Ричард Фейнман - 8a. Квантовая механика I
Вы видите, что это похоже на (7.9), но появился добавочный член от электрического поля. Равным образом, вычитая уравнения (7.36), получаем
Вопрос теперь в том, как решить эти уравнения. Это труднее, чем прежде, потому что x зависит от t; и действительно, при общем x (t)решение не представимо в элементарных функциях. Однако, пока электрическое поле мало, можно добиться хорошего приближения. Сперва напишем
Если бы электрического поля не было, то, беря в качестве gI и gII две комплексные постоянные, мы бы получили правильное решение. Ведь поскольку вероятность быть в состоянии |/ > есть квадрат модуля CI, а вероятность быть в состоянии |II> есть квадрат модуля СII, то вероятность быть в состоянии |I>или в состоянии |II> равна просто |gI|2 или |gII|2. Например, если бы система начинала развиваться из состояния |II> так, что gI было бы нулем, a |gII|2— единицей, то эти условия сохранились бы навсегда. Молекула из состояния |II> никогда бы не перешла в состояние |I>.
Польза записи решений в форме (7.40) состоит в том, что оно сохраняет свой вид и тогда, когда есть электрическое поле, если только mx меньше А, только gI и gII при этом станут медленно меняющимися функциями времени. «Медленно меняющиеся» означает медленно в сравнении с экспоненциальными функциями. В этом весь фокус. Для получения приближенного решения используется тот факт, что gI и gII меняются медленно.
Подставим теперь СIиз (7.40) в дифференциальное уравнение (7,39), но вспомним, что gI тоже зависит от t. Имеем
Дифференциальное уравнение обращается в
Равным образом уравнение для dCII/dt обращается в
Обратите теперь внимание, что в обеих частях каждого уравнения имеются одинаковые члены. Сократим их и умножим первое уравнение на
а второе на
. Вспоминая, что (EI- eii)=2А=hw0, мы в конце концов получаем
Получилась довольно простая пара уравнений — и пока еще точная. Производная от одной переменной есть функция от времени, умноженная на вторую переменную; производная от второй — такая же функция от времени, умноженная на первую. Хотя эти простые уравнения в общем не решаются, но в некоторых частных случаях мы решим их.
Нас, по крайней мере сейчас, интересует только случай колеблющегося электрического поля. Взяв x(t) в форме (7.37), мы увидим, что уравнения для gI и gIIобратятся в
(it
И вот если x0достаточно мало, то скорости изменения gI и gIIтоже будут малы. Обе у не будут сильно меняться с t, особенно в сравнении с быстрыми вариациями, вызываемыми экспоненциальными членами. У этих экспоненциальных членов есть вещественные и мнимые части, которые колеблются с частотой w+w0 или w-w0. Члены с частотой w+w0 колеблются вокруг среднего значения (нуля) очень быстро и поэтому не дадут сильного вклада в скорость изменения g. Значит, можно сделать весьма разумное приближение, заменив эти члены их средним значением, т. е. нулем. Их просто убирают и в качестве приближения берут
Но даже и оставшиеся члены с показателями, пропорциональными (w-w0), меняются быстро, если только w не близко к w0. Только тогда правая сторона будет меняться достаточно медленно для того, чтобы набежало большое число, пока интегрируешь эти уравнения по t. Иными словами, при слабом электрическом поле изо всех частот представляют важность лишь те, которые близки к w0.
При тех приближениях, которые были сделаны для того, чтобы получить (7.45), эти уравнения можно решить и точно; но работа эта все же трудоемкая, и мы отложим ее на другое время, когда обратимся к другой задаче того же типа. Пока же мы их просто решим приближенно, или, лучше сказать, найдем точное решение для случая идеального резонанса w=w0 и приближенное — для частот близ резонанса.
§ 4. Нереходы при резонансе
Первым рассмотрим случай идеального резонанса. Если положить w=w0, то экспоненты в обоих уравнениях (7.45) станут равными единице, и мы просто получим
Если из этих уравнений исключить сперва gI, а потом gII, то мы увидим, что каждое из них удовлетворяет дифференциальному уравнению простого гармонического движения
Общее решение этих уравнений может быть составлено из синусов и косинусов. Легко проверить, что решениями являются следующие выражения:
где а и b — константы, которые надо еще определить так, чтобы они укладывались в ту или иную физическую ситуацию.
К примеру, предположим, что при t=0 наша молекулярная система была в верхнем энергетическом состоянии |I>, а это требует [из уравнения (7.40)], чтобы gI=1 и gII=0 при t=0. Для такого случая должно быть а=1 и b=0. Вероятность того, что молекула окажется в том же состоянии |I> в какой-то позднейший момент t, равна квадрату модуля gI, или
Точно так же и вероятность того, что молекула окажется в состоянии |II>, дается квадратом модуля gII:
Пока x мало и пока мы находимся в резонансе, вероятности даются простыми колебательными функциями. Вероятность быть в состоянии |I> падает от единицы до нуля и возрастает опять, а вероятность быть в состоянии |II> растет от нуля до единицы и наоборот. Изменение обеих вероятностей во времени показано на фиг. 7.5.
Фиг. 7.5. Вероятности обоих состояний молекулы аммиака в синусоидальном электрическом поле.
Нечего и говорить, что сумма обеих вероятностей всегда равна единице; ведь молекула всегда находится в каком-то состоянии.
Положим, что прохождение через полость занимает у молекулы время Т. Если сделать полость как раз такой длины, чтобы было mx0Т/h=p/2, то молекула, ныряющая в нее в состоянии |I>, наверняка вынырнет из нее в состоянии |II>. Если она вошла в полость в верхнем состоянии, то выйдет из полости в нижнем. Иными словами, ее энергия упадет, и эта потеря энергии не сможет перейти ни во что другое, а только в механизм, который генерирует поле. Детали, которые помогли бы вам разглядеть, как именно энергией молекулы питаются колебания полости, не так уж просты; однако нам и не нужно все эти детали изучать, потому что имеется принцип сохранения энергии. (Мы могли бы, если бы это было нужно, изучить их, но тогда нам пришлось бы иметь дело с квантовой механикой поля в полости наряду с квантовой механикой атома.)
Подытожим. Молекула входит в полость, поле полости, колеблющееся с как раз нужной частотой, индуцирует переходы с верхнего состояния на нижнее, и высвобождаемой энергией питается осциллирующее поле. В работающий мазер молекулы доставляют достаточно энергии для того, чтобы поддерживались колебания полости, ее хватает не только на то, чтобы возместить потери в полости, но и на то, чтобы небольшие избытки энергии извлекались из полости. Итак, молекулярная энергия превращается в энергию внешнего электромагнитного поля.
Вспомним, что перед входом в полость нам приходилось пользоваться фильтром, который разделял пучок так, что в полость входило только верхнее состояние. Легко показать, что, если бы мы начали с молекул в нижнем состоянии, процесс пошел бы в другую сторону и энергия от полости отбиралась бы. Если пустить в полость нефильтрованный пучок, то сколько молекул будет отбирать энергию от полости, столько же из них будет отдавать ей свою энергию, и в итоге ничего не случится. В настоящем мазере, конечно, не обязательно делать (mx0T/h) точно равным p/2. И при других значениях (кроме точных кратных p) существует какая-то вероятность переходов из состояния |I> в состояние |II>. Но при этих других значениях прибор уже не имеет к. п. д., равного 100%; многие из молекул, покидающие полость, могли бы снабдить ее энергией, но не сделали этого.
