Квантовая теория излучения была использована Эйнштейном для интерпретации фотоэлектрического эффекта.
Квантовая теория излучения дает возможность обосновать теорию Эйнштейна.
Квантовая теория излучения (с учетом определенных предположений о перенормировке) достаточно полно описывает взаимодействие излучения с веществом. Несмотря на это, заманчиво доказать, что концептуальные основы квантовой теории излучения и понятие фотона лучше всего рассматривать через классическое поле и флуктуации, связанные с вакуумом. Однако успехи квантовой оптики выдвинули новые аргументы в пользу квантования электромагнитного поля, и вместе с ними возникло более глубокое понимание сущности фотонов.
Квантовая теория излучения света существенно использует тот факт, что энергия взаимодействия между веществом (атомом, молекулой, кристаллом) и электромагнитным полем весьма мала. Это позволяет в нулевом приближении рассматривать поле и вещество независимо друг от друга и говорить о фотонах и стационарных состояниях вещества. Учет энергии взаимодействия в первом приближении обнаруживает возможность перехода вещества из одного стационарного состояния в другое. Эти переходы сопровождаются появлением или исчезновением одного фотона и представляют собой поэтому те элементарные акты, из которых слагаются процессы излучения и поглощения света веществом.
Согласно квантовой теории излучения элементарный процесс фотолюминесценции следует рассматривать состоящим из акта электронного возбуждения молекул люминесцирующего вещества поглощенными фотонами и последующего излучения молекул при переходе их из возбужденного состояния в нормальное. Как показали экспериментальные исследования, элементарный процесс фотолюминесценции не всегда происходит в пределах одного излучающего центра.
Для построения квантовой теории излучения оказалось необходимым учитывать взаимодействие электрона с вторично квантованным полем фотонов.
Начало развития квантовой теории излучения заряда, движущегося в электромагнитном поле плоской волны, было положено известной работой Клейна и Нишины, в которой было рассмотрено рассеяние фотона на покоящемся электроне.
Планк выдвинул квантовую теорию излучения, согласно которой энергия излучается и поглощается не непрерывно, а определенными порциями - квантами, называемыми фотонами.
Таким образом, квантовая теория излучения не только приводит к выводам, следующим из волновой теории, но и дополняет их новым предсказанием, нашедшим блестящее экспериментальное подтверждение.
Волновой пакет с минимальной неопределенностью в различные моменты времени в потенциальном поле гармонического осциллятора (а. соответствующее электрическое поле (б. По мере развития квантовой теории излучения и с появлением лазера были в значительной мере изучены состояния поля, наиболее близко описывающие классическое электромагнитное поле.
Со времени зарождения квантовой теории излучения черного тела вопрос о том, насколько хорошо уравнения Планка и Стефана - Больцмана описывают плотность энергии внутри реальных, конечных полостей, имеющих полуотражающие стенки, был предметом неоднократных обсуждений. Большинство из них имели место в первые два десятилетия нашего века, однако вопрос закрыт полностью не был, и в последние годы интерес к этой и некоторым другим родственным проблемам возродился. Среди причин возрождения интереса к этому старейшему предмету современной физики можно назвать развитие квантовой оптики, теории частичной когерентности и ее применение к изучению статистических свойств излучения; недостаточное понимание процессов теплообмена излучением между близкорасположенными телами при низких температурах и проблему эталонов далекого инфракрасного излучения, для которого длина волны не может считаться малой, а также ряд теоретических проблем, относящихся к статистической механике конечных систем. Он показал также, что в пределе больших объемов или высоких температур число Джинса справедливо для полости любой формы. Позднее на основании результатов работы Вейля были получены асимптотические приближения, где D0 (v) являлся просто первым членом ряда, полная сумма которого D (v) представляла собой среднюю плотность мод.
Волна до Врой - Гося по круговой орбите, нужно, чтобы сум-ля, связанная с электро - мармя длина траектории Znr являлась кратном в гипотезе кругсшои. г г орбиты. Волны, разру - ной длине волны электрона. в противном шающиеся интерферен - случае волна будет разрушаться вследствие цией, изображены жир - интерференции (9. Условие существо-ной линией. вания устойчивой орбиты радиуса г вы. По аналогии с квантовой теорией излучения де Бройль предположил в 1924 г., что электрон и, более того, вообще всякая материальная частица одновременно обладают и волновыми и корпускулярными свойствами. Согласно де Бройлю, движущейся частице с массой т и скоростью v соответствует длина волны K h / mv, где h - постоянная Планка.
В соответствии с квантовой теорией излучения энергия элементарных излучателей может изменяться только скачками, кратными некоторому значению, постоянному для данной частоты излучения. Минимальная порция энергии называется квантом энергии.

Блестящее согласие между полностью квантовой теорией излучения и вещества и экспериментом, достигнутое на примере лэмбовского сдвига, обеспечило сильный довод в пользу квантования поля излучения. Однако подробный расчет лэмбовского сдвига увел бы нас далеко от главного направления квантовой оптики.
Мессбауэровские переходы, наиболее удобные в экспериментальной. Эти данные подтверждают выводы квантовой теории излучения для гамма-диапазона.
Представив это краткое обоснование квантовой теории излучения, приступим к квантованию свободного электромагнитного поля.
Масса покоя фотона в квантовой теории излучения считается равной нулю. Однако это лишь постулат теории, потому что ни один реальный физический эксперимент не может подтвердить этого.
Остановимся кратко на основных положениях квантовой теории излучения.
Если мы хотим на основе квантовой теории излучения понять действие светоделителя и его квантовые свойства, надо следовать указанному выше рецепту: сначала найти собственные моды, а затем проквантовать, как описано в предыдущей главе. Но каковы в нашем случае граничные условия, которые определяют эти моды.
Во первых, необходимо расширить квантовую теорию излучения с тем, чтобы рассмотреть неквантовые стохастические эффекты, такие как тепловые флуктуации. Это является важной составляющей теории частичной когерентности. Кроме того, такие распределения делают понятной связь между классической и квантовой теориями.
Книга является пособием для изучения курсов Квантовая теория излучения и Квантовая электродинамика. Принцип построения книги: изложение основ курса занимает малую часть ее объема, большая часть фактического материала приводится в форме задач с решениями, необходимый математический аппарат дан в приложениях. Все внимание сосредоточено на нерелятивистском характере излуча-тельных переходов в атомных системах.
Теоретически определить AnJBnm в формуле (11.32) элементарная квантовая теория излучения черного тела не в состоянии.
Эйнштейн показал, еще до развития квантовой теории излучения, что статистическое равноресие между излучением и веществом возможно только в том случае, когда наряду с вынужденным испусканием, пропорциональным плотности излучения, имеется спонтанное излучение, происходящее и в отсутствие внешнего излучения. Спонтанное излучение обусловлено взаимодействием атомной системы с нулевыми колебаниями электромагнитного поля.
Эйнштейн показал, еще до развития квантовой теории излучения, что статистическое равновесие между излучением и веществом возможно только в том случае, когда наряду с вынужденным испусканием, пропорциональным плотности излучения, имеется спонтанное излучение, происходящее и в отсутствие внешнего излучения. Спонтанное излучение обусловлено взаимодействием атомной системы с нулевыми колебаниями электромагнитного поля.
Штарк и Эйнштейн, исходя из квантовой теории излучения, в начале XX века дали формулировку второго закона фотохимии: каждая молекула, участвующая в фотохимической реакции, поглощает один квант излучения, который вызывает реакцию. Последнее связано с чрезвычайно малой вероятностью повторного поглощения кванта возбужденными молекулами, ввиду их низкой концентрации в веществе.
Выражение для коэффициента поглощения получают на основе квантовой теории излучения. Для микроволновой области оно представляет сложную функцию, зависящую от квадрата частоты перехода, формы линии, температуры, числа молекул на нижнем энергетическом уровне и квадрата матричного элемента дипольно-го момента перехода.
В конце 20 - х годов начала разрабатываться квантовая теория излучения, выросшая затем в квантовую электродинамику (КЭД) - последовательную теорию электромагнитных процессов, взаимодействия электрических зарядов и электромагнитного поля.

Эта функция может быть получена только на основе квантовой теории излучения, и ее определение выходит за рамки настоящей книги.
Естественно, что для описания подобных экспериментов требуется и квантовая теория излучения. Эти вопросы мы не рассматриваем.
В 20 - е и 30 - е годы квантовая теория излучения сформировалась практически в современном ее виде.
Но я знаю также и то, что имеется единая квантовая теория излучения, которая отводит фотону роль квантового числа, соответствующего периодическим компонентам непрерывного максвелловского поля; вследствие этого становится необязательным приписывать различные ad hoc придумываемые величины - спин, взаимосвязанные электрические и магнитные свойства фотона - только для того, чтобы спасти картину частиц, дуальную волновой картине света. Световые волны являются реальными, а волны материи - искусственным построением во многих отношениях.
Испускание и поглощение излучения по квантовой теории и К квантовой теории излучения (см. § 8.4), он не подозревал, что, образно говоря, выпускает джина из бутылки.
Корреляционная функция второго порядка как функция времени задержки т. Когда источником излучения в эксперименте Брауна и Твисса является лампа, корреляционная функция второго порядка д (т (пунктирная линия имеет доминирующий максимум при коротких временах задержки. Поэтому более вероятно зарегистрировать два фотона сразу друг за другом, чем с большой задержкой. Свет проявляет свойство группировки. Когда источником является лазер, свет подчиняется статистике Пуассона и д (т не зависит от задержки (сплошная линия. Однако, резонансная флюоресценция показывает совершенно другое поведение (штриховая линия. свет проявляет эффект антигруппировки, так как вероятность двум фотонам следовать сразу. В этом случае для описания света резонансной флюоресценции нам нужна полная квантовая теория излучения.
Последовательные ионизационные потенциалы любого элемента чрезвычайно точно вычисляются на основании квантовой теории излучения, исходя из линейных спектров элементов.
Последовательные ионизационные потенциалы любого элемента чрезвычайно точно вычисляются - на основании квантовой теории излучения, исходя из линейных спектров элементов.
Однако величину гсд легко рассчитать с помощью принципа детального равновесия и не прибегая к квантовой теории излучения.
Задача о дисперсии света в квантовой теории может быть поставлена в полную параллель с квантовой теорией излучения и поглощения света. Подобно тому, как в этих последних случаях разыскивается вероятность поглощения или излучения кванта света, так и в случае дисперсии можно искать вероятность того, что первоначальный квант света (падающий пучок) изменит в результате взаимодействия с атомом направление своего импульса, а в общем случае и свою энергию.
Пионерские работы Дирака (Dirac, 1927) и Ферми (Fermi, 1932) по квантовой теории излучения следует прочитать каждому, кто изучает данный предмет.
Даже это малое отличие от результата простой теории Дирака может быть вычислено с высокой точностью при помощи квантовой теории излучения и согласовано с экспериментальным значением с точностью до нескольких стотысячных. Если протон, частица со спином % и единичным зарядом, так же как и электрон, подчиняется уравнению Дирака, то его магнитный момент должен быть очень близок к одному ядерному магнетону. Так как факты противоречат этому заключению, то это означает, что представление об определенной индивидуальной, лишенной внутренней структуры частице, хорошо применимое к электронам, неприменимо к нуклонам. Мезонная теория в ее простейшей форме приписывает дополнительный момент токам виртуальных мезонов вблизи протона при рассмотрении испускания и поглощения мезонов во время движения протона. Но эта идея является в лучшем случае только качественной. Малые поправки к дираковскому значению момента электрона вычисляются на основе таких же представлений. Виртуальное присутствие, фотонов (а не мезонов) вызывает флуктуирующую отдачу и переориентацию спина электрона, что приводит к появлению небольшого дополнительного момента. Согласие с опытом является блестящим для электрона, где весь поправочный эффект - порядка одной тысячной.
Фотомикрограмма осадка не обладают орбитальными меха-для атомов и молекул натрия иическими н магнитными моментами (далее рассмотрено подробнее. Следовательно, для таких атомов вообще не должно наблюдаться отклонение в магнитном поле. Кроме того, по правилу пространственного квантования, если бы даже пф1, магнитное квантовое число т в соответствии с возможными, по Бору, значениями для cos а при п1 должно было равняться 1 0, - 1, т. е. на пластинке должны были образоваться три полоски вместо наблюдаемых двух. Модель Бора не объясняет также аномальный эффект Зеемана, тонкую структуру спектральных линий и многое другое.
Основной недостаток теории Бора заключается в том, что она представляла собой компромиссное сочетание классической физики с квантовой теорией излучения. Методологически теория Бора требовала решения задач средствами классической физики с последующим отбором дискретных величин, удовлетворяющих требованиям квантовой механики.
Зависимость относительной среднеквадратичной флукту - [ IMAGE ] Теоретическая зависимость ации интенсивности лазерного поля от средней интенсивности. Сплош - относительной среднеквадратичной флук-ная кривая построена по формулам и. Масштабный туации интенсивности от параметра накач-множитель для логарифмической шкалы интенсивности подобран та - ки а ким образом, чтобы достигалось лучшее соответствие экспериментальным значениям. (Из работы Davidson and Mandel, 1967.| Первые четыре кумулянта интенсивности лазерного поля как функции параметра накачки a (Risken, 1970. Перед тем, как возвратиться к нестационарному уравнению движения (18.3.4) и исследовать его общее решение, мы рассмотрим лазер в рамках квантовой теории излучения. Мы увидим в разд.
Нельзя не отметить, что Эйнштейн был настолько убежден в справедливости квантовой модели излучения, что после окончания обсуждавшейся выше работы распространил идеи квантовой теории излучения на физические явления, прямо не связанные со светом.
Эта книга, в основу которой лег курс лекций по теории излучения, прочитанных авторами, может быть использована как дополнение к существующим учебникам по квантовой теории излучения.
В отличие от принятого тогда метода рассмотрения конкретных квантовых процессов взаимодействия электромагнитного поля с частицами, метода соответствия, И. Е. Тамм исследовал это явление последовательно квантовомеханически - методом квантовой теории излучения. Полученная им формула для сечения совпала с той, которую несколько ранее нашли, используя метод соответствия, Клейн и Нишина и.
В первую очередь следует обсудить вопрос о зависимости коэффициента поглощения в линии от частоты. Согласно квантовой теории излучения, для изолированного неподвижного атома коэффициент поглощения в линии, соответствующей переходу i - &, равен (см. В.
Явление лэмбовского смещения дает весьма наглядную иллюстрацию правильности тех представлений, которые были положены в основу квантовой теории излучения и теории позитрона. В квантовой теории излучения принималось, что в пустом пространстве, вакууме, имеется электромагнитное поле. Это то поле, которое отвечает нулевым колебаниям осцилляторов поля. Часто говорят, что совокупность осцилляторов электромагнитного поля, находящихся в состояниях с нулевой энергией, представляет электромагнитный вакуум. В электромагнитном вакууме, отвечающем состоянию поля с наименьшей энергией, имеется некоторая, отличная от нуля напряженность поля. Точнее говоря, средние (по времени) значения квадратов напряженности полей (§ У и (Ж) отличны от нуля.
Кембриджском университете, является одним из основателей квантовой механики. Разработанная им квантовая теория излучения положила начало развитию квантовой электродинамики.
Впервые квантовое рассмотрение проблемы излучения было предложено в 1917 г. Эйнштейном, который ввел коэффициенты Л и В (называемые теперь коэффициентами Эйнштейна), характеризующие соответственно спонтанные (самопроизвольные) и вынужденные (происходящие под действием каких-либо внешних причин) переходы системы с одного энергетического уровня на другой, а также установил связь между этими коэффициентами. Основные идеи квантовой теории излучения заключаются в следующем.

После первоначального успеха - трудности или ограничения применимости; таков обычный удел хорошей физической теории. В конце концов ее вытесняет лучшая теория, в которой устранены некоторые трудности или, как может случиться, которая обладает большей областью применимости. История квантовой теории излучения, или квантовой электродинамики, примечательна в том отношении, что в ней проявляется прямо противоположная тенденция. По мере того как шло время, теория в своем прежнем виде становилась все более и более корректной. Когда вскоре после завершения построения нерелятивистской квантовой механики Дирак, Гайзенберг и Паули основали квантовую электродинамику, почти немедленно возникли серьезнейшие трудности, и самую идею о том, что правильная физическая теория, едва ли можно было поддерживать.

Квантование продольного и скалярного полей.
Проведенное в предыдущих параграфах квантование электромагнитного поля основывалось на том обстоятельстве, что можно выбрать кулоновскую калибровку и заменить тем самым продольное и скалярное поля мгновенным кулоновским взаимодействием между всеми зарядами (см. § 6). При такой калибровке А выбирается так, что div A = 0. Это соотношение сохраняется и тогда, когда А квантовано, в виде тождества, которому удовлетворяет оператор А, как это очевидно из (7.3). Хотя рассмотренный метод является самым простейшим с точки зрения квантовой теории, он обладает тем существенным недостатком, что разрушает видимую релятивистскую инвариантность теории, несмотря на то, что сама теория, конечно, сохраняет ковариантность. При современном предварительном состоянии теории этот недостаток представляет нечто большее, нежели просто недостаток элегантности изложения.

ОГЛАВЛЕНИЕ
Предисловие редактора перевода
Предисловие к третьему английскому изданию
Введение
Глава 1. Классическая теория излучения (перевод Б. В. Медведева)
§1. Общая теория Максвелла - Лоренца
§2. Релятивистская инвариантность, импульс и энергия поля
§3. Поле точечного заряда и излучение света
§4. Реакция излучения, ширина линий
§5. Рассеяние и поглощение
§6. Поле как суперпозиция плоских волн. Гамильтонова форма уравнений поля
Литература
Глава 2. Квантовая теория свободного поля излучения (перевод Б. В. Медведева)
§7. Квантование поля излучения
§8. Функции о, Д и связанные с ними функции
§9. Перестановочные соотношения и соотношения неопределенностей для напряженностей поля
§10. Квантование продольного и скалярного полей
Литература
Глава 3. Электронное поле и его взаимодействие с излучением (перевод В. Л. Бонч-Бруевича)
§11. Релятивистское волновое уравнение для электрона
§12. Вторичное квантование электронного поля
§13. Взаимодействие электронов с излучением
Литература
Глава 4. Методы решения (перевод Б. М. Степанова)
§14. Элементарная теория возмущений
§15. Общая теория возмущений; свободные частицы
§16. Общая теория эффектов затухания
Литература
Глава 5. Радиационные процессы в первом приближении (перевод Д. И. Зубарева и Б. М. Степанова)
§17. Излучение и поглощение
§18. Теория естественной ширины линии
§19. Дисперсия и эффект Рамана
§20. Резонансная флюоресценция
§21. Фотоэффект
§22. Рассеяние на свободных электронах
§23. Множественные процессы
§24. Рассеяние двух электронов
§25. Тормозное излучение
§26. Образование позитронов
§27. Аннигиляция позитронов
Литература
Глава 6. Радиационные поправки (перевод Д. В. Шаркова)
§28. Общее вычисление матричных элементов
§29. Собственная энергия электрона
§30. Электрон во внешнем поле
§31. Аномальный магнитный момент электрона
§32. Поляризация вакуума
§33. Поправки к комптоновскому рассеянию
§31. Радиационные поправки в связанных состояниях
§35. Перспективы дальнейшего развития теории
Литература
Глава 7. Проникающая способность излучения высокой энергии (перевод Д. Н. Зубарева)
§36. Коэффициент поглощения y-лучей
§37. Поглощающая способность веществ в отношении быстрых частиц
§38. Каскадные ливни
Литература
Приложения (Перевод Д. Н. Зубарева)
I. Момент количества движения света (§7)
II. Перестановочные соотношения для векторных потенциалов при кулоновской калибровке (§9-13)
III. Условие Лоренца в присутствии зарядов (§10, 13)
IV. Итерированное уравнение затухания, переход к свободным частицам (§16, 34)
V. Принцип детального равновесия (§15)
VI. Метод Вильямса - Вейцзекера (§25, 26)
VII. Тензор энергии-импульса и собственные натяжения (§4, 29)
VIII. Некоторые атомные константы
Литература
Предметный указатель.

Бесплатно скачать электронную книгу в удобном формате, смотреть и читать:
Скачать книгу Квантовая теория излучения, Гайтлер В., 1956 - fileskachat.com, быстрое и бесплатное скачивание.

ЭЛЕМЕНТЫ КВАНТОВОЙ ТЕОРИИ ИЗЛУЧЕНИЯ

Наименование параметра	Значение
Тема статьи:	ЭЛЕМЕНТЫ КВАНТОВОЙ ТЕОРИИ ИЗЛУЧЕНИЯ
Рубрика (тематическая категория)	Электроника

В данном разделе с позиций квантовой теории рассматриваются элементарные процессы возникновения и поглощения излучения. Фундаментальным фактом здесь является то, что при переходе квантовой системы (атома, молекулы) в состояние с меньшей энергией избыточная энергия излучается в виде кванта излучения - электромагнитной волны с некоторой частотой колебаний . Также возможен и обратный процесс, когда атом или молекула поглощает энергию внешней электромагнитной волны. При этом электрон переходит на более высокие энергетические уровни по сравнению с начальным. Таким образом, возникновение и поглощение излучения в материальных средах связано с изменением энергетического состояния атомов и молекул, их составляющих. Если электрон в атоме переходит из энергетического состояния в состояние , то разница , либо излучается, когда , либо поглощается в случае в виде кванта электромагнитной энергии, равного согласно формуле Планка

Подобного рода переходы являются частным случаем изменения квантового состояния частицы, под которым понимается изменение набора квантовых чисел, описывающих её состояние. Мы видели в предыдущем разделе, что уже в мало-мальски сложных квантовых объектах состояние частицы фиксируется несколькими квантовыми числами. Переходом, таким образом, является изменение значения как минимум одного из них.

Вторым фундаментальным свойством квантовых переходов является наличие ʼʼзапрещенныхʼʼ квантовых переходов, вероятность которых существенно меньше так называемых ʼʼразрешенныхʼʼ переходов. Это означает, что атомы и молекулы способны излучать и поглощать электромагнитные волны не любой частоты, а только тех, которые удовлетворяют правилу отбора. Если переход является разрешенным, то будет излучаться или поглощаться электромагнитная волна соответствующей частоты .

Возникновения правила отбора при взаимодействии излучения с электроном в атоме рассмотрим с помощью уравнении Шредингера. Пусть атом находится в поле электромагнитной волны частоты , напряженность электрического поля которой направлена вдоль оси . При этом длину электромагнитной волны λ будем полагать существенно большей размера атома м. Для оптического диапазона электромагнитного излучения м. Поэтому напряженность электрического поля, действующего на электрон, можно задать с помощью формулы , где - амплитуда, - частота. Соответственно сила, действующая на электрон со стороны поля , а её потенциал

Таким образом, потенциальная функция электрона будет состоять из двух частей , определяющей силовое взаимодействие электрона и ядра, и , описывающей силовое воздействие внешней электромагнитной волны.

Поскольку здесь анализируется переход электрона из одного квантового состояния в другое, мы не можем пользоваться стационарным уравнением Шредингера, а должны применить ᴇᴦο в общей форме

где гамильтониан будет наряду с основной частью , описывающий взаимодействие электрона и ядра в отсутствие внешних полей, иметь и составляющую ˸

В исходном состоянии до появления электромагнитной волны частные решения уравнения (28) могут быть представлены, как это мы делали выше в виде

ЭЛЕМЕНТЫ КВАНТОВОЙ ТЕОРИИ ИЗЛУЧЕНИЯ - понятие и виды. Классификация и особенности категории "ЭЛЕМЕНТЫ КВАНТОВОЙ ТЕОРИИ ИЗЛУЧЕНИЯ" 2015, 2017-2018.

4. Элементарные частицы.

1. Основные положения квантовой механики.

1.1.Противоречия классической физики: особенности строения атома, линейчатые спектры атомов, дифракция электронов, дифракция нейтронов.@

1.2.Гипотеза Луи-де-Бройля о корпускулярно-волновом дуализме свойств микрочастиц.@

1.3.Соотношение неопределенностей Гейзенберга.@

1.4.Постулаты квантовой механики. Вероятностный характер движения частиц. Волновая функция, её статистический смысл. Задание состояния микрочастицы.@

1.5.Уравнение Шредингера. Физические ограничения на вид волновой функции. Стационарное уравнение Шредингера, стационарные состояния.@

1.6.Частица в одномерной бесконечно глубокой потенциальной яме. Квантование энергии частицы. Объяснение туннельного эффекта. Гармонический осциллятор.@

2 Физика атома.

2.1.Электрон в атоме водорода. Энергетические уровни. Квантовые числа и их физический смысл.@

2.2.Опыт Штерна и Герлаха.@

2.3.Пространственное распределение электрона в атоме водорода.@

2.4.Спин электрона.@

2.5.Многоэлектронный атом. Правила распределения электронов по орбиталям. Принцип Паули.@

2.6.Особенности структуры электронных уровней в сложных атомах. Связь распределения электронов по орбиталям с периодической таблицей Менделеева.@

2.7.Элементарная квантовая теория испускания атомами электромагнитного излучения.@

2.8.Спонтанное и вынужденное излучение фотонов. Принцип работы квантового генератора и его использование.@

3 Атомное ядро.

3.1.Состав ядра. Характеристики ядра.@

3.2.Модели ядра: капельная, оболочная. Ядерные силы.@

3.3.Энергия связи ядра. Дефект массы.@

3.4.Два типа ядерной реакции. Энергия ядерной реакции.@

3.5.Радиоактивность. Закон радиоактивного распада. Альфа, бета, гамма – излучения.@

3.6.Цепная ядерная реакция деления.@

3.7.Использования энергии ядерных цепных реакций. Атомная бомба. Ядерный реактор.@

3.8.Проблемы развития атомной энергетики.@

3.9.Управляемая реакция термоядерного синтеза.@

3.10.Свойства и характеристики радиоактивных излучений.@

3.11.Биологическое действие ионизирующих излучений.@

4. Элементарные частицы.

4.1.Свойства элементарных частиц. Гравитационное, электромагнитное, слабое и сильное взаимодействия.@

4.2.Классификация элементарных частиц.@

4.3.Гипотеза строения элементарных частиц из кварков.@

4.4.Гипотеза Великого объединения всех видов взаимодействия.@

Библиографический список

2.7.Элементарная квантовая теория испускания атомами электромагнитного излучения.@

Если атому сообщить дополнительную энергию, то он может перейти в возбужденное состояние (например, для водорода возможны переходы из состояния с n=1 в состояния сn = 2, 3, 4, … см. рис.15). Возбуждение атомов может инициироваться различными способами: за счет столкновений с элементарными частицами – ударное возбуждение, при столкновениях с атомами – тепловое возбуждение и, наконец, при поглощении атомами электромагнитного излучения. Для перехода из основного состояния в возбужденное c главным квантовым числом n атому необходимо передать энергию равную разности энергий E n и E 1 состояний. Если энергия передается электромагнитным излучением с непрерывным спектром частот, то из этого излучения атомом будут поглощены кванты с энергиями. Если использовать выражение (2.3) для возможных энергий, то получим формулу для серии частот поглощения атома водорода, что полностью соответствует экспериментальным данным

. (2.9)

Если энергия, переданная электрону, будет достаточно велика, то электрон может преодолеть силу притяжения к ядру и оторваться от атома. Такой процесс называют ионизацией атома. Из рисунка 15 видно, что минимальная энергия, необходимая для ионизации атома водорода (переход n = 1n =), равна 13.6 эВ. Это значение хорошо согласуется с экспериментальными данными для энергии ионизации атома водорода.

В возбужденном состоянии атом долго находиться не может. Как и любая физическая система, атом стремится занять состояние с наименьшей энергией. Поэтому через время порядка 10 -8 с возбужденный атом самопроизвольно (спонтанно) переходит в состояние с меньшей энергией, испуская при переходе квант энергии излучения.Такой процесс продолжается до тех пор, пока атом не окажется в основном состоянии (Рис.16).Совокупность всех возможных частот или длин волн излучений атома называют спектром испускания (при анализе излучений спектроскопом им соответствует набор спектральных линий). Если структура энергетических уровней атома определена, то можно рассчитать и спектры возможных излучений данного атома. Например, используя (2.12) для атома водорода и формулу Планка
, можно получить общую формулу, описывающую все экспериментальные серии излучения водорода (1.1)-(1.3) ,

Рис.16. Возможные переходы для атома водорода.

Если атом переходит из одного квантового состояния в другое с испусканием или поглощением фотона, то возможны лишь такие переходы, для которых орбитальное квантовое число изменяется на единицу l =1. Это правило называется правилом отбора. Наличие такого правила отбора обусловлено тем,что электромагнитное излучение (фотон) уносит или вносит не только квант энергии, но и вполне определенный момент импульса, изменяющий орбитальное квантовое число для электрона на единицу.Вследствие указанных особенностей, у каждого атома имеется свой индивидуальный спектр излучения и спектр поглощения, которые полностью его идентифицируют (Рис.16).

Наука, 1976. - 664 c.
Скачать (прямая ссылка): osnovikvantovoymehaniki1976.djvu Предыдущая 1 .. 13 > .. >> Следующая
§ 5.
Элементарная теория излучения на основе квантовых представлений была создана Эйнштейном. Она имеет до некоторой степени феноменологический характер х). Тем не менее она позволяет,
г) Предположения Эйнштейна получают полное обоснование в современной квантовой электродинамике (см., например, А. И. А х и е з е р, В. Б. Б е р е-с т е ц к и й, Квантовая электродинамика, «Наука», 1969).
ЭЛЕМЕНТАРНАЯ КВАНТОВАЯ ТЕОРИЯ ИЗЛУЧЕНИЯ
31
опираясь на современную квантовую механику, решить вопрос об интенсивностях излучения и поглощения света.
С квантовой точки зрения интенсивность испускания или поглощения электромагнитного излучения определяется вероятностью перехода атома из одного состояния в другое. Решение вопроса об интенсивностях сводится к вычислению этих вероятностей.
Рассмотрим два состояния какой-нибудь системы, например атома. Одно обозначим буквой /и, а другое буквой п. Энергия первого состояния пусть будет Ет, а второго Еп. Для определенности предположим, что Ет> Епу так что состояние т принадлежит более высокому квантовому уровню Ету нежели состояние п, принадлежащее квантовому уровню Еп.
Опыт показывает, что система может сама собой перейти из высшего состояния т в низшее п> испуская квант света
Е ~Е
= Ет - Еп с частотой со=
имеющий, кроме того, определенную поляризацию и распространяющийся внутри телесного угла dQ (рис. 6). Любую поляризацию для заданного направления распространения света мы можем представить как сложение двух независимых поляризаций 1А и 12, перпендикулярных друг к другу. При переходе Ет -+¦ Еп может быть излучен квант света либо с поляризацией 1ь либо с поляризацией 12. Поляризацию мы будем отмечать индексом а (а = 1,2). Вероятность перехода п
? __g
в 1 сек, с излучением кванта частоты со = -- внутри телес-
ного угла dQ с поляризацией а, мы обозначим через
dW"r = anmadQ. (5.1)
Эту вероятность называют вероятностью «спонтанного» (самопроизвольного) перехода. Возможности такого перехода в классической теории соответствует излучение возбужденного осциллятора.
Если имеется излучение, окружающее атом, то оно оказывает воздействие на атом в двух отношениях. Во-первых, это излучение может поглощаться, причем атом будет переходить из низшего состояния п в высшее т. Вероятность такого перехода в 1 сек обозначим через dWa- Во-вторых, если атом находится в возбужденном состоянии т, то внешнее излучение может способствовать переходу атома в низшее состояние п так, что вероятность излучения увеличится на некоторую величину dW"r. Эту добавочную вероятность мы будем называть вероятностью индуцированного
О
Рис. 6. Характеристики излучения.
li и 12 - два независимых направления поляризации.
32
ОСНОВЫ КВАНТОВОЙ ТЕОРИИ
[ГЛ. I
(или вынужденного) перехода. Оба типа переходов имеют аналогию в классической теории: осциллятор, находящийся под влиянием внешнего излучения, может как поглощать, так и излучать энергию в зависимости от соотношения фазы его колебаний и фазы световой волны.
Согласно сказанному полная вероятность излучения равна
dWr = dW"r + dW"r.
Вероятность поглощения dWa и вероятность вынужденного излучения dWr по предположению Эйнштейна пропорциональны числу квантов света как раз того сорта, о поглощении и излучении которых идет речь. Определим это число.
Излучение может быть, вообще говоря, не монохроматическим, иметь различное направление распространения и разную поляризацию. Для определения характера излучения мы введем величину ра (со, Q) dco dQ, дающую плотность энергии излучения, имеющего направление распространения в пределах телесного угла dQ, поляризацию а и частоту, лежащую в пределах со, со + dco. Так как энергия кванта равна Йсо, то число квантов света с частотой в пределах со, со + dco, которые распространяются в телесном угле dQ и имеют поляризацию а, равно (на 1 см3)
ра (а), Q) d(d dQ fid)
Ha основании замечания о пропорциональности между числом квантов и вероятностями поглощения и вынужденного излучения мы можем положить
d№e = Cpa(<0, Q)dQ, (5.2)
dw; = bnm*Pa (со, Q) dQ. (5.3)
Величины anma, b"nla, bnma называются дифференциальными коэффициентами Эйнштейна. Они зависят только от рода систем, излучающих и поглощающих свет, и могут быть вычислены методами квантовой механики (см. § 88). Однако можно сделать некоторые общие заключения о свойствах этих коэффициентов без их вычисления.
Рассмотрим условия, при которых осуществляется равновесие между излучением и поглощением. Пусть число атомов, находящихся в возбужденном состоянии т, есть пт, а число атомов, нахо-
дящихся в низшем состоянии, - пп. Тогда число квантов света, излучаемых в 1 сек при переходах ш-> п, будет равно
nm(dW"r + dW;),
а число поглощаемых в 1 сек квантов при переходах п-> т, будет равно
пп dWa.
ЭЛЕМЕНТАРНАЯ КВАНТОВАЯ ТЕОРИЯ ИЗЛУЧЕНИЯ
33
В условиях равновесия число актов поглощения должно равняться числу актов испускания, т. е.
nadw* = nm (dW"r + dW;).
Подставляя сюда dW"r из (5.1) и d\V„, dW"r из (5.2) и (5.3), найдем после сокращения на dQ: