67562

КВАЗИКЛАССИЧЕСКОЕ ПРИБЛИЖЕНИЕ

Лекция

Физика

В квантовой механике уравнение Шредингера для сколько-нибудь реалистических систем невозможно решить точно, в квадратурах. Поэтому здесь создано большое количество приближенных методов исследования. Мощнейший из них - теорию возмущений - мы рассмотрим позже.

Русский

2014-09-12

363 KB

2 чел.

Л Е К Ц И Я  12

КВАЗИКЛАССИЧЕСКОЕ ПРИБЛИЖЕНИЕ

В квантовой механике уравнение Шредингера для сколько-нибудь реалистических систем невозможно решить точно, в квадратурах. Поэтому здесь создано большое количество приближенных методов исследования. Мощнейший из них - теорию возмущений - мы рассмотрим позже. А сейчас обсудим квазиклассическое приближение, которое представляет и самостоятельный интерес, так как устанавливает связь квантовой механики и классической. Как мы увидим, квазиклассическое приближение (ККП) справедливо в случаях, когда де-бройлевские длины волн частиц малы по сравнению с характерными масштабами системы. Это аналогично тому, что волновая оптика в пределе малых длин волн переходит в геометрическую.

Рассматриваем стационарное одночастичное уравнение Шредингера в координатном представлении:

 2 (r) +V(r) (r) = E(r)

и делаем в нем формальную подстановку (замену функции)

 (r) = A.

Учитывая, что

= (S)A,   2 = (2S)A  (S)2A,

получим для S следующее уравнение:

 (S)2  2S +V  E = 0.

Если отбросить второй член, то получим

 (S)2 +V = E.

Но это есть не что иное, как классическое уравнение Гамильтона - Якоби для функции действия S0 (укороченное). Приближение справедливо при

 S2  2S.

Но в классике S=p, а потому

 p2>>divp(x),

или, в одномерном случае

 p2 >>   1 >>  =  =   ,

где    де-бройлевская длина волны. Таким образом, переход возможен при условии

  << 1,

т.е. когда длина волны де Бройля мало меняется на протяжении системы. Можно сказать и иначе. Учитывая, что

 p(x) =,

получим

 1 >>  =      << 1.

Приближение справедливо, когда сила невелика (потенциальная энергия достаточно плавная функция координат), а импульс не слишком мал. В частности, приближение не работает вблизи точек поворота E =V(x), где p = 0, а = . Это будет важно в дальнейшем.

Последующее рассмотрение проводим для одномерного движения, когда уравнение для функции S(x), входящей в волновую функцию

 (x) = A,

имеет вид

 iS  S2 + 2(E V) = 0.  ()

Решение этого точного уравнения будем искать в виде ряда по :

 S(x) = S0(x) +S1(x) +2S2(x) + ....

Этот ряд сходится плохо, и отыскание поправок высшего порядка малости по  затруднено. К тому же  разложение разумно (т.е. может получать эффективные результаты) только при обсужденном выше условии. Ограничимся поправками, линейными по , т.е. ищем S в виде

 S(x)  S0(x) + S1(x) .

Подставляем в (), отбрасывая члены с 2:

 2(E V)  S02 +(iS0  2S0S1) = 0.

Это должно быть тождеством, а потому должны равняться нулю отдельно члены без  (с 0) и члены с  (1):

 2(E V)  S02 = 0,     iS0   2S0S1 = 0.

Собственно говоря, именно это приближение и называется квазиклассическим. Оно же именуется методом ВКБ (Вентцеля - Крамерса - Бриллюэна).

Уравнение нулевого приближения есть уравнение Гамильтона - Якоби, из которого

 S0 =   = p,

где

 p(x) =   

классический импульс.

Итак, в нулевом приближении

 S0(x) = |p(x)|dx.

Здесь x0 - координата некоторой фиксированной точки на прямой. В качестве нее удобно выбирать классическую точку поворота, где

E =V(x0).

Заметим, что в классически доступной области I импульс вещественен, а в классически недоступной области II он является чисто мнимым.

Уравнение для S1 переписываем в виде

 S1 = i/2(S0’’/S0)  i/2(lgSo).

Интегрируя его, находим

 S1 = i/2lgS0 = i/2(lgp)

(постоянная интегрирования несущественна, и ее опускаем). Таким образом, в приближении ВКБ

 S(x) = pdx+iln,

и

 (x) = .

Обращаясь к картинке, запишем этот результат отдельно в областях I (x<x0, классически доступная) где импульс вещественен, и II (x>x0, классически недоступная), где импульс мнимый:

I.I(x) = ,          p(y) = ,

или

I(x) = a sin (z +) +bcos(z +),        z(x) |p(y)dy|;

II. II(x) = ,      p(y) = = ip(y),

или

II(x) = [Ae-|z|+Be|z|],     |p(y) =,     z  |p(y)|dy.

В эти решения входят 6 неизвестных вещественных констант: a, b, , , A, B. Свяжем их между собой, сшивая решения для областей I и II.

Но здесь есть значительная трудность. В точке поворота p(x0)=0, и квазиклассическое приближение здесь не работает (см. выше), т.е. выписанные функции не являются решениями задачи даже приближенно. Способ таков: вводим промежуточную область III, в которой решаем уравнение Шредингера точно, и именно это решение его концами сшиваем с соответствующими квазиклассическими решениями. Область III считаем весьма узкой, что позволяет аппроксимировать потенциал V(x) линейной функцией, разлагая его в ряд Тейлора:

V(x) V(x0) + (x  x0)V(x)  E +(xx0),        = V(x).

Тогда точное (в смысле не квазиклассическое) уравнение Шредингера в области III будет записываться как

 (x)   (xx0) (x) = 0.

После замены переменной

  = 13(xx0)

оно примет вид

  -  = 0.

Это есть уравнение Эйри, и оно имеет два независимых решения:

u1() = ,    u2() = .

Теперь будем сшивать решения по границам областей I - III и III - II.

  1.  При x>x0  за счет 2 в знаменателе имеем >>1, и для функций Эйри можно воспользоваться известными из справочников асимптотическими выражениями (кстати, они получаются методом перевала):

 u1  , u2 = .

  1.  При x<x0 по тем же причинам <<-1, и асимптотики таковы:

 u1  ,   u2  .

Первую асимптотику будем сшивать с II(x), а вторую - с I(x).

(а) В области I x=x0  (>0,   0) подставляем в p(x) потенциал

 V(x) = (x0x)

разлагаем в ряд Тейлора и вычисляем

 z = p(y)dy   2/3 3/2.

(б) В области II x=x0+, и аналогичные выкладки дают

 z  2/3 3/2.

Теперь, задавшись решением в I, сшиваем его с асимптотикой (2), находим асимптотику того же решения в (1) и сшиваем с решением II. Решая возникающие алгебраические уравнения, получим

 A = a/2,    B = b,     =  = .

В итоге получим следующее квазиклассическое решение:

 (x) = a1(x) + b2(x),

где

1(x) = ;       2(x) =

При этом константы a и b находятся из общих граничных условий (скажем, ограниченность на бесконечности) и условий нормировки. Полученные решения справедливы, вообще говоря, только вне - окрестности точки поворота. Но если на интервале 2 укладывается много длин волн де Бройля, то выражениями можно пользоваться во всей области.

КОЭФФИЦИЕНТ ПРОХОЖДЕНИЯ

В качестве примера применения метода ВКБ вычислим коэффициент прохождения частицы через барьер произвольной формы (а не прямоугольной). При этом считаются выполненными условия квазиклассичности, т.е. барьер - достаточно плавный. Это значит, помимо всего прочего, что он широкий, и что энергия много меньше высоты барьера. Идея: задаем волновую функцию в области I в виде суперпозиции падающей и отраженной волн, «протягиваем» ее по полученному рецепту в область II, а затем по несколько модифицированному рецепту в область III и требуем, чтобы там не было отраженной волны.

I. I(x) = sin (z +) +cos(z +)

   пад(x) + отр(x).

 z = p(y)dy,     B0 = 1/2(b+ia),     B1 = 1/2(bia)

II. II(x) =

|z| = |p(y)dy|,     ;

  

 II(x) = 

 

III. III (x) = ,

  

Но в области III не должно быть отраженной волны (по постановке задачи - частицы падают из -, частично отражаются, а частично уходят на +). Поэтому

 = 0     = -i;

 ;

 B0=1/2 (b+ia) = (1/4 e-2 +1)

 B1 = 1/2 (b-ia) = (1/4 e-2 - 1).

Таким образом, все коэффициенты выражаются через a, который можно (но в данной задаче не нужно) найти из условия нормировки:

 b =

 

 .

Здесь следует выделить B0 (коэффициент при падающей волне) и  (коэффициент при отраженной волне). Вводим коэффициенты прохождения и отражения

 D = ,      R = ,

где токи выражаются через соответствующие волновые функции:

 j = .

Подставляя найденные коэффициенты получим

 D = ,

 R = 

Но здесь произошло некоторое превышение точности. В частности, D+R1, в противоречии с сохранением вероятности (куда делись частицы?). Однако нужно учесть, что

  = >>1.

Тогда равенство D+R=1 , будет выполняться с точностью до слагаемых типа exp(-2) и exp(-4), которые тем самым нужно отбросить. Их нужно отбросить и в выражении для D, для которого окончательно получаем

 D = e-2 = exp.

Это весьма важная формула, и она часто применяется - например, при анализе альфа-распада ядер, механизм которого, как известно, туннельный.

FILENAME lecture12.doc

-  PAGE 119 -


 

А также другие работы, которые могут Вас заинтересовать

26043. D-триггеры 13.79 KB
  Характеристическое уравнение триггера: Qn1=Dn. Оно означает что логический сигнал Qn1 повторяет значение сигнала установленное на входе триггера в предшествующий момент времени. Благодаря включению элемента D1 на входы RSтриггера поступают разнополярные сигналы Рисунок 47а поэтому запрещённое состояние входных сигналов исключено но время задержки распространения сигнала элемента D1 должно быть меньше чем у элементов D2 и D3 tзд. В приведённой выше схеме Dтриггера вследствие задержки распространения сигналов сигнал на выходе Q...
26044. Счётные триггеры 18.55 KB
  Функционирование триггера определяется уравнением: Из уравнения следует что Ттриггер каждый раз изменяет своё состояние на противоположное с приходом на счётный вход Т очередного тактирующего импульса длительностью tи. Этому способствует наличие перекрёстных обратных связей с выходов триггера на входы элементов D1 и D2. Для надёжной работы триггера с целью сохранения информации о предыдущем состоянии триггера в момент его переключения в схему вводят элементы задержки имеющие время задержки tз tи. Сигнал на этом входе разрешает при V=1...
26045. Сумматоры, их схемы 98.69 KB
  Сумматоры их схемы В цифровой вычислительной технике используются одноразрядные суммирующие схемы с двумя и тремя входами причём первые называются полусумматорами а вторые полными одноразрядными сумматорами. приведена таблица истинности полусумматора на основании которой составлена его структурная формула в виде СДНФ Основными параметрами характеризующими качественные показатели логических схем являются быстродействие и количество элементов определяющее сложность схемы. Быстродействие определяется суммарным временем задержки сигнала...
26046. Программированные логические матрицы(ПЛЦ) 14.64 KB
  Программированные логические матрицыПЛЦ Основная идея работы ПЛМ заключается в реализации логической функции представленной в СДНФ дизъюнктивной нормальной форме. В схеме ПЛМ приведенной на рисунке 1 ранг терма ограничен количеством входов и равен четырем количество термов тоже равно четырем. В реально выпускавшихся микросхемах программируемых логических матриц ПЛМ количество входов было равно шестнадцати максимальный ранг минтерма 16 количество термов равно 32 и количество выходов микросхемы 8. Следует отметить что полная...
26047. Большие интегральные схемы(БИС) запоминающихся устройств(ЗУ). Организация БИС ЗУ 15.67 KB
  Большие интегральные схемы БИС запоминающихся устройств ЗУ. Организация БИС ЗУ Большая интегральная схема БИС интегральная схема ИС с высокой степенью интеграции число элементов в ней достигает 10000 используется в электронной аппаратуре как функционально законченный узел устройств вычислительной техники автоматики измерительной техники и др. По количеству элементов все интегральные схемы условно делят на следующие категории...
26048. Двоичные счётчики 15.41 KB
  Двоичные счётчики Счетчик представляет собой устройство состояние которого определяется числом поступивших на его вход импульсов. Счетчики используют для подсчета числа импульсов и фиксации этого числа в заданном коде деления частоты следования импульсов формирования последовательностей импульсов и кодов управления цифровыми блоками. Двоичный n разрядный счетчик содержит n каскадносоединенных ячеек в качестве которых используют счетные Ттриггеры При поступлении входных импульсов по их спаду происходит последовательное изменение...
26049. Инвертор 13.41 KB
  Единица на выходе схемы И будет тогда и только тогда когда на всех входах будут единицы. Связь между выходом z этой схемы и входами x и y описывается соотношением: z = xy читается как x и y . Когда хотя бы на одном входе схемы ИЛИ будет единица на её выходе также будет единица. Условное обозначение схемы ИЛИ представлено на рис.
26050. Понятие информации в информатике 22.96 KB
  Система представления чисел двоичными цифрами называется двоичной системой счисления. В общем случае позиционной системой счисления называется позиционное представление чисел в котором последовательные цифровые разряды являются целыми степенями целого числа называемого основанием системы. Например в десятичной системе счисления основанием которой является число 10 каждый следующий старший разряд в 10 раз больше предыдущего. Целое число М в позиционной системе счисления с основанием n записывается в виде M=ak ak1a1 a0 где ak ak1a1 a0...
26051. Импульсные и непрерывные электрические сигналы. Характеристики импульсных непрерывных электрических сигналов 14.34 KB
  Импульсные и непрерывные электрические сигналы. Характеристики импульсных непрерывных электрических сигналов Электрические импульсы генерируемые с определённой частотой тактовой частотой управляют всей работой компьютерного процессора побуждая его совершать ряд последовательных операций по обработке информации. Электрические импульсы возникающие в результате природных или техногенных процессов могут приводить к нежелательным результатам. Электрические импульсы различаются по форме виду зависимости тока или напряжения от времени и...