19041

Правило квантования Бора-Зоммерфельда. Примеры. Квазиклассический коэффициент прохождения через барьер. Вероятность альфа распада в квазиклассическом приближении

Лекция

Физика

Лекция 23 Правило квантования БораЗоммерфельда. Примеры. Квазиклассический коэффициент прохождения через барьер. Вероятность альфа распада в квазиклассическом приближении Квазиклассические решения и условия их сшивки в точках поворота позволяют получить в кв...

Русский

2013-07-11

384.5 KB

13 чел.

Лекция 23

Правило квантования Бора-Зоммерфельда. Примеры. Квазиклассический коэффициент прохождения через барьер. Вероятность альфа распада в квазиклассическом приближении

Квазиклассические решения и условия их «сшивки» в точках поворота позволяют получить «в квадратурах» (то есть через интегралы, а не решение дифференциального уравнения) условие на уровни энергии. Такие условия называются правилами квантования. Рассмотрим решение уравнения Шредингера при некоторой энергии , при которой могут существовать стационарные состояния дискретного спектра ().

    (1)

где

    (2)

Обозначим классические точки остановки для классической частицы с этой энергией как  и  (для определенности ). Тогда при  и  величина  отрицательна, при  - положительна. Поэтому квазиклассические решения уравнения Шредингера в этих областях имеют вид

       (3)

    (4)

       (5)

В качестве нижних пределов интегрирования в этих формулах выбраны левая и правая точки остановки соответственно. В формулах (3), (5) оставлены только затухающие на обеих бесконечностях функции. Функции (3)-(5) являются хорошими приближениями для ограниченных решений уравнения Шредингера вдали от точек остановки  и . Согласно условиям сшивки функция (4) вне ямы и функция

    (6)

внутри ямы вдали от точки поворота  являются приближениями одного и того же решения. Любое другое квазиклассическое решение внутри ямы, будучи продолжено в область , будет неограничено возрастать. Аналогично функция (5) и функция

    (7)

внутри ямы вдали от точки поворота  являются приближениями одного и того же решения. Любое другое квазиклассическое решение внутри ямы, будучи продолжено в область , будет неограничено возрастать. Поэтому ограниченное при всех значениях  решение существует только тогда, когда функции (6) и (7) совпадают или отличаются только знаком, то есть аргументы косинусов в (6) и (7) отличаются на . Отсюда находим

   (8)

Соотношение (8) выполняется только при определенных значениях энергии , входящей в функцию  в подынтегральной функции и в пределы интегрирования – классические точки остановки при данной энергии  и , которые определяется из уравнения

     (9)

Поэтому уравнение (8) является условием для энергий стационарных состояний дискретного спектра и называется правилом квантования Бора-Зоммерфельда.

Из правила квантования Бора-Зоммерфельда можно получить условие на количество состояний дискретного спектра в тех или иных потенциалах. Имеем

  (10)

(мы записали правило квантования через классический импульс  и проинтегрировали в «двух направлениях» – от до  и от  до ). Если интегрирование в (10) производится по доступной для «связанного» движения области (ограниченной «классическими» барьерами), то  в (10) - максимальный номер уровня системы, или количество связанных состояний в системе. Поэтому

 (11)

Поскольку интеграл  определяет доступный системе фазовый объем, из формулы (11) следует, что существует прямая пропорциональная связь объема фазового пространства, занимаемого частицей при некоторой энергии , и количества связанных состояний с энергией, меньшей . Можно сказать, что одно связанное состояние «занимает ячейку фазового пространства» объемом . В трехмерном случае - объемом .

Получим еще одно важное следствие правила квантования. Рассмотрим два уровня - с номером  и соседний, с номером . Тогда

  (12)

Здесь

  (13)

Разложим (12) по малому параметру :

  (14)

где  - «классическая» скорость частицы, а интеграл

 (15)

имеет смысл «классического» периода колебаний при данной энергии, а  - осцилляторной частоты. Таким образом, для каждой энергии есть своя классическая частота колебаний. Расстояние между соседними уровнями (как это следует из (14)) и в малых участках ). Это значит, что квазиклассических спектр эквидистантен.

Рассмотрим теперь в рамках квазиклассического приближения прохождение через потенциальные барьеры. Пусть частицы с энергией  падают на барьер слева и пусть классическими точками поворота при данной энергии являются точки  и  (; см. рисунок). Если бы барьер был абсолютно непроницаем, то под барьером было бы только затухающее решение, поэтому перед барьером (в области  нужно взять квазиклассическую функцию в виде

   (16)

где введена «классическая» скорость . В подбарьерной области имеем

 (17)

Далее, из условия сшивки квазиклассических функций можно доказать, что функция

 (18)

при  и функция

 (19)

при  являются квазиклассическими выражениями одного и того же решения уравнения Шредингера справа и под барьером. Поэтому из формул (17)-(19) заключаем, что решение (17) в области  перейдет в функцию

 (20)

Вычисляя по функции (20) плотность потока находим коэффициент прохождения барьера

 (21)

Формально, при переходе к классике (), получим , как и должно быть, поскольку в классике частицы не могут пересечь такой барьер. По порядку величины, показатель экспоненты есть величина, обратная параметру квазиклассичности

 (22)

Отсюда .

Используя формулу (22) можно оценить вероятность -распада в квазиклассическом приближении. Вероятность распада пропорционально коэффициенту прохождения кулоновского барьера :

  (23)

где

 (24)

- радиус действия ядерных сил. Вычисляя интеграл с помощью замены:

  (25)

  (26)

где введена скорость -частицы. Видно, что показатель экспоненты большой и отрицательный - вероятность распада мала, так как

 (27)

(28)

а скорости -частиц после распада составляют  от скорости света. Поэтому показатель степени есть

  (30)

Подтверждением квазиклассической теории -распада является наблюдаемая в эксперименте очень резкая зависимость скоростей распада от энергии -частиц. В теории эта зависимость

    (31)

4