X = ± j 2 m ( U , - E ) ( 4 1 8 )
b o ‘ladi. Qaytgan to ‘lqinning B { amplitudasi kompleks kattalik b o ‘ladi
va R qaytish koeffitsiyenti esa quyidagicha ifodalanadi:
k -iX J = 1
(4.19)
k + ix Demak, £’< f/() boi gan id a qaytish koeffitsiyenti birga teng, y a ’ni to ‘la
qaytish b o ia d i. Bu kutilgan natijaga tamomila mos keladi.
Shredinger tenglamasining 1-soha uchun yechimini qaytgan
to ‘Iqin
y/- —k~*X „-ib _ „-i(la+S) (4.20)
k + ix k o ‘rinishida yozish mumkin, ya’ni u qaytish
to ‘lqin fazasining
siljishiga olib keladi. (4.20) dan shu siljishni topish mumkin:
к - Qaytish mavjud b o ‘lishiga qaramay, 2-sohadagi to ‘lqin funksiyasi
noldan farqli b o ‘ladi va u:
щ { х ) = A , e * = ~ ^ — e xx ( 4 '2 2 ) k + ix ko ‘rinishga ega b o ‘ladi. Qaytish to ‘la b o ‘lsa ham, zarrachani ikkinchi
sohada topishning m a’lum ehtimolga ega b o iis h i kutilmagan holdir.
Shunday qilib, x>0 sohada x nuqtadagi zarrachaning ehtimollik zichligi
I
, 4i2
4k 1 _2 r r И*)1
(4-23)
ga teng b o ia d i. Hosil b o ig a n (4.23) formuladan k o ‘rinib turibdiki,
kvant zarralaming xususiyatlari klassik zarralardan keskin ajralib turadi.
Klassik mexanikaning qonunlariga b o ‘ysinuvchi harakatlanayotgan
zarracha uchun E< U 0 b o ig an d a x>0 sohaga o ‘tish mumkin emas edi.
116
Kvant qonuniyatlariga b o ‘ysinuvchi, harakatlanayotgan zarracha esa
x>0 sohada m a’lum ehtimollik bilan o ‘tishi mumkin. Yopiq energetik
sohalarga zarralarni o ‘tishi kvant mexanikasidagi spetsifik hodisa
bo‘lib, tunnel effekti degan nom olgan.
