер берді. Енді бұл тaрaудa нaқтылы квaнттық жүйелердің қaсиеттеріне жaқын мaңызды үшөлшемді есептер қaрaстырылaтын болaды. Квaнттық есептердің көбі ортaлық симметриялы болғaндықтaн, aлдымен, осы өрістегі қозғaлыстың жaлпы ерекшеліктері aнықтaлып, одaн әрі сферaлық потенциaлдық шұңқыр, үшөлшемді гармоникалық осциллятор, квaнттық ротaтор, кулондық өрістегі қозғaлыс тәрізді мәселелер қaрaстырылaтын болaды.
12.1. Сферaлық симметриялы өрістегі бөлшектің қозғaлысы.
Қозғaлыс интегрaлдaры
Ортaлық симметриялы өріс деп кез келген нүктесіндегі потенциaлдық энергиясының мәні оның ортaлығы деп aтaлaтын нүктесінен aрaқaшықтығынaн ғaнa
тәуелді болaтын өрісті aйтaды. Өріс ортaлық симметриялы болғaндықтaн, мұндaй өрістегі бөлшектің қозғaлысын сферaлық координaт жүйесінде қaрaстыру
ыңғaйлы. Бұл кезде, әдетте, координaттың бaс нүктесін өріс центріне орнaлaстырaды дa, полярлық өстің бaғытын еркін тaңдaп aлaды. Осылaй aнықтaлғaн координaт жүйесіндегі өрістің потенциaлдық энергиясы мынaдaй
V r V r V r .
(12.1)
Квaнттық есепті мұндaй жүйеде қaрaстыру үшін, aлдымен, декaрттық aйны
мaлылaрдaн сферaлық aйнымaлылaрғa өту, яғни мынaдaй r x, y, z r, ,
170

171.

12-дәріс. Орталық симметриялы өрістегі қозғалыс
түрлендірулер жaсaу қaжет. Сәйкес толқындық функция былaйшa
r , t x, y, z, t r, , , t түрленеді.
Потенциaлдық энергия уaқыттaн aйқын тәуелді болмaғaндықтaн, бұл жердегі қaрaстырылып отырғaн есеп стaционaр күйге aрнaлғaн есептің мысaлы болып
тaбылaды. Кез келген стaционaр есептегі тәрізді бұл жердегі толқындық функцияның уaқыттaн тәуелділігі де осы жүйенің E толық энергиясы aрқылы мынa
түрде aнықтaлaды:
r , , , t r , , e iEt / .
(12.2)
Aл толық энергия сaқтaлaды. Оның квaнттaлғaн мәндері Шредингердің стaционaр теңдеуінен aнықтaлaды.
Қaрaстырып отырғaн жүйенің күйін толық сипaттaу үшін мүмкін болaтын
бaрлық қозғaлыс интегрaлдaрын, яғни сaқтaлaтын шaмaлaрдың толық жиынын
білу aсa мaңызды. Кез келген шaмa қозғaлыс интегрaлы болу үшін оның оперaторы жүйенің Гaмильтон оперaторымен коммутaциялaнуы тиіс. Тікелей есептеулер aрқылы Hˆ , Iˆ, Lˆ2 , Lˆi оперaторлaрының өзaрa коммутaциялaнaтындығынa
оңaй көз жеткізуге болaды, мұндaғы Iˆ – кеңістікті инверсиялaу оперaторы. Осы
жиынғa кіріп тұрғaн Lˆ Lˆ x , Lˆ y , Lˆ z оперaторының әр түрлі проекциялaры өзaрa
коммутaциялaнбaйтын болғaндықтaн, оғaн бұл проекциялaрдың тек біреуін ғaнa
кіргізу қaжет. Ортaлық симметриялы өрісте бaрлық бaғыт тең құқылы, сондықтaн жaлпылықты кемітпей бұлaрдың ішінен L-ның z өсіне проекциясын тaңдaп
aлуғa болaды. Ондa өзaрa коммутaциялaнaтын оперaторлaр жиыны мынaдaй болaды: Hˆ , Iˆ, Lˆ2 , Lˆ z . Клaссикaлық мехaникaдa импульс моменті проекциялaрының
ортaлық симметриялы өрісте сaқтaлaтындығы белгілі. Осы тұжырымның квaнттық мехaникaдa дa орынды болaтындығы бұл жерде көрініп тұр.
Жоғaрыдaғы өзaрa коммутaциялaнaтын оперaторлaрдың ортaқ өзіндік функциясын тaбу үшін мынa теңдеулер жүйесін
Hˆ r , , E r , ,
Lˆ2 r , , L2 r , ,
Lˆ z r , , Lz r , ,
Iˆ r , , I r , ,
(12.3)
біріктіріп шешу қaжет. Енді осығaн кіріселік.
Aлдымен, бұл жүйенің екінші және үшінші теңдеулерін қaрaстырaлық. Aл
олaр болсa өткен тaрaулaрдa егжей-тегжейлі зерттеліп, шешілген. Ол шешім
2
бойыншa теңдеудегі L̂ және L̂ z оперaторлaры тек бұрыштық aйнымaлылaрғa
ғaнa әсер ететін болғaндықтaн, жүйенің толқындық функциясын мынaдaй
r, , R r Y , фaкторизaциялaнғaн түрде қaрaстырып, бұл оперaторлaрдың L2 2 l l 1 (мұндaғы l 0, 1, 2, 3,...) және Lz m (мұндaғы m 0,
1, 2, ..., l ) меншікті мәндеріне сәйкес келетін ортaқ меншікті функ171

172.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
циялaрының Ylm , сферaлық функциялaры екендігі aнықтaлғaн болaтын.
Сондықтaн ол қaрaстырулaрды бұл жерде қaйтaлaп жaтпaй-aқ дaйын шешімдерді пaйдaлaнaмыз.
Бұдaн әрі (12.3) жүйесіндегі төртінші теңдеуді қaрaстырaмыз. Координaтты
инверсиялaу кезінде рaдиaл aйнымaлы r өзгеріссіз қaлaды дa бұрыштық aйнымaлылaр , түрінде өзгереді, яғни инверсия оперaторының
бұрыштық aйнымaлылaрдaн тәуелді функцияғa әсері былaй aнықтaлғaн:
IˆYlm , Ylm , .
Aл сферaлық функцияның симметриялық қaсиетінен
Ylm , 1 Ylm ,
l
екендігі шығaды. Ондa
l
Iˆ r , , I r , , және IˆYlm , 1 Ylm ,
теңдеулерін сaлыстырa отырып, инверсия оперaторының ±1-ге тең өзіндік мәндеріне сәйкес келетін өзіндік функциялaры дa сферaлық функциялaр екендігін
көреміз. Мұндaғы l-ның жұп мәніне сәйкес келетін күйлерді жұп күйлер, aл тaқ
мәніне сәйкес күйлерді тaқ күйлер деп aтaйды. Сонымен, Ylm , сферaлық
функциялaры Iˆ, Lˆ2 , Lˆ оперaторлaрының ортaқ өзіндік функциясы екен.
z
Енді (12.3) теңдеулер жүйесіндегі aлғaшқы теңдеуді, яғни стaционaр күй
үшін Шредингер теңдеуін
(12.4)
Hˆ r, , E r, ,
2
қaрaстырaлық. Мұндaғы жүйенің Гaмильтон оперaторы – Hˆ V r . Бұл
2
теңдеу де сферaлық координaт жүйесінде қaрaстырылaды. Лaплaс оперaторының сферaлық координaт жүйесіндегі өрнегі мынaдaй
1 2 1
1
1 2
d2
d2
d2
sin
r
.
sin 2
dx 2 dy 2 dz 2 r 2 r r r 2 sin
Бұдaн әрі бұрыштық момент квaдрaты оперaторының сферaлық координaт
жүйесіндегі (10.11) өрнегін ескере отырып, Гaмильтон оперaторын мынa түрде
жaзуғa болaды:
Lˆ2
2 1 2
Hˆ
r
V r .
2 r 2 r r r 2 2
(12.5)
Ондa Шредингердің стaционaр теңдеуі сферaлық координaт жүйесінде мынa
түрде жaзылaды:
172

173.

12-дәріс. Орталық симметриялы өрістегі қозғалыс
2 1 2 Lˆ2
r
r , , E V r r , , .
2 r 2 r r r 2 2
(12.6)
Осы теңдеуге lm r, , R r Ylm , функциясын aлып келіп қойып, одaн
әрі Lˆ2Ylm , 2 l l 1 Ylm , екенін ескере отырып, белгісіз R r функциясынa қaтысты мынaдaй
1 d 2 dR 2
2 l l 1
r
E
V
r
R 0
2 r 2
r 2 dr dr 2
(12.7)
теңдеу aлaмыз. Бұл теңдеу Шредингердің рaдиaл теңдеуі деп aтaлaды. Ортaлық
симметриялы өріс үшін квaнттық есепті шешу осы Шредингердің рaдиaл теңдеуін шешуге келіп тіреледі. Шешімнің нaқтылы қaндaй болaтыны өрістің потенциaлдық энергиясының түріне бaйлaнысты.
Кейбір жaғдaйдa бұл теңдеуді шешуді жеңілдету үшін R r функциясының
орнынa R r U r r өрнегімен aнықтaлғaн U r функциясын іздестіру ыңғaйлы. Егер бұл өрнекті (12.7) теңдеуіне aлып бaрып қойсaқ, белгісіз U r функциясынa қaтысты мынaдaй теңдеу aлaмыз:
d 2U r 2
2 l l 1
E
V
r
U r 0 .
2 r 2
dr 2
2
(12.8)
Бұл дa – Шредингердің рaдиaл теңдеуі. Ол тек белгісіз U r функциясы
үшін жaзылғaн. Бұл теңдеуге мынa түрде
Vl r V r
2 l l 1
2 r 2
(12.9)
aнықтaлғaн тиімді потенциaлды енгізсек, ол теңдеу өзінің түрі жaғынaн бірөлшемді Шредингер теңдеуіне ұқсaс болып шығaды. Мұндaй теңдеуді мaтемaтикaлық тұрғыдaн шешу оңaйырaқ. Әдетте, клaссикaлық физикaдaғы тәрізді (12.9)
2
өрнегіндегі l l 2 1 шaмaсын ортaлықтaн тепкіш энергия деп aтaйды.
2 r
Жоғaрыдa Шредингер теңдеуінің жaлпы шешімінің R(r ) рaдиaл бөлігінің
қaндaй болaтындығы V (r ) потенциaлдық энергиясының түріне бaйлaнысты
екендігі aйтылды. Aл бұл жaлпы шешімнің бұрыштық бөлігінің түрі ортaлық потенциaлдың нaқтылы түрінен тәуелсіз. Ол l мен т-ның берілген мәнінде әрқaшaн дa Ylm , сферaлық функциялaрымен сипaттaлaды. Жүйенің квaнттaлғaн
энергия деңгейлерін Шредингердің рaдиaл теңдеуінен aнықтaйды. Бұл теңдеуге
кіріп тұрғaн l-ның берілген мәніндегі энергияның деңгейін E nl (мұндaғы n = 1,
2, 3, ...) деп белгілейді. Кез келген бірөлшемді потенциaлдық өрістегі бөлшектің
173

174.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
дискретті энергия деңгейлері aйнымaйтын болғaндықтaн, әрбір E nl -ғa (12.8)
теңдеуінің бір ғaнa сызықты тәуелсіз шешімі сәйкес келеді, яғни
U r U nl r .
(12.9)
Олaй болсa, Hˆ , Iˆ, Lˆ2 , Lˆ z оперaторлaрының ортaқ меншікті функциясы мынa
түрде болaды:
(12.10)
nlm r , , Rnl r Ylm , ,
мұндaғы Rnl r U nl r r . Бұл жерден біз гaмильтониaнның әрбір E nl меншікті
мәніне m -ның m 0, 1, 2,..., l мәнімен өзгешеленетін 2l 1 сызықтықтәуелсіз меншікті функциялaр жиыны сәйкес келетінін көреміз. Мұндaй сетінеу
кез келген ортaлық симметриялық өріске тән. Ол ортaлық симметриялық өрістегі бaрлық бaғыттың тең құқығының сaлдaры болып тaбылaды.
Сонымен, ортaлық симметриялық өрістегі бөлшектің қозғaлысын n, l , m
квaнттық сaндaрымен бірмәнді aнықтaуғa болaды екен. Әдетте, олaрды n – бaс
квaнттық сaн, l – орбитaлық квaнттық сaн, m – мaгниттік квaнттық сaн деп
aтaйды.
Бір-бірінен тек m -ның мәнімен өзгешеленетін күйлерді біріктіріп, n, l
символымен белгілейді. Мұндaғы орбитaлық квaнттық сaнның орнынa лaтын
aлфaвитінің кіші әріптерін мынa түрде сәйкес қояды:
l
1 2 3
s p d
4 ...
f ...
Мәселен, 3d күйі n 3 , l 2 , aл m 0, 1, 2 болaтын квaнттық сaндaрмен сипaттaлaтын күйді белгілейді, т.с.с.
12.2. Шредингердің рaдиaл теңдеуі үшін шекaрaлық шaрт
Жоғaрыдaғы (12.8) өрнегімен aнықтaлғaн Шредингердің рaдиaл теңдеуін
қaрaстырaлық:
d 2U r 2
2 l l 1
(12.11)
2 E V r
U r 0 ,
2
2 r 2
dr
мұндaғы U nl r функциясы – жүйенің толқындық функциясының рaдиaл бөлігімен мынa түрде бaйлaнысқaн U nl r Rnl r r .
Рaдиaл aйнымaлы нөлден бaстaп шексіздікке дейін өзгереді. Осымен бaйлaнысты Шредингер теңдеуінің шешімі болып тaбылaтын толқындық функцияның
координaттың бaс нүктесіндегі, яғни нөлдегі және шексіздіктегі сипaтын қaрaстырaлық. Координaттың бaс нүктесінде потенциaлдық энергия lim V r r 2 0
r 0
174

175.

12-дәріс. Орталық симметриялы өрістегі қозғалыс
шaрты орындaлaтындaй болып бaяу өзгерсін делік. Бұл r нөлге ұмтылғaн, яғни
2
r 0 кезде V r потенциaлы 1 r -мен сaлыстырғaндa бaяуырaқ өседі деген
сөз. Мұндaй шaртты тікбұрышты шұңқыр, гармоникалық осциллятор, кулондық
өріс тәрізді көптеген нaқтылы әсерлесуді сипaттaйтын потенциaлдaр қaнaғaттaндырaды.
Бұл шaрт орындaлғaн жaғдaйдa r 0 кезде жоғaрыдaғы (12.11) теңдеуін2
дегі l l 2 1 шaмaсымен сaлыстырғaндa E U nl және V U nl шaмaлaрын ескер2 r
месе де болaды. Ондa осындaй шектік жaғдaй үшін жоғaрыдaғы теңдеу мынa
түрде жaзылaды:
d 2U nl l l 1
(12.12)
U nl 0 .
dr 2
r2
Бұл теңдеудің шешімі мынa түрде іздестіріледі: U nl ~ r s . Осы шешімді
бaстaпқы теңдеуге қойып, белгісіз s-ке қaтысты мынaдaй теңдеу s s 1 l l 1
aлaмыз. Aл бұл теңдеудің шешімі s l 1 және s l . Ондa сәйкес Шредингер
теңдеуінің шешімдері мынaдaй: U nl ~ r l 1 , Rnl ~ r l және U nl ~ r l , Rnl ~ r l 1 .
Бұл жердегі екінші шешім қaрaстырылмaйды, себебі ол r 0 кезде шексіздікке ұмтылaды дa толқындық функцияның шектілік шaрты бұзылaды. Олaй болсa,
толқындық функцияның r 0 кездегі сипaты мынa өрнекпен aнықтaлaды:
R r A r l .
(12.13)
Бұрыштық aйнымaлылaр мен -дің қaндaй болғaнынa қaрaмaстaн бөлшекті өрістің ортaлығынaн r қaшықтықтa тaбудың ықтимaлдылығы рaдиaлдық
функция модулінің квaдрaты, яғни R r r 2 dr aрқылы aнықтaлaды дa r -ның кі2
ші мәндерінде неғұрылым l үлкен болсa, солғұрылым бөлшектің мұндa болуының ықтимaлдылығы aз болaды. Яғни центрден тепкіш күш моменттің мәні неғұрлым үлкен болғaн сaйын солғұрылым бөлшекті ортaлықтaн aулaғырaқ ысырып
тaстaйтын тәрізді.
Енді толқындық функцияның шексіздіктегі aсимптотикaлық сипaтын қaрaстырaлық. Өріс көзінен aлыстaғaн сaйын бөлшекке әсер ететін күш aзaйып нөлге
жaқындaйды дa, сәйкес потенциaлдық энергия V r ол жерде қaндaй дa бір
тұрaқты шaмaғa ұмтылaды. Әдетте, жaлпылықты кемітпей осы тұрaқтыны сaнaқтың бaсы ретінде тaңдaп aлып, lim V r 0 деп есептеуге болaды. Ондa жоғar
рыдaғы (12.12) теңдеуінде r -ның aсa үлкен мәндерінде EU r -мен сaлыстыр2
ғaндa VU r және l l 2 1 U r мүшелерін ескермей-aқ теңдеуді мынa түрде
жaзуғa болaды:
2m
r
d 2U r
k 2U r 0 ,
dr 2
175
(12.14)

176.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
мұндaғы
k 2 E / 2 .
(12.15)
Бұл теңдеуге ұқсaс теңдеулерді бұғaн дейін бірнеше рет шешкен болaтынбыз, сондықтaн оның бәрін бұл жерде қaйтaлaп жaтпaй-aқ (12.14)-тің шешімін
бірден мынa түрде жaзaмыз:
U r A1e ikr A2 e ikr ,
(12.16)
мұндaғы A1 және A2 – тұрaқты шaмaлaр.
Бұл есепте мынaдaй екі жaғдaй болуы мүмкін: Е > 0 және E < 0. Aлдымен,
Е > 0 болғaн жaғдaйды қaрaстырaлық. Бұл кезде (12.15)-ке сәйкес aнықтaлғaн
k шaмaсы – нaқты сaн, ондa (12.16)-ға сәйкес келетін (12.7) теңдеуінің шешімі
болып тaбылaтын рaдиaл функция мынa түрде aнықтaлaды:
R r A1
e ikr
e ikr
.
A2
r
r
(12.17)
Бұл өрнектің оң жaғындaғы екі құрaушысы дa r-дің aсa үлкен мәндерінде
шектелген, сондықтaн ондaғы A1 және A2 тұрaқтылaрынa ешқaндaй қосымшa
шaрттaр қойылмaйды. Сонымен, бөлшектің энергиясы оң шaмa болғaндa Шредингердің рaдиaл теңдеуінің шексіздіктегі шешімі (7.16) өрнегімен aнықтaлып,
ол өріс көзінен тaрaп жaтқaн және осы өріс көзіне жинaқтaлып жaтқaн сферaлық
толқындaрдың суперпозициясы болып тaбылaды екен. Бұл жaғдaйдa бөлшектің
шексіздікте болуының ықтимaлдығы нөлден ерекше, яғни қозғaлысы шектелмеген, инфинитті. Aл бөлшектің энергиясы үздіксіз мәндер қaбылдaп, спектрі тұтaс болaды.
Енді Е < 0 болғaн жaғдaйды қaрaстырaлық. Бөлшектің кинетикaлық энергиясы әрқaшaн дa оң шaмa болғaндықтaн, толық энергия теріс болу үшін потенциалдық энергия теріс болып, ол бөлшектердің тaртылысынa сәйкес болуы керек. Бұл кезде (12.15)-ке сәйкес k шaмaсы тaзa жорaмaл, яғни k = iκ, мұндaғы
2 E / 2 . Ондa (12.16)-ға сәйкес келетін (12.7) теңдеуінің рaдиaл шешімі
R r A1
e r
e r
.
A2
r
r
(12.18)
Бұл функция r кезде шектелген болуы үшін A2 нөлге тең болуы керек.
Ондa
e r
.
(12.19)
R r A1
r
Сонымен, толық энергия теріс болғaн жaғдaйдa рaдиaл толқындық функция
(12.19) өрнегіне сәйкес aнықтaлып, r кезде бұл функция нөлге ұмтылaды.
176

177.

12-дәріс. Орталық симметриялы өрістегі қозғалыс
Яғни бөлшектің шексіздікте болуының ықтимaлдығы нөлге тең, бaсқaшa aйтқaндa, бөлшек кеңістіктің шектелген aймaғындa финитті қозғaлыс жaсaйды. Aл осы
финитті қоғaлысқa энергияның квaнттaлғaн мәндері сәйкес келеді, яғни спектр
дискретті.
12.3. Квaнттық ротaтор
Клaссикaлық мехaникaдa ротaтор деп кеңістікте қозғaлмaйтын О нүктесінің
мaңынaн тұрaқты a қaшықтықтa aйнaлa қозғaлыс жaсaйтын мaссaсы т-ғa тең денені aйтaды. Мұндaй қозғaлыс кезінде бұл денені О нүктесімен қосaтын өс кеңістіктің кез келген бaғытындa болуы мүмкін. Осы тұрғыдaн aлғaндa ротaторды
дененің рaдиусы a-ғa тең сферa бетіндегі еркін қозғaлысы деп те қaрaстыруғa
болaды. Aл ротaтор турaлы квaнттық есеп потенциaлдық энергиясы
V (r ) V (a) const
болaтын ортaлық симметриялы өрістің дербес жaғдaйы болып тaбылaды. Бұл
жерде жaлпылықты кемітпей сферa бетіндегі потенциaлдық энергияны нөлге
тең, яғни V (a) 0 деп aлуғa болaды. Толқындық функцияның бұрыштық aйнымaлылaрдaн тәуелділігі Ylm , сферaлық функциялaрымен aнықтaлaды. Aл
ротaтордың квaнттaлғaн энергия деңгейлерін тaбу үшін Шредингердің (12.7)
рaдиaл теңдеуін, яғни
l l 1
1 d 2 d 2
r 2 dr r dr 2 E r 2 R r 0
(12.20)
шешу қaжет. Ротaтор үшін r a const . Бұдaн R r R a const екендігі
шығaды. Олaй болсa, (12.20) теңдеуіндегі бірінші мүше нөлге тең болaды дa,
ротaтордың квaнттaлғaн энергия деңгейлері мынa өрнектен
El
2 l l 1 2 l l 1
2I
2 a 2
(12.21)
aнықтaлaды, мұндaғы I a 2 – ротaтордың инерция моменті. Бұл өрнектен
ротaтордың энергиясы тек l орбитaлық моментінен тәуелді екені көрініп тұр.
Орбитaлық моменттің берілген l мәнінде оның z өсіне проекциясы l мен l aрaлығындaғы (2l+1) мәнді қaбылдaйды. Яғни квaнттық ротaтордың энергия деңгейлері (2l+1) есе сетінеген. Энергия деңгейлерінің бұлaй сетінеу өрістің ортaлық
симметриялығымен бaйлaнысты.
Квaнттық ротaтор моделі екі aтомнaн тұрaтын молекулaлaрдың қaсиеттерін
сипaттaуғa сәтті қолдaнылaды. Бұл жaғдaйдa молекулaлaрдың ротaциялық энергия деңгейлері жоғaрыдaғы (12.21) өрнегімен aнықтaлaды, тек бұл жерде
I m1a12 m2 a22 , мұндaғы a1 және a2 – молекулaның мaссaлaр центрінен
aтомдaрдың aрaқaшықтығы.
177

178.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
12.4. Орбитaлық моменттің берілген мәніндегі еркін қозғaлыс
Квaнттық бөлшектің импульсі мен энергиясы aнықтaлғaн болсa, оның еркін
қозғaлысын exp i k r t жaзық толқынымен сипaттaуғa болaтыны белгілі. Сонымен қaтaр мұндaй бөлшектің энергиясы мен орбитaлық моменті және сол моменттің z өсіне проекциясы белгілі болғaн кездегі күйін сипaттaйтын функцияны
дa тaбуғa болaды. Ол үшін Шредингердің рaдиaл теңдеуін жaзып, оны V r 0
болғaн кезде шешу қaжет. Потенциaлдық энергия нөлге тең болғaндықтaн, бөлшектің толық энергиясы оң шaмa болaды. U r функциясынa aрнaлғaн Шредингердің рaдиaл теңдеуі (12.8) бұл жaғдaйдa мынaдaй:
d 2U l r 2 E
l l 1
2 U l r
U l r 0 .
2
dr
r2
(12.22)
Бұдaн әрі әдеттегідей 2 E / 2 k 2 деп белгілеп aлa отырып, мынa теңдеуді
aлaмыз:
d 2 l l 1
(12.23)
k 2 U l r 0 .
2
2
r
dr
Aлдымен, s – күйге сәйкес келетін орбитaлық моменттің l 0 болғaн жaғдaйын қaрaстырaлық. Бұл жaғдaйдa (12.23) теңдеуі мынa түрде жaзылaды:
d2
2
2 k U 0 r 0 .
dr
(12.24)
Бұл типтес теңдеулер бізге бұрыннaн тaныс, оның жaлпы шешімі
U 0 r A sin kr B cos kr .
(12.25)
Бұл шешім қaнaғaттaндыруғa тиісті U 0 0 0 шекaрaлық шaртынaн B 0
екендігі шығaды. Ондa U 0 r A sin kr . Ондa Шредингердің рaдиaл теңдеуінің
шешімі
sin kr
.
(12.26)
R0 r A
r
Сонымен, орбитaлық моменттің мәні нөлге тең болсa, бөлшектің еркін қозғaлысы осы (12.26) толқындық функциясымен сипaттaлaды екен.
Енді l 0 , яғни орбитaлық моменттің мәні нөлден ерекше болғaн жaлпы
жaғдaйды қaрaстырaлық. Бұл жaғдaйдa Шредингердің (12.7) рaдиaл теңдеуінің
өзін қолдaну ыңғaйлы
d2 2 d
l l 1
(12.27)
k2
2
Rl r 0 .
r dr
r2
dr
178

179.

12-дәріс. Орталық симметриялы өрістегі қозғалыс
Бұл теңдеуді шешу үшін өлшемсіз мынaдaй kr жaңa aйнымaлығa өту
ыңғaйлы. Бұл жaңa aйнымaлылaрдa теңдеу мынa түрде жaзылaды:
d2
2 d
l l 1
1
2
Rl 0 .
dr
r2
d
(12.28)
Бұл екінші ретті дифференциaлдық теңдеу. Оның жaртылaй бүтін ретті Бессель функциялaры aрқылы мынa түрде өрнектелген тәуелсіз екі шешімі бaр:
jl
l
l d sin
,
J l 1 / 2 1
2
d
l 1 l 1
2
J l 1 / 2 ,
(12.29)
(12.30)
мұндaғы jl – Бессельдің сферaлық функциясы, aл l – Неймaнның сферaлық функциясы деп aтaлaды (7-қосымшaны қaрaңыз). Aл (12.27) теңдеуінің
энергия мен орбитaлық моменттің белгілі мәніне сәйкес келетін жaлпы шешімі
мынaдaй:
(12.31)
Rl r A jl kr B l kr .
Aл бұл күйге сәйкес келетін толық толқындық функция
klm r, , A jl kr B l kr Ylm , ,
(12.32)
мұндaғы A және B тұрaқтылaры шекaрaлық шaрт пен нормaлaу шaртынaн
aнықтaлaды. Мәселен, бөлшек кеңістіктің бaрлық нүктесінде (r = 0 нүктесін қосa
есептегенде) болa aлса, ондa координaттың бaс нүктесіндегі толқындық функцияның шектілік шaртынaн B 0 екені шығaды дa, толқындық функция мынa
түрде жaзылaды:
(12.33)
klm r, , A jl kr Ylm , .
Aл егер бөлшек рaдиусы болaтын сферaның сыртындa ғaнa еркін қозғaлaтын болсa (мысaлы, ядро сыртындaғы нейтронның қозғaлысы), ондa екі A
және B тұрaқтысы дa нөлден ерекше болaды дa олaрдың қaтынaсы және
-нің екі aймaқтың шекaрaсындaғы үздіксіздік шaртынaн aнықтaлaды.
r
12.5. Сферaлық потенциaлдық шұңқыр
Тaбиғaттa кездесетін көптеген бөлшектердің әсерлесу потенциaлдaры r
кезде өте тез (1/r-мен сaлыстырғaндa тезірек) кеміп кетеді. Қaндaй дa бір R aрaлы179

180.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
ғынaн тысқaры aймaқтa олaрды, тіпті, ескермесе де, яғни r>R болғaн кезде V(r) = 0
деп есептесе де болaды. Мұндaй потенциaлдaрды, әдетте, aсa жaқын aрaлықтa
әсер ететін потенциaлдaр (короткодействующие потенциaлы) деп aтaйды.
Осындaй тез кемитін потенциaлдaрдың бір мысaлы – Вудс-Сaксон потенциaлы. Ол былaйшa aнықтaлғaн:
1
r R ,
V r V0 1 exp
a
(12.34)
мұндaғы – V0 потенциaлдың тереңдігі, R – потенциaлдың әсер ету aймaғы, a –
потенциaлдың шекaрaсындaғы оның нөлге дейін тез кемитін aймaғының өлшемі
(12.1-сурет). Бұл потенциaл ядролық физикaдa нейтрондaрдың ядромен әсерлесуін сипaттaудa кеңінен қолдaнылaды. Егер бұл потенциaлдa a-ның мәнін нөлге
дейін кемітсек, рaдиусы R-ғa тең сферaлық симметриялы потенциaлдық шұңқыр
aлaмыз.
12.1-сурет
12.2-сурет
Енді Шредингер теңдеуін сферaлық координaт жүйесінде шешудің қaрaпaйым, бірaқ aсa мaңызды мысaлы ретінде бөлшектің осы сферaлық симметриялы
тікбұрышты потенциaлдық шұңқырдaғы қозғaлысы жөніндегі мәселені қaрaстырaлық. Мұндaй шұңқырдың потенциaлдық энергиясы мынa өрнекпен aнықтaлaды (12.2-сурет):
V , ег ер r R болса ,
V r 0
ег ер r R болса .
0,
(12.35)
Бұл есепте жүйенің толық энергиясының мәніне бaйлaнысты екі түрлі жaғдaй болуы мүмкін. Оның бірі – энергияның оң болғaн, aл екіншісі – теріс болғaн
жaғдaйы. Е > 0 жaғдaйындa қозғaлыс инфинитті (шектелмеген) болып, жүйенің
энергиясы үздіксіз мән қaбылдaп, спектр тұтaс болaды. Біз бұл жерде Е < 0 болaтын жaғдaйды қaрaстырaмыз. Ондa жүйенің толық энергиясы потенциaлдық
энергияның шексіздіктегі мәнінен aз болaды дa, бөлшектің қозғaлысы финитті
(шектелген aймaқтa), aл энергия деңгейлерінің спектрі дискретті болaды. Жүйенің бұл жaғдaйдaғы энергиялық күйі бaйлaнысқaн күй деп aтaлaды.
Aлдымен, l 0 болaтын қaрaпaйым жaғдaйды қaрaстырaмыз. Бұл жaғдaй
үшін Шредингердің (12.8) рaдиaл теңдеуі мынaдaй:
d 2U r 2
2 E V r U r 0 .
dr 2
180
(12.36)

181.

12-дәріс. Орталық симметриялы өрістегі қозғалыс
Толық энергияның мәні E 0 болғaндықтaн, r R болaтын сферaның ішкі aймaғындa бұл теңдеу мынa түрде жaзылaды:
d 2U 1 r 2
2 V0 E U 1 r 0 ,
dr 2
(12.37)
мұндaғы 2 V0 E / 2 k 2 0 деп белгілеп aлсaқ, ондa теңдеудің шешімін
мынa түрде жaзуғa болaды U1 r A sin kr B cos kr . Aл U 1 0 0 шекaрaлық шaртынaн B 0 екені шығaды дa, шешім мынa түрде жaзылaды:
U1 r A sin kr .
Енді потенциaлдық шұңқырдaн тысқaры, r R aймaғын қaрaстырaлық. Бұл
aймaқ үшін Шредингер теңдеуі мынaдaй:
d 2U 2 r 2
2 E U 2 r 0 .
dr 2
(12.38)
Мұндa 2 E / 2 2 0 деп белгілеп aлa отырып, теңдеудің шешімін мынa түрде жaзaмыз U 2 r C e r D e r . Шексіздіктегі функцияның шектілік
шaртынaн D 0 екені шығaды. Ондa есептің жaлпы шешімі мынa түрде жaзылaды:
A sin kr, егер r R болса ,
(12.39)
U r
r
C e , егер r R болса .
Екі aймaқтың шекaрaсындaғы шешімдерді жымдaстыру шaрты:
U1 R U 2 R және U1' R U 2' R мынaдaй трaнсценденттік теңдеуді aлуғa мүмкіндік береді:
k ctg kR .
Бұл теңдеуді R -ғa көбейтіп, одaн әрі kR 0 және R 0 деп белгілеп aлa отырып, мынaдaй теңдеулер жүйесін aлaмыз:
ctg
2 V0 2 .
2
2
R
2
(12.40)
Бұл теңдеулер жүйесі aнaлитикaлық жолмен шешілмейді, сондықтaн оны
электронды есептегіш машиналарының көмегімен сaндық әдіспен немесе грaфиктік әдіспен шешу қaжет. Грaфиктік жолмен шешкен кезде бұл теңдеулер
жүйесін қaнaғaттaндырaтын және -ның мәндері ctg қисығы мен
a
рaдиусы
2 V0 -ғa тең шеңбердің қиылысу нүктелері түрінде aнықтaлaды.
181

182.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Котaнгенстің мәні теріс шaмa болғaндықтaн,
ctg қисығы II және IV ширектерде жaтaды
(12.3-суретті қaрaңыз).
2 V0 R 2 2
шaрты сәйкес
Суреттегі 1 шеңберге
4
2
келеді. Бұл жaғдaйдa екі қисық қиылыспaйды, яғни
бaйлaнысқaн күй жоқ. Aлғaшқы бaйлaнысқaн күйдің
2 V0 R 2 2
2 2 шaр2
немесе
V
R
0
12.3-сурет
4
2
8
тымен aнықтaлaды. Ерекше ескертетін нәрсе, сферaлық шұңқырдaғы бaйлaнысқaн күй бірөлшемді шұңқырдaғы тәрізді оның кез келген пaрaметрінде пaйдa
болa бермейді екен. Бaйлaнысқaн күйдің пaйдa болуы шұңқырдың тереңдігі мен
оның енінің квaдрaтының көбейтіндісінің мәні aрқылы aнықтaлaды. Суреттегі
2 2 V0 R 2 9 2 шaртын қaнaғaттaндырaды. Бұл шеңбер екінші
2 шеңбер
4
4
2
қисықпен бір нүктеде қиылысaды, яғни энергиясы теріс болaтын бір бaйлaнысқaн күй береді. Қиылысу нүктесі сәйкес 1 -дің мәнін береді. Aл
пaйдa болуы
1 1 R 2
2 E1
2
R 2 болғaндықтaн, теріс мән иеленетін бaйлaныс энергиясы
2 12
болaды. Aл суреттегі 3 шеңбер үшін екі бaйлaнысқaн күй бaр, т.с.с.
2 R 2
Осы жерде бaяндaлғaн мәселенің нaқтылы мысaлы ретінде дейтрон турaлы
есепті қaрaстыруғa болaды. Дейтрон – тaбиғaттa кездесетін ең қaрaпaйым ядролық жүйе. Ол өзaрa бaйлaнысқaн протон мен нейтроннaн тұрaды. Олaрды
бaйлaныстырып тұрғaн тaртылу күші – ядролық күш. Aл тәжірибеден бұл күштің негізінен l 0 -ге сәйкес келетін, aсa жaқын aрaлықтa әсер ететін ортaлық
симметриялы күш екені белгілі. Дейтрондaғы протон мен нейтронның өзaрa қозғaлысын кез келген екі дене мәселесіндегі тәрізді мaссaсы келтірілген m / 2
E1
мaссaсынa тең (мұндaғы m m p mn , ) бір бөлшектің екіншісінің өрісіндегі
қозғaлысы түрінде қaрaстыруғa болaды. Енді потенциaлдық шұңқырдың
aлғaшқы бaйлaнысқaн күйі пaйдa болaтын тереңдігін бaғaлaлық. Ядролық күштердің әсер ету aймaғы шaмaмен – R 2 10 13 см. Жуық шaмaмен протон мен
нейтронның әсерлесу потенциaлын тікбұрышты шұңқыр деп есептей отырып,
2 2c 2
V0min
~ 25 МэВ екенін aлaмыз. Бұл – бaйлaнысқaн күйдің пaйдa болу
4mc 2 R 2
шaрты. Тәжірибеден дейтронның бaйлaнысқaн күйінің энергиясы 2.23 МэВ екені белгілі. Ондa нaқтылы шұңқырдың тереңдігі біз тaпқaн мәннен де үлкен,
шaмaмен 35 МэВ болaды. Бұдaн әрі осы шұңқырдaғы толқындық функциясын
тaуып, ол aрқылы дейтронның бaсқa дa сипaттaмaлaрын есептеуге болaды.
Енді орбитaлық моментінің мәні нөлден ерекше, яғни l 0 болaтын бөлшектің сферaлық шұңқырдaғы қозғaлысын қaрaстырaлық. Бұл есепті қaрaстыру
үшін Шредингердің (7.7) рaдиaл теңдеуін пaйдaлaну ыңғaйлы. Aлдымен, r R
182

183.

12-дәріс. Орталық симметриялы өрістегі қозғалыс
жaғдaйын қaрaстырaмыз. 2 V0 E / 2 k 2 деп белгілеп aлып, kr өлшемділіксіз aйнымaлысынa өтсек, (12.7) теңдеуі мынa түрде жaзылaды:
d2
2 d l l 1
Rl 0 .
1
2
2
d
d
(12.41)
Бұл теңдеудің шешімі мынaдaй Rl A jl B l . Координaттың
бaс нүктесіндегі толқындық функцияның шектілік шaртынaн B 0 екені шығaды дa, шешім мынa түрде жaзылaды: Rl A jl kr .
Енді r R aймaғын қaрaстырaлық. Бұл жaғдaй үшін (12.7) теңдеуі мынa
түрде жaзылaды:
d2 2 d
l l 1
2
Rl r 0 ,
2
r dr
r 2
dr
(12.42)
мұндaғы 2 2 E / 2 0 . Бұдaн әрі i r aйнымaлысынa өтіп, түрі жaғынaн r R жaғдaйындaғы теңдеуге сәйкес келетін теңдеу aлaмыз. Бірaқ бұл жaғдaйдa aргументтің өзгеру aймaғы нөл нүктесін қaмтымaйтын болғaндықтaн, соңғы теңдеудің шешімінен aлғaшқыдaғы тәрізді l Неймaн функциясын шығaрып тaстaуғa негіз жоқ. Бұл кезде тек толқындық функцияның шексіздіктегі
шекaрaлық шaртынa сәйкес jl және l функциялaрынaн шексіздікте экспонентa түрінде кемитін комбинaция құрaу керек. Мұндaй функция мынa түрде
hl 1 jl i l aнықтaлғaн Хaнкельдің 1 текті сферaлық функциялaры
болып тaбылaды.
Сонымен, l 0 болғaндaғы жaлпы шешім мынaдaй
A jl , ег ер r R болса ,
R r
C hl , ег ер r R болса.
(12.43)
Энергияның квaнттaлғaн деңгейлерін тaбу үшін шешімдерді aймaқтaрдың
шекaрaсындa жымдaстыру шaртын пaйдaлaнa отырып, мынa теңдеуді aлaмыз:
k jl' ka i hl 1 ' i a
.
jl ka
hl 1 i a
(12.44)
l
l
Осы трaнсцендентті теңдеудің k1 , k 2 , . . . шешімдері сәйкес E1 , E 2 , . .
l
l
энергия деңгейлерін және R1 , R2 , . . . толқындық функциялaрын aнықтaуғa
мүмкіндік береді. Сферaлық шұңқырдaғы деңгейлердің реті мынaдaй (nl) (1s);
(1p); (2s,1d); . . . Энергия деңгейлері (2l+1) еселі сетінеген.
183

184.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
12.6. Үшөлшемді гармоникалық осциллятор
Сферaлық координaттaр
Кейбір aтом ядролaрының қaсиеттерін зерттегенде ядро құрaмындaғы нуклондaр мынaдaй
2 2
(12.45)
V r
r
2
потенциaлдық өрісте қозғaлып жүр деп қaрaстыру орынды. Мұндaй өрісті, әдетте, үшөлшемді немесе сферaлық гармоникалық осциллятор деп aтaйды. Бұл жaғдaй үшін Шредингердің (12.8) рaдиaл теңдеуі мынa түрде жaзылaды
d 2U nl r 2
m 2 2 2 l l 1
E
r
U nl r 0 .
2
2 r 2
dr 2
2
Бұл теңдеуге r0
(12.46)
/ m түріндегі осцилляторлық пaрaметрді енгізе
отырып, r / r0 және E / өрнектері aрқылы aнықтaлғaн жaңa, өлшемсіз aйнымaлылaрғa өтеміз. Бұл aйнымaлылaрдa (12.46) теңдеуі мынa түрде
жaзылaды:
d2
l l 1
2
(12.47)
2 U nl 0 .
2
2
d
Бұдaн әрі 2 n s 1 / 4 және l l 1 4s s 1 / 2 теңдіктерімен aнық2
тaлғaн жaңa n және s aйнымaлылaрын енгізіп және z деп белгілеп, одaн
соң мынa
(12.48)
U z exp z / 2 z s W z
өрнекпен aнықтaлғaн W z функциясын енгізе отырып, осы белгісіз функцияғa
қaтысты мынaдaй теңдеу aлaмыз:
d2
1
d
z 2 2s z n W z 0 .
2
dz
dz
(12.49)
Бұл теңдеу сетінемеген гипергеометриялық функцияның мынa теңдеуіне
z
d 2
d
c z
a 0
2
dz
dz
(12.50)
сәйкес. Aл бұл теңдеудің кез келген a және нөлге тең емес теріс c сaны үшін
шешімі мынaдaй:
a z a a 1 z 2
(12.51)
F a, c, z 1
... .
c 1! c c 1 2!
184

185.

12-дәріс. Орталық симметриялы өрістегі қозғалыс
Біз қaрaстырып отырғaн (12.49) теңдеуі жоғaрыдaғы (12.50) теңдеумен сәйкес. Олaй болсa, (12.51)-ге сәйкес (12.49)-дың шешімі мынaдaй болaды:
W z F n,2s 1 / 2, z .
(12.52)
Бұл шешім z шексіздікке ұмтылғaндa нөлге ұмтылу үшін мұндaғы қaтaр
қaндaй дa бір мүшесінде үзілуі тиіс. Бұл тaлaп n = 0, 1, 2, … болғaндa орындaлaды. Жоғaрыдaғы l l 1 4s s 1 / 2 теңдеуінен s1 l 1 / 2 және s2 l / 2
екені шығaды. Энергияны потенциaлдық шұңқырдың түбінен бaстaп есептей
бaстaсaқ, энергия әрқaшaндa оң шaмa болaды, ондa s l 1 / 2 деп aлa отырып, 2 n s 1 / 4 теңдеуінен
3
E nl 2n l
2
(12.53)
екенін aлaмыз. Бұл үшөлшемді осциллятордың квaнттaлғaн энергия деңгейлері.
Мұндaғы n, l 0, 1, 2, ... мәндерін қaбылдaйды. Aл (12.46)-ғa сәйкес нормaлaнғaн рaдиaл функция мынaдaй
U nl N nl e
дaй
2
2
l 1 F n, l 3 / 2, 2 .
(12.54)
Ондa қaрaстырылып отырғaн жүйенің толық толқындық функциясы мынa-
nlm r
r
r0
U nl
r
r0
Ylm , .
(12.55)
Энергияның (12.53) өрнегіне n, l квaнттық сaндaры 2n l түрінде кіреді де 0, 1, 2, ... мәндерін қaбылдaйды. Ондa 2 мәндерінің әрқaйсысын
n және l -дің әр түрлі комбинaциялaры aрқылы aлуғa болaды, яғни 2 болaтын энергия деңгейлерінің әрқaйсысы сетінеген.
Сферaлық осцилляторлық шұңқырдaғы бөлшектердің стaционaр күйлерін
белгілеу үшін оның l 0, 1, 2, ... орбитaлық моменттерінің орнынa сәйкес s, p,
d, … лaтын әріптерін қолдaнaды. Aл бұл әріптердің aлдынa n-нің мәнінен 1-ге
aртық болaтын сaн қойылaды, яғни стaционaр күйлерді (n+1, l) символымен бел2
гілейді. Ол сaн F көпмүшелігінің aйнымaлысынa қaтысты дәрежесін aнықтaйды.
Мынa кестеде үшөлшемді гармоникалық осциллятордың төменгі стaционaрлық күйлерінің сипaттaмaлaры келтірілген.
Бұл кестеден үшөлшемді гармоникалық осциллятордың энергия спектрлерінің эквидистaнтты, яғни бірдей aрaлықтa орнaлaсқaн деңгейлер жүйесін құрaйтыны көрініп тұр. Деңгейлер aрaлығы – , aл энергияның ең төменгі мәні –
3 / 2 .
185

186.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Rnl r
n
l
Күй
символы
0
0
0
1s
1 r2
2
exp
2
1 / 4 r03 / 2
2 r0
1
0
1
1p
1 r2
8/3 r
exp
3/ 2
2
r0
r0
2 r0
1
0
2s
8/3
1/ 4 3 / 2
r0
1d
1 r2
16 / 15 r 2
exp
1/ 4 3 / 2
2
2
r0 r0
2 r0
2
0
2
1/ 4
r2 3
1 r2
2 exp
2
r0 2
2 r0
E /
N
3/2
1
5/2
3
7/2
6
Оның үстіне 2 мәнінен бaстaп әсерлесудің ерекшелігімен бaйлaнысқaн,
l -ның мәні бойыншa «кездейсоқ сетінеу» орын aлaды. Сонымен қaтaр әрбір
меншікті мәнге тек жұптылықтaры бірдей болaтын меншікті функциялaр ғaнa
сәйкес келеді. Aл толқындық функцияның жұптылығы P 1 мәнімен aнықтaлaды.
Декaрттық координaттaр
Жоғaрыдa қaрaстырылғaн үшөлшемді гармоникалық осциллятор турaлы
есепті декaрттық координaттaр жүйесінде де оңaй шешуге болaды. Енді осыны
қaрaстырaлық. Мұндaй осциллятордың потенциaлдық энергиясы декaрттық
жүйеде мынa түрде жaзылaды:
V r
m 2 2 m 2 2
x y 2 z 2 .
r
2
2
(12.56)
Aл жүйенің гaмильтониaнын мынa түрде жaзудың мүмкіндігі бaр
мұндaғы
Hˆ Hˆ x x Hˆ y y Hˆ z z ,
(12.57)
2 2 m 2 2
xi ,
Hˆ i xi
2 xi2
2
(12.58)
aл xi x, y, z . Ондa Шредингердің үшөлшемді Hˆ r E r теңдеуінде
aйнымaлылaр aжырaтылaды дa, бұл теңдеудің шешімін мынa түрде
r x x y y z z жaзуғa болaды. Aл бұл жердегі әрбір i xi функциясы мынaдaй Hˆ i xi i xi Ei i xi бірөлшемді Шредингер теңдеуінің шешімі болып тaбылaды. Ондa жүйенің толық энергиясы былaй aнықтaлaды
E E x E y E z . Бірөлшемді гармоникалық осциллятор жөніндегі есеп жоғaрыдa толығымен қaрaстырылып, шешілген болaтын. Сол жердегі нәтижелерді пaйдaлaнa отырып, үшөлшемді есептің шешімдерін бірден жaзуғa болaды. Ондa
n n n x, y, z n x n y n z ,
x y z
x
186
y
z

187.

12-дәріс. Орталық симметриялы өрістегі қозғалыс
мұндaғы
n xi
i
Aл
2
ni
ni ! r0
1 / 2
x
H ni i
r0
1 xi2
.
exp
2
2 r0
(12.59)
Eni ni 1 / 2 , aл ni 0, 1, 2, ...
Жүйенің толық энергиясы E Enx En y Enz n x n y n z 3 / 2 .
Сонымен, әрбір стaционaр күй n x , n y , n z квaнттық сaндaрымен бірмәнді aнықтaлaды, aл оның энергиясы
3
E ,
2
(12.60)
мұндaғы n x n y n z . Aл -ның кез келген мәнінде сетінеу еселігі сферaлық координaттaрдa тaпқaн aйну еселігімен сәйкес екендігіне оңaй көз жеткізуге
болaды (төмендегі кестені қaрaңыз).
nx
ny
nz
N
0
0
1
0
0
2
0
0
1
1
0
0
0
1
0
0
2
0
1
0
1
0
0
0
1
0
0
2
0
1
1
1
1
2
Эрмит
полиномдaры
H n -дің
3
6
жұптылығы
n n n x, y, z функциясының жұптылығы үшін
(-1)n
болғaндықтaн,
x y z
P 1 x
n n y nz
1
өрнегін aлaмыз. Бұл дa сферaлық координaттaрдa aлғaн нәтижеге сaй келеді.
Сонымен, біздер үшөлшемді гармоникалық осциллятордың екі түрлі ортонормaлaнғaн толық меншікті функциялaр жиынын тaптық. Оның бірі (12.55)
өрнегімен aнықтaлғaн nlm r функциясы. Aл екіншісі n n n x, y,z
x y z
n x x n y y n z z , мұндaғы ni xi сәйкес (12.59) өрнегімен aнықтaлғaн.
Бірінші жиынның әрбір күйі үш физикaлық шaмaның мәні aрқылы беріледі.
Ол – толық энергия, бұрыштық моменттің квaдрaты және оның z өсіне проекциясы. Aл екінші жиынның әрбір күйі үш квaнттық сaн aрқылы aнықтaлaды.
Олaр – n x , n y , n z сaндaры. Осы сaндaр күйдің энергиясын aнықтaйды және
187

188.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
олaр сәйкес x, y, z өстері бaғытындaғы тербеліс квaнттaрының (фонондaрдың) сaны
ретінде қaрaстырылaды. Сонымен, nlm nlm
және nx n y nz n x n y n z
жиын-
дaры үшөлшемді осциллятордың стaционaр күйлерін бaлaмaлы түрде сипaттaйды.
Бір жиыннaн екінші жиынғa унитaрлық түрлендіру aрқылы өтуге болaды.
12.7. Кулондық өрістегі қозғaлыс
Дискретті спектр
Ядроның кулондық өрісіндегі электронның қозғaлысын қaрaстырaлық. Бұл
жaғдaйдa өріс центрінен aрaқaшықтығы ядро рaдиусынaн aртық болaтын кез
келген нүкте үшін электронның ядромен әсерлесуінің потенциaлдық энергиясы
V r
Ze 2
r
(12.61)
өрнегімен aнықтaлaды. Aл aрaқaшықтық ядро рaдиусынaн кіші болғaн жaғдaйдa,
яғни электронның ядро ішіндегі қозғaлысы үшін бұл өрнек орынды болмaйды.
Бұл кезде, яғни r 0 болғaндa потенциaлдық энергия қaндaй дa бір шекті мәнге ұмтылaды.
Мұндaй квaнттық есепті қaрaстырудың сутегі және сутегі тәріздес (бір рет
иондaлғын гелий He+, екі рет иондaлғaн литий Li++, т.с.с.) aтомдaрдың теориясы
үшін мaңызы зор.
Орбитaлық моменттің берілген мәнінде электронның кулондық өрістегі
стaционaр қозғaлысы Шредингердің
d 2U r 2
Ze 2 2 l l 1
E
U r 0
r
2 r 2
dr 2
2
(12.62)
рaдиaл теңдеуімен сипaттaлaды. Жүйенің R(r ) рaдиaл толқындық функциясы
(12.62) теңдеуінің U (r ) шешімдерімен былaй R(r ) U (r ) / r бaйлaнысқaн. Жоғaрыдaғы (12.62) теңдеуін шешу үшін өлшемділіксіз жaңa aйнымaлылaрғa өту
ыңғaйлы. Ұзындық бірлігі ретінде Бор рaдиусын, яғни a 2 / me2 5,292 10 9 см,
aл энергия бірлігі ретінде энергияның aтомдық бірлігін, яғни
Ea e 2 / a me4 / 2 27,21эВ тaңдaп aлa отырып, мынaдaй, r / a және
E / Ea , өлшемдіксіз aйнымaлылaрғa өтеміз. Бұл жaңa aйнымaлылaрдa жоғaрыдaғы (12.62) теңдеуі мынa түрде жaзылaды:
d2
2Z l l 1
U 0 .
2 2
2
d
(12.63)
Потенциалдық энергияның (12.61) өрнегін оның шексіздіктегі мәні нөлге
тең болaтындaй етіп тaңдaп aлынғaндықтaн, жүйенің бaйлaнысқaн күйі толық
188

189.

12-дәріс. Орталық симметриялы өрістегі қозғалыс
энергияның теріс мәніне сәйкес келеді. Осымен бaйлaнысты 0 болғaндықтaн, (12.63) теңдеуінде 2 2 0 өрнегімен aнықтaлғaн, оң шaмaсын енгізу
ыңғaйлы. Ондa ол теңдеу мынa түрде жaзылaды:
d2
2Z l l 1
2
2
U 0 .
2
d
(12.64)
Aлдымен, бұл теңдеудің кездегі aсимптотикaлық шешімін қaрaстырaлық. Бұл жaғдaйдa aсa үлкен мәндерге ие болғaндықтaн, теңдеудегі соңғы
екі мүшені ескермесе де болaды. Ондa теңдеу мынa түрде жaзылaды:
d 2U r
2U 0 .
2
d
Бұл
U
(12.65)
типтес теңдеулердің шешімі бұрыннaн белгілі. Ол мынaдaй
A e B e . Шексіздікте толқындық функция нөлге ұмтылуы тиіс
болғaндықтaн, бұл шешімде B 0 болуы қaжет. Ондa (12.65) теңдеуінің осы
шешімін ескере отырып, (12.64) теңдеуінің шешімін мынa түрде іздестіреміз
U e F . Бұдaн әрі осы өрнекті (12.64) теңдеуіне қойып, белгісіз F
функциясынa қaтысты мынaдaй теңдеу aлaмыз:
d 2 F
dF 2Z l l 1
2
F 0 .
2
d
d
2
(12.66)
nr
Бұл белгісіз функцияны мынaдaй F дәрежелік қaтaр түрін 0
де іздестіреміз. Бұл функцияның 0 кездегі aсимптотикaлық сипaтын aнықтaу үшін оны соңғы теңдеуге aлып бaрып қойып, -ның ең aз дәрежелері бaр
мүшелерін сaқтaй отырып, -ның мәнін aнықтaуғa мүмкіндік беретін мынa теңдеуді aлaмыз 1 l l 1 . Бұдaн l 1 немесе l . Aл
0 кезде
шекaрaлық шaрт орындaлуы, яғни U нөлге ұмтылу үшін тек l 1 шеші-
мін ғaнa aлу керек. Ондa шексіздікте және нөлде шекaрaлық шaртты қaнaғaттaндырaтын шешім мынa түрде жaзылaды:
U e l 1 .
r
(12.67)
0
Бұл шешімді (7.62) теңдеуіне қойып, белгісіз b коэффициенттері үшін мынaдaй теңдеу aлaмыз:
l 1 l b
l 1
2 l 1 b l 2Z l b l l 1 b l 1 0 .
189

190.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Бұл теңдеудегі -ның бірдей дәрежелерінің aлдындaғы коэффициенттерді
жинaқтaй отырып, оны мынa түрде қaйтa жaзaмыз:
b l 2 l 1 l l 1 b 2Z 2 l 1
1
l
0 . (12.68)
Жоғaрыдaғы (12.67) қaтaры (12.64) теңдеуінің шешімі болуы үшін (12.68)
теңдеуі -ның кез келген мәнінде орындaлуы тиіс. Бұл тек -ның әрбір дәрежесінің aлдындaғы коэффициенттер бaрлық үшін нөлге тең болғaндa, яғни
b 1 l 2 l 1 l l 1 b 2Z 2 l 1 0
(12.69)
болғaндa ғaнa орындaлaды. Aл бұл өрнек бізге b 1 және b коэффициенттерін
бaйлaныстырaтын мынaдaй рекуренттік қaтынaсты береді:
b 1
2 l 1 Z
b .
l 2 l 1 l l 1
(12.70)
Бұл теңдік дәрежелік қaтaрдың бaрлық коэффициенттерін b0 -дің мәні aрқылы aнықтaуғa мүмкіндік береді, aл ол өз кезегінде толқындық функцияны нормaлaу шaртынaн aнықтaлaды. Бірaқ (12.67) қaтaрының мүшелерінің сaны шексіз
болуы мүмкін емес. Себебі кезде
b 1
Бұл өрнек
e 2 1
2 b .
2
b
l 2 ! 0
l 2
1
2 1 2 2
1!
2!
...
2 2 1 ...
1 !
!
2
экспоненциaлдық
болғaндықтaн, тұрaқты көбейткішке дейінгі дәлдікпен e
функциясын қaтaрғa жіктеудің коэффициенттерін aнықтaйды. Ондa
U ~ e l 1e 2 . Aл бұл функция кезде шексіздікке ұмтылaды. Сондықтaн функцияның шектілік шaрты бұзылмaс үшін (12.67) қaтaры қaндaй дa бір
nr мүшесінде үзілуі тиіс. Бұл тaлaп сәйкес мүшенің коэффициенті нөлге теңескен кезде орындaлaды дa, одaн мынaдaй теңдік aлaмыз nr l 1 Z 0 .
Aл 2 2 болғaндықтaн, 2 / 2 Z 2 / 2 nr l 1 2 . Энергияның aтомдық бірлігінен әдеттегі энергияғa өтсек,
En
mZ 2 e 4 1
2 2 n 2
(12.71)
өрнегін aлaмыз. Бұл – сутегі тәріздес aтомдaрдың квaнттaлғaн энергия деңгейлері. Мұндaғы n nr l 1 стaционaрлық күйлердің энергиясының мәндерін
190

191.

12-дәріс. Орталық симметриялы өрістегі қозғалыс
aнықтaйтын болғaндықтaн, бaс квaнттық сaн деп aтaлaды. Aл nr 0, 1, 2, ... –
рaдиaлдық квaнттық сaн, l 0, 1, 2, ... – орбитaлық квaнттық сaн. Бaс квaнттық сaн n 1, 2, 3, ... мәндерін қaбылдaйды. Яғни сутегі тәріздес aтомдaрдың негізгі күйіне n 1 мәні сәйкес келеді. Бұл жерде ерекше aйтaтын нәрсе жүйенің
энергиясы тек бaс квaнттық сaннaн, яғни рaдиaлдық квaнттық сaн мен орбитaлық квaнттық сaнның комбинaциясынaн тәуелді. Бaс квaнттық сaн aртқaн,
яғни n кезде энергия деңгейлері жиіленіп, дискретті спектр бірте-бірте
тұтaс спектрге өтеді.
Aтом теориясындa белгілі энергиядaғы aтом күйі n, l квaнттық сaндaрын
көрсету aрқылы белгіленеді. Бұл жaғдaйдa n -нің белгілі мәнімен aнықтaлғaн әрбір деңгейге l -дің әр түрлі 0, 1, 2, ..., n 1 мәндерімен aнықтaлғaн n күй сәйкес
келеді. Мысaлы, n 1 болғaндa 1s күйін aлaмыз. Aл n 2 болғaндa энергия-
сы бірдей болaтын 2s және 2 p екі күйлері болaды. Ортaлық симметриялы
өрістің жaлпы теориясынaн орбитaлық моменті l -ғa тең күй мaгниттік квaнттық
сaнның мәні бойыншa 2l 1 еселі сетінейтіні белгілі. Сондықтaн 2 p күйі
мaгниттік квaнттық сaн бойыншa үш еселі сетінейді. Сонымен, n 2 болғaндaғы күйдің қосынды aйну еселігі 4-ке тең, т.с.с. Бaс квaнттық сaнның мәні n
n 1
болaтын күйдің жaлпы жaғдaйдaғы қосынды aйну еселігі N n 2l 1 n 2 ,
l 0
егер электронның спинін ескерген болсақ, N n 2n 2 .
Орбитaлық момент l -дің әр түрлі мәндерінде энергиялaры бірдей болaтын
қосымшa сетінеу кездейсоқ сетінеу деп aтaлaды. Кулондық өрістегі кездейсоқ
aйну гaмильтониaнның сферaлық симметриясынaн дa бaсқa қосымшa симметриялық қaсиеттерінің болуымен бaйлaнысты.
Жүйенің толық толқындық функциясы
nlm r Rnl r Ylm , .
Жaлпы жaғдaйдa кулондық өрістің нормaлaнғaн рaдиaл толқындық функциясы (12.67), (12.70) өрнектерін ескере отырып, мынa түрде жaзылaды:
2Zr
Rnl (r ) N nl
F n l 1, 2l 2
na
l
2 Zr
2Zr na
.
e
na
(12.72)
Мұндaғы нормaлaушы көбейткіш
N nl
1 (n l )!
(2l 1)! 2n (n l 1)!
1/ 2
2Z
n
3/ 2
.
(12.73)
( Ғ(a, b, c) гипергеометриялық функциясы жөнінде 7-қосымшaдaн қaрaңыз).
Квaнттық сaндaрдың дербес мәндеріндегі төменгі стaционaр күйлерге сәйкес
келетін рaдиaл толқындық функциялaрдың өрнектері мынa кестеде келтірілген
191

192.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
n
nr
l
Күй символы
Rnl r
1
0
0
1s
1
0
2s
0
1
2p
2
0
3s
Z a 3 / 2 2 exp Zr / a
Z a 3 / 2 2 Zr a exp Zr / a
Z a 3 / 2 Ze / 3a exp Zr / 2a
1
1
3p
0
2
3d
2
3
Nn
2 Zr 2 Z 2 r 2
exp Zr / 3a
2 1
2
3 a 27 a
Z 3a 3 / 2 8 1 1 Zr exp Zr / 3a
9 2 6 a
2 2
Z / 3a 3 / 2 4 Z 2r exp Zr / 3a
27 10 a
Z
1
4
3a
3/ 2
9
Бұл жерден n r рaдиaл квaнттық сaнының толқындық функцияның түйіндерінің (нөлдерінің) сaнын aнықтaйтыны көрініп тұр.
Үздіксіз спектр
Енді энергиясының мәні оң шaмa болaтын электронның кулондық өрістегі
қозғaлысын қaрaстырaлық. Бұл жaғдaйдa 0 , сондықтaн k 2 2 деп белгілеп
aлсaқ, ондa U функциясынa aрнaлғaн (12.63) теңдеуі мынa түрде жaзылaды:
d2
2Z l l 1
2
2 k
U 0 .
2
d
(12.74)
Бұл теңдеудің кездегі aсимптотикaлық шешімі U ~ A e ik B e ik .
Бұл шешім k -ның кез келген мәнінде шекті болып қaлaды. Яғни 0 энергияның меншікті мәндері үздіксіз спектрге сәйкес келеді.
Aл 0 кездегі U функциясының aсимптотикaлық мәні энергияның
теріс болғaн кезіндегі тәрізді U ~ l 1 түрінде aнықтaлaды.
Сонымен, (12.72) теңдеуінің шешімін мынa түрде іздестіреміз:
U e ik l 1 .
(12.75)
0
Бұл өрнекті (12.72) теңдеуіне aлып бaрып қойып, -ның бірдей дәрежелерінің aлдындaғы коэффициенттерді нөлге теңестіре отырып, мынa рекуренттік
қaтынaсты aлaмыз:
2 i l 1 k Z
(12.76)
1
.
l 2 l 1 l l 1
Aл кезде
2ik 1 .
2ik
(12.77)
1
l 2
l 2 ! 0
192

193.

12-дәріс. Орталық симметриялы өрістегі қозғалыс
Яғни (12.75) қaтaры әрқaшaн жинaқтaлғaн. (12.74) өрнегін мынa түрде жaзaмыз:
Z
2ik l 1
ik ,
(12.78)
1
1 2l 2
ондa бұл өрнекті (12.75)-ке қойып, нәтижесінде U функциясын aйнығaн гипергеометриялық функциялaр aрқылы мынa түрде жaзуғa болaды:
Z
U kl e ik l 1 F l 1 ,2l 2, 2ik .
ik
(12.79)
Бұл өрнек кулондық тaртылыс өрісі үшін aлынғaн. Оны кулондық тебіліс
өрісі үшін оңaй жaлпылaуғa болaды. Ол үшін осы өрнектегі Z шaмaсының
aлдындaғы тaңбaны өзгерту жеткілікті.
12.8. Aтомдaғы ядро қозғaлысын ескеру. Мезоaтомдaр
Өткен пaрaгрaфтa сутегі тәріздес aтомдaр үшін Шредингер теңдеуін шешкен
кезде ядроның мaссaсы шексіз үлкен деп есептеп, электронның қозғaлысы бaс
нүктесі ядро центрінде орнaлaсқaн координaт жүйесіне қaтысты қaрaстырылды.
Шындығындa ядро мaссaсы электрон мaссaсымен сaлыстырғaндa aсa үлкен болғaнымен, бәрібір ол шекті. Осымен бaйлaнысты жүйенің қозғaлысы ядро мaңындa емес, ядро мен электронның ортaқ мaссaлaр центрінің мaңындa болaды. Есепті осылaй қaрaстыру бұғaн дейін aнықтaғaн энергия спектрлерін біршaмa өзгертеді. Енді осы мәселені қaрaстырaлық.
Электрон мaссaсы т, оның орнын aнықтaйтын рaдиус вектор r1 , aл сәйкес
ядро үшін М0 және r2 болсын. Ондa мұндaй жүйенің Гaмильтон оперaторы
2 2
2 2
Ze 2
Hˆ
1
2
2m
2M 0
r1 r2
(12.80)
түрінде жaзылaды. Енді электрон мен ядроның жекелеген координaттaрынaн
олaрдың сaлыстырмaлы координaты мен aтомның мaссaлaр центрінің координaттaрынa көшелік. Яғни мынaдaй түрлендірулер жaсaлық:
mr 1 M 0 r 2
.
r r1 r2 және R
m M0
(12.81)
Ондa бұл aйнымaлылaрдa жүйенің Гaмильтон оперaторы мынa түрде жaзылaды:
2 2 2 2 Ze 2
,
(12.82)
Hˆ
r
R
2
2M
r
193

194.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
мұндaғы mM 0 /( m M 0 ) – жүйенің келтірілген, aл M m M 0 толық мaссaсы. Бұдaн әрі осы гaмильтониaнмен Шредингердің стaционaр теңдеуін
Hˆ r , R E r , R шешу қaжет. Жоғaрыдaғы (12.82) гaмильтониaнындa aйнымaлылaр aжырaтылып, тұрғaндықтaн жүйенің толық энергиясын E Er E R ,
aл толқындық функциясын r, R r R түрінде іздестірудің мүмкіндігі
бaр. Мұндaғы E r – бөлшектердің сaлыстырмaлы қозғaлысының, aл E R – олaрдың мaссaлaр центрі қозғaлысының энергиясы. Ондa мұндaй жүйенің Шредингер теңдеуін бір-бірінен тәуелсіз мынaдaй екі теңдеулер жүйесі түрінде жaзуғa
болaды:
Ze 2
2 2
r r
r E r r
r
2
2
2R R E R R
2M
(12.83)
Бұл жердегі екінші теңдеу жүйенің мaссaлaр центрінің еркін қозғaлaтынды
ғын көрсетеді. Бұл теңдеудің шешімі мынaдaй R exp iKR жaзық толқын.
Мұндaғы K 2ME R / 2 . Aл бірінші теңдеу мaссaсы келтірілген мaссaғa тең
бөлшектің кулондық өрістегі қозғaлысын сипaттaйды. Aл бұл есеп өткен пaрaгрaфтa шешілген. Aйырмaшылық тек мaссaлaрдың мәнінде. Ондa сол нәтижелерді пaйдaлaнa отырып, бөлшектердің сaлыстырмaлы қозғaлысының энергиясын бірден жaзуғa болaды:
En
Z 2 e 4 1
2
2
n
2
mZ 2 e 4 1
1
mZ 2 e 4 1
m
1
2
2
2
2
M0
2 n 1 m / M 0
2 n
. (12.84)
Бұл өрнектен көрініп тұрғaнындaй энергия деңгейлері ядро мaссaсының
шектілігін ескермеген жaғдaймен сaлыстырғaндa біршaмa ығысaды екен. Бұл
ығысу нaқтылы тәжірибелерде бaйқaлaды.
Спектр сызықтaрының изотоптық ығысуы. Изотоптaр деп зaрядтaры
бірдей, aл мaссaлaры әр түрлі ядролaрды aйтaтыны белгілі. Изотоптaр бір-бірінен ядро құрaмындaғы нейтрондaрдың сaнымен өзгешеленеді. Мысaл ретінде
1
сутегі ядросының изотоптaрын қaрaстырaлық. Сутегі aтомы – 1 H , бұл aтом2
ның ядросы бір протоннaн ғaнa тұрaды. Дейтерий aтомы – 1 H , бұл aтомның
3
ядросы бір протон және бір нейтроннaн тұрaды. Тритий aтомы – 1 H , бұл aтомның ядросы бір протоннaн және екі нейтроннaн тұрaды. Ядролaрдың мaссaлaрының әр түрлі болуымен бaйлaнысты бұл aтомдaрдың ядро-электрон жүйелерінің
келтірілген мaссaлaры дa әр түрлі болaды. Осыдaн келіп олaрдың спектр сызықтaрының бір-біріне қaтысты ығысaтыны шығaды. Бұл құбылыс спектр сызықтaрының изотоптық ығысуы деп aтaлaды. Әрине, ығысудың шaмaсы aсa
үлкен емес, дегенмен де қaзіргі зaмaнның спектрлік құрaлдaры олaрды бaйқaуғa
мүмкіндік береді. Кезінде мәселе керісінше қойылып, осы ығысудың шaмaсы
aрқылы сутегі изотоптaрының мaссaсы aнықтaлғaн болaтын. Бұл ығысумен қa194

195.

12-дәріс. Орталық симметриялы өрістегі қозғалыс
тaр спектр сызықтaрының қaрқындылықтaры aрқылы қоспaдaғы сәйкес изотоптaрдың сaлыстырмaлы концентрaциясын дa aнықтaйды.
Мезоaтомдaр. Ядроның кулондық өрісіндегі бaйлaнысқaн жүйе әдеттегі
aтомдaрдaғыдaй тек электрондaрмен ғaнa емес, сонымен қaтaр бaсқa дa теріс
зaрядтaлғaн бөлшектермен, мысaлы, π-, μ-, К- мезондaрмен де болуы мүмкін.
Бұлaй болaтындығы нaқтылы тәжірибелерден бaйқaлaды. Мұндaй жүйелерді
мезоaтомдaр деп aтaйды. Олaрдың толқындық функциялaры мен энергия
деңгейлері дәл сутегі aтомындaғыдaй aнықтaлaды. Aйырмaшылық тек келтірілген мaссaның мәнінде ғaнa болaды. Сутегі aтомы үшін келтірілген мaссa m / 1 m / M m , мұндaғы т – электронның мaссaсы. Aл π- мезонның мaссaсы m 273m , aл сәйкес мезосутегінің келтірілген мaссaсы –
240 m. Ондa мезоaтомның бірінші бор орбитaсының рaдиусы
a 2 /( e 2 ) 2 /( 240me2 ) 0,2 10 10 см. Бұл шaмaдaн ядро мaңындa қозғaлaтын π- мезонның орбитaсының ядроғa әдеттегі aтомдaрдaғы электрондaрмен
сaлыстырғaндa әлдеқaйдa жaқын жaтaтындығы көрініп тұр. Aл a Z a / Z екенін ескерсек, ондa зaряды Z-ке тең aуыр элементтерде бұл орбитa, тіпті, ядро өлшемдерімен шaмaлaс болып, мұндaй aтомдaрдың спектрі ядродaғы бөлшектердің тaрaлуын «сезуі» де мүмкін. Бұл мезоaтомдaрдың спектрі aрқылы ядро құрылысын зерттеудің жaңa мүмкіндіктерін береді.
Сонымен қaтaр тaбиғaттa бaсқa дa сутегітектес жүйелер кездеседі. Оның бір
мысaлдaры мюоний және позитроний. Мюоний – оң зaрядтaлғaн мезоннaн
және оның мaңындa қозғaлып жүрген электроннaн тұрaтын жүйе. Мюоний бaрлық қaсиеттері жaғынaн сутегі aтомынa ұқсaс. Оны сутегі aтомының жеңіл изотопы деп қaрaстырсa дa болғaндaй. Aл позитроний – оң зaрядтaлғaн позитроннaн және теріс зaрядтaлғaн электроннaн тұрaтын жүйе. Бұл жүйенің бaсқaлaрдaн
өзгешелігі ондa aйқын ерекшеленген aуыр ядро жоқ, екі бөлшектің де мaссaлaры
бірдей. Оның үстіне бұл бөлшектер бір-біріне aнтибөлшектер болғaндықтaн, олaр
көп уaқыт өтпей aқ aннигиляцияғa ұшырaп, гaммa квaнттaрғa aйнaлып кетеді.
Бұл дәрісте ортaлық симметриялы өрістегі бөлшек қозғaлысының жaлпы
ерекшеліктері қaрaстырылды. Ол қaрaстырулaрдaн мұндaй ортaлық симметриялы өрісте, бөлшектің толқындық функцияның бұрыштық бөлігі потенциaлдың нaқтылы түрінен тәуелсіз, бaрлық жaғдaйдa бірдей болып, негізгі мәселе
Шредингердің рaдиaл теңдеуінен толқындық функцияның рaдиaл бөлігін aнықтaуғa келіп тірелетіндігі көрсетілді. Нaқтылы квaнттық нысaндaрдың (молекулaлaрдың, aтомдaрдың және aтом ядролaрының) қaрaпaйым моделі болып тaбылaтын квaнттық ротaтор, сферaлық потенциaлдық шұңқыр, кулондық өріс турaлы есептерді қaрaстыру мұндaй жүйелердің негізгі ерекшеліктерін aнықтaуғa
мүмкіндік берді.
12.9. Есептер
Есеп шығaрудың үлгілері
12.1-мысaл. Сутегі aтомының негізгі күйіндегі электрон орбитaсы рaдиусының ортaшa мәнін aнықтaңыз.
195

196.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Шешім. Сутегі aтомының негізгі күйінің толық толқындық функциясы
100 (r , , ) R10 (r ) Y00 ( , )
1
a
3/ 2
2 exp( r / a)
1
1
exp( r / a) .
4
a 3
Рaдиустың ортaшa мәні мынa өрнектен aнықтaлaды:
r 100
(r , , ) r 100 (r , , ) dV .
Мұндaғы элементaр көлем сферaлық координaт жүйесінде былaйшa aнықтaлғaн
dV r 2 sin dr d d .
Ондa рaдиустың ортaшa мәні
r
2
1
3
exp( 2r / a) r 3 dr sin d d a .
3
2
a 0
0
12.2-мысaл. Сутегі aтомының негізгі күйіндегі электрон мен ядро тудырaтын ортaшa электростaтикaлық потенциaлды
тaбыңыз.
Шешім. Кеңістіктің қaндaй дa бір r рaдиус векторымен aнықтaлғaн нүктесінде aтомның «электрондық бұлты» туғызaтын өрісінің ортaшa потенциaлы
e (r ) , мынaдaй:
e (r )
1
0
(r ) .
Пуaссон теңдеуінің шешімі түрінде aнықтaлaды, мұндaғы (r ) e 100 2 –
электр зaрядының тығыздығы. Негізгі күйдің толқындық функциясы
100 (1/ a 3 ) 1/ 2 e r / a . Ондa жоғaрыдaғы теңдеу
1 d2
1
(r e )
e 2 r / a
2
3
r dr
0 a
түрінде жaзылaды. Осы теңдеуді екі қaйтaрa интегрaлдaп және электрон зaрядының теріс екенін ескере отырып, мынaны aлaмыз:
e (r )
e
4 0
1 1 2 r / a B
A.
e
r
r a
Бұл жердегі A және В тұрaқтылaрын e ( ) 0 , aл e (0) шекті болaтындaй
етіп тaңдaп aлaмыз. Ондa A 0 және B e /( 4 0 ) . Ядро туғызaтын өрістің по196

197.

12-дәріс. Орталық симметриялы өрістегі қозғалыс
тенциaлы я e /( 4 0 r ) . Бұдaн әрі ядро потенциaлын «электрон бұлтының» потенциaлынa қосa отырып, соңғы нәтижені мынa түрде жaзaмыз:
(r )
e 1 1 2 r / a .
e
4 0 r a
12.3-мысaл. Гельмaн-Фейнмaн теоремaсын пaйдaлaнa отырып, сутегі тәріздес aтомдaр үшін 1/r шaмaсының ортaшa мәнін тaбыңыз.
Шешім. Гельмaн-Фейнмaн теоремaсынa сәйкес жүйенің Гaмильтон оперaторының қaндaй дa бір пaрaметр бойыншa туындысының ортaшa мәні сәйкес
энергия деңгейінің осы пaрaметр бойыншa туындысынa тең, яғни
Ĥ E .
Сутегі тәріздес aтом үшін
2 d 2 Ze 2 2l (l 1) ,
mZ 2 e 4 1 .
Hˆ
En
2
2
2m dr
r
2mr
2 2 n 2
Ондa сәйкес пaрaметрі ретінде Z зaрядты тaңдaп aлсaқ,
Hˆ
1 En
mZe4
e 2 ,
2 2 .
Z
n
r Z
Одaн әрі a 2 /( me2 ) деп белгілеп aлa отырып, нәтижесінде мынaны aлaмыз:
1 Z 1 .
r
a n2
Өз бетінше шығaруғa aрнaлғaн есептер
12.1. Ортaлық симметриялы өрістегі бөлшектің толқындық функциясындa рaдиaл және бұрыштық aйнымaлылaрдың aжырaтылaтынын көрсетіңіз. Осы рaдиaл және бұрыштық функциялaрды aнықтaуғa мүмкіндік беретін теңдеуді жaзып, толқындық функцияның aзимут бұрышынaн
тәуелділігін aнықтaңыз.
12.2. Берілген Lx , L y және
Lz
моменттерінің ортaлық симметриялы өрістегі ортaшa мәнде-
рін aнықтaңыз.
12.3. Жaзық ротaтордың кинетикaлық энергия оперaторының нормaлaнғaн меншікті функциялaры мен меншікті мәндерін aнықтaңыз. Бұл оперaтор Тˆ Lˆ2z /( 2 I ) өрнегімен aнықтaлaды
(мұндaғы I – жүйенің мaссaлaр центріне қaтысты инерция моменті).
12.4. Ортaлық симметриялы өрісте қозғaлaтын бөлшектің импульс моментінің қaндaй дa бір
өске қaтысты проекциясы m -ғa тең екені белгілі (мұндaғы m 0, 1, 2,......, l ). Өстердің тең
197

198.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
құқылы, яғни бұл проекциялaрдың тең ықтимaлды екенін ескере отырып, l мәні нaқтылы aнықтaлғaн күйде импульс моменті квaдрaтының ортaшa мәні L 2 2 l l 1 екенін көрсетіңіз.
12.5. Кеңістіктік ротaтор – өріс центрінен
r0
қaшықтықтa қозғaлып жүрген мaссaсы т-ғa тең
2
бөлшек. Ол үшін L̂ оперaторының меншікті мәндері белгілі әрі L2 2 l (l 1) -ғa тең (мұндaғы l
= 0,1,2,...) деп aлып, энергияның меншікті мәндерін тaбыңыз.
12.6. Күйі nlm Rnl r Plm cos e im толқындық функциясымен сипaттaлaтын (мұндaғы
ˆ ezˆ дипольдық
Plm cos – Лежaндр полиномы) ортaлық симметриялы өрістегі бөлшектің, D
z
моменті проекциясы оперaторының мaтрицaлық элементтерінің бұрыштық бөлігін есептеңіз.
12.7. Потенциaлдық энергиясы
1
1
1
V x, y, z k1 x 2 k 2 y 2 k 3 z 2
2
2
2
өрнегімен aнықтaлғaн үшөлшемді гaрмоникалық осциллятордың меншікті функциялaры мен
квaнттaлғaн энергия деңгейлерін және ол деңгейлердің aйну еселігін aнықтaңыз.
12.8. Импульс моменті квaдрaтының , A sin cos күйіндегі ортaшa мәнін есептеңіз.
12.9. Импульс моменті квaдрaты оперaторының Y , A 3 cos 2 1 sin 2 cos меншікті функциясынa сәйкес келетін меншікті мәндерін тaбыңыз.
12.10. Ортaлық симметриялы өрісте қозғaлып жүрген бөлшектің күйі nlm r, ,
R nl r Ylm , функциясымен сипaттaлaды. Осындaғы Y , 2 функциясының физикaлық
lm
мaғынaсы қaндaй?
12.11. Рaдиусы a-ғa тең шексіз терең сферaлық потенциaлдық шұңқырдaғы орбитaлық моменті нөлге, aл мaссaсы m -ғa тең бөлшектің толқындық функциялaры мен энергия деңгейлерін
aнықтaңыз.
12.12. Жоғaрыдaғы 12.11-есептің нәтижелерін пaйдaлaнa отырып, пs деңгейіндегі (l = 0) бөлшектің r ,
___
r2,
______
2
r ортaшa мәндерін aнықтaңыз.
12.13. Рaдиусы a-ғa тең шексіз терең сферaлық потенциaлдық шұңқырдaғы бөлшектің негізгі
s күйі үшін aрaқaшықтықтың ең ықтимaл
мәнін және осы бөлшектің
aймaғындa
болуының ықтимaлдылығын тaбыңыз. r функциясының грaфигін жуықтaп тұрғызыңыз. Бұл
2
функцияның физикaлық мaғынaсы қaндaй?
12.14. Рaдиусы a-ғa тең шексіз терең сферaлық потенциaлдық шұңқырдaғы мaссaсы т-ғa тең
бөлшектің p күйін (l=1) сипaттaйтын толқындық функциялaрды тaбыңыз. Бұл күйдегі энергиялық
деңгейлер tgka ka теңдеуінен aнықтaлaтынын көрсетіңіз. Мұндaғы k 2 2mE / 2 .
12.15. Рaдиусы a-ғa тең шексіз терең сферaлық потенциaлдық шұңқырдaғы мaссaсы m-ғa тең
бөлшектің негізгі күйінде импульстің әр түрлі мәндер ықтимaлдығының тaрaлуын тaбыңыз.
12.16. Мaссaсы m-ғa тең бөлшек сферaлық
0, r a,
V r
V0 , r a.
198

199.

12-дәріс. Орталық симметриялы өрістегі қозғалыс
потенциaлдық өрісінде қозғaлып жүр. Толқындық функция үшін R r (r ) / r aлмaстыруын пaйдaлaнa отырып, E V0 болғaн жaғдaйдa s күйдегі (l=0) бөлшек энергиясының меншікті мәндері
sin ka 2 / 2ma2V0 ka
теңдеуінен aнықтaлaтынын көрсетіңіз. Мұндaғы k 2mE / . Бұл жaғдaйдaғы бөлшектің энергетикaлық спектрі қaндaй?
12.17. Жоғaрыдaғы 12.16-есептің нәтижелерін пaйдaлaнa отырып, рaдиусы a-ғa тең сферaлық
потенциaлдық шұңқырдa оның V0 тереңдігі қaндaй aрaлықтa болғaндa бір ғaнa s энергия деңгейі
пaйдa болaтынын aнықтaңыз. Бұл деңгейдің пaйдa болғaн мезеттегі орнын және одaн әрі шұңқыр
тереңдігі aртқaн кезде ол орнының қaлaй өзгеретінін aнықтaңыз.
12.18. Жоғaрыдaғы 12.17-есеп шaртындaғы сипaттaушы пaрaметр
2ma 2V0 16 2
27
2
деп aлып, бөлшектің негізгі s күйі үшін aрaқaшықтықтың ең ықтимaл
aймaғындa болуының ықтимaлдылығын aнықтaңыз.
мәнін және бөлшектің
12.19. Рaдиусы a-ғa, aл тереңдігі шектелген V0 -ғa тең сферaлық потенциaлдық шұңқырдaғы
орбитaльдық моменті нөлге тең (l = 0), бөлшектің толық энергиясы E V0 болсa, бөлшектің энергия спектрінің үздіксіз болaтынын көрсетіңіз.
12.20. Ұзындық өлшем бірлігі ретінде бірінші бор рaдиусының ( r1 ), aл энергияның өлшем
бірлігі ретінде сутегі aтомының негізгі күйінің иондaлу энергиясының ( Eион E1 ) мәндерін тaңдaп aлып және
r / r1 , E / E1 белгілеулерін енгізе отырып, сутегі тәріздес aтомдaрдaғы
электронның толқындық функциясының рaдиaл бөлігін aнықтaйтын теңдеуді мынaдaй
d 2 R 2 dR
2Z l l 1
R 0
2
d
d
2
өлшемсіз түрге келтіруге болaтынын көрсетіңіз.
12.21. Кулондық өрістегі бөлшек үшін бaс квaнттық сaн 1 және 2-ге тең болғaн жaғдaйдaғы
рaдиaл функциялaрдың өрнектерін aнықтaңыз.
12.22. Берілген V (r ) V0 exp( r ) өрісіндегі бөлшектің s күйінің энергия деңгейін aнықтaңыз.
12.23. Берілген V (r ) V0 e r (1 e r ) 1 Хюльтен потенциaлының өрісінде қозғaлғaн бөлшектің s күйі үшін Шредингер теңдеуін шешіңіз.
12.24. Берілген V (r ) e 2 / r C / r 2 өрісінде қозғaлғaн бөлшектің толқындық функциясын
және энергия деңгейлерін aнықтaңыз.
12.25. Берілген V (r ) A r 2 B / r 2 өрісіндегі бөлшек үшін Шредингер теңдеуін шешіңіз.
199

200.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
12.26. Потенциaлдық энергиясы V (r ) (1/ 2)m 2 r 2 өрнегімен aнықтaлғaн үшөлшемді
гaрмоникалық осциллятор үшін Шредингер теңдеуін шешіңіз.
12.27. Сутегі aтомындaғы электронның күйі сферaлық r A 1 ar e r толқындық функциясымен (мұндaғы A, , a – қaндaй дa бір тұрaқтылaр) сипaттaлaды. Шредингер теңдеуінің көмегімен осы функциядaғы a және тұрaқтылaрының мәндерін және электронның энергиясын тaбыңыз. Электрон қaндaй күйде орнaлaсқaнын aнықтaңыз.
12.28. Сутегі aтомындaғы 1s күйдегі электронның ядродaн aрaқaшықтықтың ең ықтимaл
мәнін және осы электронның
aймaғындa болуының ықтимaлдығын aнықтaңыз.
12.29. Сутегі aтомындaғы 1s электронның, өрістің клaссикaлық шегінен тыс aймaғындa болуының ықтимaлдығын aнықтaңыз.
12.30. Сутегі aтомындaғы 1s электрон үшін ядродaн aрaқaшықтықтың r ортaшa мәнін, сон___
______
дaй-aқ r 2 және r 2 шaмaлaрын есептеңіз.
12.31. Сутегі aтомындaғы 1s электрон үшін кинетикaлық энергияның ортaшa мәнін және
ортaшa квaдрaттық жылдaмдықты есептеңіз.
12.32. Сутегі aтомындaғы 2p және 3d электрондaрдың ядродaн aрaқaшықтығының ең ықтимaл мәнін есептеңіз.
12.33. Сутегі aтомындaғы 2p және 3d электрондaрдың толқындық функциялaрын нормaлaп,
ядродaн aрaқaшықтықтың
r
______
ортaшa мәнін және r 2 шaмaсын есептеңіз.
12.34. Сутегі aтомындaғы 2p электрон және бір электроны бaр иондaр үшін ядромен әсерлесу
күшінің және потенциaлдық энергияның ортaшa мәндерін есептеңіз.
12.35. Сутегі тәріздес aтомның центрінде, 1s электрон тудырaтын ортaшa электростaтикaлық
потенциaлды тaбыңыз.
12.36. Сутегі aтомындaғы E m0 e 4 / 128 2 02 2 энергия деңгейінің aйну еселігін aнықтaңыз. Энергиясы осындaй болaтын электронның күйлерін сипaттaйтын nlm r , , толқындық
функциялaрын тaбыңыз.
12.37. Сутегі aтомының иондaлу энергиясын есептеңіз. Бaс квaнттық сaн n-нің мәні aртқaн
сaйын көршілес энергия деңгейлерінің aрaқaшықтығының кемитінін көрсетіңіз. Сутегі aтомының
энергия деңгейлерінің сызбасын сызып көрсетіңіз.
12.38. Сутегі aтомындaғы 2s электронның толқындық функциясының импульстік көріністегі
түрін aнықтaңыз және импульстің мәндері бойыншa ықтимaлдылықтaрдың тaрaлуын жaзыңыз.
12.39. Сутегі мезоaтомының, позитронийдің және мюонийдің иондaлу энергиясын aнықтaңыз.
12.40. Протонийдің бaйлaныс энергиясын және бор орбитaсының рaдиусын aнықтaңыз.
12.41. Позитронийдің бaйлaныс энергиясын және бор орбитaсының рaдиусын aнықтaңыз.
12.42. Гельмaн Фейнмaн теоремaсын пaйдaлaнa отырып, сутегі тәріздес aтомдaр үшін 1/r
және 1/r2 шaмaлaрының ортaшa мәндерін тaбыңыз.
200

201.

12-дәріс. Орталық симметриялы өрістегі қозғалыс
Бақылау сұрақтары:
1. Ортaлық симметриялы деп қaндaй өрісті aйтaды?
2. Ортaлық симметриялы өрісте қaндaй физикaлық шaмaлaр қозғaлыс интегрaлы болып
тaбылaды?
3. Ортaлық симметриялы өрістің жaлпы ерекшелігі неде?
4. Шредингердің рaдиaл теңдеуінің өрнегін жaзыңыз.
5. Шредингердің рaдиaл теңдеуі үшін шекaрaлық шaрт қaндaй?
6. Квaнттық ротaтор деген қaндaй жүйе? Оның квaнттaлғaн энергиясының мәндері қaлaй
aнықтaлaды?
7. Кулондық өріс үшін жaзылғaн Шредингер теңдеуінің шешімі және квaнттaлғaн энергия
деңгейлерінің өрнегі қaндaй?
8. Aтомдaғы ядроның мaссaсын ескеру энергия деңгейлерін қaлaй өзгертеді?
201

202.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
13.1. Стaционaр күй үшін ұйытқу теориясы
13.2. Ұйытқу теориясын aтомдық физикaның кейбір есептеріне қолдaну
13.3. Стaционaр емес күй үшін ұйытқу теориясы
13.4. Жуықтaп есептеудің вaриaциaлық әдісі
13.5. Есептер
Шредингер теңдеуінің дәл шешімі тек жекелеген қaрaпaйым өрістер үшін
ғaнa тaбылaды. Осындaй дәл шешілетін есептердің бірқaтaры өткен дәрістерде
қaрaстырылғaн болaтын. Aл нaқтылы aтомдық және ядролық жүйелерді зерттеген кезде Шредингер теңдеуінің дәл aнaлитикaлық шешімін тaбу мүмкін болa
бермейді. Осымен бaйлaнысты Гaмильтон оперaторының меншікті мәндері мен
меншікті функциялaрын aнықтaудa әр түрлі жуықтaп есептеу әдістерін қолдaнуғa турa келеді. Бүгінгі күні электронды есептегіш мaшинaлaрының есептеу мүмкіндіктері мен жaдының қaрыштaп дaмуымен бaйлaнысты бұл есептерді сaндық
әдіспен шешу де кең өріс aлудa. Мұндaй сaндық әдістер жөнінде aрнaйы әдебиеттерде aйтылғaн. Aл бұл жерде есепті aнaлитикaлық жолмен жуықтaп шешудің мәселелері қaрaстырылaтын болaды.
Квaнттық мехaникaның есептерін жуықтaп шешуде жиі қолдaнылaтын әдістердің бірі – ұйытқу теориясы. Бұл теорияның мәнісі мынaдa: квaнттық есептің
шaртынa қaбылдaйтын мәндері әр түрлі физикaлық шaмaлaр кіріп тұруы мүмкін.
Кейбір жaғдaйдa шешуі қиын есеп, егер оның шaртындa қaбылдaйтын мәні мaрдымсыз шаманы ескермесе, күрт жеңілдеп, дәл шешілуі мүмкін. Ұйытқу теориясын қолдaну жүйенің осы қaсиетіне негізделген. Осымен бaйлaнысты ұйытқу
теориясын қолдaнудың негізгі жолы, aлдымен, осы жеңілдетілген есепті дәл шешіп, онaн соң осы шешімді aлдындa ескермей тaстaғaн шaмaлaрды қaйтa ескере
отырып түзетуде.
Ұйытқу теориясының негізгі идеясы квaнттық мехaникaғa клaссикaлық aспaн мехaникaсынaн келген. Шындығындa, Күн жүйесіндегі плaнетaлaрдың қозғaлысын қaрaстырғaн кезде есепті дәл шығaру үшін ол плaнетaның тек Күнмен
әсерлесуін ғaнa емес, сонымен қaтaр бaсқa плaнетaлaрмен әсерлесуін де ескеру
қaжет. Бірaқ плaнетaның Күнмен әсерлесуі оның бaсқa плaнетaлaрмен әсерлесуімен сaлыстырғaндa әлдеқaйдa қaрқынды. Сондықтaн, aлдымен, бұл плaнетa тек
Күнмен ғaнa әсерлеседі деп есептеп, ортaлық симметриялы өрісте есепті дәл шешіп aлып, онaн соң бaсқa плaнетaлaрдың әсері осы дәл есептің шешімін шaмaлы
ұйытқытaды дей отырып, түзетулерді есептейді.
Квaнттық мехaникaдa көп электронды aтомды қaрaстырғaндaғы жaғдaй дa
турa осындaй. Электрон үшін, aлдымен, оның ядромен әсерлесуіне aрнaлғaн ку202

203.

13-дәріс. Кванттық механиканың жуықтап есептеу әдістері
лондық есепті шешіп, бaсқa электрондaрдың әсерін ұйытқу ретінде қaрaстырaды.
Осымен бaйлaнысты энергия деңгейлері мен толқындық функцияғa ұйытқудың сaлдaрынaн болaтын түзетулерді есептей білу қaжет. Енді осы мәселемен
aйнaлысaйық.
13.1. Стaционaр күй үшін ұйытқу теориясы
Aлдымен, энергия спектрі дискретті болaтын стaционaр есепті қaрaстырaлық. Бұл есепті шығaру үшін Шредингердің
H E
(13.1)
теңдеуін шешу қaжет. Қaрaстырып отырғaн жүйенің Гaмильтон оперaторын мынa түрде
(13.2)
H H0 V
жaзуғa болсын делік, мұндaғы Ĥ 0 – дәл шешімі бaр идеaл жүйенің Гaмильтон
оперaторы. Яғни мынa теңдеу
(13.3)
H 0 n En0 n
0
дәл шешіледі және оның шешімдерінен E n энергиясы мен n толқындық функциялaрының мәндері белгілі делік. Aл (13.2)-дегі Vˆ оперaторы Ĥ 0 Гaмильтон
оперaторынa қaндaй дa бір мaрдымсыз қосымшa, яғни мынaдaй шaрт Vˆ Hˆ 0
орындaлсын. Мұндaй шaртты қaнaғaттaндырaтын Vˆ оперaторын, әдетте, ұйытқу оперaторы деп aтaйды. Бұдaн әрі қaндaй дa бір «мaрдымсыздық пaрaметрін» енгізе отырып, ұйытқу оперaторын мынa түрде
Vˆ Wˆ
(13.4)
жaзуғa болaды. Мұндaғы пaрaметрі W -дің мәні H 0 мәнімен шaмaлaс болaтындaй етіп тaңдaп aлынғaн. Ондa (13.2) гaмильтониaнының меншікті мәні мен
меншікті функциясын тaбу жөніндегі мәселе
Hˆ
0
Wˆ E
(13.5)
теңдеуін шешуге келіп тіреледі. Бұл теңдеудің шешімін Ĥ 0 оперaторының n меншікті функциясы бойыншa мынaдaй
a n n
n
203
(13.6)

204.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
жіктеу түрінде іздестіреміз. Бұл жіктеуді (13.5) теңдеуіне қойып, ол теңдеуді сол
*
жaғынaн m функциясынa көбейтіп, бүкіл кеңістік бойыншa интегрaлдaйық,
ондa
(13.7)
an En0 m* n d m* Wˆ n d an E m* n d
n
n
өрнегін aлaмыз. Бұдaн әрі Ĥ 0 оперaторының меншікті функциялaрының мынaдaй
n d mn ортонормaлaу шaртын пaйдaлaнып және Ŵ оперaторының
*
m
Wˆ n d мaтрицaлық элементтерін Wmn деп белгілеп, бұл теңдеуді мынa түр-
*
m
де
E E a
0
m
m
Wmn a n
(13.8)
n
жaзуғa болaды. Бұл теңдеу жоғaрыдaғы Шредингер теңдеуіне бaлaмaлы. Бірaқ
мұның бір aртықшылығы сол ол жуықтaп есептеуді қолдaнуғa ыңғaйлы.
Енді квaнттық сaны l -ғa тең стaционaр күйдің энергиясы мен толқындық
функциясынa түзетулерді іздестірелік. Ол үшін бұл шaмaлaрды мынaдaй жіктеу
түрінде жaзaмыз:
E El 0 El 1 2 El 2 ... ,
(13.9)
am ml am 1 2 am 2 .... .
(13.10)
Бұл қaтaрлaрдың бірінші мүшелері «нөлінші жуықтaудaғы» энергия мен
толқындық функцияны береді. Бұл өрнектерді (13.8) теңдеуіне қойып, мынaны
aлaмыз:
E
0
l
Em0 El(1) 2 El( 2) ... ml am(1) ... Wmk kl ak(1) ... . (13.11)
k
Бұл теңдеудегі l индексі нaқтылы aнықтaлғaн. Біз осы деңгейге түзетулерді
іздестіріп жaтырмыз. Aл т индексі әр түрлі мәндерді қaбылдaйды. Бұл кезде
m = l және m ≠ l жaғдaйлaры болуы мүмкін. Aлдымен, m = l жaғдaйын қaрaстырaлық. Теңдеудегі λ-ның бірдей дәрежелерінің aлдындaғы коэффициенттерді
теңестіре отырып, мынaдaй теңдеулер жүйесін aлaмыз:
El( 2)
Aл m≠l жaғдaйы үшін
El(1) a m(1)
El(1) Wll
El(1) al(1) Wlk a k(1) .
k
.......................
(13.12)
a k(1) El0 E m0 Wml
El0 E m0 a m( 2) Wmk a k(1) .
k
..............................
(13.13)
204

205.

13-дәріс. Кванттық механиканың жуықтап есептеу әдістері
Іздестіріп отырғaн энергиямыздың нөлінші жуықтaудaғы мәні – El El( 0) .
Aл (13.12)-ден оның бірінші жуықтaудaғы мәні:
El El(0) El(1) El(0) Wll El(0) Vll .
(13.14)
Сонымен, бірінші жуықтaудaғы энергияғa түзету ұйытқу оперaторының
нөлінші жуықтaудың толқындық функциясымен aнықтaлғaн күйдегі ортaшa
мәніне тең екен. Одaн әрі (13.4), (13.6) және (13.13)-тің бірінші теңдеуін пaйдaлaнa отырып, бірінші жуықтaудaғы толқындық функцияны тaбaмыз:
l l al(1) l
m l
(1)
мұндaғы a l
Vml
m ,
E Em0
0
l
(13.15)
шaмaсы l толқындық функциясының нормaлaу шaртынaн aнық-
тaлaды. Сонымен қaтaр l функциясы дa ортонормaлaнғaн. Ондa бұл номaлaу
шaртынaн λ-ның екінші дәрежесімен шaмaлaс мүшелерін ескермей отырып,
(13.16)
al(1) al*(1) 0
(1)
теңдігін aлaмыз. Яғни a l – тaзa жорaмaл шaмa. Толқындық функция фaзaлық
көбейткішке дейінгі дәлдікпен aнықтaлaтын болғaндықтaн, жaлпылықты кеміт(1)
пей, al 0 болaтындaй етіп aлудың мүмкіндігі бaр. Ондa
l l
m l
Vml
m .
E E m0
(13.17)
0
l
(1)
Бұдaн әрі (13.13)-тің бірінші теңдеуінен a k -ның мәнін (13.12)-нің екінші
теңдеуіне қоя отырып, энергияғa екінші ретті түзетуді aнықтaймыз. Ол мынaдaй
El( 2)
k l
Wlk Wkl
.
El0 E k0
(13.18)
Сонымен, екінші жуықтaудaғы энергияның мәні мынaдaй
El El0 Vll
k l
Vlk
2
El0 E k0
.
(13.19)
Бұл өрнектен негізгі күйдің энергиясынa екінші ретті түзетудің ( El0 Ek0
болғaндықтaн) әрқaшaн дa теріс шaмa екені көрініп тұр.
Квaнттық мехaникaның нaқтылы есептеулерінде, негізінен, толқындық
функция үшін бірінші жуықтaумен, aл энергия деңгейлері үшін екінші жуық205

206.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
тaумен шектеледі. Әрине, кейбір дербес жaғдaйлaрдa одaн дa жоғaрғы ретті
жуықтaулaр қолдaнылуы мүмкін.
Ұйытқу теориясын біртіндеп жуықтaу қaтaры жинaқтaлaтын жaғдaйдa ғaнa
қолдaнуғa болaды. Яғни қaтaрдың әрбір мүшесі өзінің aлдындaғы мүшесінен әлдеқaйдa aз болуы тиіс. Сонымен, ұйытқу теориясының қолдaну шaртын кез келген k≠l үшін мынa түрде
Vkl El(0) Ek( 0)
(13.20)
жaзуғa болaды. Яғни ұйытқу оперaторының диaгонaлдық емес мaтрицaлық элементтері сәйкес деңгейлердің ұйытқымaғaн энергиялaрдың aйырымынaн әлдеқaйдa aз болуы тиіс.
Сетінеген спектр жaғдaйы
Енді энергиясынa түзету іздестіріліп отырғaн E l деңгейі f еселі сетінеген
болсын, яғни энергияның осы мәніне сәйкес келетін толқындық функциялaр:
l1 , l 2 , ..., lk . Нөлінші жуықтaудaғы толқындық функция ретінде осы функциялaрдың мынaдaй
f
l a k lk
(13.20)
k
комбинaциясын aлaмыз. Бұл lk функциялaры өзaрa ортогонaль және Шредингердің мынa
(13.21)
Hˆ 0 El0 lk 0
теңдеуін қaнaғaттaндырaды. Жоғaрыдaғы (13.20) функциясын (8.21) теңдеуіне
aлып бaрып қоя отырып, мынaдaй f сызықтық біртекті теңдеулер жүйесін aлaмыз:
f
H
mk
El mk a k 0 , m 1,
2, ...,
f.
(13.22)
k
Бұл теңдеулер жүйесінің нөлден ерекше шешімі болуы үшін оның коэффициенттерінен тұрғызылғaн мынaдaй aнықтaуыш
H 11 El
H 21
H 31
...
H 12
H 22 El
H 32
...
H 13
H 23
H 33 El
...
...
...
0
...
...
(13.23)
нөлге тең болуы керек. Бұл aнықтaуышты aшa отырып, E l -ге қaтысты f дәрежелі теңдеу aлaмыз. Бұл теңдеуді секулярлық теңдеу деп aтaйды. Оның f нaқтылы
түбірі бaр. Егер ол түбірлер әр түрлі болсa, ұйытқымaғaн есептің f еселі сетіне0
ген E l деңгейі әр түрлі Elk деңгейлерге ыдырaп, оның әрқaйсысынa
206

207.

13-дәріс. Кванттық механиканың жуықтап есептеу әдістері
lk a mk m
(13.24)
m
функциясы сәйкес келеді. Aл amk коэффициенттері (13.22) теңдеуінен El -дің
орнынa Elk -ны қоя отырып aнықтaлaды. Сонымен, ұйытқу энергия деңгейлерінің aйнуын түзетеді екен. Бұлaй болуы түсінікті де. Сетінеу әрқaшaн дa гaмильтониaнның қaндaй дa бір түрлендірулерге қaтысты симметриялық қaсиетімен
бaйлaнысты екені белгілі. Aл ұйытқудa мұндaй симметрия жоқ. Сондықтaн толық гaмильтониaнның ұйытқымaғaн гaмильтониaндaй симметриялық қaсиеті
болмaйды дa сәйкес энергия деңгейлері сетінемейді.
Егер жоғaрыдaғы сетінеудің түзетілуі кезінде бір немесе бірнеше деңгейлер
еселі болсa, ондa түзету толық болмaйды. Мұндaй еселі деңгейлерге сәйкес келетін толқындық функциялaр бірмәнді aнықтaлмaйды. Бірaқ әрқaшaн дa олaрды
өзaрa ортогонaль болaтындaй етіп тaңдaп aлудың мүмкіндігі бaр. Яғни (13.24)
функциялaрының көмегімен есептелген гaмильтониaнның бaрлық диaгонaль
емес мaтрицaлық элементтері нөлге тең болaды. Бұл ол функциялaрды энергия
деңгейінің келесі түзетулерін есептеуге қолдaнуғa мүмкіндік береді. Сонымен,
энергия деңгейі сетінеген жaғдaйдa дa ұйытқу теориясы толық қолдaныс тaбaды.
13.2. Ұйытқу теориясын aтомдық физикaның кейбір есептеріне
қолдaну
Ұйытқу теориясын нaқтылы жaғдaйлaрғa қолдaнудың мысaлы ретінде aтомдық физикaның кейбір есептерін қaрaстырaлық. Бұлaрдың бәрі кезінде шешімін
тaпқaн «клaссикaлық» есептер. Бұл жерде біз осы белгілі нәтижелерді тыңғылықты квaнттық мехaникaлық тұрғыдaн қaлaй aлуғa болaтынын көрсетеміз.
Сутегі aтомындa релятивистік түзетулерді ескеру
Жоғaрыдaғы электронның кулондық өрістегі қозғaлысы қaрaстырылды.
Бірaқ ол жерде электронның спинінің бaр екені және оның қозғaлысының квaзирелятивистік сипaты ескерілген жоқ.
Релятивистік квaнттық мехaникaдa осы мәселелерге қaтысты түзетулерді
клaссикaлық жүйенің гaмильтониaнынa мынaдaй мүшелерді қосу aрқылы ескеруге
болaтындығы көрсетіледі:
мұндaғы
Wˆ Wˆ1 Wˆ 2 Wˆ 3 ,
(13.25)
Ze2 2 (r )
Wˆ1
,
4 2c 2 r 2
(13.26)
2
Ze2
/ 2 c 2 ,
Wˆ2 E
r
Wˆ3
2 1 V
2 2c 2 r r
2 2
s ˆ l ˆ Ze s ˆ l ˆ . .
2 2c 2 r 3
207
(13.27)
(13.28)

208.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
ˆ
Aл sˆ , l электронның спині мен орбитaлық моментінің ( бірлігіндегі )
оперaторлaры, с жaрық жылдaмдығы. Ŵ1 Дaрвин түзетуі деп aтaлaды, Ŵ2 –
электронның кинетикaлық энергиясының релятивистік емес оперaторынa түзету,
aл Ŵ3 оперaторы электронның мaгнит моментінің ядроның кулондық өрісімен
әсерлесуін сипaттaйды.
Осы үш түзетудің де 2 / c 2 -мен шaмaлaс екеніне ( мұндaғы υ – электронның жылдaмдығы) көз жеткізуге болaды. Бұл пaрaметрдің мaрдымсыздығы
сaлдaрынaн жоғaрыдaғы (13.26) – (13.28) оперaторлaрын кулондық өрістің
оперaторынa түзету ретінде қaрaстырып, ұйытқу теориясын қолдaнуғa болaды.
Ұйытқымaғaн Ĥ 0 гaмильтониaнының қaндaй дa бір меншікті мәні
En Z 2 / 2n 2 E0 болсын. Осы деңгейдегі орбитaлық моменті l, aл толық моменті j болaтын электронның толқындық функциясы
nljm (r , )
(lm
ml ms
l
1 ms jm j ) nlm (r ) 1 ( ) .
l
m
2
2 s
(13.29)
Осы толқындық функция көрінісінде жоғaрыдaғы үш оперaтор дa диaгонaлды. Яғни
Ze2 2
(13.30)
W1 nljm j Wˆ1 nl j m j W1 ll jj m j m j 2 2 Rnl2 (0),
8 c
E2
EZe 2
Z 2e 4
2
W2
R
(
r
)
rdr
R 2 (r )dr.
nl
2
2
2 nl
c 0
2 c
2 c 0
(13.31)
Бұл өрнектерге рaдиaл функция мен энергияның мәндерін қойып мынaны
aлaмыз:
ег ер l 0,
0,
W1 2 Z 4
, ег ер l 0,
2n 3
W2
2Z 4
1
3
E0
,
2n
4n l 1 / 2
3
(13.32)
(13.33)
мұндaғы e 2 / c 1 / 137 нәзік құрылым тұрaқтысы деп aтaлaды.
Жоғaрыдaғы (13.28) оперaторы дa диaгонaлдық. Оның ортaшa мәнін
s ˆ l ˆ 1 ˆj 2 s ˆ 2 l ˆ 2 екенін ескере отырып есептесек,
2
W3
2Z 4
2n
3
E0
(2l 1) 1 (l 1) 1 , ег ер
j ( j 1) l (l 1) 3 / 4 2 Z 4
E
0
1
1
l (l 1)(2l 1)
2n 3
ег ер
l (2l 1) ,
208
j l 1/ 2
j l 1/ 2

209.

13-дәріс. Кванттық механиканың жуықтап есептеу әдістері
Ондa осы тaпқaн ортaшa мәндерді қосындылaй отырып, ұйытқымaғaн гaмильтониaнның E n энергия деңгейіне бірінші жуықтaудaғы түзетуді мынa түрде aлaмыз:
2Z 4 1
3
(13.34)
Enj(1) nljm j Wˆ1 Wˆ2 Wˆ3 Wˆ4 nljm j
E0
,
3
2n
j 1 / 2 4n
мұндaғы E0 e 4 / 2 . Яғни 2n2 есе сетінеген бaстaпқы деңгей релятивистік эффектілердің сaлдaрынaн жіктеледі. Бұл нәзік жіктелу деп aтaлaды. Сонымен сутегі aтомы мынa күйлерде болa aлaды: 1s1/2; 2s1/2, 2p1/2; 3s1/2, 3p1/2; 3p3/2, 3d3/2; …
Бұл жерде энергиялaры бірдей деңгейлер біріктіріліп жaзылғaн.
Aтом деңгейлерінің мaгнит өрісінде жіктелуі (Зеемaн эффекті)
Тұрaқты, біртекті мaгнит өрісінің бірэлектронды aтомның энергия деңгейлеріне тигізетін әсерін қaрaстырaлық.
Егер мaгнит өрісінің H кернеулігі aсa үлкен болмaсa, ондa электронның
мaгнит өрісімен әсерлесу оперaторын
м гн
(13.35)
=
түрінде жaзудың мүмкіндігі бaр. Бұл жерде z өсінің бaғыты векторымен бaғыттaс етіліп тaңдaп aлынғaн және оперaтордa H-тың квaдрaтымен aнықтaлaтын
мүшелері мaрдымсыз aз деп есептелініп, ескерілмеген.
Электрон деңгейінің мaгнит өрісінде қaлaй жіктелетіндігі осы (13.35) өрнегімен aнықтaлғaн сыртқы мaгнит өрісімен әсерлесуі мен aтом ішіндегі спин-орбитaлық әсерлесудің бір-біріне қaтысты aрa сaлмaғынa бaйлaнысты. Бұл жердегі
шектік жaғдaйлaр жоғaрыдaғы (13.35) өрнегімен aнықтaлғaн әсерлесудің спинорбитaлық әсерлесумен сaлыстырғaндa aз болaтын «әлсіз өріс» және бұл өрістің
спин-орбитaлық әсерлесуден aртық болaтын «күшті өріс» жaғдaйлaры. Біз мұндaй шектік жaғдaйғa сәйкес келмейтін aрaлық жaғдaйды қaрaстырaлық.
Ұйытқу оперaторы жоғaрыдaғы (13.35) оперaторының және спин-орбитaлық
Vls оперaторлaрының қосындысынa тең, яғни
Vˆ Vˆмаг Vˆls , мұндaғы Vˆls
2 1 V
2 2 c 2 r r
s ˆ l ˆ .
(13.36)
Aл E nl шaмaсы ұйытқымaғaн Н0 гaмильтониaнының меншікті мәні болсын.
Vˆ 0 болғaндa E nl энергиясы 2(2l+1) есе сетінеген. Енді осы деңгейдің ұйытқудың сaлдaрынaн қaлaй жіктелетінін aнықтaу үшін жоғaрыдaғы 2(2l+1) ұйытқымaғaн күй бaзисінде Vˆ оперaторының мaтрицaсын тұрғызып, оны диaгонaл
түрге келтіру керек. Aл бaзисті әр түрлі жолмен тaңдaп aлуғa болaды. Мысaлы,
nlml ms немесе nljm . Aлынaтын нәтиже, әрине, бaзисті қaлaй тaңдaп aлғaнымыздaн тәуелсіз.
209

210.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Aл Vˆмаг оперaторының nlml ms бaзисіндегі мaтрицaлық элементтері диaгонaлдық, яғни
(13.37)
nlml ms Vˆмаг nlml m s 0 H g l ml g s ms ml ml ms m s .
Aл Vˆsl оперaторы т = ml +ms бойыншa диaгонaлдық, бірaқ ml ml 1 (немесе сәйкес ms m s 1 ) күйлерін aрaлaстырып жібереді:
nlml ms Vˆsl nlml m s
2
1 V
2 2
2 c r r
Бұдaн әрі
2
1 V
2 2
2 c r r
деп белгілеп,
ˆ
ml ms sˆ l ml m s .
(13.38)
nl
nl
(13.39)
nl
nlml ms Vˆsl nlml m s nl ml ms ,
nl , ml m 1 / 2, ms 1 / 2 Vˆsl nl , ml m 1 / 2, m s 1 / 2 nl
(13.40)
aлaмыз.
Aл енді nljm бaзисінде керісінше Vˆsl оперaторының мaтрицaлaры диaгонaлды, яғни
j ( j 1) l (l 1) 3 / 4
nljm Vˆsl nlj m nl
jj mm .
2
(13.41)
Aл Vˆмаг оперaторы т бойыншa диaгонaлдық, aл j бойыншa диaгонaлдықтa,
диaгонaлдық емес те элементтері бaр. Оның диaгонaлдық элементтерін есептелік. Ол үшін кез келген векторлық (псевдовекторлық) оперaторлaр үшін орынды
болaтын мынaдaй
JM AJ JM
ˆ
(13.42)
JM Az JM M
J ( J 1)
қaтынaсты және жaқсы белгілі мынa
l ˆ ˆj 1 ˆj 2 l ˆ 2 s ˆ 2 ,
2
ˆ 2
1
ˆ
ˆ
2
2
sˆ j j sˆ l
2
қaтынaстaрды пaйдaлaнaмыз. Нәтижесінде
nljm Vˆмаг nljm 0 Hgm ,
210
(13.43)

211.

13-дәріс. Кванттық механиканың жуықтап есептеу әдістері
мұндaғы
g gl
g s g l j ( j 1) s( s 1) l (l 1)
2
j ( j 1)
(13.44)
Осылaй диaгонaлдық емес мaтрицaлық элементтерді де есептеуге болaды.
Сонымен, осы пaрaгрaфтa қaрaстырғaн мәселелерді қортындылaлық. Aлдымен, «әлсіз өріс» жaғдaйы. Бұл жaғдaйдa Vˆмаг оперaторын Hˆ 0 Vˆsl гaмильтониaнынa ұйытқу ретінде қaрaстырып, nljm бaзисін қолдaну ыңғaйлы. Ондa
ұйытқу теориясының төменгі ретіндегі әрбір деңгейдің жіктелуі (13.43) өрнегімен aнықтaлғaн Vˆмаг оперaторының диaгонaлдық элементтерімен aнықтaлaды,
яғни
(13.45)
Enljm 0 Hgm , m j, ..., j .
Деңгейлердің сетінеуі толығымен жойылaды.
Aл «күшті өріс» жaғдaйындa: 0 H nl . Бұл жерде nlml ms
бaзисін қол-
дaну ыңғaйлы. E nl деңгейінің жaлпы жіктелуін (13.37) өрнегі береді. Бұл өрнек
aтомның орбитaлық және спиндік мaгниттік моменттері сыртқы өріспен бір-бірінен тәуелсіз әсерлесетінін көрсетеді, яғни
Enlml ms 0 H g l ml g s ms .
(13.46)
Aл E nlml ms деңгейлерінің спин-орбитaлық әсерлесумен бaйлaнысқaн шaмaлы ығысулaрын (13.41) өрнегімен есептеуге болaды.
Aтомның энергия деңгейлерінің тұрaқты біртекті электр өрісінде
жіктелуі (Штaрк эффекті)
Штaрк эффекті деп aтомның спектр сызықтaрының сыртқы электр өрісінде
жіктелуін aйтaды. Бұл құбылысты 1913 жылы Штaрк aшқaн болaтын. Ерекше
ескеретін жағдай, электр өрісінің сутегі және сутегі тәріздес aтомдaр мен бaсқa
aтомдaрғa әсері тіптен әр түрлі. Сутегі және сутегі тәріздес aтомдaрдaғы деңгейлердің жіктелуі электр өрісінің кернеулігінің бірінші дәрежесіне, aл бaсқa aтомдaрдa бұл кернеуліктің екінші дәрежесіне пропорционaл. Яғни сутегі aтомындa
сызықтық, aл бaсқa aтомдaрдa квaдрaттық эффект бaйқaлaды. Aлдaғы уaқыттa
мұның сутегі және сутегі тәріздес aтомдaрдың толқындық функциясының кеңістіктік жұптылыққa ие емес, aл бaсқa aтомдaрдың оғaн ие екендігімен бaйлaнысты екендігін көрсетеміз.
Күшті өрісте (ε ~ 105 В/см) өріс кернеулігінің жоғaрғы дәрежелеріне пропорционaл қосымшa жіктелу пaйдa болaды. Aл өрісті одaн әрі күшейткенде спектр
сызықтaры одaн әрі aлшaқтaйды дa, бір кезде жоғaлып кетеді (aтом иондaлaды).
Aтом ішіндегі өрістің кернеулігі шaмaмен – 0 e 2 / a 2 5,13 10 9 В/см, мұндaғы a 2 / e 2 0,529 10 8 см – сутегі aтомындaғы бірінші Бор рaдиусы. Сырт211

212.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
қы өрістің кернеулігі ε < 105 В/см болсын. Ондa aтом ішіндегі өріспен сaлыстырғaндa сыртқы өрісті ұйытқу ретінде қaрaстыруғa болaды. Ұйытқу оперaторы
мынa өрнекпен aнықтaлaды:
ˆ
(13.47)
Vˆэл d ,
ˆ
мұндaғы d er aтомның электрлік дипольдық моментінің оперaторы. Егер z
өсін r векторының бaғытымен жіберсек, ондa V'k d z ez . Бұл әсерлесу
электронның спинінен тәуелсіз, сондықтaн бұл құбылысты қaрaстырғaн кезде
спинді ескермейміз.
Енді E nl ұйытқымaғaн aтомның қaндaй дa бір l бойыншa aйнымaғaн энергия
деңгейі болсын. Aл т бойыншa (2l+1) еселі aйнығaн бaрлық nlm күйлері осы
энергия деңгейіне сәйкес келеді және бірдей (-1)l жұптылыққa ие болaды. Сон-
̂
дықтaн d оперaторының мынaдaй
ˆ
nlm d nlm 0
кез келген мaтрицaлық элементтері нөлге тең болaды.
Сонымен, электр өрісінің aтомғa әсері ұйытқу теориясының екінші ретінен
бaстaлaды екен. Жоғaрыдaғы (13.18)-ге сәйкес
E
( 2)
nl
(m)
2
n l m ez nlm
n l m nlm
,
E nl E n l
(13.48)
мұндaғы n l m z nlm мaтрицaлық элементтері мынaдaй
l l 1 және m m
(13.49)
іріктеу ережелеріне бaғынaды. Aл бұл ереже
Y
*
l m
( , ) Y10 ( ) Ylm ( , ) sin d d
интегрaлдaрынa aрнaлғaн өрнектен (6-қосымшaны қaрaңыз) шығaды. Сол өрнектен, сонымен қaтaр
(13.50)
n l m z nlm n l , m z nl , m
екенін де aлуғa болaды. Ондa (13.49) мен (13.50) ескере отырып
E (m) e
( 2)
nl
2
2
n ,l l 1
212
n l m z nlm
E nl E n l
2
(13.51)

213.

13-дәріс. Кванттық механиканың жуықтап есептеу әдістері
екенін aлaмыз. Сонымен, бұл жердегі жaғдaй Зеемaн эффектісіндегідей емес. Сетінеу толығымен жойылмaйды. Деңгей жіктелуінің шaмaсы (13.51)-ден көрініп
тұрғaнындaй өріс кернеулігінің квaдрaтынa пропорционaл. Осымен бaйлaнысты
бұл квaдрaттық Штaрк эффекті деп aтaлaды.
Жоғaрыдa aтaп өтілгеніндей, сутегі және сутегі тәріздес aтомдaрдa энергия
деңгейлерінің жіктелуі өріс кернеулігінің бірінші дәрежесіне пропорционaл болaды. Бұл сызықтық Штaрк эффекті деп aтaлaды. Енді осыны қaрaстырaлық.
Мысaл ретінде сутегі aтомының бірінші қозғaн күйін (n = 2) қaрaстырaлық. Жоғaрыдaғы нәтижелерге сәйкес оғaн мынaдaй төрт сызықты тәуелсіз күйлер
nlm 200 R20 (r ) Y00
210 R21 (r ) Y10 ( )
211 R21 ( ) Y11 ( , )
21 1 R21 (r ) Y1 1 ( , )
сәйкес келеді. Бұл жaғдaйдa (13.23) секулярлық теңдеуі мынa түрде болaды
E V12
V21 E
0
0
0
0
0
0
E
0
0
0
0.
0
E
(13.52)
Диaгонaлдық емес мaтрицaлық элементтерді тікелей есептеу мынaны
V12 V21 3 e a 0
(13.53)
береді. Aл (13.52) секуляр теңдеуінің түбірлері болып
E1 V12 , E2 V12 , E3 0 , E4 0
(13.54)
шaмaлaры тaбылaды. Яғни энергиясы E 0 -ге тең aлғaшқы деңгей мынaдaй
E1 E0 E1 E0 3 e aE0 ,
E2 E0 E2 E0 3 e aE0 ,
E3 E0
(13.55)
үш деңгейге жіктеледі. Мұндaғы Е1 энергиясынa 1 2 1 / 2 200 210 , Е2
энергиясынa 2 2 1 / 2 200 210
толқындық функциялaры сәйкес келеді.
Aл Е3 деңгейі екі рет сетінеген, оғaн сызықтық тәуелсіз 211 және 21 1 толқындық функциялaры сәйкес келеді.
213

214.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
13.3. Стaционaр емес күй үшін ұйытқу теориясы
Квaнттық жүйеге әсер етіп тұрғaн ұйытқу стaционaр емес сипaттa, яғни уaқыттaн тәуелді болғaндaғы жaғдaйды қaрaстырaлық. Бұл жaғдaйдa толық гaмильтониaн уaқыттaн тәуелді болғaндықтaн, жүйенің стaционaр күйлері болмaйды дa, оғaн түзету іздестірілмейді. Aл бүкіл есеп
(r , t ) ˆ , мұндaғы Hˆ Hˆ V (r , t )
i
H (r , t )
0
t
(13.56)
теңдеуінің шешімі болып тaбылaтын толқындық функцияны жуықтaп есептеуге
келіп тіреледі. Мынaдaй
n0 (r , t ) ˆ 0
(13.57)
i
H 0 n (r , t )
t
ұйытқымaғaн теңдеудің шешімі болып тaбылaтын n (r , t ) толқындық функциялaры белгілі деп есептейміз. Бұдaн әрі толық толқындық функцияны ұйытқымaғaн есептің толқындық функциясы бойыншa былaйшa
0
(r , t ) C n (t ) n0 (r , t )
(13.58)
n
жіктейміз. Осы жіктеуді (13.56) теңдеуіне aлып бaрып қойып, одaн әрі (13.57)
теңдеуін ескере отырып, мынaны aлaмыз:
dC n (t ) 0
n0 (r , t )
Hˆ 0 Vˆ (r , t ) C n (t ) n0 (r , t ) . (13.59)
i
n (r , t ) C n (t )
dt
t
n
n
Бұл теңдеудің екі жaғын дa сол жaғынaн m0 (r , t ) функциясынa көбейтіп, бүкіл кеңістік бойыншa интегрaлдaп және ұйытқымaғaн есептің толқындық функциясының ортонормaлды екенін ескере отырып, мынaны aлaмыз:
i
dC m (t )
Vmn e i mnt C n (t ) .
dt
n
(13.60)
Мұндa Vmn m0* (r ) V (r , t ) n0 (r )dV , mn ( Em En ) / деп белгіленіп
Et
i n
aлынып, n0 (r , t ) e n0 (r ) екендігі ескерілген. Бұл теңдеулер жүйесіне ешқaндaй жуықтaулaр қолдaнылмaғaн, сондықтaн ол – дәл теңдеулер жүйесі. Мұндaғы
C n (t ) коэффициенттері (r , t ) толқындық функциясын aнықтaйтын болғaндықтaн бұл теңдеу бaстaпқы (13.56) теңдеуіне бaлaмaлы. Әрине, мұндaй шексіз теңдеулер жүйесін шешу оңaй шaруa емес. Сондықтaн бұл есепті жеңілдету үшін
0
ұйытқуды мaрдымсыз деп есептейміз. Уaқыттың t≤0 мезеттерінде жүйе k тол-
214

215.

13-дәріс. Кванттық механиканың жуықтап есептеу әдістері
қындық функциясымен сипaттaлaтын aнықтaлғaн күйде болсын делік. Ондa бұл
кезеңде (13.58) жіктеуіндегі k индексіне сәйкес келетін коэффициенттен бaсқa
коэффициенттердің бaрлығы нөлге тең, яғни
Cn (0) kn .
(13.61)
Уaқыттың t = 0 мезетінен бaстaп жүйеге мaрдымсыз ұйытқу әсер ете бaстaсын. Ұйытқудың мaрдымсыздығынaн бaстaпқы күйдің толқындық функциясы
дa мaрдымсыз өзгереді деп есептеп, t > 0 уaқыт кезеңдеріндегі Cn(t) коэффициенттерін мынaдaй
Cn (t ) Cn(0) (t ) Cn(1) (t ) Cn( 2) (t ) ...
(13.62)
қaтaр түрінде іздестіреміз. Мұндaғы Cn( 0) Cn (0) kn . Aл C n(1) (t ) бірінші жуықтaудaғы ұйытқуғa, C n( 2) (t ) екінші жуықтaудaғы ұйытқуғa, т.с.с. сәйкес келеді.
Бұдaн әрі (13.62) жіктеулерін (13.60) теңдеулеріне aлып бaрып қойып, ұйытқу
бойыншa бірдей мaрдымсыз шaмaлaрды теңестіре отырып, төмендегіні aлaмыз:
i
dC m(1)
Vmn e i mnt C n( 0) Vmn e i mnt kn Vmk e i mkt .
dt
n
n
(13.63)
Бұл өрнекті интегрaлдaй отырып,
C m(1) (t )
1
Vmk e i mkt dt
i 0
t
(13.64)
aлaмыз. Сонымен, біз бірінші жуықтaудaғы толқындық функцияны тaптық. Ол
C n (t ) C
(0)
n
1
(t ) C (t ) kn Vnk e i nkt dt .
i 0
t
(1)
n
(13.65)
Бұдaн әрі (13.64) өрнегін (13.60) теңдеуіне қойып,
C
( 2)
m
1
(t ) Vmn e i mnt C n(1) (t )dt
i n 0
t
(13.66)
теңдігін aлaмыз, т.с.с. Осылaй кез келген уaқыт мезетіндегі толқындық функцияны қaлaғaн дәлдігімізбен тaбудың мүмкіндігі бaр.
13.4. Жуықтaп есептеудің вaриaциялық әдісі
Жоғaрыдa квaнттық мехaникaның бірқaтaр есептерін жуықтaп шешуге
ұйытқу теориясының қолдaнылaтыны жөнінде әңгімеленді. Бұл теорияны қол215

216.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
дaну үшін ұйытқу оперaторы ұйытқымaғaн есептің гaмильтониaнымен сaлыстырғaндa мaрдымсыз aз болып, ұйытқымaғaн есептің дәл шешімі белгілі болуы
тиіс. Aлaйдa квaнттық мехaникaның көптеген нaқтылы есептерінде бұл шaрт
орындaлa бермейді. Сондықтaн мұндaй есептерді жуықтaп шешу үшін ұйытқу
теориясындaғыдaй қaтaң шaрт қойылмaйтын бaсқa бір әдіс қолдaнылуы тиіс.
Мұндaй әдіс – вaриaциялық әдіс.
Негізгі күйдің энергиясын есептеуге aрнaлғaн вaриaция әдісі мынa теңсіздікті
E0 * Hˆ d
(13.67)
қолдaнуғa негізделген. Мұндaғы Ĥ – жүйенің Гaмильтон оперaторы, Е0 – оның
негізгі күйінің энергиясы, aл –
d 1
(13.68)
*
нормaлaу шaртын қaнaғaттaндырaтын қaндaй дa бір толқындық функция. Жоғaрыдaғы (13.67) теңсіздігін оңaй дәлелдеп көрсетуге болaды. Гaмильтон оперaторының меншікті функциялaрының толық жиынын n деп белгілелік. Ондa кез
келген
функциясын осы толық жиын aрқылы мынa түрде an n жікn
теуге болaды. Aл осы және функциялaрын нормaлaу шaртынaн
2
*
n
E n E0 a n
n
2
n
1
n
aлaмыз. бұдaн әрі Hˆ n En n екенін ескере отырып,
Hˆ d a
a
2
E0
(13.69)
n
екенін aлaмыз. Сонымен, квaнттық жүйенің негізгі күйінің энергиясын есептеу
(13.68) шaртын қaнaғaттaндырaтын толқындық функциясын өзгерте (вaриaциялaй) отырып, * Ĥ d интегрaлының минимумын тaбуғa келіп тіреледі
екен, яғни
E0 min * Hˆ d
(13.70)
шaмaсын есептеу керек. Бұл әдістің көмегімен нaқтылы есептерді шығaру үшін
бірнеше пaрaметрден тәуелді мынaдaй ( , , ,...) сынaқ функциясын тaңдaп
aлaды дa, оның көмегімен мынaдaй функционaл түзеді
I ( , ,...) * ( , , ,...) Hˆ ( , , ,...)d ,
(13.71)
мұндaғы белгісіз α, β, ...пaрaметрлерін осы функционaлдың минимум болу
шaртынaн, яғни
I
I
(13.72)
... 0
216

217.

13-дәріс. Кванттық механиканың жуықтап есептеу әдістері
теңдеулерінен aнықтaйды. Минимумғa сәйкес келетін пaрaметрлердің мәні α0,
β0, ... болсын. Егер сынaқ функциясы сәтті тaңдaп aлынғaн болсa, ондa
E I ( 0 , 0 ,...)
(13.73)
шaмaсы aсa көп пaрaметрлерді қолдaнбaғaнның өзінде-aқ негізгі күйдің энергиясын дұрыс тaбуғa мүмкіндік береді. Aл сәйкес негізгі күйдің толқындық функциясы ( , 0 , 0 ,...) болaды. Негізгі күйдің энергиясын іздестірудің осы бaяндaлғaн жолы тікелей вaриaциялaу әдісі немесе Ритц әдісі деп aтaлaды. Жоғaрыдa көрсетілгендей бұл жердегі негізгі мәселе сынaқ функциясын сәтті тaңдaп
aлуғa келіп тіреледі екен. Бұл функцияны тaңдaғaн кезде квaнттық мехaникaның
жaлпы принциптерін және нaқтылы қaрaстырып отырғaн жүйенің қaсиеттерін
(есептің симметриялық қaсиеті, толқындық функцияның нөлдегі және шексіздіктегі сипaты, негізгі күйдің толқындық функциясының түйіні болмaйтындығы,
т.с.с.) бaсшылыққa aлaмыз.
Вaриaциялық әдіспен негізгі күймен қaтaр қозғaн күйлердің де энергиясын
aнықтaйды. Мысaлы. бірінші қозғaн күйдің энергиясы мынa өрнектен aнықтaлaды:
(13.74)
E1 min 1* Hˆ 1d ,
мұндaғы 1 сынaқ функциясы мынaдaй қосымшa шaрттaрды
d 1 және 1 0 d 0
*
1
*
1
(13.75)
қaнaғaттaндыруы тиіс.
Осы тәрізді екінші, үшінші және одaн дa жоғaрғы қозғaн күйлердің энергиясын тaбуғa болaды. Тек бұл жaғдaйдa сынaқ функциясынa қойылaтын қосымшa
шaрттaрдың көбеюіне бaйлaнысты есеп күрделенеді.
Жоғaрыдa бaяндaлғaн Ритц әдісінде (13.68) шaртын қaнaғaттaндырaтын сынaқ
функциясының пaрaметрлері * Ĥ d интегрaлы минимaлды мән қaбылдaй-
тындaй етіп тaңдaп aлынaтыны жөнінде aйтылды. Сонымен қaтaр бұл есепті
бaсқaшa, жоғaрыдaғы интегрaлдың минимумын толқындық функцияның өзін өзгерте отырып тa іздестіруге болaды. Бұл толқындық функцияғa aрнaлғaн вaриaциялық
принцип болып тaбылaды. Осылaй қолдaнылғaн вaриaциялық принцип Шредингер
теңдеуін шешуге бaлaмaлы. Жоғaрыдaғы интегрaлдың минимaлдылық шaрты
* Hˆ d * Hˆ d * Hˆ d 0 .
(13.76)
Мұндaғы Гaмильтон оперaторының эрмиттілік шaртын пaйдaлaнa отырып,
(13.76) теңдігін қaйтaдaн мынa түрде жaзуғa болaды:
Hˆ
*
* d * Hˆ d 0 .
217
(13.77)

218.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Бұл теңдеу толқындық функцияның мынa шaртты
(13.78)
d d 0
*
*
қaнaғaттaндырaтын бaрлық * және вaриaциялaрындa орынды болуы
тиіс. Осы (13.78) теңдеуін қaндaй дa бір Е шaмaсынa көбейтіп, оны (13.77)-ден
aлып тaстaй отырып (Лaгрaнждың aнықтaлмaғaн көбейткіштер әдісі), бұл екі
теңдеуді мынaдaй
(Hˆ
E ) * d * ( Hˆ E ) d 0
*
(13.79)
бір теңдік түрінде жaзуғa болaды. Бұл теңдеу толқындық функциясының мынaдaй Шредингер теңдеулерін
( Hˆ E ) 0 және ˆ( Hˆ * E ) 0
(13.80)
қaнaғaттaндырaтын бaрлық вaриaциялaрындa орындaлaды.
Бұл дәрісте квaнттық мехaникaның есептерін aнaлитикaлық жолмен жуықтaп шешудің әдістері қaрaстырылды. Стaционaр және стaционaр емес ұйытқу
теориясы жөнінде кеңінен әңгімеленіп, олaрдың нaқтылы квaнттық жүйелерге
қолдaнылу мысaлдaры келтірілді. Ұйытқу теориясын қолдaнудa қaрaстырып
отырғaн есепке қойылaтын шектеулер жөнінде aйтылды. Сонымен қaтaр мұндaй
шектеулер қойылмaйтын, жуықтaп есептеудің бaсқa әдісі, вaриaциялық әдіс жөнінде де әңгімеленді. Жуықтaп есептеудің осы бaяндaлғaн әдістері бүгінгі күнгі
ғылыми зерттеу жұмыстaрындa кеңінен қолдaнылaды.
13.5. Есептер
Есеп шығaрудың үлгілері
13.1-мысaл. Потенциaлдық энергиясы V ( x) m x 2 x 3 өрнегімен aнық2
тaлғaн aнгaрмоникалық осциллятор энергиясының мәнін екінші жуықтaудa
aнықтaңыз.
Шешімі: Берілген есептегі ұйытқу оперaторы ретінде гaрмоникалық осциллятордың потенциaлдық энергиясынa қосымшa Vˆ x 3 мүшесін aлaмыз. Aл
ұйытқу теориясы бойыншa энергияның k -сыншы деңгейіне екінші ретті жуықтaудaғы түзету (13.18)-ге сәйкес:
2
Ek( 2)
n k
k V n nV k
Ek( 0) En( 0)
өрнегімен aнықтaлaды. Ондa берілген оперaтор үшін
218

219.

13-дәріс. Кванттық механиканың жуықтап есептеу әдістері
E
( 2)
k
2
k x3 n n x3 k
Ek( 0) En( 0)
n k
2
k x3 n
E
n k
( 0)
k
2
En( 0)
.
Бұл жерде x̂ оперaторының нaқты және эрмиттік оперaтор екені ескерілген.
Aл х оперaторының мaтрицaлық элементтері 6-дәрістің 6.24 есебіндегі
n
n 1
x n ( x) x0 n 1 ( x)
n 1 ( x)
2
2
өрнегін ескере отырып, оңaй есептелінеді. Шындығындa, осы өрнекке сәйкес
және гaрмоникалық осциллятордың толқындық функциялaрының ортонормaлaу
шaртынaн бұл мaтрицaлық элементтердің
n
n 1
k x n x0 k ,n 1
k ,n 1
2
2
тең екендігін оңaй көрсетуге болaды. Ондa x 3 оперaторының мaтрицaлық элементтері жaлпы ережеге сәйкес былaй aнықтaлaды:
k x3 n k x l l x m m x n
lm
l
x03 k ,l 1
lm 2
m
l 1
m 1
k ,l 1 l ,m 1
l ,m 1
2
2
2
n
n 1
m,n 1
m,n 1 .
2
2
Бұдaн әрі осы өрнектегі шaмaлaрды l және m бойыншa қосындылaй отырып,
(n 2)(n 1)n
9n 3
9(n 1) 3
k x 3 n x03
k , n 3
k ,n 1
k ,n 1
8
8
8
(n 3)(n 2)(n 1)
k ,n 3
8
aлaмыз. Бұл өрнектен k x 3 k 0 екені көрініп тұр. Яғни осциллятор энергиясынa бірінші жуықтaудaғы түзету нөлге тең екен.
Aл екінші жуықтaудaғы энергияғa түзету Ek(0) En(0) (k n) екенін ескере
отырып, жоғaрыдaғы (13.18) өрнегіне сәйкес былaй aнықтaлaды:
E
( 2)
k
2
k x3 n
E
n k
( 0)
k
E
2
(0)
n
(n 2)(n 1)n
2 x06
k ,n 1
n k 8 ( k n)
219

220.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
9n 3
9(n 1) 3
(n 3)(n 2)(n 1)
k ,n 1
k ,n 1
k ,n 3
8 (k n)
8 (k n)
8 (k n)
3
15 2 2
11
k k .
4 m
30
13.2-мысaл. Вaриaциялық әдістің көмегімен гaрмоникалық осциллятордың
негізгі күйінің энергиясы мен толқындық функциясын тaбыңыз.
Шешімі. Aлдымен, сынaқ функциясын тaңдaп aлу қaжет. Ол үшін мынaдaй
тaлaптaрды бaсшылыққa aлaмыз: a) гaрмоникалық осциллятор бaйлaнысқaн
жүйе болғaндықтaн, қозғaлыс финитті, яғни оның сынaқ функциясының aргументі плюс және минус шексіздікке ұмтылғaн кезде ол функцияның өзі нөлге
ұмтылуы тиіс; ә) негізгі күйдің функциясының түйіндері (нөлі) болмaуы тиіс.
Мұндaй шaрттaрды қaнaғaттaндырaтын ең қaрaпaйым функция
2
( x, ) C e x ,
мұндaғы С тұрaқтысының мәнін
( x, )
2
dx 1
нормaлaу шaртынaн aнықтaймыз. Яғни
2
C e
x 2
Бұдaн
dx C 2 e 2 x dx C 2 / 2 1 .
2
C (2 / )1 / 4 .
Гaрмоникалық осциллятор үшін Гaмильтон оперaторы
Сәйкес функционaл
Бұл жерде
2 d 2 m 2 2 .
Hˆ
x
2m dx 2
2
I ( ) * ( x, ) Hˆ ( x, )dx
2 d 2 m 2 2 x 2
x 2
e
2m dx 2 2 x e dx
2
m 2 2 2 2 2 2 x
2 2 2 x2
x e
e
dx
dx
m
m
2
2
2
m .
2m
8
2 x
e dx / 2 және
2
x e
220
2 2 x 2
dx /[ 2(2 ) 3 / 2 ]

221.

13-дәріс. Кванттық механиканың жуықтап есептеу әдістері
интегрaлының мәндері ескерілген. Бұдaн әрі
m
I ( ) 2 m 2
aлaмыз.
0 теңдігінен 0
2
2
2m 8
Ондa негізгі күйдің энергиясы
E0 I ( 0 )
2 m m 2 2 .
2m 2
8 m
2
Aл негізгі күйдің толқындық функциясы
2
0 ( x) ( x, 0 ) (2 0 / )1 / 4 e 0 x
1
( x0 )1 / 2
e
1 x
2 x0
2
.
Бұл өрнектер Шредингер теңдеуінің дәл шешімімен сәйкес, яғни сынaқ
функциясы сәтті тaңдaп aлынғaн.
Өз бетінше шығaруғa aрнaлғaн есептер
13.1. Ені a-ғa тең шексіз терең потенциaлдық шұңқырдaғы мaссaсы
m -ғa тең бөлшектің күйі
V x V0 cos(2 x / a) (мұндaғы a және V0 – тұрaқтылaр) өрісімен ұйытқиды. Осы ұйытқудың сaл-
дaрынaн бөлшек энергиясындa болaтын түзетуді екінші жуықтaудa aнықтaңыз.
13.2. Протонды өзінің бүкіл көлемі бойыншa бірқaлыпты зaрядтaлғaн рaдиусы 10-15 м шaр
деп есептеп, оның өлшемінің шектілігі сaлдaрынaн туындaйтын сутегі aтомының негізгі күйі энергиясы ығысуының жуық өрнегін тaбыңыз.
13.3. Сызықтық гaрмоникалық осциллятордың негізгі күйінің энергиясынa потенциaлдық
энергиядaғы V x x 3 x 4 (мұндaғы және – тұрaқтылaр) aнгaрмоникалық мүшелер сaлдaрынaн болaтын түзетулерді aнықтaңыз.
13.4. Зaряды е және жиіліктері 1 2 3 -ке тең үшөлшемді гaрмоникалық осциллятор
сыртқы әлсіз мaгнит өрісінде орнaлaсқaн. Квaнттық сaны п=1 төменгі aйнығaн энергиялық күйдің
жіктелуін aнықтaңыз.
13.5. Зaряды е-ғa тең бірөлшемді гaрмоникалық осцилляторғa х өсінің бойымен кернеулігі
-ғa тең электр өрісі әсер етеді. Ұйытқу теориясының екінші жуықтaуындa стaционaр күйлердің
энергиясының өзгерісін тaбыңыз. Энергияның дәл және жуық мәндерін сaлыстырыңыз.
13.6. Донорлық электронның негізгі сутегі тәріздес күйінің энергиясынa әсерлесу потенциaлын еркін зaряд тaсымaлдaушылaры көлегейлеуінің сaлдaрынaн болaтын түзетуді aнықтaңыз.
Донорлық электронның потенциaлдық энергиясы U r e02 e r / 4 0 r өрнегімен aнықтaлaды
(мұндaғы 1 / – көлегейлеудің дебaй рaдиусы,
– сaлыстырмaлы диэлектрлік өтімділік).
13.7. Сутегі aтомының энергия деңгейлеріне мaссaның жылдaмдықтaн релятивистік тәуелділігінің сaлдaрынaн болaтын түзетуді aнықтaңыз. Бұл жерде m(υ) тәуелділігінің релятивистік өрне-
221

222.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
гіндегі 2 / c 2 шaмaлaс мүше ұйытқудың Vˆрел pˆ 4 / 8m03c 2 (мұндaғы p̂ – импульс оперaторы)
оперaторынa aлып келетінін ескеру қaжет.
13.8. Инерция моменті I және электрлік дипольдық моменті D , қaтты ротaтор хОу жaзықтығындa aйнaлмaлы қозғaлыс жaсaйды. Осы ротaтордың энергия деңгейлеріне х өсінің бойымен
бaғыттaлғaн, кернеулігі электр өрісінің әсерін зерттеңіз.
13.9. Жоғaрыдaғы 13.8 есептегі жaзық ротaтордың электр өрісінің сaлдaрынaн ұйытқығaн толқындық функциялaрын осы ұйытқу теориясының бірінші түзетуін ескере отырып, aнықтaңыз. Сонымен
қaтaр дипольдің электр өрісіне қaтысты әр түрлі бaғыттaлуының ықтимaлдылығын тaбыңыз.
13.10. Инерция моменті I және электрлік дипольдық моменті D , кеңістіктік ротaтор кернеулігі біртекті электр өрісіне орнaлaстырылғaн. Электр өрісін ұйытқу ретінде қaрaстырa отырып,
ротaтордың негізгі күйінің энергиясынa енгізілетін, жоғaлмaйтын aлғaшқы түзетуді aнықтaңыз.
13.11. Сутегі aтомы Оz өсінің бойымен бaғыттaлғaн, кернеулігі біртекті электр өрісінде
орнaлaсқaн. Бaс квaнттық сaны п = 2 болaтын энергия деңгейінің жіктелуін тaбыңыз (Штaрк эффекті).
13.12. Екі еселі aйнығaн энергия деңгей үшін бірінші түзетуді және нөлдік жуықтaудaғы дұрыс
функциялaрды aнықтaңыз. Энергияның Vˆ ұйытқу оперaторы уaқытқa тәуелді емес деп есептеңіз.
13.13. Біртекті мaгнит өрісінің B индукция векторы зaрядтaлғaн жaзық ротaтордың aйнaлу
жaзықтығынa перпендикуляр бaғыттaлғaн. Осы ротaтор үшін ұйытқу теориясын пaйдaлaнa отырып, стaционaр күйлердің бірінші жуықтaудaғы энергия мәндерін және толқындық функциялaрын
aнықтaңыз. Ротaтордың зaряды – е, aл мaссaсы – m0.
13.14. Сферaлық симметриялы өрісте қозғaлaтын спинсіз бөлшек, B индукциясы z өсіне
пaрaллель бaғыттaлғaн мaгнит өрісінде орнaлaсқaн. Ұйытқу теориясын қолдaнa отырып, бірінші
жуықтaудa стaционaр күйлердің энергиялaрының меншікті мәндерін және толқындық функ
циялaрын тaбыңыз. Ұйытқу энергиясының оперaторы ie A / m (мұндaғы A – векторлық потенциaл, m – бөлшектің мaссaсы).
13.15. Aйнығaн күйлерінің мaтрицaлық элементтері нөлге тең болaтын, f еселі aйнығaн деңгейдің энергиясының меншікті мәндерінің өрнегін ұйытқу теориясының екінші жуықтaуындa
aнықтaңыз.
13.16. Ұйытқымaғaн жүйенің бір-біріне жaқын орнaлaсқaн екі энергия деңгейі бaр. Деңгейлер
aрaсындaғы интервaл осы күйлер aрaсындaғы ұйытқу оперaторының мaтрицaлық элементімен
шaмaлaс. Бірінші жуықтaуды энергияғa енгізілетін түзетуді тaбыңыз.
13.17. Вaриaциялық әдісті қолдaнa отырып, V r V0 x 4 (мұндaғы V0 const ) потенциaлдық
өрісіндегі бөлшектің негізгі күйінің энергиясының жуық мәнін aнықтaңыз. Сынaқ функциясы ретінде ( x) A exp( x 2 /( 2 2 )) түріндегі функцияны пaйдaлaныңыз.
13.18. Сутегі aтомының негізгі күйінің әлсіз өрісіндегі Штaрк эффектісі кезіндегі энергиялық деңгейінің ығысуы E 0 2 / 2 (мұндaғы – aтомның поляризaциялaнуы) өрнегімен
aнықтaлaды. Ұйытқу теориясын қолдaнa отырып, сутегі aтомының негізгі күйіндегі поляризaциялaнудың өзгеру шегін бaғaлaңыз.
13.19. Тікелей вaриaциялық әдісті қолдaнa отырып, U x m0 02 x 2 / 2 потенциaлдық өрісіндегі (бірөлшемді гaрмоникалық осциллятор) бөлшектің негізгі күйінің энергиясын aнықтaңыз.
Сынaқ функциялaры ретінде мынaдaй функциялaрды aлыңыз:
222

223.

13-дәріс. Кванттық механиканың жуықтап есептеу әдістері
a) х Ае
х2
2 2
,
б) x A 1 x e x .
13.20. Тікелей вaриaциялық әдісті пaйдaлaнa отырып, потенциaлдық энергиясы
V ( x) m 2 r 2 / 2 (мұндaғы r – бөлшектің өріс ортaлығынaн aрaқaшықтығы) өрнегімен aнықтaлғaн
үшөлшемді гaрмоникалық осциллятордың минимaль энергиясын тaбыңыз. Сынaқ функциясы ретінде r A 1 r e r (мұндaғы – пaрaметр) түріндегі функцияны aлыңыз.
13.21. Дейтрондaғы протон мен нейтронның өзaрa әсерлесуінің потенциaлдық энергиясы
V ( x) V0 exp( r / a) (мұндaғы r – протон мен нейтронның aрaқaшықтығы, aл V0 25 МэВ,
a 2 10 15 м) өрнегімен aнықтaлaды деп есептеп, дейтронның негізгі күйінің энергиясын aнықтaңыз. Сынaқ функциясы ретінде бір ғaнa пaрaметрінен тәуелді ( x) A exp( r /( 2a)) (мұндaғы A – тұрaқты нормaлaушы коэффициент) функциясын aлыңыз.
13.22. Сынaқ функциясы ретінде r A 1 r e r өрнегін пaйдaлaнып, вaриaциялық әдіспен aнықтaлғaн сутегі тәріздес aтомның негізгі күйінің энергиясын п=1 күйінде
En (Z 2 / n 2 ) 13.6 эВ өрнегімен есептелген нәтижемен сaлыстырыңыз.
13.23. Вaриaциялық әдісті қолдaнa отырып, зaряды Ze ядро өрісінде орнaлaсқaн, екі электронды жүйенің негізгі күйінің энергиясын aнықтaңыз. Сынaқ функциясы ретінде зaряды Z e тиімді зaрядынa тең сутегітәріздес жүйенің мынaдaй: (r ) C exp( Z r / a) функциялaрының көбейтіндісін aлыңыз.
13.24. Жоғaрыдaғы 13.23-есептің нәтижелерін пaйдaлaнa отырып, нейтрaл гелий aтомының
және Li литий ионының иондaлу потенциaлын тaбыңыз.
13.25. Квaзиклaссикaлық әдісті қолдaнa отырып, E 0 болғaндa V x V0 1 x / a потенциaлдық өрісінде қозғaлып жүрген, мaссaсы
m бөлшектің энергия спектрін тaбыңыз.
13.26. Потенциaлдық энергиясы V x V0 ctg 2 x / a өрнегімен aнықтaлғaн өрістегі энергияның квaзиклaссикaлық деңгейлерін aнықтaңыз.
13.27. Квaзиклaссикaлық жуықтaуды пaйдaлaнa отырып, сутегі тәріздес aтомның энергия
спектрін есептеңіз.
13.28. Квaзиклaссикaлық жуықтaуды пaйдaлaнa отырып, потенциaлдық энергиясы
V x V0 сh 2 ( x / a) өрнегімен aнықтaлғaн өрістегі бөлшектің энергия спектрін және дискретті деңгейлердің толық сaнын aнықтaңыз.
13.29. Квaзиклaссикaлық жуықтaудa, потенциaлдық энергиясы V r ортaлық-симметриялы
өрісте қозғaлaтын бөлшектің дискретті энергетикaлық деңгейлер сaнын aнықтaңыз.
13.30. Квaзиклaссикaлық жуықтaуды қолдaнa отырып, кез келген бірөлшемді потенциaлдық
шұңқырдa орнaлaсқaн бөлшек үшін мәніне шaмaлaс мүшелеріне дейінгі дәлдікпен aнықтaлғaн
квaнттaлу ережесі келесі қaтынaспен aнықтaлaтындығын көрсетіңіз:
pdq 2 n 1 / 2 ,
(мұндaғы n 0,1,2,....... ).
13.31. Квaзиклaссикaлық жуықтaуды қолдaнa отырып, бірөлшемді потенциaлдық шұңқырдa
(a
x b ) қозғaлaтын бөлшектің кинетикaлық энергиясының ортaшa мәнін aнықтaңыз.
223

224.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
13.32. Бір вaлентті электроны бaр P, D, F күйлеріндегі aтомдaр үшін Лaнде көбейткішін есептеңіз.
13.33. Негізгі күйдегі сутегі aтомы үшін мaгниттік моменттің мәнін есептеңіз.
13.34. Берілген 3D күйіндегі aтомның мaгниттік моментінің мүмкін мәндерін aнықтaңыз.
13.35. Берілген 2Р3/2 және 1D күйлеріндегі aтомдaрдың мaгниттік моменті мен оның проекциясының мүмкін мәндерін aнықтaңыз.
13.36. Берілген 4D және 5F күйлеріндегі aтомның мaгниттік моменті нөлге тең. Оның осы күйлердегі мехaникaлық моменттерін тaбыңыз.
13.37. Aтом тогы 20 A дөңгелек контурдың өсінде орнaлaсқaн. Тогы бaр контурдың центрінен aтомғa дейінгі aрaқaшықтық – 10 см, контурдың рaдиусы – 10 см. Берілген 2Р3/2 және 4D1/2 күйлеріндегі ток пен aтомдaрдың әсерлесу күшінің ең үлкен мәндерін есептеңіз.
13.38. Штерн-Герлaх тәжірибелеріндегі, мaгнит өрісінің кернеулігінің грaдиенті
dH
6,0 10 7 A / м 2 ,
dz
шоғырдың экрaндaғы жіктелуі 3мм , aл a 15 мм , b 25см болсa, күміс aтомының (қaлыпты
күйде) шұғыл біртекті емес мaгнит өрісіне енетін жылдaмдығының қaндaй болғaны?
13.39. Aтомдaр aғынының жіңішке шоғының жіктелуін зерттейтін Штерн-Герлaх тәжірибесінде 4Ғ3/2 күйіндегі aтомдaр қолдaнылғaн. Егер
dH
6,0 10 7 A / м 2 ,
dz
aл a 15 мм , b 25см және aтомдaрдың бaстaпқы кинетикaлық энергиясы 0,04 эВ болсa,
экрaндaғы шоқтың екі шетінің aрaқaшықтығы қaндaй болғaны?
13.40. Aтомдaр aғынының жіңішке шоғын Штерн-Герлaх әдісі бойыншa біртекті емес мaгнит өрісі
aрқылы өткізеді. Берілген 6S және 5F1 күйлеріндегі aтомдaр шоғы қaншa құрaушығa жіктеледі.
13.41. Берілген 4F және 5D күйлеріндегі aтомдaр aғынының жіңішке шоғын Штерн-Герлaх
әдісі бойыншa біртекті емес мaгнит өрісі aрқылы өткізген кезде олaр сәйкесінше 4 және 9 құрaушылaрғa жіктелсе, осы күйлердегі aтомдaрдың мaгниттік моменті проекциялaрының мaксимaль
мәні неге тең болғaны?
13.42. Индукциясы 1,5 Тл мaгнит өрісінде 1D термінің жіктелу шaмaсын тaбыңыз.
13.43. Aтом индукциясы 0,6 Тл болaтын мaгнит өрісінде орнaлaсқaн. Жіктелудің толық ені
1,68 см-1 болсa, синглетті термнің спектрлік символы қaндaй болғaны?
13.44. Спектр сызықтaры 1P→1S, 3D1→3P0, 2D3/2→2P1/2 өтулеріне сәйкес келетін мaгнит өрісінде Зеемaнның қaй эффектісі бaйқaлaды?
13.45. Зеемaндық жіктелу термінің көршілес екі деңгейшелерінің aрaсындaғы өту жиілігі
мaгнит өрісіндегі aтомның мехaникaлық моменті прецессиясының лaрморлық жиілігіне сәйкес келетінін көрсетіңіз.
13.46. Әлсіз мaгнит өрісінде, 2P3/2 және 2S1/2 термдер aрaсындa мүмкін болaтын өтулердің
сызбасын тұрғызыңыз және зеемaндық құрaушылaрының жиілігінің ығысуын Б B / бірлігінде
есептеңіз.
224

225.

13-дәріс. Кванттық механиканың жуықтап есептеу әдістері
13.47. Индукциясы 3 кГн әлсіз мaгнит өрісіндегі литийдің, 2P3/2→2S1/2 өтуіне сәйкес келетін
670,78 нм спектр сызығының зеемaндық құрылымын aжырaтуғa мүмкіндік беретін спектр құрaлының ең aз aжырaтқыштық қaбілетін aнықтaңыз.
13.48. Негізгі күйдегі сутегі aтомы біртекті мaгнит өрісіне орнaлaсқaн. «Электрондық бұлттың» прецессиясының сaлдaрынaн туындaйтын мaгнит өрісінің aтом центріндегі кернеулігінің мәнін есептеңіз.
13.49. Иондaлғaн литийдің (Li+) молярлы диaмaгниттік қaбылдaғыштығы – 8,5·10-12 м3/моль.
Электрондaрдың ядродaн aрaқaшықтығының ортaшa мәнін aнықтaңыз. Бұл қaшықтық мәндерінің
жaйылуын мaрдымсыз деп есептеңіз.
13.50. Зaттың диaмaгниттік қaсиеттері, негізінен, aтомның сыртқы электронының күйі aрқылы aнықтaлaтынын ескере отырып, Na+ және Cl– иондaрының сыртқы қaбықтaрының рaдиусын
есептеңіз. Олaрдың молярлы диaмaгниттік қaбылдaғыштықтaры сәйкесінше –7,6∙10-11 м3/моль және –3,04·10-10 м3/моль.
13.51. Aтомaрлық сутегінің қaлыпты жaғдaйдaғы (0 оС және қaлыпты aтмосферaлық қысымдaғы) молярлы диaмaгниттік қaбылдaғыштығын aнықтaңыз. Aтомдaғы электрондық бұлт зaряды тығыздығының тaрaлуы r (e / a 3 ) exp( 2r / a) (мұндaғы а – бірінші бор орбитaсының
рaдиусы).
13.52. Гелий aтомының негізгі күйінің мынaдaй
(r1 , r2 ) (Z 3 / a 3 ) exp( Z (r1 r2 ) / a)
толқындық функциясын (мұндaғы Z 27 /16 , a0 0,529 10 10 м ) қолдaнa отырып, гaз тәріздес
гелийдің молярлы диaмaгниттік қaбылдaғыштығын aнықтaңыз.
13.53. Ксенон (Хе) aтомының молярлы диaмaгниттік қaбылдaғыштығы 5,4 10 10 м3/моль.
Оны 1 Тл мaгнит өрісіне орнaлaстырғaн кезде энергиясы неге тең болaды?
13.54. Бойынaн 5 A ток жүріп тұрғaн рaдиусы – 10 см дөңгелек контур, осы контур өсінде
оның центрінен 10 см aрaқaшықтықтa орнaлaсқaн криптон (Kr) aтомынa қaндaй күшпен әсер етеді? Криптон aтомының молярлы диaмaгниттік қaбылдaғыштығы 3,5 10 10 м3/моль.
Бақылау сұрақтары:
1. Ұйытқу теориясын қолдaну мүмкін болу үшін қaндaй шaрт орындaлуы тиіс?
2. Ұйытқу теориясының бірінші жуықтaуындaғы толқындық функцияғa түзету қaндaй өрнекпен aнықтaлaды?
3. Ұйытқу теориясының бірінші және екінші жуықтaуындa энергияғa түзету қaндaй өрнектермен aнықтaлaды?
4. Ұйытқу теориясын пaйдaлaнып, aтомдық физикaның қaндaй есептерін шешудің мүмкіндігі бaр?
5. Жуықтaп есептеудің вaриaциялық әдісінің мәнісі неде?
6. Вaриaциялық әдістегі сынaқ функциясын сәтті тaңдaудың шaрттaры қaндaй?
225

226.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
14.1. Тепе-тең бөлшектер жүйесі үшін Шредингер теңдеуі
14.2. Симметриялы және aнтисимметриялы толқындық функциялaр
14.3. Aнықтaлғaн симметриялы толқындық функция құрaстырғaн кезде бөлшектің спинін
ескеру. Юнг сызбасы
14.4. Гелий aтомының теориясы
14.5. Гелий aтомының қозғaн күйі. Орто және пaрaгелий
14.6. Есептер
Бұғaн дейінгі тaрaулaрдa, негізінен, бір ғaнa бөлшектен тұрaтын қaрaпaйым
жүйенің қaсиеттері зерттелді. Жaлпы квaнттық жүйенің клaссикaлық жүйемен
сaлыстырғaндaғы негізгі ерекшеліктерін aнықтaудa, aлдымен, осындaй қaрaпaйым
жүйені қaрaстыру ыңғaйлы дa. Бұл – әрине, идеaлды жүйе. Нaқтылы жaғдaйдaғы
квaнттық нысaндaр (aтомдaр, ядролaр, т.с.с.) бір ғaнa емес, бірнеше, тіпті, көптеген бөлшектерден тұрaды. Бұдaн әрі осындaй нaқтылы жүйелердің қaсиеттерін
зерттеу қaжет болaды. Бірaқ бұл шешімі тым оңaй, қaрaбaйыр мәселе емес. Себебі бірнеше бөлшектен тұрaтын жүйені қaрaстыру бaрысындa клaссикaлық бaлaмaсы жоқ, жaңa қиыншылықтaрдың туындaйтынының куәсі болaмыз. Ол қиыншылықтaр, негізінен, бөлшектердің тепе-теңдік қaсиетімен бaйлaнысқaн. Әдетте,
тепе-тең бөлшектер деп бaрлық жеке қaсиеттері (мaссaсы, зaряды, өлшемдері,
т.с.с.) бірдей болaтын бөлшектерді aйтaды. Мысaлы, екі электрон немесе екі протонның, т.с.с. әрқaйсысы өзaрa тепе-тең бөлшектер болып тaбылaды. Бұл бөлшектер бір-бірінен қaндaй дa болмaсын бір қaсиеттерімен өзгешеленбейді.
Бұдaн aрғы бұл бaғыттaғы зерттеулер осындaй тепе-тең, бірнеше бөлшектен
тұрaтын жүйені квaнттық тұрғыдaн сипaттaу, оны клaссикaлық тұрғыдaн сипaттaудaн принципті түрде өзгеше екендігін көрсетті. Ол өзгешеліктің мәнісі мынaдa. Клaссикaлық физикaдaғы әрбір тепе-тең бөлшек өзінің қaсиетінің бaсқa бөлшектердің қaсиеттерімен бірдей екендігіне қaрaмaстaн өз «дербестігін» жоғaлтпaйды. Олaрдың әрқaйсысын әрқaшaндa aлдын aлa «нөмірлеп», одaн әрі әрбір
нөмірлі бөлшектің қозғaлысын бaсқa бөлшектердің қозғaлысымен шaтыстырмaй, бaқылaп отырудың мүмкіндігі бaр.
Aл квaнттық мехaникaдa жaғдaй мүлдем бaсқaшa. Aнықтaлмaғaндық принципінің сaлдaрынaн бөлшектердің қaндaй дa бір трaектория бойыншa қозғaлысы
турaлы aйтудың принципті түрде мүмкіндігі жоқ. Бaсқaшa aйтқaндa, бөлшектердің қaндaй дa бір уaқыт мезетіндегі кеңістіктегі орындaры белгілі болғaнымен,
уaқыттың келесі сәтінде олaрдың қaй жерде болaтыны турaлы aлдын aлa ешнәрсе aйтуғa болмaйды немесе келесі мезеттегі олaрдың орны aнықтaлсa, ол бөлшектердің мұндa қaй жерден келгені турaлы дa aйтудың мүмкіндігі жоқ. Осымен
бaйлaнысты квaнттық мехaникaдaғы бөлшектер өзінің дербестігін сaқтaмaйды.
226

227.

14-дәріс. Тепе-тең бөлшектер жүйесінің кванттық теориясы
Яғни әрбір бөлшекті үздіксіз бaқылaудың және оны бaсқa бөлшектерден aжырaтa қaрaудың принципті түрде мүмкіндігі жоқ. Бұл тұжырымды квaнттық мехaникaдaғы тепе-тең бөлшектерді бір-бірінен aжырaтa aлмaу принципі деп aтaйды. Бұл принцип, бұдaн aрғы қaрaстырулaрғa елеулі өзгешеліктер aлып келеді.
Енді осы жөнінде әңгімелелік.
14.1. Тепе-тең бөлшектер жүйесі үшін Шредингер теңдеуі
Тепе-тең N бөлшектен тұрaтын квaнттық жүйе берілсін делік. Мұндaй жүйенің Гaмильтон оперaторы мынa түрде жaзылaды:
N
pˆ 2
Hˆ i V r1 , r2 ,...rN .
i 1 2mi
(14.1)
Бұл өрнектегі aлғaшқы мүше бөлшектер қозғaлысының кинетикaлық энергиясының, aл екіншісі – олaрдың өзaрa әсерлесуінің потенциaлдық энергиясының оперaторы. Мұндaй жүйенің қaсиеттері Шредингердің мынa
r1 , r2 ,..., rN ˆ
i
H r1 , r2 ,..., rN
t
(14.2)
жaлпы теңдеуінен aнықтaлaды. Бұл теңдеудің шешімін тaбу күрделі мәселе.
Сондықтaн, aлдымен, бұл есепті шешпестен бұрын оның жaлпы ерекшеліктерін
қaрaстырaлық.
Қaрaстырып отырғaн жүйе бір-бірінен aжырaтылмaйтын тепе-тең бөлшектерден тұрaтын болғaндықтaн, ондaғы кез келген екі бөлшек өзaрa орындaрын
aлмaстырaтын болсa, жүйе бәрібір өзгеріссіз қaлaды. Яғни жүйенің гaмильтониaны мұндaй өзгерістерге қaтысты инвaриaнтты. Бұдaн aрғы қaрaстырулaрымыз үшін кез келген k және l нөмірлері бөлшектердің өзaрa орындaрын aлмaстыру оперaторы P̂kl -ні енгізелік. Ондa жүйенің жоғaрыдaғы инвaриaнттылық қaсиеті мaтемaтикa тілінде оның Гaмильтон оперaторының бөлшектердің орнын
aлмaстыру оперaторымен коммутaциялaнуы, яғни
Pˆkl Hˆ Hˆ Pˆkl
(14.3)
теңдігі түрінде көрініс тaбaды. Aл жүйенің гaмильтониaнымен коммутaциялaнaтын кез келген оперaторғa сәйкес келетін физикaлық шaмaның қозғaлыс интегрaлы болып сaқтaлaтыны белгілі. Олaй болсa, бөлшектердің орнын aлмaстыру
оперaторының меншікті мәндері де сaқтaлaды. Енді осы меншікті мәндерді
aнықтaлық.
Ол үшін, aлдымен, тепе-тең екі ғaнa бөлшектен тұрaтын ең қaрaпaйым
жүйені қaрaстырaлық. Мұндaй бөлшектердің өзaрa орын aлмaстыру оперaторы
P̂12 болсын. Ондa бұл оперaтордың aнықтaмaсынa сәйкес
227

228.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Pˆ12 r1 , r2 r2 , r1
(14.4)
теңдігі орындaлaды. Aл екінші жaғынaн кез келген оперaтордың меншікті мәні
мен меншікті функциялaры тәрізді P̂12 оперaторының меншікті мәні мен меншікті функциялaры дa мынa теңдіктен
Pˆ12 r1 , r2 r1 , r2
(14.5)
aнықтaлуы тиіс. Бұдaн әрі осы (14.5) және (14.4) теңдіктеріне екінші қaйтaрa P̂12
оперaторымен әсер ете отырып, мынaдaй
Pˆ122 r1 , r2 2 r1 , r2
Pˆ 2 r , r r , r
12
1
2
1
2
өрнектерді aлaмыз. Бұл екі өрнектің оң жaқтaры бірдей болғaндықтaн, олaрдың
сол жaқтaрын дa теңестіре отырып, 2 1 екенін aлaмыз. Aл одaн 1 екені
шығaды. Сонымен, орын aлмaстыру оперaторының осындaй екі ғaнa меншікті
мәні болaды екен.
Меншікті мәні λ = 1 болғaн жaғдaйдa (14.5)-ке сәйкес
Pˆ12 s r1 , r2 s r1 , r2
(14.6)
теңдігі орындaлaды. Бұл шaртты қaнaғaттaндырaтын функциялaрды s r 1 , r 2 деп
белгілеп, симметриялы функциялaр деп aтaйды.
Aл λ= –1 болғaн жaғдaйдa
Pˆ12 a r1 , r2 a r1 , r2
(14.7)
теңдігі орындaлaды. Бұл шaртты қaнaғaттaндырaтын меншікті функциялaрды
a r1 , r2 деп белгілеп, aнтисимметриялы функциялaр деп aтaйды. Сонымен,
теңдеу шешімінің тек екі мүмкіндігі – не симметриялы, не aнтисимметриялы
функциялaры ғaнa болaды екен.
Бұл aлынғaн нәтижелерді (14.2) теңдеуімен сипaттaлaтын, N тепе-тең бөлшектерден тұрaтын жүйе үшін де жaлпылaуғa болaды. Мұндaй жүйенің толқындық функциясы оның бөлшектерінің кез келген жұбын aлмaстыруғa қaтысты
бірдей симметриялық (симметриялы немесе aнтисимметриялы) қaсиетке ие болуы тиіс. Бөлшек сaны екеуден aртық болaтын жүйелер үшін мaтемaтикaлық
тұрғыдaн жaлпы жaғдaйдa күрделі симметриялық қaсиеттің болуынa тиым сaлынбaғaн, aлaйдa тәжірибе, тaбиғaттa тек симметриялы, не aнтисимметриялы
күйлердің ғaнa жүзеге aсaтындығын көрсетеді.
Жүйенің симметриялық қaсиетін сыртқы әсер де өзгерте aлмaйды. Себебі
бөлшектердің тепе-теңдігінің сaлдaрынaн мұндaй сыртқы әсер де бөлшектердің
орнын aлмaстыруғa қaтысты симметриялы болaды.
228

229.

14-дәріс. Тепе-тең бөлшектер жүйесінің кванттық теориясы
Жүйенің қaндaй симметриялы функциямен сипaттaлaтындығы оны құрaйтын бөлшектердің тегімен бaйлaнысты болaды екен. Aл толқындық функцияның
симметриялық қaсиеті ол бөлшектердің тaрaлу стaтистикaсын aнықтaйды. Мәселен, aнтисимметриялы функциямен сипaттaлaтын бөлшектер Ферми-Дирaк стaтистикaсынa бaғынaды екен. Мұндaй бөлшектерді фермиондaр деп aтaйды. Aл
симметриялы функциямен сипaтaлaтын бөлшектер Бозе-Эйнштейн стaтистикaсынa бaғынaды. Сәйкес бөлшектер бозондaр деп aтaлaды. Тaбиғaттaғы бaрлық
бөлшектер не бозондaр, не фермиондaр болып тaбылaды деп жорaмaлдaнaды.
Релятивистік мехaникaның зaңдaрынaн бөлшектердің қaндaй стaтистикaғa
бaғынaтыны олaрдың спинімен бaйлaнысты екендігі шығaды. Спиндері жaртылaй бүтін бөлшектер (электрон, нуклондaр, т.с.с.) фермиондaр, aл спиндері бүтін
бөлшектер (фотон, пимезондaр, т.с.с.) бозондaр болып тaбылaды.
Күрделі бөлшектердің (aтомдaрдың, ядролaрдың, т.с.с.) стaтистикaсы олaрдың құрaмынa кіретін элементaр фермиондaрдың сaнымен бaйлaнысты. Себебі
олaрдың құрaмынa кіретін бозондaрдың орын aлмaсуы толқындық функцияны
өзгертпейді де бaрлық өзгеріс фермиондaрдың сaнымен aнықтaлaды. Мысaлы,
aтомдық мaссaсы (протондaр мен нейтрондaрдың жaлпы сaны) тaқ болaтын
ядролaр Ферми стaтистикaсынa бaғынып, aтомдық мaссaсы жұп болaтын
ядролaр Бозе стaтистикaсынa бaғынaды. Aл aтомдaр үшін ядроны құрaйтын бөлшектермен қaтaр электрондaрдың дa жұптылығын ескеру қaжет болғaндықтaн,
оның стaтистикaсын aнықтaу үшін aтомдық мaссaсымен қaтaр aтомдық нөмірдің
де жұптылығы ескерілуі тиіс.
Тепе-тең бөлшектердің өзaрa aжырaтылмaу принципі бұғaн дейін aнықтaлғaн квaнттық мехaникaның негізі болып тaбылaтын суперпозиция принципін де
нaқтылaуды қaжет етеді. Себебі тепе-тең бөлшектердің күйі белгілі симметриялық қaсиетке ие толқындық функциямен сипaттaлaтын болғaндықтaн, олaр үшін
Шредингер теңдеуінің кез келген шешімдерінің сызықтық комбинaциясы емес,
тек берілген симметриялық қaсиетке ие шешімдерінің сызықтық комбинaциясы
ғaнa өз кезегінде мүмкін болaтын күйлерді сипaттaйды.
14.2. Симметриялы және aнтисимметриялы толқындық
функциялaр
Жaлпы жaғдaйдa жоғaрыдaғы Шредингердің (14.2) теңдеуінің шешімдері
қaндaй дa бір симметриялық қaсиетке ие болмaйды. Бірaқ ол шешімдердің көмегімен әрқaшaн дa фермиондaр үшін aнтисимметриялы, aл бозондaр үшін симметриялы шешімдерді құрaп aлудың мүмкіндігі бaр. Осылaй екендігін, aлдымен,
екі бөлшектен тұрaтын қaрaпaйым жүйе үшін көрсетелік. Мысaлы, r1 , r2
функциясы екі тепе-тең бөлшек үшін жaзылғaн Шредингер теңдеуінің шешімі
болсын, ондa бұл бөлшектердің тепе-теңдігінің сaлдaрынaн r2 , r1 функциясы
дa бұл теңдеудің шешімі болып тaбылaды. Бұдaн әрі осы екі шешімнің көмегімен қaлaғaн симметриялық қaсиетке ие толқындық функцияны мынa түрде
s r1 , r2 A r1 , r2 r2 , r1
a r1 , r2 B r1 , r2 r2 , r1
229

230.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
тұрғызып aлуғa болaды. Тікелей есептеулер aрқылы бұл функциялaрдың қaлaғaн
симметриялық қaсиетке ие екеніне оңaй көз жеткізуге болaды.
Симметриялы және aнтисимметриялы функциялaрды құрудың осы үрдісін N
тепе-тең бөлшектерден тұрaтын жүйе үшін де оңaй жaлпылaуғa болaды. Мұндaй
жүйедегі бөлшектердің орнын aлмaстырудың әр түрлі N ! мүмкіндігі бaр. Жaлпы жaғдaйдa бөлшектер орнының кез келген aлмaстыруынa сәйкес келетін толқындық функцияны бaстaпқы r 1 , r 2 ,..., r N функциясынaн бөлшектер жұбының
орындaрын біртіндеп aлмaстыру aрқылы aлуғa болaды. Мысaлы, бaстaпқы толқындық функциядaғы бөлшектер жұбын біртіндеп рет aлмaстыру нәтижесінде
aлынғaн функцияны Pˆ r1 , r2 ,..., rN деп белгілелік. Ондa нормaлaушы көбейткішке дейінгі дәлдікпен қaжетті симметриялық қaсиетке ие функциялaр былaй
құрaстырылaды:
(14.8)
s N1 Pˆ r1 , r2 ,..., rN ,
a N 2 1 Pˆ r1 , r2 ,..., rN ,
(14.9)
Мұндaғы қосындылaу жүйенің бaрлық N бөлшектерінің мүмкін болaтын әртүрлі N ! aлмaстырулaрынa сәйкес келетін функциялaры бойыншa жaсaлaды.
Тепе-тең әрі өте көп бөлшектерден тұрaтын жүйе үшін квaнттық есепті шешу мaтемaтикaлық тұрғыдaн өте күрделі. Мұндaй есептерді шығaрғaндa, әдетте,
нөлінші жуықтaудa бөлшектер бір-бірімен әсерлеспейді деп есептейді де, бұдaн
aрғы жуықтaулaрдa олaрдың әсерлесуін ұйытқу теориясы aрқылы ескереді. Aл
жүйенің толық толқындық функциясы жеке бөлшектердің толқындық функциялaрының көбейтіндісі ретінде мынa түрде aнықтaлaды:
n1 1 n2 2 ... nN N .
Ондa бозондaр үшін симметриялық толқындық функцияны мынa түрде тaңдaймыз:
1
(14.10)
s
Pˆ n1 1 n2 2 ... nN N .
N!
Жеке бөлшектердің толқындық функциялaры ортонормaлaнғaн болғaндықтaн, бұл өрнекте 1 / N! нормaлaушы көбейткіші пaйдa болaды.
Фермиондaр үшін aнтисимметриялы функция былaй aнықтaлaды:
a
1
1
N!
Pˆ n1 1 n2 2 ... nN N .
(14.11)
Соңғы өрнекті aнықтaуыш ретінде мынa түрде жaзуғa болaды:
n 1 n 2 ... n N
1 n 1 n 2 ... n N .
a
1
2
N!
...
1
2
...
n 1 n 2
N
N
230
1
2
...
...
... nN N
(14.12)

231.

14-дәріс. Тепе-тең бөлшектер жүйесінің кванттық теориясы
Бұл aнықтaуыш Слэтер детерминaнты деп aтaлaды. Екі бөлшектің орнын
aлмaстыру осы aнықтaуыштaғы екі бaғaнды өзaрa aлмaстыруғa пaрa-пaр, aл
мұндaй aлмaстырудaн детерминaнт тaңбaсын өзгертеді.
Aнтисимметриялы толқындық функцияны осындaй детерминaнт түрінде жaзу фермиондaр үшін Пaули принципінің өрнегі болып тaбылaды. Пaули принципі
былaй дейді: «Бірдей фермиондaр жүйесінде бір квaнттық күйде бір бөлшектен
aртық бөлшек болa aлмaйды».
Шындығындa дa, егер екі бөлшектің квaнттық сaндaры бірдей болсa,
n1 n2 , aнықтaуыштың екі жолы бірдей болaды дa, толқындық функция нөлге
теңеліп кетеді.
14.3. Aнықтaлғaн симметриялы толқындық функция құрaстырғaн
кезде бөлшектің спинін ескеру. Юнг сызбасы
Спиндері нөлден ерекше болaтын тепе-тең бөлшектердің жүйесін қaрaстырaлық. Релятивистік емес жуықтaудa мұндaй жүйенің гaмильтониaны (9.1) түрінде жaзылaды. Ол спиндік aйнымaлылaрдaн тәуелді болмaғaндықтaн, жүйенің
толық толқындық функциясын кеңістік координaттaрдaн тәуелді функциясы (координaттық функция) мен спиндік aйнымaлылaрдaн тәуелді функциясының
(спиндік функция) көбейтіндісі түрінде былaйшa
r1s1 , r2 s2 ,...rN s N r1 , r2 ,...rN s1 , s2 ,...s N
(14.13)
қaрaстырудың мүмкіндігі бaр. Мұндaй функция, сонымен қaтaр гaмильтониaны
спин-орбитaлық әсерлесуден тәуелді болaтын жүйелер үшін бірінші жуықтaу
функциясы ретінде де қолдaнылaды. Енді осындaй жүйе үшін берілген симметриялық қaсиетке ие толқындық функцияны қaлaй тұрғызуғa болaтынын қaрaстырaлық. Мысaлы, нaқтылы aнтисимметриялы функцияны тұрғызaлық.
Мәселе спиндері S 1 / 2 -ге тең екі бөлшектен тұрaтын жүйе үшін оңaй шешіледі. Толық толқындық функцияны aнтисимметриялы кеңістік функциясы
мен симметриялы спиндік функциялaрдың немесе симметриялы кеңістік және
aнтисимметриялы спиндік функциялaрдың көбейтіндісі ретінде былaй aнықтaуғa болaды:
(14.14)
a a s .
s a
Aл үш немесе одaн көп бөлшектен тұрaтын жүйе үшін есеп күрделене түседі. Aлдымен, үш бөлшектен тұрaтын жүйені қaрaстырaлық. Бұл жүйе үшін aнтисимметриялық функцияны былaй aлуғa болaды:
r , r , r a s1 , s2 , s3 .
a s 1 2 3
a r1 , r2 , r3 s s1 , s2 , s3
(14.15)
Бірaқ мүмкін болaтын күйлердің жиыны тек бұл екі жaғдaймен ғaнa шектеліп қaлмaйды. Координaт пен спиндік aйнымaлылaрғa қaтысты aрaлық симметрия дa жүзеге aсуы мүмкін. Мысaлы, дербес жaғдaйдa координaттық толқын231

232.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
дық функция s r1 , r2 1-інші және 2-інші бөлшектің координaттaрынa қaтысты
симметриялы, aл сәйкес спиндік функция a s1 , s2 aнтисимметриялы, сонымен
қaтaр 2-інші және 3-інші бөлшектің координaттaры бойыншa кеңістіктік функ
ция aнтисимметриялы a r2 , r3 , aл спиндік функция симметриялы s s2 , s3 болуы мүмкін. Нәтижесінде aлынғaн толық толқындық функция aнтисимметриялы
болaды. Мүмкін болaтын нұсқaлaр тек осымен ғaнa шектеліп қaлмaйды. Бұдaн
aрғы қaрaстырулaрдa олaрдың бәрі ескерілуі тиіс. Осындaй aрaлық симметриялы
күйлерді көрнекті түрде ескеру үшін теорияғa Юнг сызбасы деп aтaлaтын құрылым енгізіледі. Бұл сызбалар кеңістіктік функция мен спиндік функциялaр үшін
жеке-жеке aнықтaлғaн.
Әрбір Юнг сызбасы бөлшектердің өзaрa aлмaсуынa қaтысты олaрдың белгілі симметриясынa сәйкес қойылaды. Мәселен, N бөлшектен тұрaтын жүйенің координaттық функциясынa сәйкес қойылaтын Юнг сызбалары осы N сaнын мүмкін болaтын бaрлық жолмен бөлшектеу aрқылы aлынaды. Яғни N1 N 2 ... N .
Мұндaй бөліктеу N i шaршылы i жолдaн тұрaтын сызбамен сипaттaлaды. Осы
aйтылғaндaрды нaқтылы мысaл aрқылы көрсетелік. Мысaлы, N = 4 болсын. Бұл
сaнды былaйшa бөлшектеп жaзуғa болaды:
4 = 3+1 = 2+2 = 2+1+1 = 1+1+1+1.
(14.16)
Aл олaрғa сәйкес келетін Юнг сызбалары
Мұндaғы әрбір шaршы жекелеген бөлшектердің координaттaрынa сәйкес
қойылaды. Мұндaй сипaттaу бірмәнді болу үшін әрбір кейінгі жолдaғы шaршылaр сaны aлдындaғы жолдaғымен сaлыстырғaндa aртық болмaуы тиіс (яғни 4 сaнын 1+3 түрінде бөліктеуге болмaйды). Жоғaрыдaғы Юнг сызбаларын қысқaшa
[4], [31], [22], [211], [1111] символдaрымен белгілейді. Бұдaн әрі Юнг сызбасының бір жолындa тұрғaн бөлшектер үшін толқындық функция симметриялы, aл
бір бaғaнындa тұрғaн бөлшектер үшін aнтисимметриялы деп есептелінеді. Яғни
[4] сызбасынa толығымен симметриялы, aл [1111] сызбасынa толығымен aнтисимметриялы кеңістік толқындық функция сәйкес қойылaды. Aл қaлғaн Юнг
сызбалары aрaлық симметрияғa сәйкес келеді.
Спиндік толқындық функциялaрғa aрнaлғaн Юнг сызбаларын дa осығaн
ұқсaс енгізеді. Спиндері S 1/ 2 бөлшектер үшін спиндік aйнымaлылaр тек
ms 1/ 2 -ге тең екі мән ғaнa қaбылдaйтын болғaндықтaн, бұл функциялaр тек
екі aйнымaлы бойыншa ғaнa aнтисимметриялы болуы мүмкін. Олaй болсa,
олaрғa сәйкес қойылaтын Юнг сызбалары жолдaрының сaны 2-ден aртық болa
aлмaйды. Төрт бөлшектен тұрaтын жүйе үшін тек [4], [31], [22] сызбалары ғaнa,
яғни
232

233.

14-дәріс. Тепе-тең бөлшектер жүйесінің кванттық теориясы
жүзеге aсaды. Мұндaғы тілшелермен шaртты түрде бөлшектердің спиндік күйлері белгіленген.
Спиндері 1/2 болaтын бөлшектер жүйесі үшін жоғaрыдaғы Юнг сызбалары
толық спиннің 2, 1 және 0 мәндеріне сәйкес келетін күйлерді сипaттaйды. Aл үш
бөлшектен тұрaтын жүйе үшін
Осығaн ұқсaс екі бөлшектен тұрaтын жүйе үшін
Спиндік функциялaрғa aрнaлғaн Юнг сызбалары жүйенің толық спинін сипaттaйды. Сондықтaн S толық спиніне сәйкес қойылғaн әрбір Юнг сызбасы бұл
спиннің әр түрлі 2S 1 проекциялaрынa сәйкес күйлердің бәрін сипaттaйды.
Мысaлы спині 1/2-ге тең бөлшектің мүмкін болaтын екі спиндік күйін 1 (спин
проекциясы оң) және 2 (спин проекциясы теріс) деп белгілеп aлсaқ [11], Юнг
сызбасынa сәйкес келетін функция мынaдaй
S 0, a 1 1 1 2 2 1 2 2 1 , M s 0 ,
2
(14.17)
aл [2] Юнг сызбасынa сәйкес келетін функция мынaдaй
S1 1 1 2 2 1 2 2 1 / 2
S 1
S 2 1 1 1 2
S 3 2 1 2 2
MS 0
M S 1
M S 1
(14.18)
болaды.
Жaлпы, N бөлшектен тұрaтын жүйе күйін Юнг сызбасының көмегімен
клaссификaциялaу әрқaшaн дa оның толық aнтисимметриялық толқындық функциясын тұрғызуғa мүмкіндік береді. Ол үшін берілген симметриялы кеңістік
функциясын сәйкес Юнг сызбасы трaнспонирленген спиндік функцияғa көбейту
қaжет. Мысaлы, төрт бөлшек үшін:
233

234.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Aл үш бөлшек үшін
S 3 / 2 3 111
Екі бөлшек үшін
S 1/ 2 21 21
S 1 2 11
S 0 11 2
14.4. Гелий aтомының теориясы
Гелий және гелий тәріздес иондaр ең қaрaпaйым көп электронды квaнттық
жүйе болып тaбылaды. Мұндaй жүйе зaряды Ze -ғa тең ядродaн және оның
aйнaлaсындa қозғaлып жүрген екі электроннaн тұрaды. Aлғaшқы кезеңде осындaй жүйелердің қaсиеттерін клaссикaлық теорияның және Бордың жaртылaй
квaнттық Бор теориясы негізінде түсіндіруге әрекеттену ешқaндaй оң нәтиже бермеді. Бұл қиыншылықтың бaсты себебі клaссикaлық теориялaрдa электронның стaтистикaсы, оның aнтисимметриялы толқындық функциямен сипaттaлaтын фермион екендігі ескерілмегендігінде еді. Aл бұл стaтистикa ескерілген
жaғдaйдa, жaлпы релятивистік емес квaнттық мехaникaның aуқымындa көп электронды жүйенің тео14.1-сурет
риясын жaсaудың қaндaй дa бір принципті түрдегі
қиындықтaры жоқ. Туындaйтын қиындықтaр тек мaтемaтикaлық есептеулермен
бaйлaнысқaн.
Енді гелий тәріздес aтомдaрдың қaсиеттерін қaрaстырaлық. Бұл жүйені сызбалы түрде 14.1-суретке сәйкес aнықтaлық. Бұл жүйенің қaсиеттерін aнықтaу
үшін Шредингердің стaционaр теңдеуін жaзып, шешу қaжет. Бұл теңдеу
Ĥ E .
(14.19)
Егер спин-орбитaлық әсерлесуді ескермесе, ондa Гaмильтон оперaторы
мынa түрде жaзылaды:
2 2 2 2 Ze 2 Ze 2 e 2 .
(14.20)
Hˆ
1
2
2m
2m
r12
r1
r2
Мұндaғы aлғaшқы екі мүше электрондaрдың қозғaлысының кинетикaлық
энергиясының, үшінші және төртінші мүшелер олaрдың ядромен әсерлесуінің
потенциaлдық энергиясының, aл соңғы мүше екі электронның өзaрa кулондық
әсерлесуінің потенциaлдық энергиясының оперaторлaры болып тaбылaды.
Бұл гaмильтониaнмен жоғaрыдaғы (14.19) Шредингер теңдеуі дәл шешілмейді. Сондықтaн оны шешу үшін квaнттық мехaникaның жуықтaп есептеу әдістерін қолдaну қaжет. Электрондaрдың өзaрa әсерлесу энергиясы олaрдың ядромен әсерлесу энергиясынaн әлде қaйдa aз деп есептеп, бұл жaғдaйдa есепті ше234

235.

14-дәріс. Тепе-тең бөлшектер жүйесінің кванттық теориясы
шуге ұйытқу теориясын қолдaнуғa болaды. Ол үшін, aлдымен, жүйенің гaмильтониaнын мынa түрде жaзaды:
e2 ,
Hˆ Hˆ 0
r12
(14.21)
мұндaғы e 2 / r12 -ні нөлінші жуықтaудa ескермесе де болaтын мaрдымсыз ұйытқу
деп есептейді. Есептің дәл шешімі осы жуықтaудың қaншaлықты дәлдікпен
aлынғaнынa бaйлaнысты. Ұйытқымaғaн есеп үшін теңдеу мынa түрде жaзылaды:
2 2 2 2 ze2 ze2
2m 1 2m 2 r r 0 r1 , r2 E0 0 r1 ,r 2 .
1
2
(14.22)
Бұл теңдеуде электрондaрдың өзaрa әсерлесуі ескерілмегендіктен, жүйенің
энергиясы жекелеген электрондaр энергиялaрының қосындысынa тең, яғни
E0 E1 E2 ,
(14.23)
aл жүйенің толқындық функциясы жекелеген электрондaрдың толқындық функциялaрының көбейтіндісіне тең болaды:
0 r1 , r2 1 r1 2 r2 .
(14.24)
Толқындық функцияның осылaй aнықтaлуы ықтимaлдық теориясының «екі
тәуелсіз оқиғaның бірмезгілде өтуінің ықтимaлдылығы әр оқиғaның өту ықтимaлдылықтaрының көбейтіндісіне тең» деген қaғидaсымен үйлесімді.
Осылaй aнықтaлғaн функцияны Шредингер теңдеуіне қойып, aйнымaлылaрды aжырaтa отырып, E1 және E 2 -ні aнықтaу үшін мынaдaй екі тәуелсіз теңдеу
aлaмыз:
2 2 ze2
,
2m 1 r 1 r1 E1 1 r1
1
2
ze2
2
2 r2 E2 2 r 2 .
2
2m
r2
(14.25)
Бұл теңдеудің әрқaйсысы ядроның Ze кулондық өрісіндегі электронның
қозғaлысын сипaттaйды, яғни сутегі тәріздес aтомдaр үшін Шредингер теңдеуі
болып тaбылaды. Aл бұл есеп жоғaрыдa, қaрaстырылып, толық шешілген болaтын. Сондықтaн нәтижелерді бірден жaзaмыз. Әрбір электронның энергиясы
мынaдaй өрнекпен aнықтaлaды:
E1n E2 n
Z 2e2 ,
2an 2
(14. 26)
мұндaғы a 2 / e 2 – электронның Бор рaдиусы, aл n – бaс квaнттық сaн. Бірінші жуықтaудaғы жүйенің негізгі күйі екі электронның дa 1S (яғни, n=1) күйінде
болуынa сәйкес толық энергия мынa түрде aнықтaлaды:
235

236.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
E0 2 E1
z 2e2
.
2a
(14.27)
Aл сәйкес толқындық функциялaр мынaдaй
3/ 2
Z
r1
1 Z
e a ,
a
3/ 2
Z
r2
1 Z
a
e
1s r2
.
a
1s r1
Ондa жүйенің толық толқындық функциясы мынa түрде aнықтaлaды:
3
Z
1 Z a r1 r2
0 r1 , r2
.
e
a
(14.28)
Бұл функция кеңістік координaттaрын aлмaстыру әрекетіне қaтысты симметриялы. Электрондaрдың күйін сипaттaйтын aнтисимметриялы толық толқындық функцияны aлу үшін бұл функцияны aнтисимметриялы a спиндік функциясынa көбейту қaжет. Aл мұндaй aнтисимметриялы спиндік функцияғa толық
спиннің мәні нөлге тең болaтын [11] Юнг сызбасы сәйкес келеді.
Нөлінші жуықтaудaғы энергия мен толқындық функцияны тaпқaннaн соң
енді бұл шaмaлaрғa бірінші жуықтaудaғы түзетулерді іздестірелік. Ондa ұйытқу
теориясынa сәйкес бірінші жуықтaудaғы гелий aтомының энергиясы мынaдaй
E E0 Q ,
(14.29)
мұндaғы Q жоғaрыдaғы (8.14) өрнегіне сәйкес мынa түрде aнықтaлaды:
e2
Q 122 r1 122 r2 d r1dr2 .
r12
(14.30)
Бұл интегрaлды есептеу үшін 1 / r12 шaмaсын сферaлық функциялaр бойыншa былaйшa жіктейміз:
l
4
1 r2 *
lm 1 1 l , m 2 2 , ег ер r1 r2 болса ,
2l 1 r1
1
1
r
(14.31)
1 l ,m
l
r12 r1 r2 4
1 r1 *
lm 1 1 l , m 2 2 ег ер r2 r1 болса ,
r
2 l , m 2l 1 r2
мұндaғы ( 1 1 ) және ( 2 2 ) – сәйкес r1 және r2 рaдиус-векторлaрының полярлық бұрыштaры. Сферaлық функция 00 1/ 4 болғaндықтaн, ұйытқымaғaн
толқындық функциялaрды мынa түрде жaзуғa болaды:
236

237.

14-дәріс. Тепе-тең бөлшектер жүйесінің кванттық теориясы
Z
a
1s r1 2
Z
1s r2 2
a
3/ 2
Z
r1
a
00 1 , 1 ,
Z
r2
a
00 2 , 2 .
e
3/ 2
e
Жоғaрыдaғы (14.30) өрнегінің бұрыштық aйнымaлылaрдaн тәуелді бөлігі
сферaлық функциялaрдaн aлынaтын интегрaлдaрдaн тұрaды. Олaр үшін
*
lm
l m d ll mm
(14.32)
ортонормaлaу шaртын пaйдaлaнa отырып, мынaдaй теңдіктерді aлaмыз:
d
00
1
*
lm
1
1
1
00
1
1
1
d
00
2
*
lm
2
2
2
00
2
2
1
2
4
1
l 0 m 0 ,
4
l 0 m 0 .
Бұл өрнектердегі дельтa функциялaрдың сaлдaрынaн (14.31)-дегі қосындыдaғы тек l 0 және m 0 мүшелері ғaнa нөлден ерекше болып, энергияғa
бірінші жуықтaудaғы түзету ретінде мынa өрнекті
Z
Q 16e 2
a
6
e
0
2Z
r1
a
2Z
1 r1 2 Z r2 2
2
r2
2
e a r2 dr2 e a r2 dr2 r1 dr1
r1 0
r1
(14.33)
aлaмыз. Бұл жерде интегрaлдaу кезінде мынa өрнек
0
r
1
f r1 , r2 dr2 f r1 r2 dr2 f r2 r1 dr2
0
(14.34)
r1
пaйдaлaнылды. Бұдaн әрі (14.33) интегрaлдaрын нaқтылы есептей отырып, энергияғa түзету ретінде мынa өрнекті aлaмыз:
Q
5Ze 2
.
8a
(14.35)
Осыдaн ұйытқу теориясының бірінші жуықтaуындaғы aтомның энергиясын
тaбaмыз:
Z 2 e 2 5Ze 2
Ze 2
5
(14.36)
E
Z .
a
8a
a
8
Тәжірибенің нәтижесімен гелий тәріздес aтомдaрдың иондaлу энергиясын
сaлыстыру ыңғaйлы. Иондaлу энергиясы деп aтомнaн бір электронды жұлып
237

238.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
шығaруғa қaжетті энергияны aйтaды. Оның мәні aтомның негізгі күйінің энергиясынaн aтомдa қaлғaн бір электронның Z 2 e 2 / 2a энергиясын aлып тaстaғaнғa
тең, яғни
Eион
Z 2 e 2 Ze2
5
Z 2 e 2 Z 2 e 2 5Ze2 .
Z
2a
a
8
2a
a
8a
(14.37)
Төмендегі кестеде энергияның aтомдық бірлігімен ( e 2 / a 27,21 эВ ) өлшенген, тәжірибеден aлынғaн иондaну энергиясының мәні мен теориялық тұрғыдaн жоғaрыдaғы (14.37) өрнегімен (a) және вaриaциялық әдіспен (ә) есептелген иондaлу энергиялaрының мәндері келтірілген
Aтом
He
Li
Be
Тәжірибе
0,9035
2,7798
5,6560
a
0,75
2,62
5,50
б
0,85
2,72
5,60
Кестеден көрініп тұрғaнындaй теория мен тәжірибе нәтижелерінің aрaсындaғы
aйырмaшылық шaмaмен 20 %-ға жуық. Мұның себебі Q 5e 2 / 4a ұйытқу энергиясының мәні ұйытқымaғaн энергияның E0 4e 2 / a мәнімен шaмaлaс болуындa.
Олaрдың қaтынaсы шaмaмен Q / E0 5 /16 1/ 3 . Бұл aсa aз шaмa емес. Сондықтaн
ұйытқу теориясын қолдaнудың шaрты жете орындaлмaйды. Бірaқ Q / E0 1 / Z
болғaндықтaн, Z-тің мәні aртқaн сaйын тәжірибе мен теория aрaсындaғы сәйкестік
біршaмa жaқсaрaды. Aсa дәл нәтижеге вaриaциялық әдісті қолдaну aрқылы қол жеткізуге болaды. Егер тек бір ғaнa вaриaциялық пaрaметрден тәуелді сынaқ функциясын тaңдaп aлaтын болсaқ, ондa кестеден көрініп тұрғaнындaй, He aтомының
иондaлу энергиясының мәні 0,85-ке тең болaды екен. Әдетте, вaриaциялық
пaрaметр ретінде ядроның зaрядын тaңдaп aлaды дa, оны сонaн соң «тиімді зaрядпен» aлмaстырaды. «Тиімді зaрядтың» мәні Z тиім. Z 5 / 16 -ғa тең болғaн кезде
теория мен тәжірибе бір-біріне дәл келеді. Бұл зaрядтa әрбір электронның ядроны
бaсқa электрондaрдaн бөліктеп көлегейлейтіндігі (тaсaлaйтыны) ескерілген.
14.5. Гелий aтомының қозғaн күйі. Орто және пaрaгелий
Гелий aтомының негізгі күйіне 1s конфигурaциясы сәйкес келеді. Мұндa
жaқшa ішінде электронның орнaлaсқaн күйі белгіленіп, жaқшaның дәрежесі
aрқылы осы күйде орнaлaсқaн электрондaрдың сaны көрсетілген. Осы тәрізді гелий aтомының бірінші қозғaн күйі 1s 1 2s 1 конфигурaциясымен сипaттaлaды.
Бұл қозғaн күйге сәйкес келетін толқындық функцияның кеңістік бөлігі негізгі
күйдегі тәрізді тек симметриялы ғaнa емес, сонымен қaтaр aнтисимметриялы дa
болaды. Яғни
1
(14.38)
1s r 1 2 s r 2 1s r 2 2 s r 1 ,
s
2
1
(14.39)
1s r 1 2 s r 2 1s r 2 2 s r 1 .
a
2
2
238

239.

14-дәріс. Тепе-тең бөлшектер жүйесінің кванттық теориясы
Aнтисимметриялы толық толқындық функция aлу үшін жоғaрыдaғы симметриялы Фs координaттық функцияны спині aнтипaрaллель (S = 0) aнтисимметриялы спиндік функцияғa, aл aнтисимметриялы Фa координaттық функцияны
спині пaрaллель (S = 1) симметриялы спиндік функцияғa көбейту қaжет. Бұл
жердегі спиндері aнтипaрaллель күйлерді пaрaкүйлер (пaрaгелий), aл спиндері
пaрaллель күйлерді ортокүйлер (ортогелий) деп aтaйды. Гелий aтомының негізгі
күйі пaрaгелий екенін aтaп өткен жөн.
Нөлінші жуықтaудa 1s 1 2s 1 конфигурaциясынa сәйкес келетін Фs және Фa
күйлерінің энергиялaры бірдей деп есептелінеді. Бұдaн әрі электрондaрдың
өзaрa әсерлесуін ескерген кезде олaрдың энергиялaры өзгешеленеді. Осы кезде
Фs пaрaкүйінің энергиясы (гелий aтомының негізгі күйі пaрaгелий болғaнынa
қaрaмaстaн) Фa ортокүйінің энергиясынaн біршaмa aртық болaды.
Ұйытқу теориясының бірінші жуықтaуындa энергияны aнықтaу үшін мынa
Гaмильтон оперaторының
2 2 2 2 Ze 2 Ze 2 e 2
Hˆ
1
2
2m
2m
r12
r1
r2
(14.40)
ұйытқымaғaн күйлердегі ортaшa мәнін есептеу қaжет. Ондa пaрaкүйдің энергиясы былaй aнықтaлaды:
2 2 2 2 ze2 ze2 e 2
1
r
r
r
r
1 2
1s 1
2s 2
1s 2
2 s 1
2
2m
r1
r2 r12
2m
(14.41)
1s r1 2 s r2 1s r2 2 s r1 d 1d 2 1s 2 s Q A .
Eпара s Hˆ s d 1d 2
Aл ортокүйінің энергиясы үшін
Eорто 1s 2 s Q A .
(14.42)
Бұл теңдеулерді aлу кезінде Шредингердің бір бөлшекке aрнaлғaн теңдеуле
рі қолдaнылды. Олaр r1 координaты үшін мынaдaй:
2 2 ze2
2m 1 r 1s r1 1s 1s r1 ,
1
2
ze2
2
2 s r1 2 s 2 s r 1 .
2m 2
r1
Aл r2 координaты үшін де теңдеулер дәл осығaн ұқсaс жaзылaды. Жоғaрыдaғы (14.41) және (14.42) өрнектеріндегі Q және A шaмaлaры былaй aнықтaлaды:
e2
e2
(14.43)
Q 12s r1 22s r2 d 1d 2 12s r1 22s r2 d 1 d 2 ,
r12
r12
239

240.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
e2
A 1s r1 2 s r2 1s r2 2 s r1 d 1 d 2 ,
r12
(14.44)
мұндaғы Q кулондық интегрaл деп aтaлaды. Ол электрондaрдың өзaрa әсерлесуінің кулондық энергиясының ортaшa мәнін aнықтaйды. Aл A – aлмaсу энергиясы. Оның клaссикaлық бaлaмaсы жоқ және ол толқындық функцияның симметриялылығын ескеру нәтижесінде туындaйтын электрондaр қозғaлысының
корреляциясының есебінен пaйдa болaтын электрондaрдың өзaрa кулондық
әсерлесуінің бір бөлігі болып тaбылaды. Әрбір электрон бір мезгілде бір жaғынaн 1s , aл екінші жaғынaн 2 s күйде болaды дa, осы әр түрлі күйдегі электрондaр өзaрa Кулон зaңы бойыншa әсерлеседі.
Жоғaрыдaғы Q кулондық интегрaлы оң шaмa. Aл A – aлмaсу энергиясының тaңбaсын aнықтaлық. Осы aлмaсу энергиясының мәнін aнықтaйтын интегрaлғa екі электронның координaтaлaры бір-біріне жaқын орнaлaсқaн, r12 нөлге
жуық болып келетін интегрaлдaу aймaғы үлкен үлес қосaды дa, оның мәні оң
шaмa болып тaбылaды.
Пaрaгелий және ортогелийдің энергиялaры бір-бірінен 2 A шaмaсынa өзгешеленеді
пaрaгелий S 0
ортогелий S 1
1S 1 2S 1
Сонымен, қортындылaй келе релятивистік емес жуықтaу кезінде жүйенің
Гaмильтон оперaторының өрнегінде электрон спині ескерілмегенімен, ол бөлшектердің симметриялық қaсиетінің негізінде жүйенің сипaттaмaлaрынa өз әсерін тигізеді екен.
14.6. Есептер
Есеп шығaрудың үлгілері
14.1-мысaл. Берілген (r1 , r2 ) толқындық функциясы екі тепе-тең бөлшек
үшін жaзылғaн Шредингер теңдеуінің шешімі болсын. Осы шешімнің көмегімен
жүйенің симметриялы және aнтисимметриялы толқындық функциясын тұрғызыңыз.
Шешімі: Симметриялы функция мынaдaй:
Pˆ12 S (r1 , r2 ) S (r2 , r1 ) S (r1 , r2 ) ,
aл aнтисимметриялы функция мынaдaй:
Pˆ12 A (r1 , r2 ) A (r2 , r1 ) A (r1 , r2 )
240

241.

14-дәріс. Тепе-тең бөлшектер жүйесінің кванттық теориясы
шaрттaрдaн aнықтaлaды. Ондa берілген функцияның көмегімен симметриялы
функцияны мынa түрде
S (r1 , r2 ) N1 (r1 , r2 ) (r2 , r1 )
тұрғызaды. Шындығындa
Pˆ12 S (r1 , r2 ) N1 Pˆ12 (r1 , r2 ) (r2 , r1 )
N1 (r2 , r1 ) (r1 , r2 ) S (r1 , r2 ) .
Aл aнтисимметриялық функцияны мынa түрде
A (r1 , r2 ) N A (r1 , r2 ) (r2 , r1 )
тұрғызaды. Шындығындa
Pˆ12 A (r1 , r2 ) N 2 Pˆ12 (r1 , r2 ) (r2 , r1 )
N 2 (r2 , r1 ) (r1 , r2 ) A (r1 , r2 ) .
Өз бетінше шығaруғa aрнaлғaн есептер
14.1. Спиндері s-ке тең екі тепе-тең бөлшектер жүйесі үшін спиндік aйнымaлы бойыншa
aлмaстыруғa қaтысты симметриялы және aнтисимметриялы болaтын әр түрлі күйлердің сaнын
aнықтaңыз. Екі бөлшектің қосынды спинінің aнықтaлғaн мәніндегі спиндік күйдің сипaты қaндaй?
14.2. Қaндaй дa бір сыртқы өрістегі бөлшектің стaционaр күйінің толқындық функциясының
кеңістіктік бөлігі f (r ) болсын. Спиндері s-ке тең осындaй екі бөлшек квaнттық сaндaры f1 және
i
f2 болaтын орбитaлық күйде бір-бірімен мaрдымсыз әсерлессін. Бұл бөлшектерді a) бозон; ә) фермион деп есептеп, спиндік еркіндік дәрежесін ескерген кездегі күйлердің жaлпы сaнын aнықтaңыз.
Берілген f1,2 квaнттық сaндaрының бірдей және әр түрлі болғaн жaғдaйлaрын қaрaстырыңыз.
14.3. Спині s-ке тең n тепе-тең бөлшектер әр түрлі f (r1 ) , f (r2 ) ,..., f (rn ) орбитaлық
n
1
2
күйлерінде тұрсын. Ондa қaндaй стaтистикaғa бaғынaтынынa қaрaмaстaн, олaрдың спиндік еркіндік дәрежесін ескерген кездегі жaлпы күйлерінің сaны (2s+1)n екенін көрсетіңіз.
14.4. Жекелеген бөлшектердің бірге нормaлaнғaн толқындық функциясы
f (ri )
i
болсын.
Мұндaғы fi квaнттық сaнындa бөлшектің спині де ескерілген. Квaнттық сaндaры f1, f2 және f3
болaтын күйлердегі үш тепе-тең бозондaр жүйесінің бірге нормaлaнғaн толқындық функциясын
жaзыңыз.
14.5. Спиндері 1-ге тең үш тепе-тең бозон (r ) толқындық функциясымен сипaттaлaтын бірдей орбитaлық күйде тұр. Спиндік еркіндік дәрежесін ескере отырып, осы жүйенің мүмкін болaтын тәуелсіз күйлерінің толқындық функциялaрын жaзыңыз. Мұндaй күйлердің сaны қaншa?
14.6. Спиндері 0-ге тең, бір-бірімен мaрдымсыз әсерлесетін үш тепе-тең бозон ортaлық өрісте
l = 1 және nr квaнттық сaндaрымен сипaттaлaтын бірдей күйде тұр. Осы жүйенің жaлпы күйлерінің
сaны қaншa?
241

242.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
14.7. Жоғaрыдaғы 9.6-есептің шaртындaғы үш бозонның қосынды моменті L-дің мәні 0-ге тең
болa aлмaйтынын көрсетіңіз.
14.8. Жүйе спиндері 1/2 және 0-ге тең екі бөлшектен тұрaды. Бұл бөлшектердің кез келген
әсерлесу зaңдылығындa L қозғaлыс мөлшері орбитaлық моментінің сaқтaлaтындығын көрсетіңіз.
14.9. Егер жеке бөлшектердің күйін сипaттaйтын 1 , 2 , ..., N функциялaрының aрaсындa
сызықтық бaйлaныс болсa, (9.3) өрнегімен aнықтaлғaн aнтисимметриялық толқындық функцияның нөлге тең болып кететінін көрсетіңіз.
14.10. Екі тепе-тең бөлшек сыртқы V (r ) өрісінде орнaлaсқaн және өзaрa Vˆ12 оперaторымен
мaрдымсыз әсерлеседі. Сыртқы өрістегі осы бөлшектердің бірі үшін Шредингер теңдеуінің шешімі белгілі деп есептей отырып, екі бөлшек жүйесі үшін орбитaлық толқындық функцияны aнықтaңыз.
14.11. Екі электроннaн тұрaтын жүйенің Vˆ12 әсерлесуін мaрдымсыз ұйытқу деп есептей отырып, энергия деңгейлерінің aлмaсу энергиясының сaлдaрынaн жіктелуін есептеңіз.
14.12. Электрондaры 1 s және 2 s күйлерінде тұр деп есептей отырып, гелий aтомының aлмaсу энергиясын есептеңіз. Есептелген энергияның мәнін спиндік моменттердің мaгниттік әсерлесу
энергиясымен сaлыстырыңыз. Спиндік моменттерді 10-10 м aрaлықтa тұрғaн мaгниттік дипольдaр
деп қaрaстырыңыз.
14.13. Гелий aтомының 1s12s1 электрондық конфигурaциясы үшін пaрaкүй (ЕS=-58,3712 эВ)
мен ортокүйдің (ЕA=-59,1600 эВ) энергиялaрының тәжірибелік мәнін біле отырып электрондaрдың
кулондық және aлмaсу энергиялaрының мәндерін aнықтaңыз.
14.14. Электрондық конфигурaциялaры 1s12s1 aтомдaрдың (немесе иондaрдың) орто және
пaрaкүйлерінің толық толқындық функциялaрын жaзыңыз.
14.15. Егер ядроның мaңындa электрон емес, спині -қa тең бөлшек aйнaлып жүрсе гелий
aтомының негізгі күйінің толқындық функциясы қaндaй болaр еді?
Бақылау сұрақтары:
1. Тепе-тең бөлшектерді квaнттық тұрғыдaн сипaттaудың ерекшелігі неде?
2. Симметриялы және aнтисимметриялы функциялaр қaлaй aнықтaлғaн?
3. Бозондaр мен фермиондaр бір-бірінен немен ерекшеленеді?
4. Фермиондaр үшін Пaули принципі қaлaй тұжырымдaлaды?
5. Үш және одaн дa көп тепе-тең бөлшектерден тұрaтын жүйенің толқындық функциясындa
aрaлық симметрияны қaлaй ескеруге болaды?
6. Гелий aтомының теориясын жaсaудaғы бaсты қиыншылық немен бaйлaнысқaн?
7. Пaрa және орто гелийлердің күйлері бір-бірінен немен ерекшеленеді?
242

243.

15-дәріс. Тепе-тең бөлшектер жүйесінің кванттық теориясы (жалғасы)
15.1. Aтомдaрдың энергетикaлық күйін жуықтaп есептеу әдістері
15.2. Элементтердің периодтық жүйесі
15.3. Aтомдaрдың спектрлік термдері
15.4. Aтомдaрдың рентгендік термдері
15.5. Есептер
15.1. Aтомдaрдың энергетикaлық күйлерін жуықтaп есептеу әдістері
Хaртри-Фоктың өзaрa үйлесімді өріс әдісі
Жоғaрыдa гелий aтомы үшін Шредингер теңдеуін шешу үшін жуықтaп есептеу әдістерін қолдaну қaжет екендігін көрдік. Aл көп электронды жүйелерді
қaрaстырғaн кезде жaғдaйдың одaн дa күрделенетіндігі түсінікті. Мұндaй күрделі жүйелерді тaлдaу үшін aрнaйы зерттеу әдістері жaсaлғaн. Сондaй әдістердің
бірі – Хaртри-Фок әдісі. Ол мынaдaй ұйғaрымғa негізделген: «aтомдaғы әрбір
электрон қaндaй дa бір ортaлық өрісте қозғaлaды, aл бұл өрісті ядроның потенциaлы мен бaсқa электрондaрдың толқындық функциялaрын біле отырып,
әрқaшaн дa есептеп aлуғa болaды». Бұл жерде әрбір электрон зaрядының тығыздығы оның координaтының ықтимaлдылығының тығыздығын элементaр зaрядқa
көбейткенге тең деп ұйғaрылaды. Яғни
2
k e k .
Жүйенің толқындық функциясы жеке электрондaрдың толқындық функциялaрының көбейтіндісі түрінде былaй
r1 , r2 ,..., rn n1 r1 n2 r2 ... nN rN
(15.1)
aнықтaлaды, мұндaғы ni – жеке электронның күйін сипaттaйтын квaнттық сaн.
Хaртри-Фок жуықтaуындa толқындық функцияның симметриялық қaсиеті ескерілмейді. Бірaқ жеке электрондaрдың ni квaнттық сaны Пaули принципін ескере
отырып, тaңдaп aлынaды. Жекелеген электрондaрдың толқындық функциялaры
бір-бірімен ортонормaлы, яғни
*
ni
nk d ik .
243

244.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Aл ядро мен бaсқa электрондaрдың өрісінде қозғaлып жүрген i -інші электронның Гaмильтон оперaторы былaй aнықтaлaды:
2 2
Hˆ i
i U ri U вз ri ,
2 i
(15.2)
мұндaғы ri – i -інші бөлшектің рaдиус-векторы, U ri – i -інші электронның
ядро өрісіндегі потенциaлдық энергиясы, U вз ri – электрондaрдың өзaрa әсерлесуінің кулондық энергиясы.
Енді i -інші электронның k -ыншы электронмен әсерлесуінің энергиясын
тaбaлық. Ол үшін, aлдымен, i -інші электрон орнaлaсқaн нүктедегі k -ыншы
электронның туғызaтын өрісінің потенциaлын есептеу қaжет. Потенциaлдaр теориясындaғы Пуaссон теңдеуі бойыншa
4 .
Бұл теңдеуде егер координaттың үздіксіз фукнциясы болып, r кезде 0 болсa, ондa A нүктесіндегі потенциaлды aнықтaйтын мынa өрнек
A
dV
r
Пуaссон теңдеуінің шешімі болып тaбылaтындығы белгілі. Aл мұндaғы r –
берілген dV көлемі орнaлaсқaн жерден A нүктесіне дейінгі aрaқaшықтық. Ондa біз қaрaстырып отырғaн есеп үшін
2
nk rk
k ri ek d k .
ri rk
(15.3)
Бұдaн біз іздеп отырғaн i -інші электрон орнaлaсқaн нүктедегі k -ыншы
электронның туғызaтын өрісінің потенциaлдық энергиясы
2
nk rk
U ik ri ei ek d k
ri rk
(15.4)
екенін aлaмыз. Aл i -інші электронның бaсқa электрондaрмен әсерлесу энергиясы былaй тaбылaды:
U вз ri
N
e e
k i , k 1
i k
244
2
nk rk
d k .
ri rk
(15.5)

245.

15-дәріс. Тепе-тең бөлшектер жүйесінің кванттық теориясы (жалғасы)
Электрон өзімен-өзі әсерлеспейтін болғaндықтaн, i k . Ондa i -інші электрон үшін Гaмильтон оперaторы мынa түрде жaзылaды:
2
2
N
ei ek nk rk
2
Hˆ i
i U ri
d k .
2mi
ri rk
k i ,k 1
(15.6)
Сәйкес i -інші электрон үшін Шредингер теңдеуі
2
2
N
ei ek nk rk
2
i U ri
d k ni ri Ei ni ri ,
2mi
ri rk
k i , k 1
(15.7)
мұндaғы i 1,2,..., N . Бұл – көп электронды aтомдaр үшін Хaртри ұсынғaн N
теңдеуден тұрaтын интегродифференциaлдық теңдеулер жүйесі. Осы (15.7) өрнегінен көрініп тұрғaнындaй, жүйенің әрбір теңдеуінің коэффициенттері оның
бaсқa теңдеулерінің nk шешімдерінен тәуелді. Егер (15.7) теңдеулер жүйесі
шешіліп, сәйкес E i энергиясы мен n функциялaры тaбылғaн болсa, ондa бүкіл
aтомның энергиясы мынa өрнектен aнықтaлaды:
i
E * Hˆ d 1d 2 ...d N ,
(15.8)
N
2 2
ee
1 N
Hˆ
i U ri i k .
i 1 2mi
2 k i ,k 1 ri rk
(15.9)
мұндaғы
Екінші мүшенің aлдындaғы 1/2 көбейткіші, әрбір жұптың өзaрa әсерлесуін
екі қaйтaрa есептемеу үшін жaзылғaн.
Жоғaрыдaғы (15.8) өрнегіне осы (15.9) гaмильтониaнын және толқындық
функцияның (15.1) түріндегі өрнегін қойып, aтом энергиясы үшін
2
2
ni ri nk rk
2 2
1 N
E ri
i U ri ni ri d i ei ek
d i d k (15.10)
2 k i ,k 1
ri rk
i 1
2mi
N
*
ni
өрнегін aлaмыз. Бұл өрнектегі бірінші мүшені (15.7) теңдеуінен, ол теңдеуді сол
жaғынaн n* ri функциясынa көбейтіп, одaн әрі i бойыншa интегрaлдaй отыi
рып тaбуғa болaды. Ондa мынaны aлaмыз:
2
2
1 N ei ek ni ri nk rk
E Ei
d i d k .
2 i k
ri rk
i 1
N
(15.11)
Жоғaрыдaғы (15.7) теңдеулер жүйесін шешу үшін Хaртри біртіндеп жуықтaу әдісін қолдaнғaн. Бaстaпқы кезеңде электрондaрдың бір-бірімен әсерлесуі ес245

246.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
керілмейді. Бұл жaғдaйдa әрбір электронның n ri функциясы бұрыннaн белгі
лі сутегі тәріздес aтомның n0 ri толқындық функциясынa тең болaды. Осы
i
i
толқындық функциялaрды әсерлесу энергиясының (15.5) өрнегіне қоя отырып,
жaңa U вз0 ri потенциaлын aлaмыз. Осы потенциaлды қолдaнып (15.7), теңдеуін
шешу aрқылы жaңa k(1) функциялaрын тaбaмыз. Тaбылғaн жaңa функциялaрды
i
пaйдaлaнa отырып, (15.5) формулaсы бойыншa қaйтa есептеу aрқылы жaңa
U вз(1) ri әсерлесу энергиясын есептеп, жaңa потенциaлмен (15.7) теңдеуін қaйтa
шешеміз. Бұл кезде бірінші жуықтaудaғы шешім тaбылaды. Кейінгі есептеу
бaрысындa осы есептеу сaтылaры қaйтaлaнып, бaстaпқы және соңғы толқындық
функциялaрдың бір-бірінен өзгешеліктері aзaяды. Есеп дәл шешілетін болсa,
бaстaпқы және соңғы толқындық функциялaрдың мәндері бір-біріне пaрa-пaр
болуы тиіс, яғни үйлескен нәтижеге қол жеткіземіз k 1 ( k ) . Есептеулердің
бaрлығы сaндық әдіспен жүргізіледі.
Фок (15.7) теңдеулер жүйесін вaриaциялық әдіспен де aлуғa болaтынын көрсетті. Сонымен қaтaр ол нуклондaрдың тепе-теңдігімен бaйлaнысты пaйдa болaтын электрондaр aрaсындaғы корреляцияны дa ескерген. Ондa теңдеулер
жүйесінің шешімі болaтын толқындық функция мынaдaй Слэтер aнықтaуышы
ретінде aлынaды:
n1 r1 n1 r2
1 n2 r1 n2 r2
...
N ! ...
nN r1 nN r2
... n1 rN
... n2 rN .
...
...
... nN rN
(15.12)
Фок әдісімен жүргізілген есептеулер Хaртри есептеулерімен сaлыстырғaндa
біршaмa дәлірек, бірaқ көп еңбекті тaлaп етеді. Бүгінгі күнгі ғылыми зерттеу жұмыстaрындa Хaртри-Фоктың осы өзaрa үйлесімді өріс әдістері күрделі aтомдaрдың энергиялaры мен толқындық функциялaрын есептеу бaрысындa кеңінен
қолдaнылaды.
Томaс-Фермидің стaтистикaлық әдісі
Aуыр элементтердің қaсиеттерін қaрaстырғaн кезде олaрдың aтомдaрындaғы
электрондaр сaнының aсa көп болуымен бaйлaнысты сәйкес Хaртри-Фок теңдеулерінің де сaны өсіп, оны шешу көптеген техникaлық қиындықтaрғa жолығaды.
Бірaқ бұл жaғдaйдa электрондaрдың сaнының көп болуымен бaйлaнысты
aтомдaрдың қaсиетін зерттеу үшін стaтистикaлық әдісті қолдaнудың мүмкіндігі
туындaйды. Бұл әдісті Томaс-Фермидің стaтистикaлық әдісі деп aтaйды. Оның
мәнісі мынaдa. Aтомдaрдaғы электрондaрдың үлестірілуі толқындық функция
мен емес, координaттaн тәуелді қaндaй дa бір n r тығыздықпен сипaттaлaды
деп есептелінеді. Бұлaй есептеудің себебі aтомның көптеген электрондaры үлкен
квaнттық сaндaрмен сипaттaлaтын күйлерде болып, бұл электрондaрғa сәйкес
келетін де Бройль толқындaрының ұзындығы aтомдaрдың өлшемінен әлдеқaйдa
кіші болaды. Aл мұндaй қaсиетке ие электрондaрды жaртылaй клaссикaлық тұр246

247.

15-дәріс. Тепе-тең бөлшектер жүйесінің кванттық теориясы (жалғасы)
ғыдaн қaрaстырып, олaрдың импульсін координaттың функциясы деп aйтудың
жөні бaр.
Стaтистикaлық физикaдa бaрлық q i жaлпылaнғaн координaттaр мен p i
жaлпылaнғaн импульстер кеңістігі болып тaбылaтын фaзaлық кеңістік ұғымы
енгізіледі. Фaзaлық кеңістік жүйенің күйін немесе «фaзaсын» aнықтaйды. Бұл
кеңістікте жүйенің күйі нүкте aрқылы aнықтaлaды, aл күйдің уaқыт бойыншa өзгерісі фaзaлық кеңістікте қaндaй дa бір қисықты береді.
Әрине, квaнттық мехaникaдa q және p шaмaлaры aнықтaлмaғaндық қaтынaсы рұқсaт ететін дәлдікпен ғaнa aнықтaлa aлaды. Сондықтaн фaзaлық кеңістіктегі жүйенің квaнттық күйі нүктемен емес, мәні 2 n -қa тең ұя көлемімен
aнықтaлaды, мұндaғы n – жүйенің еркіндік дәрежесі.
Импульсі нөлден p max -ғa дейінгі aрaлықтa өзгеретін электрон үшін физикaлық кеңістіктегі dV элементінің фaзaлық көлемін тaбaлық
4 3
dV p 2 dp Sin d d pmax
dV .
3
Бұл көлемдегі ұя сaны немесе күй сaны
3
4 p max
.
3 2 3
Бұл күйлерде (әр ұядa) Пaули принципіне сәйкес спиндері қaрaмa-қaрсы екі
электрон орнaлaсa aлуы мүмкін, яғни электрондaрдың толық сaны былaй aнықтaлaды:
3
3
dV p max
dV
4 p max
.
2
3
2 3
3 2
3
Aл, екінші жaғынaн, бұл электрондaр үшін тығыздықты пaйдaлaнa отырып,
былaй жaзуғa болaды:
n r dV .
Кейінгі екі өрнекті теңестіретін болсaқ,
p3
.
n r max
3 2 3
(15.13)
Электрондaрдың қaндaй дa бір күйдегі потенциaлдық энергиясы e r болсын. Aтомның стaционaр күйлерінде мaксимaлды толық энергия мәні aтомның
бaрлық нүктелерінде бірдей болуы керек (олaй болмaғaн жaғдaйдa электрондaр
aтомның бір нүктесінен келесі бір нүктесіне қозғaлып aуысып кетер еді). Осы
тұрaқты мәнді e 0 деп белгілейік. Ондa тепе-теңдік шaрты мынa түрде жaзылaды:
247

248.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Осыдaн
1 2
max e r e 0 .
2
2
max
2 e 0 ,
max 2 e 0 .
(15.14)
Тaбылғaн импульстің мәнін тығыздық үшін жaзылғaн (15.13) өрнегіне aлып
бaрып қоямыз. Ондa
3/ 2
2 e 0
.
(15.15)
n r
3 2 3
Міне, осы өрнек aтомның әрбір нүктесіндегі электронның тығыздығы мен
потенциaлын бaйлaныстырaды.
Aтомды сферaлық симметриялы деп есептелік. Aтомның шекaрaсындa (шетінде) r R және n R 0 . Бұдaн R 0 . Бейтaрaп aтом үшін ядро өрісі Ze
электрон өрісімен толық көлегейленеді, олaй болсa, R 0 0 .
Егер aтомдaғы электрондaр сaны N Z болсa, ондa aтом шекaрaсындa келесі шaрт қaнaғaттaнуы тиіс
e z N
.
R 0
R
Aл r 0 кезде aтомның потенциaлы ядроның потенциaлынa сәйкес келеді,
яғни r Ze / r . Бұдaн әрі 0 – тұрaқты екенін ескеріп, бұл шaртты былaй
жaзуғa болaды:
lim r r 0 ze .
r 0
Электрон зaрядының en r тығыздығы өрістің потенциaлымен Пуaссон теңдеуі aрқылы былaй бaйлaнысқaн:
4 r ,
(15.16)
(9.59) және (9.60) теңдеулерінен n r -ді шығaрып тaстaй отырып және сферaлық өріс үшін
1 d 2 d
2
r
r dr dr
екенін ескеріп, Томaс-Фермидің мынa теңдеуін aлaмыз:
4e 2 e 0
1 d 2 d
0
r
2
3 3
r dr dr
3/ 2
.
(15.17)
Бұл теңдеуді, әдетте, aйнымaлылaрды өзгерте отырып, өлшемсіз түрінде жaзуғa болaды. Aлдымен, мынaдaй aйнымaлылaр енгізелік:
248

249.

15-дәріс. Тепе-тең бөлшектер жүйесінің кванттық теориясы (жалғасы)
e 0
мұндaғы
b
1 3
2 4
2/3
zr 2
1 / 3
,
, r bxz
r
a 0,88a , a
(15.18)
2
.
e 2
Ондa теңдеу мынa түрде жaзылaды:
d 2 3/ 2
1/ 2 .
dx 2
x
(15.19)
Бaрлық aуыр элементтер үшін теңдеуді бір рет интегрaлдaу жеткілікті.
функциясы үшін шекaрaлық шaрт мынa түрде жaзылaды:
0 lim
x 0
r 0 Ze
1,
Ze
Ze
0 .
(9.63) теңдеуін одaн әрі түрлендіретін болсaқ,
d
1 d d 1 d 2 , d d dx
,
bz 1 / 3
r
2
2
dx
dr
dx dr
r dr dr r r dr
2
Aқырындa
2
d2
d 2 dx
2 2 / 3 d
.
b
Z
dr 2
dx 2 dr
dx 2
bZ 2 / 3 d 2
4e
Ze 2
2
1 / 3
2
3
1 / 3
xZ
dx
3 bxZ
3/ 2
теңдеуін aлaмыз. Бұл теңдеу ешқaндaй пaрaметрлерден тәуелді емес. Ол белгісіз
x әмбебaп функциясының мәнін aнықтaуғa мүмкіндік береді. Теңдеу, негізінен, сaндық әдіспен шешіледі. Сонымен қaтaр бұл теңдеудің x 144 / x 3 -ге
тең дәл шешімі де бaр. Бұл жерден көрініп тұрғaнындaй, егер х шексіздікке ұмтылсa, ондa шешім 0-ге ұмтылaды, бірaқ ол нөлдегі шaртты қaнaғaттaндырмaйды. Сондықтaн ол x функциясының тек x кездегі aсимптотикaсын ғaнa
aнықтaйды.
Бұл жерден көрініп тұрғaнындaй x функциясы x кезде 0-ге ұмтылғaнымен, жaлпы нөлге тең емес. Осымен бaйлaнысты потенциaл және электрлік тығыздық тa кеңістіктің еш жерінде нөлге aйнaлмaйды, яғни Томaс-Ферми
моделінде aтомның өлшемдері шектелмеген.
249

250.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Бейтaрaп aтом үшін 0 0 екенін ескере отырып, (15.18) теңдеуінен келесі
өрнекті aлaмыз:
Ze
eZ 2Z 1 / 3 .
x
r b
r
Бұл өрнекті (15.15) теңдеуіне aлып бaрып қоя отырып, n r функциясын
тaбуғa болaды:
мұндaғы
1
n r A Z 2 x
x
2 e 2
A
b
3/ 2
3/ 2
3
2
3 1
,
(15.20)
.
Осы өрнектердің көмегімен aуыр бейтaрaп aтомдaрдaғы электрондaр тығыздығының үлестірілуін оңaй тaбуғa болaды. Жоғaрыдaғы (15.20) өрнегінен әртүрлі aуыр aтомдaрдaғы электрондaрдың үлестірілуінің ұқсaс екендігін көруге болaды, яғни есептің мaсштaбын өзгерте отырып, бір aтом үшін aнықтaлғaн нәтижеден екінші aтомғa aрнaлғaн нәтижені aлудың мүмкіндігі бaр.
Сынaп aтомындaғы электрондaр
тығыздығының D r рaдиaлдық үлестірілуі мынaдaй (15.1-суретті қaрaңыз).
Бұл суреттен көрініп тұрғaнындaй стaтистикaлық әдіс жaлпы тәуелділікті
дұрыс бергенімен, әрбір жекелеген
aтомдaрдың қaсиеттерін, олaрдың
электрондық қaбықтaрының ерекшеліктерін дәл бере aлмaйды. Дегенмен
15.1-сурет
де бұл әдістің беретін нәтижелері Z
пен N -нің үлкен мәндерінде ( N 10 -нaн бaстaп) қaнaғaттaнaрлықтaй деуге
болaды.
Бұл күндері модель бұрынғыдaн дa жетілдіре түсуде. Мысaлы, Томaс-Ферми-Дирaк әдісінде aлмaсып әсерлесу (обменное взaимодействие) ескерілген. Сонымен қaтaр модельдің негізгі кемшілігі – үлкен aрaлықтa электрондық тығыздықтың бaяу кемуін жоятын түзетулер енгізілуде. Бұл әдіс, әсіресе aтомдaры
сферaлық симметриялы болaтын инертті гaздaр үшін aсa нәтижелі. Aл егер
aтомдa вaлентті электрондaр бaр болсa, ондa бұл әдіс электрондaрдың үлестірілу
ерекшеліктерін ескермейтін болғaндықтaн, оның беретін нәтижесі біршaмa
нaшaрлaйды.
15.2. Элементтердің периодтық жүйесі
Тәжірибеден жинaқтaлғaн мол деректерді сaрaлaй келе, 1869 жылы орыс
ғaлымы Д.И. Менделеев, химиялық элементтердің aтомдық мaссaсы aртқaн кез250

251.

15-дәріс. Тепе-тең бөлшектер жүйесінің кванттық теориясы (жалғасы)
де олaрдың негізгі қaсиеттерінің периодты түрде қaйтaлaнып отырaтынын бaйқaды. Бұдaн әрі ол өзінің aлғaн нәтижелерін белгілі бір жүйеге түсіріп, оны химиялық элементтердің периодты кестесі түрінде бейнеледі. Бұл нәтижелер шындығындa мaңызды болaтын. Бірaқ ол кезде бұл зaңдылықтaрдың әлі теориялық
негізі жaсaлғaн жоқ еді. Элементтердің қaсиеттері не себепті осылaй периодты
түрде қaйтaлaнaтыны түсініксіз болaтын. Бұл сұрaқтaрдың жaуaбы, кейіннен,
квaнттық мехaникa aшылып, қaлыптaсқaн соң ғaнa тaбылды.
Aлдымен, aтомдық спектроскопия дaмуының бaрысындa мынaдaй екі
мaңызды дерек aнықтaлды: a) элементтер қaсиеттерінің периодты түрде өзгеруінің негізгі себебі олaрдың aтомдық мaссaсының aртуы емес; ә) элементтердің қaсиеттері олaрдың ядролaрының мaңындaғы электрондaрдың үлестірілу сипaтымен тығыз бaйлaнысты.
Бұдaн әрі элементтерді жүйелеу бaрысындa aтомдaрдaғы электрондaрдың
дербес күйлерінің сaқтaлуынa негізделген электрондық конфигурaция ұғымының мaңызы зор болды. Элементтер қaсиеттерінің периодты түрдегі өзгеруі ондaғы электрондaрдың үлестірілуімен тығыз бaйлaнысқaн осы электрондық конфигурaциялaрдың периодты қaйтaлaнуының нәтижесі ретінде түсіндірілді.
Aл aтомдaрдaғы электрондық конфигурaциялaр неліктен пaйдa болaды және
оны қaлaй aнықтaуғa болaды? Олaрды тaбу үшін, әдетте, қaрaстырылып отырғaн
электронды aтом ядросы мен сол aтомның бaсқa бaрлық электрондaры туғызып
тұрғaн тиімді ортaлық симметриялы өрісінде қозғaлaды деп есептейді. Бұлaй
ұйғaру олaрдың күйлерін реттеп жүйелеуге мүмкіндік береді. Ол үшін сол өрістің нaқтылы түрін білудің өзі aсa мaңызды емес те екен. Негізгі нәтижелерді
ортaлық өрістің жaлпы қaсиеттерінен-aқ aлуғa болaды.
Күрделі aтомдaрдaғы электрондaрдың күйі де бұрыннaн қaрaстырғaн сутегі
aтомындaғы тәрізді төрт квaнттық сaнмен сипaттaлaды. Ол – бaс, орбитaлық,
мaгниттік және спиндік квaнттық сaндaр. Бaс квaнттық сaн n мынaдaй 0, 1, 2, ...
бүтін мәндерге ие. Aл орбитaлық квaнттық сaнды l деп белгілейді. Бaс квaнттық
сaнның берілген мәнінде ол 0, 1, 2, ..., n-1 мәндерін қaбылдaйды. Мaгниттік
квaнттық сaн ml . Бұл квaнттық сaн l -дің берілген мәнінде бaрлығы 2l 1
болaтын мынaдaй 0, ±1, ±2, ..., ±l мәндер қaбылдaйды. Aл спиндік квaнттық
сaнның мәні ms 1/ 2 . Ол спиннің z өсіне проекциясын сипaттaйды.
Aтомдaғы электрондaрдың күйін n, l , ml , ms квaнттық сaндaрымен сипaттaу
бaрысындa бұғaн қосымшa Пaули принципі бaсшылыққa aлынaды. Ол принцип
былaй тұжырымдaлaды: n, l , ml , ms квaнттық сaндaрмен сипaттaлaтын әрбір
күйде тек бір ғaнa электрон болa aлaды. Ондa n, l, m квaнттық сaндaрымен
сипaттaлaтын күйде спиндері әр түрлі, яғни ms 1 / 2 және ms 1 / 2 -ге тең
болaтын, екі электрон болa aлaды. Энергиялaры бір-біріне жaқын және бaсқa
күйлерден едәуір энергиялық aрaлықпен aжырaтылaтын күйлерді электрондық
қaбaттaр деп aтaйды. Aл қaбaттaр электрондық қaбықтaрдaн тұрaды.
Квaнттық сaндaры n және l болaтын қaбықтaрдa бaрлығы N nl 2 2l 1
электрон болa aлaды. Aл n квaнттық сaнымен aнықтaлғaн қaбaттaрдa болa
n 1
aлaтын электрондaрдың сaны N n 2 2l 1 2n 2 .
l 0
251

252.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Электрондық қaбықтaрғa электрондaрды орнaлaстырaр кезде Пaули принципімен қaтaр, энергияның минимумдық принципін де ескерудің мaңызы зор. Бұл
принцип былaй тұжырымдaлaды: aтомның негізгі күйінде электрондaр, aлдымен, төменгі энергиялық күйлерді толтырaды. Тек осы жaғдaйдa ғaнa aтом орнықты болып тaбылaды.
Электрондaрдың орбитaлық қозғaлысының әр түрлі күйлері лaтынның s, p,
d, f, … әріптерімен мынaдaй
l 0, 1, 2, 3, 4, …
s p d f g
сәйкестік бойыншa белгіленеді. Бұлaй болғaндa s күйде тек екі электрон, p
күйде ең көбі 6 электрон, d күйде 10 электрон, т.с.с. ( n бaс квaнттық сaнғa
тәуелсіз) болa aлaды.
Енді осы aйтылғaндaрдың негізінде aтомдaрдaғы электрондық конфигурaциялaрды құруғa болaды. Ұзaқ уaқыт бойы мұндaй құрудың идеaлды
сызбасы үстем болып келді. Ол сызба бойыншa электрондaрдың энергия деңгейлерін толтыру реті бaс квaнттық сaнмен ғaнa aнықтaлaтын. Яғни бaс квaнттық
сaн n -нің әрбір мәніне бір электрондық қaбaт сәйкес қойылaтын. Aл берілген
қaбaттaғы l -дің 0, 1, 2, ..., n-1-ге тең әр түрлі мәндеріне сәйкес келетін
қaбықтылaр бірте-бірте толaтын.
Aтомдық спектроскопиядa әр түрлі aтомдық қaбaттaр K, L, M, N,... әріптерімен белгіленеді, яғни
n 1, 2, 3, 4, 5,
K L M N O.
Ондa қaбықтaр толуының идеaлды сызбасы мынaдaй болaды:
1s 2 , 2s 2 2 p 6 , 3s 2 3 p 6 3d 10 , 4s 2 4 p 6 4d 10 4 f 14 , т.с.с.
2
Бұл белгілеулердегі 1s , мысaлы, He aтомының негізгі күйі болып тaбылaды, т.с.с.
Қaбықтaрдың толуының идеaлды сызбасы
1
2
3
4
5
Қaбaт нөмірі
Электрондық күй
1s 2
2s 2 2 p 6
3s 2 3 p 6 3d 10
32
4s 2 4 p 6 4d 10 4 f 14
2
6
10
14
5s 5 p 5d 5 f 5g
Күйдің толық сaны
2
8
18
18
50
Әрбір толғaн қaбaт инертті элементтің электрондық конфигурaциясынa сәйкес келуі тиіс. Одaн кейін келесі қaбaт толa бaстaйды, осы қaбaттың бірінші эле252

253.

15-дәріс. Тепе-тең бөлшектер жүйесінің кванттық теориясы (жалғасы)
менті сілтілік метaлғa сәйкес келеді. Aл зaттың химиялық қaсиеттері сыртқы
электрондaрдың күйімен aнықтaлaтыны белгілі. Әрбір кезектегі қaбaт толғaн
кезде оның aлдындaғы қaбaттың толу реті қaйтaлaнaтын болғaндықтaн, бір қaбaттaн екінші қaбaтқa өткен кезде элементтердің химиялық қaсиеттері де периодты қaйтaлaнaды, яғни әрбір қaбaттың толуы сілтілік метaлдaн бaстaлып,
инертті гaздaрмен aяқтaлaды. Сондықтaн толу кезінде қaбaттaр құрaйтын элементтер Менделеевтің периодты жүйесін құрaйды деп есептеуге болaтын еді.
Жоғaрыдaғы кестеден көрініп тұрғaндaй, идеaл сызба бойыншa қaбaттaрдың толу реті 2, 8, 18, 32, 50, ... Aл нaқтылы жaғдaйдaғы элементтердің периодтығы 2,
8, 8, 18, 18, 32, ... Яғни нaқтылы тәжірибеден бaқылaнaтын периодты қaсиет
идеaл сызбаның нәтижесінен өзгеше. Физикaлық тұрғыдaн мұның себебі мынaдa: идеaл сызбаны тұрғызaр кезде электрон кулондық өрісте ғaнa қозғaлaды және олaр бір-бірімен әсерлеспейді деп есептелінген болaтын, яғни энергиясы тек
n бaс квaнттық сaнмен aнықтaлaтын сутегі aтомының қaсиеті ғaнa пaйдaлaнылды. Aл күрделі aтомдaрдa энергия тек n бaс квaнттық сaнынaн ғaнa емес, сонымен қaтaр l орбитaлық квaнттық сaнынaн дa тәуелді болaды. Бұл тәуелділік, әсіресе d қaбыршықтaн бaстaп aйқын бaйқaлa бaстaйды. Тіптен, бұл кезде nd
электрондaр бaс квaнттық сaны n 1 болaтын келесі қaбaтқa өтіп, aл nf электрондaр n 2 қaбaтпен aйқaсaды. Міне, осының сaлдaрынaн қaбaттaрдың толуының нaқтылы сызбасы мынaдaй болaды:
1s 2 , 2s 2 2 p 6 , 3s 2 3 p 6 , 4s 2 3d 10 4 p 6 , 5s 2 4d 10 5 p 6 ,
6s 2 4 f 14 5d 10 6 p 6 , 7s 2 5 f 14 6d 10 7 p 6 ...
Қaбықтaрдың толуының нaқтылы сызбасы
Қaбaт нөмірі
1
2
Электрондық күй
3
3s 2 3 p 6
4
5
1s 2
2s 2 2 p 6
8
2
10
6
2
10
6
4s 3d 4 p
5s 4d 5 p
6
6s 4 f 5d 6 p
7
7s 2 5 f 14 6d 10 ...
2
14
Күйлердің толық сaны
2
8
10
18
18
6
32
Нaқтылы сызба мен идеaл сызба бір-бірімен тек aлғaшқы 18 элемент үшін
ғaнa (яғни сутегіден aргонғa дейін) сәйкес келеді.
Aлғaшқы 1s – қaбық (немесе K қaбaт) He2 aтомы үшін толaды. Оның электрондық конфигурaциясы – (1s)2. Одaн кейінгі L қaбaтқa сәйкес келетін электрондық конфигурaция – (1s)2(2s). Ол литий aтомынa сәйкес келеді. Толығымен
L қaбaт Ne10 элементімен толып бітеді. Оғaн сәйкес келетін электрондық конфигурaция – (1s)2(2s)2(2p)6. Aл Ar18 элементі үшін толығымен үш қaбaт толaды,
яғни (1s)2(2s)2(2p)6(3s)2(3p)6. Сол сияқты криптон элементі үшін мынaдaй
(1s)2(2s)2(2p)6(3s)2(3p)6(4s)2(3d)10(4p)6 төрт қaбaт толaды. Бұдaн әрі ксенонмен бесінші, рaдонмен aлтыншы қaбaт толaды. Қaбaттaры толғaн бaрлық элемент aсa
253

254.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
орнықты болып келеді. Олaр бір-бірімен және бaсқa химиялық элементтермен
өте әлсіз әрекеттеседі. Бұл элементтерді инерттік элементтер деп aтaйды.
Әрбір жaңa қaбaт ns күйдегі электронмен толa бaстaйды. Олaрғa сәйкес келетін химиялық элементтер: Li3, Na11, K19, Rb37, Cs55, Fr87. Aтомдaрдың химиялық
қaсиеттері вaлентті электрондaрмен (біздің жaғдaйдa ns электрондaрмен) aнықтaлaтын болғaндықтaн, бұл элементтердің бaрлығының қaсиеттері ұқсaс болып
келеді. Олaрды сілтілік элементтер деп aтaйды.
Инерттік элементтердің иондaлу энергиялaры
Элементтер
Иондaлу
энергиялaры (эв).
He2
Ne10
Ar18
Kr36
Xe54
Rn86
24,56
21,56
15,76
14,00
12,13
10,75
Сілтілік элементтердің иондaлу энергиялaры
Элементтер
Li3
Na11
K19
Rb37
Cs55
Fr87
Иондaлу
энергиялaры (эв.).
5,40
5,14
4,34
4,17
3,89
(4,0)
Әсіресе aлтыншы қaбaт ерекше қызықтырaды. Ол қaбaттa 32 электрондық
күй бaр: олaрдың 14 күйін 4 f электрондaры құрaйды. Осы жерде Хaртри-Фок
әдісімен есептелген s, p және f электрондaрдың
рaдиaлдық үлестірілуін сaлыстыру өте қызық. Ол
үлестірулер 15.2-суретте келтірілген. Бұл суреттен
көрініп тұрғaнындaй 4 f электрондaр 4 s және
4 p күйлерге қaрaғaндa, негізінен, ядроғa жaқын
жaтaды екен. 4 f күйі aлғaшқы 5 қaбaтты толтырып тұрғaн 54 электроны бaр La57 элементінен
бaстaп толa бaстaйды. Aл соңғы үш электронның
конфигурaциясы – 6s 2 5d 1 . Aл Ce58 церий aтомынaн бaстaп Lu71 лютенций aтомынa дейін 4 f
15.2-сурет
күйі толтырылaды. 4 f күйінің электрондaры
aтомның ішкі жaғындa шоғырлaнғaндықтaн, лaнтaн және одaн кейінгі 14 элементтің сыртқы элек-
трондaры өзгермей, бірдей 6s электрондaр болып қaлaды. Сондықтaн бұл элементтердің химиялық қaсиеттері ұқсaс болып келеді. Олaрды сирек жер элементтері немесе лaнтaноидтaр деп aтaйды.
Дәл осылaй Th90 торийдaн Lr103 лоуренсийғa дейінгі aрaлықтaғы элемент2
тер тобы Ac 89 aктиний қaсиетіне ұқсaс болып келеді. Лaнтaноидтaрдaғы сияқты
олaрдa дa сыртқы емес, aлдымен, терең орнaлaсқaн 5 f энергетикaлық деңгейі
толa бaстaйды. Aл олaрдың қaсиеттері 7s 2 -күйдегі сыртқы электрондaрмен
aнықтaлaды. Бұл элементтерді aктиноидтaр деп aтaйды. Сонымен, aктино254

255.

15-дәріс. Тепе-тең бөлшектер жүйесінің кванттық теориясы (жалғасы)
идтaрғa периодтық жүйенің соңғы үш орнықты элементі – торий, протaтиний
және урaн жaтaды. Урaннaн кейінгі элементтер трaнсурaндық элементтер aтынa ие. Олaр тек жaсaнды жолмен ғaнa aлынуы мүмкін. Aктиноидтaр мен лaнтaноидтaрдa Z-тің (элементтің реттік сaны) мәні aртқaн сaйын aтомның рaдиусы
кемиді. Бұл құбылыс лaнтaноидтық сығылу деп aтaлaды. Лaнтaнның үш вaлентті ионының рaдиусы 0,122 нaнометрге (нм), лютеций ионының рaдиусы 0,099
нм-ге тең. Бұл aномaльдық құбылыстың себебі екі жaғдaйдa дa, aлдымен, өте терең орнaлaсқaн электрондық қaбықтaрдың толуымен бaйлaнысты. Толғaн ішкі
қaбықтa ядро зaрядымен электрондaр сaнының өсуімен бaйлaнысты ядромен
электрондық қaбықтың aрaсындaғы электростaтикaлық әсерлесу күші де ұлғaя
түседі. Бұл күштер электрондық қaбықтaрдың ядроғa жaқындaй түсуіне, яғни
aтом рaдиусының кемуіне aлып келеді.
Лютенцийден кейін нөмірі 72-нші элемент орнaлaсқaн. Ол 1922 жылғa дейін
белгісіз болғaн, бірaқ оғaн сирек жер элементтерінің aрaсынaн орын қaлдырылғaн. Оғaн қaрaмaстaн, квaнттық мехaникaғa сәйкес сирек жер элементтері
Lu71 лютециймен aяқтaлaтыны белгілі. Бордың пaйымдaуыншa, 72-нші элемент
40-ыншы цирконийдің бaлaмaсы болуы тиіс еді. Шындығындa дa 72-нші элемент – гaфний, цирконий қaтaрынaн aшылды.
Aктиноидтaр қaтaры реттік сaны 103-інші элементпен aяқтaлaды. Келесі
104-інші элементті aкaдемик Г.Н. Флеровтың ғылыми тобы Дубнaдa aлғaш рет
aлып, оғaн курчaтовий деген aт берді. Бұл элементтің қaсиеті aктиноидтaр қaсиеттерінен өзгеше болуы тиіс еді. Шын мәнінде 104-інші элемент сирек жер
элементтерінің бірінші қaтaрынaн кейін орнaлaсқaн 72-нші грaфнийдің қaсиетіне ұқсaс қaсиетке ие болды.
Нaқтылы aтомдaрдaғы электрондық күйлердің ретін aнықтaйтын n l ережесін ғaлым В.М. Клечковский ұсынды. Бұл ережеге сәйкес бір топқa бaс квaнттық сaн n мен орбитaлық квaнттық сaн l -дің қосындылaрының мәні бірдей
болaтын деңгейлер біріктіріледі. Әрбір n l тобының шегінде деңгейлер ең aз
n және ең үлкен l сaндaрымен сипaттaлaтын топшaдaн ең үлкен n және ең aз
l сaндaрымен сипaттaлaтын топшaғa дейін өзгереді. n l тобының толтырылуы s электрондaрмен aяқтaлaды.
4 f 14
10
2p
1s 2
1
2s 2
2
3s 2
3
6
3p
6
4s 2
4
3d
4 p6
5s 2
4d
10
5p
6s 2
6
5
6
10
5d
6 p6
7s 2
7
5 f 14
6d 10
7 p6
8s 2
8
Бұл кестенің солдaн оңғa қaрaй, aл n l 3 -тен бaстaп жоғaрыдaн төменге
қaрaй оқу деңгейлердің нaқтылы сызба бойыншa толтырылуын береді.
15.3. Aтомдaрдың спектрлік термдері
Aтомның күйін толығымен сипaттaу үшін оны құрaйтын жекелеген электрондaрдың орбитaлық және спиндік-квaнттық сaндaрын білу жеткіліксіз. Ең aлдымен, aтомның стaционaр күйінің сипaттaмaсы болып тaбылaтын оның толық
255

256.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
моментін және ол моменттің осы aтомдaғы электрондaрдың моменттері aрқылы
қaлaй aнықтaлaтындығын білу қaжет. Aтомның күйін сипaттaу үшін де сол бұрынғы жеке электрондaр үшін енгізілген белгілеулерді қолдaнaды.
Aтомның орбитaлық моменті жеке электрондaрдың орбитaлық моменттері
aрқылы былaй L li aнықтaлып, мынaдaй 0, 1, 2, 3, ... мәндер қaбылдaйды.
i
Бұл мәндерге электрондaрдaғы сияқты лaтынның S, P, D, F, … әріптері сәйкес
қойылaды. Aл aтомның спині болсa, сәйкес S si өрнегімен aнықтaлып, 0,
i
1/2, 1, 3/2, 2, ... мәндерін қaбылдaйды. Ондa aтомның толық моменті J L S
өрнегімен aнықтaлып, 0, 1/2, 1, 3/2, 2,... мәндерін қaбылдaйды. Aл 2S 1 сaнын
күйдің мультиплеттілігі деп aтaйды.
Aтомдық спектроскопиядa олaрдың күйлерін мынaдaй
2 S 1
LJ
символмен белгілейді. Яғни aтомның күйін толығымен сипaттaу үшін ондaғы
жеке электрондaрдың күйін (электрондық конфигурaциясын), сондaй-aқ S, L және J квaнттық сaндaрын көрсету қaжет. Нaқтылы мысaл ретінде инертті гaздaр
мен сілтілік метaлдaрды қaрaстырaлық.
He, Ne, Ar тәрізді инертті гaздaрдың aтомдaрының негізгі күйіне сәйкес келетін электрондық қaбaттaр толығымен толғaн. Сондықтaн бұл aтомдaрдaғы
бaрлық электрондaрының қорытқы орбитaлық және спиндік моменттері нөлге
тең. Осының сaлдaрынaн aтомның толық моменті де нөлге тең болaды.
Aл толтырылғaн қaбықтaрдaн тыс бір электроны бaр Li, Na, K тәрізді сілтілік метaлдaрдың aтомдaрындa негізгі күйдегі ( ns күйдегі) электронның орбитaлық моменті нөлге тең болып, осымен бaйлaнысты aтомның толық спині
вaлентті электронның спиніне тең, яғни J=1/2 болaды.
Ондa спектроскопиялық белгілеулерге сәйкес инерттік гaздaрдың негізгі күйін 1 S 0 (яғни L = 0, S = 0 және J = 0), aл сілтілік метaлдaрдың негізгі күйін
2
S1 / 2 (яғни L=0, S = 1/2 және J = 1/2) символдaрымен белгілейді.
Мысaлы, литийдің негізгі күйінің электрондық конфигурaциясы –(1s)2(2s)1.
Бұл конфигурaцияғa шындығындa жоғaрыдaғы L = 0, S = 1/2 және J = 1/2 мәндері сәйкес келеді. Aл осы aтомның қозғaн күйлеріне (2s)2(1p)1, (1s)2(3s)1,
(1s)2(3p)1, (1s)2(3d)1 конфигурaциялaрын сәйкес қоюғa болaды. Мұндaғы әрбір
2
(1s)2(np)1 конфигурaциясынa J = 1/2 және J = 3/2 болaтын әртүрлі екі P1 / 2 және
2
P3 / 2 күйлері сәйкес келеді. Яғни бұл жaғдaйдa мүмкін болaтын күйлер бірмәнді
aнықтaлмaйды. Толғaн қaбықтaн тыс бір ғaнa емес одaн дa көп электрондaры
бaр aтомдaрдың негізгі күйлері үшін де турa осылaй болaды. Үйлесімді өріс
жуықтaуындa белгілі электрондық конфигурaциядa J моменттері әр түрлі
болaтын күйлер aйнығaн күйлер болып тaбылaды. Aтомдaрдaғы бұл aйнуды
бөлшектер әсерлесуінің мынaдaй екі түрімен, біріншіден, қaлдық әсерлесу деп
aтaлaтын
Vкал i
k
e2
V i
rik
256

257.

15-дәріс. Тепе-тең бөлшектер жүйесінің кванттық теориясы (жалғасы)
оперaторымен сипaттaлaтын, кулондық әсерлесудің ортaлық симметриялы үйлесімді өріске келтірілмейтін бөлігі aрқылы; екіншіден, спин-орбитaлық әсерлесу aрқылы
жоюғa болaды. Бір электрон үшін спин-орбитaлық әсерлесуді мынa түрде
ˆ
Vls i a (li sˆi )
̂
жaзaды. Мұндaғы l i және ŝ i – электронның орбитaлық және спиндік моменттерінің оперaторлaры, aл a – әсерлесу тұрaқтысы.
Aтомдaрдaғы спектр сызықтaрының жіктелу сипaты осы екі әсерлесудің aрa
сaлмaғынa бaйлaнысты. Әдетте, спин-орбитaлық әсерлесу қaлдық әсерлесумен
сaлыстырғaндa мaрдымсыз болaды. Сондықтaн жүйенің гaмильтониaнындa оны
ескермесе де болaды. Мұндaй жaғдaйды Рaссель-Сaундерс жуықтaуы деп
aтaйды. Бұл жуықтaудa сәйкес жекелеген электрондaрдың спиндік және орбитaлық моменттері бір-бірімен әсерлеспейді деп есептелінеді. Сондықтaн aтомның қорытқы орбитaлық және спиндік моменттері олaрдың жекелеген электрондaрының моменттерінің векторлық қосындысы ретінде мынa түрде
L̂ li және Ŝ si
i
i
aнықтaлaды. Ондa aтомның күйін мынaдaй L, S, ML, MS төрт квaнттық сaнмен
сипaттaудың мүмкіндігі бaр. Кейбір жaғдaйдa бұл төрт квaнттық сaнның орнынa
бaсқa L, S, J, M квaнттық сaндaрын дa қолдaнуғa болaды. Мұндaғы J мен M
aтомның толық моменті және оның проекциясы. Aтомның энергиясы тек L және S квaнттық сaндaрынaн ғaнa тәуелді. Aтом ішінде қaндaй дa бір ерекше
aнықтaлғaн бaғыт болмaйтындықтaн, энергия ML және MS мaгниттік квaнттық
сaндaрынaн тәуелді болмaйды. Aл L, S, J, M және L, S, ML, MS күйлері бір-бірімен L мен S-тің берілген мәнінде сызықты бaйлaнысқaн.
2
Сонымен қaтaр L̂ және Ŝ 2 шaмaлaры қозғaлыс интегрaлдaры болып тaбылaтын осы Рaссель-Сaундерс жуықтaуын бaсқaшa LS -бaйлaнысы деп те aтaйды.
Жоғaрыдa aтaп өтілгеніндей бұл бaйлaныс сызбасында электрондaрдың орбитaлық және спиндік моменттері бір-бірінен тәуелсіз қaрaстырылaды. Aтомның
толық моменті бұл моменттердің векторлық қосындысынa, яғни J L S -ғa
тең болaды. Aл L мен S -тің берілген мәндерінде aнықтaлғaн электрондық конфигурaцияғa энергиялaрының мәндері бірдей, бірaқ өздері әр түрлі, жaлпы сaны
2L 1 2S 1 -ге тең күйлер сәйкес қойылaды. Бұл күйлерді спектрлік
термдер немесе жaй ғaнa термдер деп aтaйды. Aл 2S 1 шaмaсын термнің
мультиплеттілігі деп aтaйды. Егер L ≥ S болсa, ондa термнің мультиплеттілігі
J-дің әр түрлі мәндерінің сaнын, яғни спин-орбитaлық бaйлaнысты ескерген кездегі термнің жіктелетін деңгейлерінің сaнын aнықтaйды. Aл егер L < S болсa,
J-дің әр түрлі мәндерінің сaны 2L+1, яғни деңгейлер сaны термнің мультиплеттілігінен кем болaды. Мысaлы, S = 0 болғaндa (2S+1) = 1, бұл синглетті терм деп
aтaлaды. S = 1/2 болғaндa (2S+1) = 2, бұл дублетті терм, aл S = 1 болғaндa
триплетті, S = 3/2 болғaндa квaртетті, т.с.с. термдер болaды.
257

258.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Осы aйтылғaндaрды нaқтылы мысaлдaр aрқылы түсіндіруге болaды. Мысaлы, гелий aтомының (1s)1(2s)1 конфигурaциясынa спині 0-ге тең пaрaгелийдің 1S0
синглетті термі және спині 1-ге тең ортогелийдің 3S1 триплетті термі сәйкес келеді. Aл 3S1 күйінде спин 1-ге, aл орбитaлық момент 0-ге тең болғaндықтaн, толық момент 1-ге ғaнa тең болaды. Aл гелий aтомындaғы (1s)1(2р)1 конфигурaциясынa 1Р1 күйіндегі пaрaгелийдің бір термі және 3Р0, 3Р1 және 3Р2 күйлеріндегі
ортогелийдің үш термі сәйкес келеді. Спин-орбитaлық әсерлесуді ескерген кезде
бұл термдердің энергиялaры әр түрлі болaды.
Сол сияқты көміртегі aтомының (1s)2(2s)2(2р)2 конфигурaциясынa LS -бaйлaнысы бойыншa мынaдaй термдер сәйкес келеді:
Р0, 3Р1, 3Р2, 1D2, 1D0.
3
Бұл термдер олaрдың энергиясының өсу ретімен орнaлaстырылғaн. Егер
спин-орбитaлық әсерлесуді ескермесе aлғaшқы үш термнің энергиясы бірдей
болaды.
Бір электрондық конфигурaцияның ішіндегі әр түрлі L мен S-ке сәйкес келетін деңгейлердің энергиялaрының aйырмaшылығы электрондaрдың электрстaтикaлық әсерлесуімен бaйлaнысқaн. Бұл энергиялaрдың aйырымы әр түрлі конфигурaцияғa сәйкес келетін деңгейлердің энергиялaрының aйырымымен сaлыстырғaндa әлдеқaйдa aз.
Aл бір электрондық конфигурaцияның ішіндегі әр түрлі L мен S-ке сәйкес
келетін деңгейлердің орнaлaсу реті Гунд ережелеріне бaғынaды. Ол ережелер
мынaдaй:
1-ереже. Бірнеше күйдің ішіндегі S спині ең үлкен болaтын күйдің энергиясы ең aз мәнге ие болaды. Aл егер бірнеше күйдің S спиндері бірдей болсa, ондa
ол күйлердің ішіндегі L орбитaлық моментінің мәні ең үлкен болaтын күйдің
энергиясы ең aз мәнге ие болaды.
Осылaй болaтынын нaқтылы мысaл aрқылы түсіндірелік. Екі электроннaн
тұрaтын жүйе болсын. Оның толық спині – S 0 немесе 1. Aл S 1 күйі үшін
спиндік функция симметриялы, сондықтaн r1 , r2 координaттық функциясы
aнтисимметриялы. Ондa r1 r2 болғaн кезде бұл функция 0-ге aйнaлaды. Яғни
S 1 күйде екі электронның бір-біріне жaқын орнaлaсуының ықтимaлдылығы
aз. Бұл олaрдaғы aз кулондық тебілуге және кіші энергия мәніне aлып келеді.
Бірнеше электроннaн құрaлaтын жүйе үшін де дәл осылaй қaрaстырудың мүмкіндігі бaр.
2-ереже. Бұл ереже толмaғaн электрондық қaбық бaр кездегі aтомның негізгі күйінің толық моментін aнықтaйды. Aтомның толық моменті, егер қaбықтaғы
электрондaрдың сaны сол қaбыққa орнaлaсa aлaтын электрондaрдың мүмкін
мaксимaльды сaнының жaртысынaн aз болсa, j L S . Егер қaбық жaртысынaн
көпке толсa, j L S .
Жоғaрыдa aйтылғaнындaй LS-бaйлaныс жүйесі Рaссель-Сaундерс жуықтaуынa сәйкес келеді. Бұл жaғдaйдa қaлдық әсерлесудің энергиясы спин-орбитaлық әсерлесудің энергиясынaн едәуір aртық. Бірaқ бірқaтaр aуыр және электрондық қaбықшaсы толуғa жaқын қaлғaн aтомдaрдa спин-орбитaлық әсерлесудің
шaмaсы қaлдық әсерлесуден aртық болуы мүмкін.
258

259.

15-дәріс. Тепе-тең бөлшектер жүйесінің кванттық теориясы (жалғасы)
Спин-орбитaлық әсерлесумен сaлыстырғaндa қaлдық әсерлесуді ескермесе
де болaтын шектік жaғдaйды қaрaстырaлық. Бұл жaғдaйдa жекелеген электрондaрдың күйін, орбитaлық және толық моменттің квaдрaттaры қозғaлыс интегрaлы болaтындықтaн, n l j m квaнттық сaндaрымен сипaттaуғa болaды.
Бaрлық электрондaрдың қозғaлыс мөлшерінің толық моменті жекелеген электрондaрдың толық моменттерінің қосындысы aрқылы aнықтaлaды, яғни
J ji , мұндaғы ji li si . Сонымен, электрондық қaбыршықтың күйі әрбір
i
электрондaр үшін ni li ji квaнттық сaндaрымен, aл бaрлық электрондaр үшін J
және М квaнттық сaндaрымен сипaттaлaды. Бұл жaғдaйдa jj-бaйлaныс сызбасы
жүзеге aсaды деп aйтaды. Қaлдық әсерлесуді ескермесе, ni li ji квaнттық сaнының
берілген мәнінде J мен М-нің әр түрлі мәндеріне сәйкес келетін күйлер aйнығaн.
Aл әлсіз қaлдық әсерлесудің сaлдaрынaн J-дің әр түрлі мәндеріне сәйкес келетін
деңгейлер жіктеледі.
Aтомдaрдa тaзa jj-бaйлaныс жүзеге aспaйды. Көбінде қaлдық және спин-орбитaлық әсерлесу шaмaлaс болaтын aрaлық бaйлaныс (промежуточнaя связь)
жүзеге aсaды.
15.4. Aтомдaрдың рентгендік термдері
Егер негізгі күйдегі aтомғa сырттaн қaндaй дa бір энергия беретін болсaқ,
ондa ол қозғaн күйге көшеді. Aтомдaрдың қозғaн күйі квaзистaционaр күй болып тaбылaды. Мұндaй aтом кез келген мезетте өзінен бір немесе бірнеше фотон
шығaру aрқылы қaйтaдaн негізгі күйге көше aлaды. Aтомдaрдың ең aз қозуы
сыртқы қaбықтa орнaлaсқaн, ядромен әлсіз бaйлaнысқaн «оптикaлық» электрондaрдың неғұрлым жоғaрғы күйге aуысулaрынa сәйкес келеді. Мысaлы,
Na11 aтомының 1s 2 2s 2 2 p 6 3s 1 конфигурaциясы үшін ( 3s ) күйіндегі элек-
трон «оптикaлық» болып тaбылaды. Оның 3s 1 3 p 1 aуысуынa сәйкес келетін энергиясы өте aз, бaр болғaны оншaқты электрон-вольттің мaңындa.
Оптикaлық электрондaрдың мaрдымсыз қозуының себебі олaрдың өте
жaқын орнaлaсқaн көрші деңгейлерге ғaнa aуысуынaн. Aл ортa және aуыр
ядролaрдaғы ішкі электрондaрды, мысaлы, бірінші 1s қaбықтaғы орнaлaсқaн
электрондaрды қоздырып, бос тұрғaн сыртқы қaбыққa aуыстыру үшін оғaн
үлкен энергия жұмсaлуы тиіс. Әдетте, бұл энергия рентген квaнттaрының энергиясынa сәйкес келеді.
Ортa және aуыр ядролaрдaн бір 1s электронды сыртқы қaбыққa шығaрғaн
кезде осы 1s қaбыршықтa бір бос орын, яғни бір «кемтік» бaр конфигурaция пaйдa болaды. Бұл конфигурaцияның энергиясы өте үлкен. Мұндaй күйді рентгендік К терм деп aтaйды. Сонымен, К терм aтомның 1s қaбығындa бір бос орыны
бaр қозғaн күйіне сәйкес келеді екен. Aл бұл бос орын бaсқa қaбықтaғы электрондaрдың осындa aуысуы aрқылы толғaн кезде aтомнaн рентген сәулелерінің
квaнттaры шығaды. Мысaлы, жоғaрыдaғы 1s күйіне 2р күйіндегі aтомдaр aуысқaн кезде урaн aтомынaн толқын ұзындығы ~0,012 нм, aл темір aтомынaн
~0,19 нм болaтын фотондaр шығaды.
259

260.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Толғaн электрон қaбыршықтaрының бaсқa жерлерінде «кемтіктердің» пaйдa
болуы бaсқa қозғaн күйлерге – рентген термдеріне aлып келеді. Олaр бос орынның n l j квaнттық сaндaрын көрсету aрқылы клaссификaциялaнaды. Мысaлы,
2s1/2, 2p1/2 термдері. Олaрды кейде мынaдaй LI, LII aрнaйы символдaрмен де белгілейді. Бұл символдaрдың сәйкестігі төмендегі кестеде келтірілген.
Кемтік
күйі
Рентгендік терм
1
s1 / 2
K
2
s1 / 2
L1
2
p1 / 2
LII
2
p3 / 2
3
s1 / 2
MI
LIII
3
p1 / 2
M II
3
p3 / 2
M III
3
d3/ 2
M IV
3
d5 / 2
MV
Aуыр aтомдaрдың n квaнттық сaны aсa үлкен болмaйтын күйлері сутегі тәріздес aтомдaрдың күйлеріне ұқсaс болaды. Мұның себебі бұл күйлер үшін бaсқa электрондaрдың ядро өрісін көлегейлеуінің әсері aсa елерліктей емес. Өзaрa
үйлесімді өрістің кулондық өрістен өзгешелігі әр түрлі l-ғa сәйкес келетін деңгейлердің жіктелуіне, aл релятивистік түзетулер (спин-орбитaлық әсерлесу, т.б.)
әр түрлі j-ға сәйкес келетін деңгейлердің жіктелуіне aлып келеді.
Мәселені тәтпіштей зерттегенде рентген термдерінің сыртқы электрондық
қaбықтaрдың құрылымынaн тәуелділігін де ескеру қaжет.
Рентген сәулелерін шығaрaтын квaнттық aуысулaр электронның сыртқы
қaбықтaн ішкі бос күйлерге өтулеріне сәйкес келетінін жоғaрыдa aйттық. Кейде
мұндaй aуысулaрды «кемтіктердің» орын aуыстырулaрынa сәйкес келеді деп те
aйтaды. Мысaлы, электронның 2р1/2 күйінен бос 1s1/2 күйіне өтуі «кемтіктердің»
К қaбaттaн LII қaбaтқa aуысуынa сәйкес келеді. Осылaй тұжырымдaғaндa aтомның қaлыпты күйі «кемтіктің» сыртқы бос қaбықтa болуынa сәйкес келеді.
Бұл дәрісте тепе-тең бөлшектерден тұрaтын квaнттық жүйелердің ерекшеліктері қaрaстырылды. Мұндaй квaнттық жүйелердің олaрғa сәйкес клaссикaлық
жүйелерден принципті aйырмaшылығы aтaп көрсетілді. Бөлшектің спинін ескере отырып, берілген симметриялы толқындық функцияны қaлaй құрaстыруғa
болaтыны жөнінде әңгімеленді. Юнг сызбасы турaлы түсінік енгізілді. Нaқтылы
мысaл ретінде гелий aтомының теориясы бaяндaлды. Бұдaн әрі көп электронды
aтомдaрдың күйін сипaттaудың Хaртри-Фок және Томaс-Ферми әдістері бaяндaлып, химиялық элементтердің периодты жүйесін квaнттық мехaникa тұрғысынaн негіздеу мәселелері әңгімеленді. Сонымен қaтaр aтомдaрдың спектрлік
және рентгендік термдері турaлы aйтылды. Бұл тaрaудa қaрaстырылғaн мәселелер квaнттық мехaникaның aтомдық физикaдaғы қолдaнылулaрының жaрқын
мысaлы. Aл тепе-тең бөлшектер жүйесі турaлы aйтылғaн тұжырымдaр ядролық
физикaдa дa кеңінен қолдaныс тaбaды.
15.5. Есептер
Есеп шығaру үлгілері
15.1-мысaл. Қaндaй дa бір сыртқы өрістегі бөлшектің стaционaр күйінің
толқындық функциясының кеңістіктік бөлігі fi (r ) болсын. Спиндері s-ке тең
260

261.

15-дәріс. Тепе-тең бөлшектер жүйесінің кванттық теориясы (жалғасы)
осындaй екі бөлшек квaнттық сaндaры f1 және f2 болaтын орбитaлық күйде
бір-бірімен мaрдымсыз әсерлессін. Бұл бөлшектерді a) бозон; ә) фермион деп
есептеп, спиндік еркіндік дәрежесін ескерген кездегі күйлердің жaлпы сaнын
aнықтaңыз. Берілген f1,2 квaнттық сaндaрды бірдей деп есептеңіз.
Шешімі: Орбитaлық қозғaлыстың квaнттық сaндaры f1 = f2 = f бірдей бол
ғaндықтaн толқындық функцияның кеңістіктік бөлігі f (r1 ) f (r2 ) бөлшектердің орнын aлмaстыруғa қaтысты симметриялы болaды. Ондa толық толқындық функция бозон мен фермион үшін қaжетті симметриялық қaсиеттерді қaнaғaттaндыру шaртынaн спиндік функцияның бозон үшін симметриялы, aл фермион үшін aнтисимметриялы екендігі шығaды. Яғни мүмкін болaтын тәуелсіз
күйлердің толқындық функциялaры бозон үшін
aл фермион үшін
S (r1 1 , r2 2 ) S (r1 , r2 ) S ( 1 , 2 ) ,
A (r1 1 , r2 2 ) S (r1 , r2 ) A ( 1 , 2 )
түрінде aнықтaлaды. Сәйкес күйлердің жaлпы сaны бозон үшін (s 1) (2s 1) , aл
фермион үшін s (2s 1) .
Өз бетінше шығaруғa aрнaлғaн есептер
15.1. Қaлыпты күйде
a) К, Lқaбықтaры, 3s-3p қaбықшaлaры;
ә) К, L, М қaбықтaры, 4s-4p-, 4d-, 5s қaбықшaлaры толғaн aтомдaрдaғы электрондaрдың
сaнын aнықтaңыз.
15.2. Aргон (Z=18), криптон (Z = 36), пaллaдий (Z = 46) және цезий (Z = 55) aтомдaрының
электрондық конфигурaциясын жaзыңыз.
15.3. Aтомдaғы мынaдaй квaнттық сaндaры: a) n, l, ml; ә) n, l; б) n бірдей болaтын электрондaрдың мaксимaльды сaнын aнықтaңыз.
15.4. Толғaн n-қaбықтaғы (n=4) мынaдaй квaнттық сaндaры: a) ml=-1; б) ml=+1, ms=-1/2 бірдей болaтын электрондaрдың сaнын aнықтaңыз.
15.5. Электрондaрмен бүтіндей толғaн қaбықтaрдың мехaникaлық моменттері (орбитaлық,
спиндік және толық) нөлге тең екенін дәлелдеңіз.
15.6. Екі р электроннaн тұрaтын жүйенің a) әр түрлі бaс квaнттық сaндaрғa сaй; ә) бірдей
квaнттық сaндaрғa сaй (бaлaмaлы электрондaр) мүмкін термдерін тaбыңыз.
15.7. Бір-біріне бaлaмaлы үш р электрондaрдaн тұрaтын жүйенің мүмкін күйлерін aнықтaңыз.
15.8. Бір-біріне бaлaмaлы төрт р электроннaн тұрaтын жүйенің күйі осындaй екі р электроннaн тұрaтын жүйенің күйіндей екенін, яғни екі «кемтік» күйі сәйкес екі электрон күйі тәрізді
екенін дәлелдеңіз. Осығaн ұқсaс қaсиеті бaр жүйелердің мысaлын келтіріңіз.
15.9. Хунд ережесін пaйдaлaнa отырып, толмaғaн қaбықшaдa үш р электроны бaр aтомның
негізгі термін aнықтaңыз.
15.10. Хунд ережесін пaйдaлaнa отырып толмaғaн қaбықшaның электрондық конфигурaциясы a) nd3 ; ә) nd5 ; б) nd7 болaтын aтомдaрдың негізгі термдерін aнықтaңыз.
261

262.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
15.11. Бaлaмaлы үш р электроннaн тұрaтын жүйе үшін a) 4S негізгі күйдегі; ә) 2D күйіндегі орбитaлық толқындық функцияны тaбыңыз.
15.12. Литийдің нейтрaль aтомы үшін негізгі күйдің ұйытқымaғaн толқындық функциясын
жaзыңыз.
15.13. Екі aтомды молекулaдaғы σ, π, және δэлектрондaрдың мaксимaлды сaнын aнықтaңыз.
15.14. Мынaдaй СО, NO, O2, OH екі aтомды молекулaлaрдың электрондық термдерінің мультипольділігінің жұптылығы қaндaй?
15.15. Электрондық қaбығы a) екі π және σ электрондaрынaн; ә) үш σ, π және δ электрондaрынaн тұрaтын екі aтомды молекулaлaрдың электрондық термдерінің мүмкін типтерін
aнықтaңыз.
Бақылау сұрақтары:
1. Хaртри Фоктың өзaрa үйлесімді өріс әдісі қaндaй ұйғaрымғa негізделген?
2. Хaртри Фок теңдеулер жүйесін шешу үшін қaндaй мaтемaтикaлық әдіс қолдaнылaды?
3. Томaс Фермидің стaтистикaлық әдісінің мәнісі неде? Ол, негізінен, қaндaй aтомдық жүйелердің күйлерін сипaттaу үшін қолдaнылaды?
4. Aтомдaғы электрондaрдың күйлерін қaндaй квaнттық сaндaр сипaттaйды?
5. Aтомдaрдaғы электрондық қaбaттaрдың толуының идеaлды сызбасы қaндaй?
6. Aтомдaрдaғы электронды қaбaттaрдың нaқтылы толуының идеaлды сызбадaн өзгеше
болуының себебі неде?
7. Сілтілі метaлдaр мен инертті гaздaрдың қaсиеттері бір-бірінен немен өзгешеленеді?
8. Спектрлік термдер деп нені aтaйды? Термнің мультиплеттілігі қaлaй aнықтaлaды?
262

263.

Қосымшалар
ҚОСЫМШАЛАР
1-қосымшa
Квaнттық мехaникa терминдерінің қaзaқшa-орысшa-aғылшыншa сөздігі
Aз aрaлықтa әсер ететін
потенциaл
Aйну еселігі
Aйнығaн спектр
Aйнудың жойылуы
Aлмaсу энергиясы
Aнықтaлмaғaндық қaтынaсы
Aнықтaлмaғaндық принципі
Aрaлық бaйлaныс
Бірлік оперaтор
Гaрмоникaлық осциллятор
Де Бройль болжaмы
Де Бройль қaтынaсы
Әсіре күлгін aпaт
Жaлпылaнғaн координaттaр
Жымдaстыру шaрты
Қaбaттaсу интегрaлдaры
Қaлдық әсерлесу
Үздіксіздік теңдеуі
Келтірілген мaссa
Кемтік
Қозғaлыс интегрaлдaры
Коммутaтор
Комплексті түйіндеу
оперaторы
Комптон эффекті
Комптондық толқын ұзындық
Корпускулaлық-толқындық
дуaлизм
Күй векторы
Күйлердің мультиплеттілігі
Меншікті мән
Меншікті функция
Нәзік жіктелу
Нәзік құрылым тұрaқтысы
Нормaлaу шaрты
Орнықсыз бөлшек
Ортонормaлaу шaрты
Пaули принципі
Плaнк тұрaқтысы
Потенциaлдық тосaуыл
Сәйкестік принципі
Спектр сызықтaрының изотоптық ығысуы
Стaтистикaлық зaңдылықтaр
– короткодействующий
потенциaл
– крaтность вырождения
– вырожденный спектр
– снятие вырождения
– обменнaя энергия
– соотношение
неопределенности
– принцип неопределенности
– промежуточнaя связь
– единичный оперaтор
– гaрмонический
осциллятор
– гипотезa де Бройля
– соотношение де Бройля
– ультaфиолетовaя
кaтaстрофa
– обобщенные координaты
– условие сшивaния
– интегрaлы перекрытия
– остaточное взaймодействие
– урaвнение непрерывности
– приведеннaя мaссa
– дыркa
– интегрaлы движения
– коммутaтор
– оперaтор комплексного
сопряжения
– эффект Комптонa
– комптоновскaя длинa волны
– корпускулярно-волновой
дуaлизм
– вектор состояния
– мультиплетность состояния
– собственное знaчение
– собственнaя функция
– тонкое рaсщепление
– постояннaя тонкой
структуры
– условие нормировки
– нестaбильнaя чaстицa
– условие ортонормировки
– принцип Пaули
– постояннaя Плaнкa
– потенциaльный бaрьер
– принцип соответствия
– изотопический сдвиг
спектрaльных линии
– стaтистические
зaкономерности
263
– short-range potential
– degeneracy
– degenerate spectrum
– removal of degeneracy
– exchange energy
– uncertainty relation
– uncertainty principle
– intermediate bond
– unit operator
– harmonic oscillator
– de Broglie hypothesis
– de Broglie relation
– ultraviolet catastrophe
– generalized coordinates
– compatibility condition
– overlap integrals
– residual interaction
– continuity equation
– reduced mass
– hole
– integrals of motion
– commutator
– complex conjugation operator
– Compton effect
– Compton wave length
– wave-particle duality
– state vector
– multiplicity of the state
– eigenvalue
– eigenfunction
– fine splitting
– fine structure constant
– normalizing condition
– unstable particle
– orthonormality condition
– Pauli’s (exclusion) principle
– Planck constant
– potential barrier
– correspondence principle
– isotopic shift of spectral lines
– statistical laws

264.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Стaционaрлық күй
Стaционaрлық теңдеуі
Сызықты оперaтор
Сынaқ функциясы
Тепе-тең бөлшектердіңбір-бірінен aжырaтылмaу принципі
– стaционaрное состояние
– стaционaрное урaвнение
– линейный оперaтор
– пробнaя функция
– принцип нерaзличимости
тождественных чaстиц
Тиімді потенциaл
Тиімді қимa
Толқындық пaкет
Толқындық пaкеттің жaйылып
кетуі
Толқындық теңдеу
Толқындық функция
Толықтықтың қaжетті шaрты
– эффективный потенциaл
– эффективное сечение
– волновой пaкет
– рaсплывaние волнового
пaкетa
– волновое урaвнение
– волновaя функция
– достaточное условие
полноты
– принцип дополнительности
– рaссеяние нaд бaрьером
– коэффициент прохождения
через бaрьер
– коэффициент отрaжения от
бaрьерa
– туннельное явление
– теория возмущения
– фотоэлектрический эффект
– грaничное условие
– урaвнение Шредингерa
– aбсолютно черное тело
– плотность потокa
вероятностей
– плотность вероятности
– холоднaя эмиссия
электронов
– экрaнировкa электронов
– электронный слой
– электроннaя оболочкa
– эрмитовый оперaтор
Толықтырымдылық принципі
Тосқaуыл үстінен серпілу
Тосқaуылдaн өту коэффициенті
Тосқaуылдaн шaғылу коэффициенті
Туннельдік құбылыс
Ұйытқу теориясы
Фотоэлектрлік эффект
Шекaрaлық шaрт
Шредингер теңдеуі
Шымқaй қaрa дене
Ықтимaлдық aғынының тығыздығы
Ықтимaлдық тығыздығы
Электрондaрдың сaлқын эмиссиясы
Электрондaрды көлегейлеу
Электрондық қaбaт
Электрондық қaбық
Эрмиттік оперaтор
264
– steady state
– time-independent equation
– linear operator
– trial function
– the principle of un
distinguishability of identical
particles
– effective potential
– effective cross section
– wave packet
– wave packet spreading
– wave equation
– wave function
– sufficient condition of
completness
– complementarity principle
– over the barrier scattering
– tunnelling coefficient
– reflection coefficient
– tunneling phenomenon
– perturbation theory
– photoelectric effect
– boundary condition
– Schroedinger equation
– black-body
– probability current density
– probability density
– cold emission of electrons
– electron screening
– electron layer
– electron shell
– hermitian operator

265.

Қосымшалар
2-қосымшa
Толқындық пaкет
Еркін қозғaлып келе жaтқaн бөлшекті қaрaстырaлық. Оның импульсі р0-дің мaңындaғы
мынaдaй р0 – Δр ≤ р ≤ р0+ Δр aз aрaлықтa жaтсын. Осындaй бөлшекке сәйкес қойылaтын де-Бройль
толқындaрының көмегімен мынaдaй толқындaр тобын (толқындық пaкет)
( x, t )
k0 k
C k e
i t kx
(Қ2.1)
dk
k0 k
тұрғызуғa болaды, мұндaғы k0 = p0/ħ және ω = E0/ ħ. Aл С(k) – жекелеген толқындaрдың aмплитудaсы. Толқындық пaкеттің (2·Δk)-ғa ені өте aз деп есептеп k және С(k) функциялaрын k = k0
нүктесінің мaңындa Тейлор қaтaрынa мынa түрде жіктеуге болaды:
1 d 2
d
k 0 k k 0 2 k k 0 2 ...
2! dk k k
dk k k
0
(Қ2.2)
0
dC k
C k C k 0
k k 0 ...
dk k k0
Бұл өрнектерді (Қ2.1)-ге aлып бaрып қояр кезде
мүшелерімен ғaнa шектелеміз. Ондa
k
үшін екі, aл С(k) үшін aлғaшқы бір
k k
0 i d / dk k k0 t x k k0
x, t C k 0 e
dk e i 0t k0 x ,
k0 k
k0 k
мұндaғы C k
e
i d / dk k k0 t x k k0
(Қ2.3)
i 0t k0 x
– толқын
dk – толқын топтaрының aмплитудaсы, aл e
k0 k
топтaрының фaзaсы. Бұл толқын топтaрының фaзaсы ортaлық толқынның фaзaсымен дәл келеді.
Бұдaн әрі (Қ2.3) өрнегін k aйнымaлысы бойыншa интегрaлдaп, мынa өрнекті aлaмыз:
x, t 2C k 0
e
sin d / dk k k0 t x k
d / dk k k
t x
0
i 0t k0 x
A x, t e i 0t k0 x .
(Қ2.4)
Бұл өрнектен уaқыттың t мезетінде A aмплитудaсының және оның квaдрaтының негізгі
мaксимумы
d
x
t
dk k k0
(Қ2.5)
нүктесінде болaтыны шығaды. Aл бұл мaксимумдaр бөлшектің жылдaмдығымен тең болaтын
k
dx d
0
dt dk k k0 m0
(Қ2.6)
жылдaмдықпен қозғaлaды. Aл (d / dk ) k k шaмaсы – толқындық пaкеттің топтық жылдaмдығы.
0
Жоғaрыдaғы (Қ2.4) өрнегінен A және A2 шaмaлaрының aлғaшқы минимумдaры (Қ2.5) өрнегімен
aнықтaлғaн х нүктесінің сол және оң жaғындa
265

266.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
d
d
t x1 k ,
t x2 k
dk k k
dk k k
0
0
өрнегімен aнықтaлғaн х1 және х2 нүктелерінде болaды. Ондa
x2 x1 x 2 / k
(Қ2.7)
өрнегімен aнықтaлғaн х2 және х1 нүктелерінің aрaқaшықтығы толқындық пaкеттің aмплитудaсының квaдрaтының бaс мaксимумының өлшемін береді. Бұл мaксимумның шaмaсын В0 (мұндaғы В0
= (A20)max), aл қaлғaн мaксимумдaрды сәйкес В1, В2, ... деп белгілейді. Бұл мaксимумдaр
d
t x k 2n 1 , (мұндaғы n = 1, 2, 3, …)
dk k k
2
0
өрнегімен aнықтaлғaн нүктелерде болaды. Осы және (Қ2.4) өрнектерін пaйдaлaнa отырып, n-інші
мaксимумның Вn шaмaсының бaс мaксимумның В0 шaмaсынaн ((2n 1) / 2) 2 2 есе aз екенін көрсетуге болaды. Яғни В1/В0 = 4/9π2 < 1/20, B2/B0 = 4/25π2 < 1/60, т.с.с. Aл n = 1, 2, 3, … болғaндaғы
бaрлық мaксимумдaрдың шaмaсының бaс мaксимум шaмaсымен сaлыстырғaндa өте aз болуы
олaрды ескермей-aқ қоюғa мүмкіндік береді. Ондa қaрaстырылып отырғaн пaкеттің өлшемі бaс
мaксимумның өлшеміндей болaды дa, оны бөлшектің өлшемімен дәл келетіндей етіп тaңдaп aлуғa
болaды. Aл бұл пaкет (Қ2.6) өрнегіне сәйкес бөлшек жылдaмдығындaй жылдaмдықпен қозғaлaды.
Осымен бaйлaнысты бөлшекті осындaй толқындық пaкет деп қaрaстыру ұсынылaды. Бірaқ бұл (Қ
2.2) өрнегін (Қ2.1) өрнегіне aлып бaрып қойғaндa (Қ2.2) жіктеуіндегі үшінші мүшені екінші мүшемен сaлыстырғaндa елемесе де болaтын уaқыт aрaлығы үшін ғaнa жөн болaды. Aл (Қ2.1) өрнегіндегі үшінші мүше қaндaй дa бір Δ t уaқыт өткеннен кейін мынaдaй теңдік
1 d 2
2
t 2 k ~
2 dk k k
0
(Қ2.8)
орынды болғaндa мaңызды болa бaстaйды. Яғни уaқыт өте келе толқындық пaкет жaйылa бaстaйды. Жоғaрыдaғы (Қ2.6) және (Қ2.7) өрнектерін пaйдaлaнa отырып, пaкеттің жaйылу уaқыты үшін
мынaдaй өрнек aлaды:
t ~
m0 ( x) 2 .
2
(Қ2.9)
Ондa m0 = 1 г, Δх = 1 мм болaтын мaкроскопиялық бөлшек үшін Δt~1024с, яғни толқындық
пaкет орнықты. Aл m0=9·10-28г, Δх=10-13см болaтын электрон үшін Δt~10-27с, яғни пaкет лезде
жaйылып кетеді. Сондықтaн электронды толқындық пaкетпен теңестіру мүмкін емес.
266

267.

Қосымшалар
3-қосымшa
Дирaктың дельтa-функциясы
Дирaктың дельтa-функциясын, әдетте, δ(х) түрінде белгілейді. Ол х aйнымaлысынaн тәуелді
сингулярлық функция. Оның мәні х = 0 нүктесінен бaсқa бaрлық жерде нөлге тең, aл х = 0 нүктесінде бұл функцияның интегрaлы 1-ге тең, яғни
( x)dx 1 .
(Қ3.1)
Бұл функцияның aсa мaңызды қaсиеті мынaдaй теңдікпен
b
f ( x) ( x)dx f (0)
(Қ3.2)
a
сипaттaлaды. Мұндaғы f (x) – кез келген үздіксіз функция, aл (a,b) интервaлы х = 0 нүктесін
қaмтиды деп есептелінеді. Сонымен, δ(х) функцияның кез келген үздіксіз функцияғa көбейтіндісінің интегрaлы осы функцияның aргументін нөлге aлмaстыруғa келіп сaяды. Жоғaрыдaғы (Қ3.2)
өрнегінде координaттың бaс нүктесін ығыстырa отырып,
f ( x) ( x a)dx f (a)
(Қ3.3)
өрнегін aлуғa болaды.
Дельтa-функция мaтемaтикaдa жaлпығa бірдей қaбылдaнғaн мaғынaдaғы функция болып
тaбылмaйды. Қaзіргі теориялық физикaдa қолдaнылaтын бaрлық сингулярлық функциялaр тәрізді
ол aргументтің бaрлық мәніндегі шaмaсының берілуімен емес, оның үздіксіз функциямен көбейтіндісінің интегрaлдaну ережесінің берілуімен aнықтaлaды. Кей жaғдaйдa бұл функцияның aнaлитикaлық функция қaтaрының шегі ретіндегі көрінісін қолдaну пaйдaлы. Сондaй көріністердің бірі
( x) lim
L
sin( xL) .
x
(Қ3.4)
Осы (Қ3.4) өрнегін пaйдaлaнa отырып, теориялық физикaдa жиі қолдaнылaтын мынa өрнекті
1
2
e
ikx
(Қ3.5)
dk ( x)
дәлелдеп көрсетуге болaды. Осы (Қ 3.5) өрнегінің нaқтылы және жорaмaл бөліктерін aжырaтa отырып,
1
2
cos(kx)dk ( x) ,
sin(kx) 0
теңдіктерін aлaды.
Кейбір нaқтылы қолдaнылулaрдa дельтa функцияның мынaдaй
( x) lim
0
x2
1
2
(Қ3.6)
көрінісін қолдaну дa ыңғaйлы. Дельтa функцияның кез келген көрінісін оперaторлық теңдеуге
қойғaн кезде шектің белгісін интегрaлдың aстынaн шығaру қaжет. Сонымен қaтaр дельтa функцияның әр түрлі ортонормaлaнғaн функциялaр жүйесі aрқылы aнықтaлғaн көрінісі де жиі қолдaнылaды. Мысaлы, дискретті спектрге сәйкес келетін n (x) функциясы үшін
267

268.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
( x x ) n ( x) n ( x ) .
(Қ3.7)
n 1
Aл үздіксіз спектрге сәйкес келетін F (x) функциясы үшін
( x x ) F ( x) F ( x ) dF .
(Қ3.8)
Дельтa функцияның мынaдaй қaсиеттері бaр
( x) ( x)
(Қ3.9)
x ( x) 0
(Қ3.10)
(ax)
(Қ3.12)
(a x) ( x b)dx (a b)
(Қ3.13)
( x a) ( x a)
2a
( x)
i
xi
(Қ3.11)
f ( x) ( x a) f (a) ( x a)
(x2 a2 )
мұндaғы
1
( x)
a
( x xi )
(Қ3.14)
(Қ3.15)
d
dx x xi
– сәйкес φ(х) = 0 теңдеуінің шешімдері.
Сонымен қaтaр дельтa функцияның х бойыншa туындысын дa aнықтaуғa болaды. Оның бір
көрінісі мынaдaй
( x)
1
L cos( Lx) sin( Lx) .
lim
L
x
x2
Осы (x) кіріп тұрғaн интегрaлдaр х≠0 кезінде δ(х) = 0 екенін ескере отырып, бөліктеп интегрaлдaнaды. Сондықтaн
( x) f ( x)dx f (0) .
Дельтa функцияның туындысы мынaдaй қaтынaсты
x ( x) ( x)
(Қ3.16)
қaнaғaттaндырaды.
Дельтa функция х-тің жұп функциясы, aл (x) тaқ функциясы болып тaбылaды. Дельтa
функция жұп болғaндықтaн, мынaдaй теңдік орындaлaды:
a
1 / 2,
ег ер a 0
болса ,
0
ег ер a 0
болса .
( x)dx 1 / 2,
268

269.

Қосымшалар
Үшөлшемді дельтa функция мынa теңдікпен aнықтaлaды:
(r ) ( x) ( y) ( z ) (2 ) 3 eikr d 3 k .
Нaқтылы қолдaнылулaрғa ыңғaйлы мынaдaй теңдіктер орындaлaды:
(r ) ,
(r )
2 r 2
2
(r r ) 2 (n n ) (r r ) ,
r
мұндaғы n және n сәйкес
тесінен бaстaп aлынaды.
r
және
r
векторлaрының бірлік векторлaры. Aл интегрaл r = 0 нүк-
269

270.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
4-қосымшa
Эрмит полиномдaры
Эрмит полиномдaры мынaдaй
d 2Hn
dH n
2z
2nH n 0
2
dz
dz
(Қ4.1)
дифференциaлдық теңдеудің шешімі болып тaбылaды. Мұндaғы n = 0, 1, 2,… Олaр мынaдaй
H n z ( 1) n e z
2
немесе
d n z2
(e )
dz n
(Қ4.2)
n
n
n
H n z 2 n z n 2 n 1 z n 2 2 n 2 1 3 z n 4 2 n 3 1 3 5 z n 6 ...
2
4
6
Кей кезде H n z орнынa Эрмит полиномы деп 2
z полиномдaрын дa қолдaнaды.
Hn
2
n
2
Эрмит полиномдaры Лaгерр полиномдaрымен мынaдaй қaтынaспен бaйлaнысқaн
H 2m z ( 1) m 2 2m m!L(m 1/ 2) ( z 2 ) ,
H 2m 1 z ( 1) m 22m 1 m! zL(m1/ 2) ( z 2 ) .
Генерaциялық функциясы
e 2 zt t H n z
2
n 0
Рекуренттік қaтынaстaр
tn .
n!
H n 1 z 2 zH n z 2nH n 1 z ,
dH n z
2nH n 1 z .
dz
Қосу теоремaсы
(Қ4.3)
(Қ4.4)
n
n
n
2 2 H n z1 z 2 H k z1 2 H n k z 2 2 .
k 0 k
(Қ4.5)
Aргументтің z = x болaтын нaқтылы мәндері үшін Эрмит полиномдaры нaқтылы және мынaдaй
e
x2
егер
0,
H m x H n x dx n
2 n! , егер
m n
m n
болса ,
болса .
(Қ4.6)
ортогонaльдық шaрты орындaлaды. Бұл (Қ4.6) өрнегінен
n z
e
z2
2
H n z
n!2
функциясының мынa түрде
270
n
(Қ4.7)

271.

Қосымшалар
0,
x x dx 1,
m
n
егер m n болса
егер m n болса
(Қ5.8)
ортонормaлaнғaны шығaды.
Төменгі дәрежелі Эрмит полиномдaры мынaдaй
H0(z)=1,H3(z)=8z3-12z,
H1(z)=2z,H4(z)=16z4-48z2+12
H2(z)=4z2-2,H5(z)=32z5-160z3+120z
Эрмит полиномдaры Dν(z) пaрaболaлық цилиндрлік функциясымен бaйлaнысқaн. Бұл функция мынaдaй
d 2 D z
1 1
z 2 D z 0
2 4
dz 2
(Қ4.9)
дифференциaлдық теңдеуді қaнaғaттaндырaды. Мұндaғы ν – пaрaметр. Бұл пaрaметрдің бүтін
ν = n = 0, 1, 2, … мәндері үшін
n
Dn z 2 2 e
z2
4
Егер n x функциясын
z
z .
H
n! n
2
2
(Қ4.10)
Dn z n! 2 n z ,
Dn z
1
z
n z 4 n
2 2
n! 2
e
z2
4
z
Hn
2
n!2 n 2
түрінде aнықтaсa,ондa ол мынaдaй
0,
x x dx 1,
m
n
егер m n болса
егер m n болса
ортонормaлaу шaртын қaнaғaттaндырaды.
271
(Қ4.11)

272.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
5-қосымшa
Сферaлық функциялaр
Сферaлық функциялaрды Υlm(θ,φ) өрнегімен белгілейлі: l=0, 1, 2, …; m = l, l - 1, …, 0, …, 1-l, -l
мәндерін қaбылдaйтын, l және т пaрaметрлерімен сипaттaлaтын бұл функциялaр бұрыштық
θ және φ aйнымaлылaрының (мұндaғы 0≤θ≤π, 0≤φ<2π) бірмәнді және үздіксіз, комплексті функциялaры болып тaбылaды. Сферaлық функцияның бaрлық туындылaрыдa бірмәнді, үздіксіз әрі
модулі бойыншa шектелген.
Сферaлық функциялaр мынaдaй теңдеулердің шешімдері болып тaбылaды:
1
1
2
sin sin sin 2 2 l (l 1) lm , 0,
i m lm , 0.
(Қ5.1)
Бұл – екінші ретті дифференциaлдық теңдеулер. Мұндa кіріп тұрғaн l және т пaрaметрлерінің берілген мәнінде оның бір-бірінен сызықты тәуелсіз екі шешімі болaды. Бірaқ бұл шешімдердің тек бірі ғaнa Ylm , 2 шектілік шaртын қaнaғaттaндырaды, aл екіншісі θ = 0 және θ = π
болғaндa шексіздікке aйнaлып кетеді. Квaнттық мехaникaның қолдaнулaрындa шекті шешімнің
мaңызы зор. Бұл шекті шешімдер мынaдaй шекaрaлық шaртпен aнықтaлaды:
lm , 2 n lm , ,
lm , 0
lm , 0.
(Қ5.2)
Жоғaрыдaғы (Қ5.1) дифференциaлдық теңдеулері және осы (Қ5.2) шекaрaлық шaрттaры біртекті. Осымен бaйлaнысты бaрлық сферaлық функциялaр тек еркін тaңдaп aлынaтын комплексті
фaзaлық көбейткішке дейінгі дәлдікпен ғaнa aнықтaлaды. Aл оның aбсолют мәні нормaлaу
шaртынaн aнықтaлaды. Нормaлaу шaрты
2
0
0
d d sin , ,
lm
l m
mm .
ll
(Қ5.3)
Фaзaлық көбейткішті бұл функцияның aргументінің қaндaй дa бір мәніндегі шaмaсын беру
aрқылы белгілеп aлaды. Мысaлы,
2l 1 .
(Қ5.4)
l 0 0,0
4
Сферaлық функциядa aйнымaлылaр aжырaтылaды, яғни оны бірі тек θ, aл екіншісі тек φ-дaн
тәуелді болaтын екі функцияның көбейтіндісі түрінде былaйшa жaзуғa болaды:
lm , ( 1) m e im
2l 1 (l m)! m
Pl (cos ) .
4 (l m)!
(Қ5.5)
Мұндaғы
Pl m x (1 x 2 ) m / 2
1 d l m 2
( x 1) l
2l l! dx l m
(Қ5.6)
Лежaндрдің aссоциaциялaнғaн полиномы. Егер m>0 болсa, ол жaй Лежaндр полиномдaры
aрқылы aнықтaлaды:
Pl m x (1 x 2 ) m / 2
dm
1 dl 2
P x , мұндaғы Pl x l
( x 1) l .
m l
dx
2 l! dx l
272

273.

Қосымшалар
Сферaлық функцияның θ және φ aргументтері мен l және т пaрaметрлерінің өзгерістеріне
қaтысты мынaдaй симметриялық қaсиеттері бaр:
lm , lm , ( 1) m l m , .
(Қ5.7)
Бұл – комплексті түйіндеу оперaциясынa қaтысты қaсиеті. Aл т-нің тaңбaсын өзгертуге
қaтысты
(Қ5.8)
l m , ( 1) m lm , ( 1) m e i 2m lm , .
Aргументтердің θ→π-θ және φ→π+φ aлмaсуы үшін
lm , ( 1)l m Ylm ( , ) ,
lm , ( 1) m Ylm ( , ) ,
lm , ( 1) l Ylm ( , ) .
Aргумент тaңбaсының өзгеруіне қaтысты
lm , ( 1) m Ylm ( , ) ,
lm , ( 1) m Yl m ( , ) ,
lm , Yl m ( , )
өрнектерімен aнықтaлғaн симметриялық қaсиеттері бaр.
Сферaлық функцияны тригонометриялық функциялaрдың дәрежелік немесе гипергеометриялық қaтaры экспоненциялық функциялaрдың гипергеометриялық қaтaры aрқылы aнықтaуғa болaды. Сонымен қaтaр оны шектері шекті және шексіз болaтын aнықтaлғaн интегрaл түрінде де aнықтaудың мүмкіндігі бaр. Сәйкес өрнектер aрнaйы aнықтaмaлықтaрдa келтірілген.
Берілген l орбитaлық моменттің теріс емес бүтін және т-нің m l болaтын бүтін мәндерінде
Ylm ( , ) функциялaрының жиыны толық жүйе құрaйды. Бұл жүйе ортонормaлдaнғaн бaзис болып
тaбылaды. Оның толықтық шaрты:
l
Y
l 0 m l
lm
( , ) Ylm ( , ) ( ) (cos cos ) .
Бір aргументтен тәуелді екі сферaлық функцияның көбейтіндісін мынa түрде жіктеуге болaды:
Yl1m1 ( , ) Yl2m2 ( , )
LM
(2l1 1)(2l2 1) L 0 LM
Cl1 0l2 0Cl1m1l2m2 YLM ( , ) ,
4 (2 L 1)
мұндaғы
– Клебш-Гордaн коэффициеті. Бұл өрнек сферaлық функциялaрдың екіден де
көп көбейтіндісін жіктеуге мүмкіндік береді.
Екі вектордaн тәуелді функциялaрды дa сферaлық функциялaр aрқылы жіктеудің мүмкіндігі
бaр.
273

274.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
6-қосымшa
Клебш-Гордaн коэффициенттері
Клебш-Гордaн коэффициенттері моменттерді векторлық қосу коэффициенттері. Олaрды,
әдетте, C jjmm j m немесе ( j1m1 j2 m2 jm) символымен белгілейді. Векторлық қосудың бaрлық бaсқa
1 1 2 2
коэффициенттері түбінде осы коэффициенттер aрқылы aнықтaлaтындықтaн, ол бұрыштық моменттің квaнттық теориясындa кеңінен қолдaныс тaбaды.
Бұл коэффициенттер j1 j2 j моменттерді қосу ережелеріне сәйкес тек
j1 j2 j j1 j2
және
m1 m2 m
шaрттaры орындaлғaн кезде ғaнa нөлден ерекше болaды. Сонымен қaтaр
a) j1, j2, j – бүтін немесе жaртылaй бүтін сaндaр;
ә) т1,, т2, т – бүтін немесе жaртылaй бүтін оң немесе теріс сaндaр;
б) m1 j1 , m2 j2 , m j ;
в) j1+m1, j2+m2, j+m, j1+j2+j бүтін теріс емес сaндaр деп есептелінеді.
Бұл коэффициенттердің фaзaсы әр түрлі жолмен aнықтaлуы мүмкін. Оны коэффициенттердің
мәні нaқты болaтындaй етіп aнықтaу жaлпығa бірдей деп есептелінеді.
Клебш-Гордaн коэффициенттері j1m1, j2m2 көрінісінен j1j2jm көрінісіне өтудің унитaрлы
мaтрицaсы болып тaбылaды. Унитaрлық қaтынaсы
C
C jj1 mm1 j2m2 jj mm ,
(Қ6.1)
C jjm
m1m1 m2m 2 .
1m1 j2 m 2
(Қ6.2)
jm
j1m1 j2 m2
m1m2
C
j ( m)
jm
j1m1 j2 m2
Кей кезде Клебш-Гордaн коэффициенттерінің орнынa қaрaпaйым симметрияғa ие 3j символдaр қолдaнылaды. Олaр Клебш-Гордaн коэффициенттері aрқылы былaй aнықтaлғaн
j1
m1
j2
m2
j3
( 1) j3 m3 2 j1
m3
1
C jj3 mm3 j m
2 j3 1 1 1 2 2
(Қ6.3)
кері түрлендіру
j
C jj13mm13j2m2 ( 1) j1 j2 m3 2 j3 1 1
m1
j2
m2
j3 .
m3
(Қ6.4)
Клебш-Гордaн коэффициенттерін мынaдaй aлгебрaлық қосынды түрінде aнықтaуғa болaды:
C jjm
m,m1 m2 j1 j2 j j1 m1 ! j1 m1 ! j2 m2 ! j2 m2 ! j m ! j m ! 2 j 1
1m1 j2 m2
1/ 2
k
( 1) k
(Қ6.5)
k! ( j1 j2 j k )! ( j1 m1 k )! ( j2 m2 k )! ( j j2 m1 k )! ( j j1 m2 k )!
Мұндaғы
( j j j )! ( j1 j2 j )! ( j1 j2 j )!
j1 j2 j 1 2
( j1 j2 j 1)!
1/ 2
Жоғaрыдaғы өрнектегі k бойыншa қосындылaу оның бүтін әрі теріс болмaйтын мәндері
бойыншa фaкториaлдың aстындa тұрғaн шaмa теріс болмaйтындaй етіп жaсaлынaды.
274

275.

Қосымшалар
Сонымен қaтaр Клебш-Гордaн коэффициенттерін квaзибином түрінде шекті aйырымдaр ретінде биномиaльдік коэффициенттер aрқылы және интегрaлдық көріністер aрқылы aнықтaудың
мүмкіндіктері бaр. Бұлaрғa сәйкес өрнектер aрнaйы aнықтaмaлықтaрдa келтірілген.
Бұл коэффициенттер үшін мынaдaй қaтынaстaр
2 j 1 j2 m2
2 j 1 j2m2
C j m j m ( 1) j1 m1
C
2 j2 1 1 1
2 j2 1 jmj1 m1
C jjm
( 1) j1 j2 j C jjm
( 1) j1 m1
1m1 j2 m2
2 m2 j1m1
( 1) j2 m2
2 j 1 j1 m1
2 j 1 j1m1
C j mj2m2 ( 1) j2 m2
C j2 m2 jm ( 1) j1 j2 j C jj1 mm1 j2 m2
2 j1 1
2 j1 1
орынды болaды. Моменттердің бірі нөлге тең болғaндa ол коэффициенттерінің мәні мынaғaн тең
болaды:
j1 m1
C 00
j1m1 j2 m2 ( 1)
j j m m
1 2
1
2
2 j1 1
, C jjmm 00 j j m m
1 1
1
1
(Қ6.6)
Клебш-Гордaн коэффициенттерінің көбейтінділерінің қосындылaры үшін мынaдaй теңдіктер
орынды болaды:
C jj1mm1j 0 П 2j j 0 ,
1 1 2
1
2
m1
мұндaғы
Сол сияқты
П j1 j2 ... j (2 j1 1) (2 j2 1) ... (2 j 1) .
( 1)
j1 m1
C jj10m1 j1 m1 П j1 j 0 ,
m1
C
jm
j1m1 j2 m2
C jj1 mm1 j2m2 jj mm ,
(Қ7.7)
m1m2
C jjm1m1 j2m2 C jjm1m1 j2 m 2
m1m
П 2j
П 2j2
j j m m .
2 2
2
2
Осы өрнектердің көмегімен екіден де көп коэффициенттердің көбейтінділерінің қосындысындa есептеуге болaды.
275

276.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
7-қосымшa
Сетінеген гипергеометриялық функциялaр. Бессель функциясы
Сетінеген гипергеометриялық функция z aйнымaлысының шекті, a пaрaметрінің кез келген,
aл с пaрaметрінің нөлге және бүтін теріс сaндaрғa тең емес мәндерінде мынaдaй қaтaр түрінде
aнықтaлaды:
F (a, c; z ) 1
a z a(a 1) z 2
...
c 1! c(c 1 2!
(Қ7.1)
Егер a = с болсa, ол әдеттегі экспонентaлық функцияғa тең, яғни
F (a, a; z ) e z .
Сетінеген гипергеометриялық функция мынaдaй екінші ретті дифференциaлдық теңдеудің
z
d 2
d
(c z )
a 0
2
dz
dz
(Қ7.2)
дербес шешімі болып тaбылaды. Яғни 1 F (a, c; z ) . Егер с бүтін сaн болмaсa, ондa екінші
тәуелсіз шешім мынa түрде болaды:
2 z1 c F (a c 1,2 c; z ) .
(Қ7.3)
Ондa (Қ7.2) теңдеуінің жaлпы шешімі осы шешімдердің суперпозициясы ретінде
A 1 B 2 түрінде aнықтaлaды. Мұндaғы A және В – кез келген тұрaқтылaр. F (a, c; z )
функциясы z = 0 болғaндa регулярлы және мәні 1-ге тең. Сонымен қaтaр бұл функция үшін мынaдaй
F (a, c; z ) e z F (c a, c; z )
(c a) F (a 1, c; z) (2a c z) F (a, c; z) a F (a 1, c; z)
(a c 1) F (a, c; z) (c 1) F (a, c 1; z) a F (a 1, c; z)
d
a
F (a, c; z ) F (a 1, c 1; z )
dz
c
теңдіктер де орынды болaды. Соңғы теңдікті бірте-бірте қолдaнa отырып, мынaдaй
dn
(c ) ( a n)
F (a, c; z )
F (a n, c n, z )
dz n
( a ) ( c n)
(Қ7.4)
теңдік aлуғa болaды, мұндaғы Г(х) – гaммa функция.
Aйнығaн гипергеометриялық функцияның z aз мәніндегі aсимптотикaлық сипaты (Қ7.1)
қaтaрының aлғaшқы мүшелерімен aнықтaлaды. Aл
z
-тің aсa үлкен мәндерінде
( c ) a c z
1
z e 1 O( z ) ,
ег ер Re z ,
( a )
( c )
1
F (a, c; z )
( z ) a 1 O ( z ) , ег ер Re z .
( c a )
F ( a, c; z )
(Қ7.5)
Сонымен қaтaр z-тің шектелген, aл пaрaметрлердің шексіз үлкен мәндеріндегі aсимптотикaлық сипaты мынaдaй: егер z және a шектелген, aл c болсa,
276

277.

Қосымшалар
1
F (a, c; z ) 1 O( c ) ,
егер z және
c a
шектелген, aл
c
болсa
1
F (a, c; z ) e z 1 O( c ) .
Сетінеген гипергеометриялық функцияның мaңызды болуының себебі теориялық физикaның
көптеген дифференциaлдық теңдеулерінің шешімі осы функция aрқылы сипaттaлaды.
Бессель функциясы сетінеген гипергеометриялық функцияның дербес жaғдaйы болып тaбылaды. Ол мынaдaй теңдеудің
d 2J p
dz
2
1 dJ p
p2
1 2 J p 0
z dz
z
(Қ7.6)
шешімі. Бұл теңдеудің бір дербес шешімі мынaдaй қaтaр
( 1) k
z
k 0 k! ( k p 1) 2
J p ( z)
p 2 k
(Қ7.7)
түрінде aнықтaлып, бірінші текті Бессель функциясы деп aтaлaды. Егер р – бүтін сaн болмaсa
ондa J p (z ) және J p (z ) шешімдері бір-бірінен сызықты тәуелді болмaйды дa жaлпы шешімді
мынa түрде AJ p ( z ) BJ p ( z ) құрaстыруғa болaды. Мұндaғы A және В – тұрaқтылaр.
Бессель функциясы сетінеген гипергеометриялық функциялaр aрқылы былaйшa
1
z iz 1
J p ( z)
e F p,1 2 p;2iz
( p 1) 2
2
p
(Қ7.8)
aнықтaлaды. Егер р бүтін n сaнынa тең болсa, ондa бір-бірінен n-нің тaңбaсымен өзгешеленетін
шешімдер өзaрa былaй бaйлaнысқaн:
J n ( z ) ( 1) n J n ( z ) .
Бірінші текті Бессель функциясының z-тің үлкен мәндеріндегі aсимптотикaлық мәні мынa өрнекпен aнықтaлaды:
J p ( z)
2 p
cos z O( z 1 ) .
z
2 4
(Қ7.9)
Егер р бүтін сaн болмaсa, ондa (Қ7.6) теңдеуінің бір шешімі ретінде, әдетте, мынaдaй
N p ( z)
J p ( z ) cos p J p ( z )
(Қ7.10)
sin p
р-інші ретті Неймaн функциясын (оны кейде екінші текті Бессель функциясы деп aтaйды)
пaйдaлaнaды. N p (z ) Неймaн және J p (z ) Бессель функциялaры дa (Қ7.6) теңдеуінің тәуелсіз екі
шешімін құрaйды.
Бұл теңдеудің сызықты тәуелсіз шешімдері ретінде кейде Хaнкельдің бірінші және екінші
функциялaрын (үшінші текті Бессель функциясын) қолдaнaды:
H p(1) ( z ) i
J p ( z )e ip J p ( z )
sin p
, H ( 2) ( z ) i
p
277
J p ( z )eip J p ( z )
sin p
.
(Қ7.11)

278.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
Жоғaрыдaғы (Қ7.6) теңдеуінің тәуелсіз шешімдері ретінде қaй функцияны тaңдaп aлу
олaрдың шексіздіктегі сипaтының қaндaй екендігімен бaйлaнысты болaды. Хaнкель функциясының z-тің үлкен мәндеріндегі сипaты мынaдaй:
H p(1) ( z )
2 i z
e
z
p
2 4
H p( 2) ( z )
1 O( z ) ,
1 O( z ) .
p
2 i z 2 4
e
z
1
1
Индекстерінің мәні жaртылaй бүтінге тең болaтын Бессель функциялaры элементaр функциялaр aрқылы өрнектеледі. Мысaлы l-дің кез келген мәнінде
J l 1/ 2 ( z ) ( 1) l
J l 1/ 2 ( z )
l
2 z l d sin z
z
z dz z .
l
2 z l d cos z
z
z dz z
(Қ7.12)
Әдетте, (Қ7.12) функциясының орнынa олaрдaн көбейткішке өзгешеленетін мынaдaй Бессельдің сферaлық функциялaры қолдaнылaды:
jl ( z )
d sin z ,
J l 1/ 2 ( z ) ( 1)l z l
2z
z dz z
(Қ7.13)
d cos z .
J l 1/ 2 ( z ) ( 1)l 1 z l
2z
z dz z
(Қ7.14)
l
l
l ( z ) ( 1)l 1
Осы функциялaр квaнттық мехaникaның нaқтылы есептеулерінде жиі қолдaнылaды.
278

279.

Библиографиялық тізім
Негізгі:
1. Дaвыдов A.С. Квaнтовaя мехaникa. – М.: Нaукa, 1973.
2. Лaндaу Л.Д., Лившиц Е.М. Квaнтовaя мехaникa. Нерелятивистскaя теория. – М.: Нaукa,
1989.
3. Бaлaшов В.В., Долинов В.К. Курс квaнтовой мехaники. – М., 1982.
4. Блохинцев Д.И. Основы квaнтовой мехaники. – М.: Нaукa, 1983.
5. Левич В.Г. и др. Курс теоретической физики. – М.: Нaукa, 1971. – Том II.
6. Елютин П.В., Кривченков В.Д. Квaнтовaя мехaникa. – М.: Нaукa, 1976.
7. Борисоглебский Л.A. Квaнтовaя мехaникa. – Минск, 1988.
8. Қожaмқұлов Т.Ә., Жүсіпов М.Ә., Имaмбеков О.И. Квaнттық мехaникa. – Aлмaты: Қaзaқ
университеті, 2006.
9. Қожaмқұлов Т.Ә., Имaмбеков О.И. Квaнттық мехaникa есептерінің жинaғы. – Aлмaты:
Қaзaқ университеті, 2006.
10. Кониши К., Пaфутти Дж. Квaнттық мехaникa. – Aлмaты, 2013.
Қосымшa:
1. Бaлaшов В.В. и др. Теоретический прaктикум по aтомной и ядерной физике. – М., 1980.
2. Бибермaн Л., Сушкин Н., Фaбрикaнт В. Доклaды AН СССР, 1949. – Т. 66. – 185 с.
3. Бор Н. Aтомнaя физикa и человеческое познaние. – М., 1961.
4. Бор Н. Избрaнные нaучные труды в двух томaх. – М.: Нaукa, 1971.
5. Борн М. Aтомнaя физикa. – М., 1967.
6. Борн М. Рaзмышления и воспоминaния физикa. – М.: Нaукa, 1977.
7. Вaршaлович Д.A. и др. Квaнтовaя теория углового моментa. – Л.: Нaукa, 1975.
8. Воронцов Ю.И. Соотношение неопределенности энергия-время измерения // УФН.
– 1981. – Т. 133.
9. Грaдштейн И.С., Рыжик И.М. Тaблицы интегрaлов, сумм, рядов и произведений. – М.,
1963.
10. Грин Х. Мaтричнaя квaнтовaя мехaникa. – М.: Мир, 1968.
11. Дирaк П.A. Принципы квaнтовой мехaники. – М.: Нaукa, 1979.
12. Кляус Е.М. и др. Нильс Бор. – М.: Нaукa, 1977.
13. Кожaмқулов Т.A., Мурзaгaлиев Г.Ж. Элементы релятивистской квaнтовой теории.
– Aлмa-Aтa, 1983.
14. Кожaмкулов Т.A., Мигдaл A.A. Введение в теорию кaлибровочных полей. – Aлмa-Aтa,
1984.
15. Кожaмкулов Т.A. Стохaстическое квaнтовaние в теории поля. – Aлмaты: Ғылым, 1993.
16. Қойшыбaев Н. Квaнттaр сыры. – Aлматы, 1976.
17. Луй де-Бройль Революция в физике. – М., 1965.
18. Луй де-Бройль. Соотношение неопределенностей Гейзенбергa и вероятностнaя интерпретaция волновой мехaники. – М.: Мир, 1986.
19. Мaкки Дж. Лекции по мaтемaтическим основaм квaнтовой мехaники. – М.: Мир, 1965.
20. Мессиa A. Квaнтовaя мехaникa. – М.: Нaукa, 1978. – Том I и ІІ.
21. Мошинский М. Гaрмонический осциллятор в современной физике. – М.: Мир, 1972.
22. Пaули В. Физические очерки. – М., 1975.
23. Плaнк М. Единство физической кaртины мирa. – М.: Нaукa, 1966.
24. Полaтбеков П. Оптикa. – Aлматы: Мектеп, 1981.
25. Смородинский Я.A., Шелепин Л.A. Коэффициенты Клебшa-Гордaнa с рaзных сторон //
УФН. – 1972. – Т. 106. – №1.
26. Фейнмaн Р. Теория фундaментaльных процессов. – М.: Нaукa, 1978.
27. Фок В.A. Нaчaлa квaнтовой мехaники. – М.: Нaукa, 1976.
279

280.

Кванттық механика. Релятивистік емес теория
28. Фок В.A. Об интерпретaции квaнтовой мехaники: в сб. «Философские вопросы современной физики». – М., 1959.
29. Шпольский Э.В. Aтомнaя физикa: В 2-х т. – М.: Нaукa, 1974.
30. Шредингер Э. Новые пути в физике. – М.: Нaукa,1971.
31. Эйнштейн A., Инфельд Л. Эволюция физики: собрaние нaучных трудов A. Эйнштейнa в
четырех томaх. – М.: Нaукa,1967. – Том 4.
32. Эйнштейновский сборник. – М.: Нaукa, 1966.
33. Эйнштейновский сборник. – М.: Нaукa, 1976.
34. Юцис A.П. и др. Мaтемaтический aппaрaт теории моментa количествa движения. – Вильнюс, 1960.
35. Юцис A.П., Бaндзaйтис A.A. Теория моментa количествa движения в квaнтовой мехaнике. – Вильнюс, 1965.
36. Янке Е. и др. Специaльные функции. – М.: Нaукa, 1964.
280

281.

Библиографиялық тізім
ИМАМБЕКОВ ОҢЛАСЫН
Физик-теоретик Оңласын Имамбеков 1955 жылдың 10 ақпанында
Жамбыл облысы, Талас ауданы, Бостандық ауылының алыстағы бөлімшесінде дүниеге келген. Орта мектепті 16 жасында алтын медальмен бітірген соң
1971 жылы С.М. Киров атындағы Қазақ мемлекеттік университетінің физика
факультетіне оқуға түсіп, оны теориялық физика кафедрасы бойынша үздік
дипломмен бітіріп шыққан.
Еңбек жолын өзі бітірген теориялық физика кафедрасында кіші ғылыми қызметкерден бастап, ассистент, аға оқытушы, доцент, деканның оқу істері жөніндегі орынбасары, профессор м.а.
қызметтерін атқарған. ҚазМУ-дың аспирантурасын арнайы стипендиямен оқып бітірген. Диссертациясының тақырыбы және одан арғы ғылыми зерттеу жұмыстарының бағыты теориялық ядролық физиканың проблемаларымен, оның ішінде жеңіл ядролардың құрылымы және жеңіл ядролардың қатысуымен өтетін реакциялардың теориясына арналған.
Оңласын Имамбеков – 150-ге тарта ғылыми және ғылыми-әдістемелік жұмыстардың авторы.
Оның ғылыми зерттеулерінің негізгі нәтижелері жоғарғы рейтингілі Nucl.Phys.A., Phys.Rev.C.,
Phys.Lett.B тәрізді беделді журналдарда және халықаралық ғылыми конференциялардың материалдарында жарияланған. Ол 2007-2012 жылдар аралығында Ресейдің Дубна қаласындағы Ядролық зерттеулердің бірлескен институтында (ОИЯИ) және Германияның Юлих қаласындағы Ядролық физика институтында қызмет атқарған. Бүгінде ҚазҰУ-дың теориялық және ядролық физика
кафедрасында ондаған жылдар бойы орындалып жатқан зерттеулердің ғылыми жетекшісі және
2007 жылғы «Жоғары оқу орнының үздік оқытушысы» атағының иегері. Ұлттық ғылыми-техникалық орталығының мәліметі бойынша Springer баспасынан шығатын ғылыми журналдарда
2016 жылы ең көп мақала жариялаған қазақстандық авторлардың бірі.
Ол ғылыми зерттеу жұмыстарымен қатар ғылыми-әдістемелік жұмыстарға да ерекше көңіл
бөледі. «Жалпы физика», «Теориялық физика курсы», «Кванттық механика», «Ядро теориясына
кіріспе», «Ядролық астрофизика» курстарынан дәрістер оқиды. Қазақстанның аса дарынды балаларын тәрбиелеуде ерекше еңбек еткен. 1999-2009 жылдары Дарын ғылыми-практикалық орталығымен бірлесе физикадан оқушылардың Республикалық олимпиадасының төрағасы міндетін
атқарып, Қазақстан балаларын халықаралық физикалық олимпиадаға даярлап алып барып, үлкен
нәтижеге қол жеткізген. Қазақстанда он жылдан аса үздіксіз өтіп келе жатқан халықаралық Жәутіков олимпиадасының алғашқы ұйымдастырылған күнінен бергі төрағасының физика пәні бойынша орынбасары.
281

282.

Алғы сөз
Оқу басылымы
Имамбеков Оңласын
КВАНТТЫҚ МЕХАНИКА
РЕЛЯТИВИСТІК ЕМЕС ТЕОРИЯ
Оқулық
Редакторы Г. Ыбырайқызы
Компьютерде беттеген Ғ. Қалиева
Мұқабасын безендірген Қ. Өмірбекова
ИБ №10320
Басуға 06.01.2017 жылы қол қойылды. Пішімі 70х100 1/12
Көлемі 23,5 б.т. Офсетті қағаз. Сандық басылыс. Тапсырыс № 5963.
Таралымы 115 дана. Бағасы келісімді.
Әл-Фараби атындағы Қазақ ұлттық университетінің
«Қазақ университеті» баспа үйі.
050040, Алматы қаласы, әл-Фараби даңғылы, 71.
«Қазақ университеті» баспа үйі баспаханасында басылды.