19054

Квантовое описание рассеяния. Амплитуда и сечение рассеяния. Оптическая теорема

Лекция

Физика

Лекция 36 Квантовое описание рассеяния. Амплитуда и сечение рассеяния. Оптическая теорема Процессом рассеяния называется отклонение частиц от первоначального движения благодаря взаимодействию с рассевателем. Процесс рассеяния дает информацию о взаимодействии ра

Русский

2013-07-11

274.5 KB

4 чел.

Лекция 36

Квантовое описание рассеяния. Амплитуда и сечение рассеяния. Оптическая теорема

Процессом рассеяния называется отклонение частиц от первоначального движения благодаря взаимодействию с рассевателем. Процесс рассеяния дает информацию о взаимодействии рассеивающихся частиц и их структуре. Первые эксперименты по рассеянию частиц были поставлены Э.Резерфордом. На основе этих экспериментов Резерфорд построил планетарную (ядерную) модель атома. Если в процессе рассеяния не меняется структура рассеивающихся частиц и не меняется их внутреннее состояние, то рассеяние называется упругим. Если внутреннее состояние частиц меняется, то рассеяние называется неупругим. Ниже будет рассматриваться только упругое рассеяние.

В реальной постановке опытов по рассеянию мы не имеем возможности проследить за отклонением каждой частицы: мы всегда имеем поток частиц, падающих на рассеиватель, а измеряем распределение частиц по углу рассеяния, то есть описываем процесс рассеяния статистически. Для статистической характеристики процесса рассеяния вводится понятие дифференциального сечения рассеяния, которое определяется как отношение числа частиц , рассеянных в единицу времени под углом  в малый интервал телесного угла  к плотности потока падающих частиц

    (1)

Поскольку отношение (1) пропорционально углу , то отношение

     (2)

является характеристикой взаимодействия частиц в процессе рассеяния, и не зависит от числа падающих частиц и телесного угла . Эта величина, имеющая размерность площади, называется дифференциальным сечением рассеяния. Дифференциальное сечение показывает величину площади площадки, перпендикулярной сечению налетающего пучка, попадая в которую частицы рассеиваются под углом  в малый интервал телесного угла . Интеграл по полному телесному углу (если он сходится) называется полным сечением рассеяния.

Задача об упругом столкновении, как и всякая задача двух тел, сводится к задаче о движении одной частицы с приведенной массой в поле  силового центра. В этом случае мы описываем движение частиц в системе отсчета, в которой покоится центр инерции рассеивающейся и рассеивающей частицы. «Возвращение назад» в лабораторную систему отсчета совершается стандартными кинематическими методами.

Основная идея квантовомеханического описания процесса рассеяния заключается в следующем. Волновая функция рассеивающихся частиц позволяет найти и плотность потока падающих, и плотность потока, а следовательно, количество рассеянных под углом  частиц, а следовательно, и сечение рассеяния. Поэтому для описания процесса рассеяния необходимо найти волновую функцию  рассевающих частиц. При этом если рассматривается рассеяние частиц с определенной энергией , то волновая функция  является решением стационарного уравнения Шредингера

    (3)

где

    (4)

гамильтониан рассеивающихся частиц. Поскольку потенциальная энергия обращается в нуль на больших расстояниях от рассеивающего центра, уравнение (3) переходит в уравнение Шредингера для свободного движения () на больших расстояниях от рассеивающего центра. Поэтому асимптотически волновая функция задачи рассеяния должна переходить в одну из волновых функций свободного движения. Какую? Ведь свободное уравнение Шредингера имеет бесконечно много решений. Пусть частицы падают на рассеивающий центр в положительном направлении оси . Тогда на больших расстояниях волновая функция падающих частиц есть плоская волна , где . Рассеянные частицы на большом расстоянии от рассеивающего центра описываются приближенным решением уравнения Шредингера

           (5)

которое представляет собой расходящуюся сферическую волну (где  - некоторая функция угла). Таким образом, волновая функция рассеивающихся частиц (волновая функция задачи рассеяния) – это такое решение стационарного уравнения Шредингера, которое на больших расстояниях от рассеивающего центра имеет вид

     (6)

Выражение (6) представляет собой граничное условие, которому должна удовлетворять волновая функция задачи рассеяния. Функция угла рассеяния  в граничном условии задачи рассеяния (6) называется амплитудой рассеяния.

По функции (6) легко найти дифференциальное сечение рассеяния. Для этого по функции  находим поток падающих частиц (), по функции (5) – поток распространяющихся в радиальном направлении рассеянных частиц

    (7)

(при этом при нахождении потока  мы дифференцировали только по  и только экспоненту; остальные производные быстрее обращаются в нуль с ростом ). Количество частиц, рассеянных в элемент телесного угла , есть . Отсюда находим для дифференциального сечения рассеяния

    (8)

Таким образом, для нахождения дифференциального сечения необходимо решить уравнение Шредингера с граничным условием (6), из этого решения найти амплитуду рассеяния, по формуле (8) – сечение рассеяния.

Прежде чем рассмотреть способы вычисления амплитуды упругого рассеяния частиц рассмотрим одно общее свойство амплитуды рассеяния, которое называют условием унитарности для рассеяния.

Согласно определению полное сечение рассеяния (которое есть интеграл от амплитуды рассеяния по полному телесному углу) пропорционально полному количеству рассеянных в единицу времени частиц. Поэтому количество частиц, движущихся в первоначальном направлении, должно уменьшиться на эту величину. Это значит, что величина

     (9)

должна описывать уменьшение частиц в падающем потоке. Легко проверить с помощью формулы для плотности потока, что это уменьшение будет пропорционально мнимой части амплитуды рассеяния при  (или, как часто говорят, амплитуды рассеяния «вперед» или «на угол нуль»). В результате имеем

           (10)

Уравнение (10) называется оптической теоремой для рассеяния и является следствием сохранения числа частиц: в области действия потенциала нет ни «источников», ни «стоков» частиц.

Обратимся теперь к вычислению амплитуды рассеяния. Для теоретического исследования этой величины и построения приближенных методов ее вычисления удобно перейти от дифференциального уравнения Шредингера (3) к интегральному уравнению. Для этого перепишем уравнение Шредингера (3) в виде

   (11)

где . Для решения уравнения (11) используем метод функций Грина. Функцией Грина уравнения (11) называется функция двух переменных , которая удовлетворяет уравнению

    (12)

где  - дельта-функция. (Лапласиан в (12) содержит дифференцирование по переменной ). Нетрудно видеть, что решение уравнения Шредингера (3)  можно с помощью функции Грина записать следующим образом

   (13)

Выражение (13) не есть ответ для волновой функции задачи рассеяния в квадратурах - это интегральное уравнение, поскольку функция  входит и в левую, и в правую часть формулы (12). Однако оно гораздо удобнее для теоретических исследований, чем дифференциальное уравнение (3). Используя известное выражение для функции Грина свободного уравнения Шредингера (12)

    (14)

получим

   (15)

Поскольку для определения амплитуды рассеяния нам нужно знать поведение волновой функции на больших расстояниях от рассеивающего центра, рассмотрим уравнение (15) при  (имеется в виду на расстояниях, много больших, чем радиус действия рассеивающего потенциала). В этом случае можно считать, что . Разлагая разность  в ряд по малому параметру

    (16)

и подставляя это выражение в (15), получаем

   (15)

где введено обозначение , причем вектор  направлен, очевидно, по радиус-вектору. Сравнивая (15) и (6), находим

   (16)

Формула (16) определяет амплитуду рассеяния через решение уравнения Шредингера в области действия потенциала. Таким образом для его использования необходимо решить уравнение Шредингера (1) с граничным условием (6) и вычислить интеграл (16).

 

4


 

А также другие работы, которые могут Вас заинтересовать

42158. ОПРЕДЕЛЕНИЕ УДЕЛЬНОГО ЗАРЯДА ЭЛЕКТРОНА С ПОМОЩЬЮ МАГНЕТРОНА 119 KB
  Пусть частица с зарядом q движется в электрическом поле напряженности . Сила действующая на частицу в поле равна . Нетрудно видеть что ускорение заряженной частицы в электрическом поле зависит от ее удельного заряда .
42159. ИЗУЧЕНИЕ СИЛЫ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ ДВУХ КРУГОВЫХ КОНТУРОВ С ТОКОМ 105 KB
  Механическое взаимодействие контуров с током под действием силы Ампера можно представить следующим образом: один контур создает магнитное поле которое воздействует на проводники с током второго контура и наоборот. Таким образом задача анализа взаимодействия контуров расчленяется на две: первая – расчет магнитного поля создаваемого первым контуром в месте расположения витков второго и вторая – определение силы действующей на второй контур. 3 показаны силы действующие на два произвольных симметрично...
42160. ИЗМЕРЕНИЕ МАГНИТНОЙ ВОСПРИИМЧИВОСТИ ДИА- И ПАРАМАГНЕТИКОВ 84 KB
  4 Тогда вектор результирующей магнитной индукции будет определяться с учетом 3 и 4: 5 где 0 = 4 107 Гн м – магнитная постоянная  = 1  относительная магнитная проницаемость вещества показывающая во сколько раз изменяется магнитное поле в веществе по сравнению с магнитным полем в вакууме: ....
42161. ИЗУЧЕНИЕ СВОБОДНЫХ И ВЫНУЖДЕННЫХ КОЛЕБАНИЙ В КОНТУРЕ 115.5 KB
  Простейшими колебаниями являются гармоничные колебания происходящие по закону синуса или косинуса:    Сos t или  =  Sin t  где  мгновенное значение колеблющейся величины отклонение наблюдаемой величины от положения равновесия в момент времени t  амплитуда колебания – наибольшее отклонение колеблющейся величины от её равновесного значения;  циклическая или круговая частота колебаний  начальная при t = 0 фаза колебаний. Гармонические колебания являются...
42162. ИЗУЧЕНИЕ ВЫНУЖДЕННЫХ КОЛЕБАНИЙ В КОНТУРЕ 134 KB
  Явление резонанса в колебательном контуре. 6 Графики зависимости I0 = f  при различных значениях сопротивления R называемые резонансными кривыми колебательного контура представлены на рис. Эта амплитуда как видно из 5 будет максимальна при частоте отвечающей условию и называемой резонансной частотой РЕЗ. Выражая отсюда РЕЗ получаем .
42163. Эффект Холла в полупроводниках 97 KB
  Изучить эффект Холла в полупроводниках с электронном n тип типом проводимости In Sb а также сделать оценочный расчет некоторых параметров этого полупроводника. Эффект Холла наблюдается при одновременном воздействии на вещество металл или полупроводник электрического и магнитного полей. Эффект Холла несет информацию о таких важнейших характеристиках проводника как концентрация и знак носителей тока.
42164. НЕОБРАТИМЫЙ МАГНИТОУПРУГИЙ ЭФФЕКТ ФЕРРОМАГНЕТИКА ПРИ УДАРЕ. ИЗМЕРЕНИЕ СИЛЫ УДАРА 81 KB
  У магнитотвердых материалов таких как кобальтовые стали альнико бариевые ферриты SmCo5 NdFeB и другие из которых делаются постоянные магниты требующие огромные поля чтобы междоменные границы начали двигаться. Под действием магнитного поля весь каркас границ приходит в движение и в результате домены с намагниченностью ориентированной вдоль поля увеличиваются в размерах за счет антипараллельных или поперечных доменов. В больших полях МДГ исчезают и материал намагничивается до насыщения. Зависимость намагниченности I от поля для...
42165. НЕЛИНЕЙНЫЕ РЕГРЕССИОННЫЕ МОДЕЛИ 118.5 KB
  ls logy c x1 x2 x3 x4 x5 Логарифмическое уравнение . ls y c logx1 logx2 logx3 logx4 logx5 Гиперболическое уравнение . ls logy c logx1 logx2 logx3 logx4 logx5 Показательное уравнение βi 0 βi≠1. ls logy=c1logc2x1logc3x2logc4x3 Примечание: Переменные содержащие в наблюдениях значения 0 нельзя логарифмировать и брать обратную величину.
42166. ВЫБОР РЕГРЕССИОННОЙ МОДЕЛИ 242.5 KB
  Ранее предполагалось что мы имеем дело с правильной спецификацией модели то есть считалось что зависимая переменная y регрессоры X и оцениваемые параметры β связаны соотношением y = Xβ ε и выполняются условия ГауссаМаркова. Рассматривается два основных случая: В оцениваемой модели отсутствует часть независимых переменных имеющихся в истинной модели исключение существенных переменных: истинная модель: y = Xβ Zγ ε длинная регрессия; оцениваемая модель: y = Xβ ε короткая регрессия. В оцениваемой модели присутствуют...