dualismo onda corpuscolo

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1 dualismo onda corpuscolo Gli effetti che abbiamo visto finora sono manifestazioni della natura corpuscolare della radiazione elettromagnetica (e quindi della luce) Naturalmente la natura corpuscolare non spiega le innumerevoli prove a favore della natura ondulatoria della luce La nuova fisica quantistica ci abituerà a questo dualismo onda-corpuscolo, anche per le particelle Per comprendere la natura ondulatoria delle particelle, dovranno essere state trattate in precedenza alcune cruciali manifestazioni della natura ondulatoria della luce!198

2 Teorie della luce Ottica geometrica raggi di luce riflessione rifrazione dispersione (dipendenza dell indice di rifrazione dalla frequenza) Ottica fisica o ondulatoria fronte d onda determinato dal principio di Huygens interferenza diffrazione da doppia fenditura diffrazione da singola fenditura (di Fraunhofer) reticolo di diffrazione!199

3 spettroscopi per l analisi in frequenza Prisma: legge di Snell Reticolo di diffrazione Differenze tra uno spettroscopio a prisma o a reticolo effetto su un laser rosso!200

4 diffrazione dei raggi X In un reticolo di diffrazione d sinϑ = nλ per osservare la diffrazione d λ per la luce visibile λ 500 nm = 0.5 µm facilmente realizzabile con tecniche fotografiche per i raggi X frazione di nm! Struttura cristallina legge di Bragg 2d sinϑ = nλ ma anche: La diffrazione di Bragg ci permette di studiare la struttura cristallina (schemi di Laue)!201

5 diffrazione di Bragg e schemi di Laue!202

6 Spettroscopia atomica Abbiamo già parlato dello spettro a righe dei raggi X Spettri di emissione dei gas eccitati da scariche elettriche serie di Balmer dell idrogeno (1885) λ = m nm con m 3 m serie di Paschen, Lyman: formula di Rydberg-Ritz (1888) 1 λ = RZ n n 1 con R = µm 1 modellizzazione atomica per spiegare le serie spettroscopiche osservate modello di Thomson vs modello di Rutherford!203

7 modello atomico di Bohr Instabilità classica del modello di Rutherford: l elettrone in orbita circolare deve emettere onde e.m. e perde energia fino a collassare sul nucleo Bohr (1913) postula che l elettrone può muoversi solo su determinate orbite circolari, stati stazionari, sotto l effetto della attrazione Coulombiana e secondo le leggi della meccanica classica. Ciononostante l elettrone non irraggia (?!). I momenti angolari permessi sono solo i multipli di! = h 2π Le transizioni tra stati stazionari sono possibili solo con assorbimento o emissione di fotoni secondo la relazione di Planck E i E f = hν!204

8 livelli energetici del modello di Bohr energia totale dell elettrone orbita circolare k Ze2 r 2 = m v2 r k Ze2 r energia cinetica per orbita circolare energia totale per orbita circolare E = 1 2 mv2 k Ze2 r = mv 2 quantizzazione del momento angolare v 2 = n 2! 2 m 2 r = kze2 2 mr r n = n 2! 2 mkze mv2 = 1 2 k Ze2 r E = 1 2 k Ze2 r mvr = n!, da cui si ricava v = n! mr E n = 1 2 k Ze2 r = kze2 2 ( ) 2 mkze 2 1! 2 n = m kze ! 2 n 2!205

9 transizioni tra orbite stazionarie calcolando la frequenza emessa o assorbita in una transizione ν = E i E f h ( ) 2 = m e kze 2 1 4π! 3 n f n i si ritrova la formula di Rydberg-Ritz ottenendo il valore numerico di R determinato sperimentalmente! Il valore che si ottiene per n=1 e Z=1 (idrogeno) è il cosiddetto raggio di Bohr per l idrogeno: r B =!2 m e ke 2 = 0, m = 0,053 nm a cui corrisponde una energia di legame pari a ev. Il secondo livello energetico ha una energia di -3.4 ev, per cui la prima riga di assorbimento corrisponde a fotoni di energia hv = 10.2 ev Spettri di emissione e spettri di assorbimento. Solo la serie di Lyman si trova in entrambi!206

10 Importanza della spettroscopia nell interpretazione dell universo L analisi spettrale della luce proveniente da qualunque oggetto cosmico ci permette di identificare gli elementi presenti nell oggetto cosmico. In effetti si ritrovano gli stessi pattern spettrali osservati sulla Terra, ma con lunghezze d onda allungate (spostate verso il rosso, red-shift ) in funzione della velocità con cui l oggetto si sposta (si allontana) da noi. Si tratta dell effetto Doppler, che dimostra che tutti gli oggetti lontani si allontanano da noi, ed è alla base dell ipotesi dell esapansione dell Universo.!207

11 Limiti del modello di Bohr Il modello di Bohr funzionava bene per l idrogeno e per gli atomi idrogenoidi, ma non per gli altri elementi Non dava alcuna spiegazione di come avvenissero effettivamente le transizioni (per esempio non permetteva di calcolare la diversa intensità delle varie righe) Non rendeva conto di tutte le righe osservate (spesso si osservano doppietti o multipletti di righe) Inoltre i postulati di Bohr non avevano nessuna giustificazione nella fisica classica, benché la loro assunzione permetteva poi un trattamento puramente classico!208

12 Onde associate agli elettroni De Broglie (1924): ipotesi ondulatoria per gli elettroni: ν = E h λ = h p analoga alla relazione di Einstein-Planck per i fotoni: E = pc νλ = c λ = c ν = hc E = hc pc = h p Su queste basi, la quantizzazione di Bohr si traduce in una quantizzazione della lunghezza dell orbita in termini di lunghezza d onda dell elettrone: pr = h λ r = n h 2π onde stazionarie su una circonferenza nλ = 2πr!209

13 onde stazionarie su un anello!210

14 le orbite stazionarie secondo de Broglie r 7 r 8 r r a)!211

15 Diffrazione di elettroni Una conseguenza dell ipotesi ondulatoria per gli elettroni che poteva essere verificata sperimentalmente è la possibilità di osservare fenomeni di diffrazione Esperimenti di Davisson-Germer (1927), ripetuti successivamente da G.P. Thomson, che confrontando con i raggi X ottiene lunghezze d onda di m per elettroni di energia cinetica di kev) 1 λ = n 2d sinϑ = p h = 2mE h = 2meV h!212

16 Diffrazione da singola fenditura diffrazione ottica alla Fraunhofer: d d se 2 sinϑ = n λ le due metà del fronte sono in opposizione di fase ϑ0 primo angolo per cui l intensità si annulla sinϑ 0 = λ d minore è d, maggiore è ϑ0 da un apertura puntiforme esce un onda sferica!213

17 Diffrazione di elettroni e principio di indeterminazione L impulso iniziale degli elettroni è orizzontale L impulso finale avrà una direzione diversa sinϑ 0 = λ d Ad una indeterminazione in posizione Δy = d una indeterminazione in impulso: usando la relazione di de Broglie per l impulso sinϑ 0 = λ d = λ Δy = p max y p ΔyΔp = h sinϑ = p y p = Δp h λ sinϑ 0 = p max y p = Δp p Δp = p y max corrisponde λ = h p!214

18 un altro aspetto dell indeterminazione di un onda Supponiamo di avere un pacchetto d onde, localizzato in una regione Δx = Nλ Se Δx è molto piccolo rispetto a λ, non è possibile determinare λ! Se Δx è dell ordine di λ, l errore su λ è dell ordine di λ, per cui ΔxΔλ λ 2 Se N è grande, posso determinare λ contando N: λ = Δx N Δλ λ 1 N Δλ λ N ΔxΔλ λ 2 ΔxΔλ Per un pacchetto d onde quindi è sempre 1 λ 2 tanto meglio conosco la posizione, tanto peggio conosco la lunghezza d onda. La relazione può essere resa rigorosa ricorrendo alla trasformata di Fourier.!215

19 Il principio di indeterminazione di Heisenberg Se partiamo dalla ultima relazione e la combiniamo con l ipotesi ondulatoria di de Broglie otteniamo: ΔxΔλ 1 hδxδλ h λ 2 λ 2 p = h λ Δp = h ΔxΔp h λ Δλ 2 Heisenberg (1927) dimostra che, quali che siano i metodi di misura dell impulso e della posizione, deve sempre essere: ΔxΔp h 4π =! 2 Principio di indeterminazione della meccanica quantistica!216

20 meccanica quantistica Equazione di Schroedinger Soluzione: funzione d onda Interpretazione del quadrato della funzione d onda come densità di probabilità di trovare la particella in una determinata posizione Applicazioni alla fisica atomica: gli orbitali elettronici Il processo di misura e il collasso della funzione d onda in che stato si trova la particella prima di essere misurata? dove si trova la particella prima di incontrare il rivelatore? Interpretazione di Copenaghen e eventuali alternative Indeterminazione ontologica (Bohr) vs. indeterminazione epistemologica (realismo) (Einstein) Il paradosso EPR La meccanica quantistica per particelle relativistiche (La meccanica quantistica e la relatività generale)!217

21 Equazione di Schroedinger La ricetta: equazione matematicamente coerente con le leggi fisiche, continua ed a singolo valore equazione lineare, per garantire il principio di sovrapposizione conservazione dell energia consistenza con l ipotesi di de Broglie!218

22 Equazione di Schroedinger eq. di D Alembert soluzione di onda piana energia per un fotone energia per un elettrone onda piana per elettrone relazione Ψ(x,t) classica = e tra energia! l equazione 2 ed 2 impulso riproduce la relazione corretta 2 f (x,t) = 1 2 f (x,t) x 2 υ 2 t 2 f (x,t) = Ae i(kx ωt ) con ω = 2πν = υk = υ 2π λ E(= hν =!ω ) = pc(= hc / λ =!ck) ck = ω E =!ω = p2 2m ω =!k 2 2m!k i(kx 2m t ) 2m x Ψ(x,t) = i! 2 t Ψ(x,t)! 2 2m ( k 2 ) = i! i!k 2 2m equazione per l energia di una! 2 2 particella libera 2m x Ψ(x,t) =!2 k 2 2 2m onda piana:! eq. di Schroedinger completa (1926) 2 2 particella 2m x + V(x) libera che si propaga 2 nello spazio 2 Ψ(x,t) = EΨ(x,t) Ψ(x,t) = i! t Ψ(x,t)!219

23 Equazione di Schroedinger indipendente dal tempo per evitare le complicazioni dell equazione alle derivate parziali si può assumere una situazione unidimensionale indipendente dal tempo e ricercare in analogia con le onde classiche una soluzione sinusoidale: ψ (x) = Asin kx d 2 dx 2 ψ (x) = k 2 Asin kx = k 2 ψ (x)! 2 2m! 2 2m d 2 dx ψ (x) =!2 k 2 2 2m ψ (x) d 2 ψ (x) = Eψ (x) 2 dx e introducendo una energia potenziale V(x)! 2 2m d 2 ψ (x) = (E V(x))ψ (x) 2 dx!220

24 Equazione di Schroedinger eq. di Schroedinger completa! 2 2m 2 x + V(x) 2 Ψ(x,t) = i! t Ψ(x,t) Si noti che nell eq. di Schroedinger l interazione della particella è rappresentata da un potenziale, non da una forza! Si noti anche che per soddisfare l eq. di Schroedinger la funzione d onda non può essere reale!!221

25 Il significato della funzione d onda Interpretazione di Max Born (1926): il modulo quadro della funzione d onda rappresenta la probabilità di trovare la particella in una determinata posizione dello spazio Funzione d onda, c x 1 x 2 x 3 Posizione, x Probabilità, c 2 La probabilità di trovare la particella è massima nella posizione x 2. La probabilità di trovare la particella è nulla nelle posizioni x 1 e x 3. x 1 x 2 x 3 Posizione, x a) b)!222