Главная » Просмотр файлов » М.Г. Иванов - Как понимать квантовую механику

М.Г. Иванов - Как понимать квантовую механику (1156773), страница 38

Файл №1156773 М.Г. Иванов - Как понимать квантовую механику (М.Г. Иванов - Как понимать квантовую механику) 38 страницаМ.Г. Иванов - Как понимать квантовую механику (1156773) страница 382019-09-18СтудИзба
Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 38)

ОДНОМЕРНАЯЗАДАЧА РАССЕЯНИЯ191Условия нормировки имеют видψ|ψ = |f (k)|2 dk = |f˜(x)|2 dx = 1.Волновая функция ψ(x) осциллирует с волновым числом, близким1к k0 , при этом длина волнового пакета δx ∼ δkоценивается из соотношения неопределённостей.Волна с волновым числом k осциллирует во времени с циклическойчастотой ω(k):ei(kx−ω(k) t) .В частности, для свободной нерелятивистской частицыh̄k2E(k)=.h̄2mДля исходного волнового пакета получаем1ψ(x, t) = √ei(kx−ω(k) t) f (k − k0 ) dk =(6.23)2π1= ei(k0 x−ω(k0 ) t) √ei(k x−[ω(k0 +k )−ω(k0 )] t) f (k ) dk .2πω(k) =Предположим, что функция f (k ) достаточно быстро спадает с ростомаргумента, чтобы разность частот можно было выразить через производную:dω ω(k0 + k ) − ω(k0 ) ≈k = v(k0 ) k . dk k0ω0dω dk k0— функция с размерностью скорости, которуюЗдесь v0 = v(k0 ) =далее мы идентифицируем как групповую скорость (для свободной частицыpv(k) = h̄km = m)1i(k0 x−ω0 t)√eik (x−v0 t) f (k ) dk =ψ(x, t) ≈ e2π(6.24)f˜(x−v0 t)= f˜(x − v0 t) ei(k0 x−ω0 t) .Таким образом, волновой пакет движется, не меняя формы11 , с групповой скоростью v0 = v(k0 ).11 Чтобыучесть расплывание волнового пакета, разность частот ω(k0 + k ) − ω(k0 ) надо192ГЛАВА 6Рассеяние волнового пакета*Точно также как выше (6.21), мы построили волновой пакет из монохроматических волн, построим с помощью той же функции f (k − k0 )суперпозицию волновых функций, описывающих рассеяние почти монохроматических волн положив U− = 0:1ψ(x) = √ψk (x) f (k − k0 ) dk,(6.25)2πψk (x) +2m(E(k)h̄2− U (x))ψk (x) = 0,ψk (x) → eikx + r(k) e−ikx ,ik (k)xψk (x) → d(k) e,x → −∞,x → +∞,h̄ k, k (k) = h̄1 2m(E(k) − U+ ) =E(k) =2m|f (k)|2 dk = |f˜(x)|2 dx = 1.2 2&k2 −2mU+,h̄2Если теперь учесть зависимость от времени, дающую для состоянияс энергией E(k) множитель e−iω(k) t , ω(k) = E(k)h̄ , мы получим1ψ(x, t) = √ψk (x) e−iω(k) t f (k − k0 ) dk.(6.26)2πИсследуем асимптотическое поведение ψ(x, t) при x → ±∞.Запишем амплитуды отражения и прохождения в следующем виде:r(k) = |r(k)| eiα(k) ≈ |r(k)| ei(α0 +α1 (k−k0 )) ≈ r0 eiα1 (k−k0 ) ,d(k) = |d(k)| eiβ(k) ≈ |d(k)| ei(β0 +β1 (k−k0 )) ≈ d0 eiβ1 (k−k0 ) .Мы пренебрегли изменением абсолютной величины амплитуд, но учли изменение их фазы до первого порядка по k − k0 .12Проделывая для двух слагаемых асимптотики x → −∞ преобразования, аналогичные преобразованиям, приведшим к бегущему волновомуразложить до второй производной по k , чтобы учесть дисперсию (зависимость от волновогочисла) групповой скорости.12 Если учесть зависимость |r| и |d| от k, то это приведёт лишь к искажению формы волнового пакета и необходимости усреднения R(k) и D(k) с весом |f (k − k0 )|2 .6.3.

ОДНОМЕРНАЯЗАДАЧА РАССЕЯНИЯ193пакету (6.24), получаемx → −∞,(6.27)1(eikx + r(k) e−ikx ) e−iω(k) t f (k − k0 ) dk =ψ(x, t) → √2π1=√ei(kx−ω(k) t) f (k − k0 ) dk +2π1+√r0 ei(−kx−ω(k) t+α1 (k−k0 )) f (k − k0 ) dk =2π= f˜(x − v0 t) ei(k0 x−ω0 t) + r0 f˜(α1 − x − v0 t) ei(−k0 x−ω0 t) . падающий пакетотражённый пакетМы видим, что при достаточно больших отрицательных значениях x, когдапотенциал уже можно считать константой, падающий волновой пакет, чьяформа описывается функцией f˜(x − v0 t), движется направо по закону x == v0 t. Через рассматриваемую область этот пакет проходит при большихотрицательных временах.Вероятность обнаружить частицу в падающем пакете равна 1:02|ψ(x, t → −∞)| dx =2|ψ(x, t)| dx =|f˜(x)|2 dx = 1.−∞Отражённый пакет имеет форму, описывающуюся функцией f˜(−x −− v0 t + α1 ), он движется через ту же область больших отрицательных xпри больших положительных временах по законуα1x = α1 − v0 t = −v0 t −.v0Вероятность обнаружить частицу в отражённом пакете равна |r0 |2 , т.

е.коэффициенту (вероятности) отражения:0|ψ(x, t → +∞)|2 dx =−∞= |r0 |2|r0 f˜(−x)|2 dx =|f (k − k0 )|2 dk = |r02 | = R0 .194ГЛАВА 6Функцию k (k) мы также разложим до первого порядка по k − k0 :dk (k − k0 ) = k1 + Ck2 ,k (k) = k (k0 ) + dk k=k0 k1k2Ckk0dk = = .C=dk k=k0k k=k0k1Проделывая для x → +∞ аналогичные преобразования, получаемx → +∞,(6.28)1d(k) eik (k) x e−iω(k) t f (k − k0 ) dk ≈ψ(x, t) → √2πi(k1 x−ω0 t) 1√≈ed0 ei(C(k−k0 ) x−[ω(k)−ω0 ] t+β1 (k−k0 )) f (k − k0 ) dk ≈2πi(k1 x−ω0 t) 1√≈ed0 eik2 (C x−v(k0 ) t+β1 ) f (k2 ) dk2 =2π= d0 f˜(Cx − v(k0 ) t + β1 ) ei(k1 x−ω0 t) =прошедшая волнаk0(x − v1 t) + β1 ei(k1 x−ω0 t) ,k1dω v(k0 )dω dk = dk =.v1 = Cdk k =k1dk= d0 f˜(6.29)k =k1Таким образом,прошедшийпакет имеет форму, описывающуюсяk0˜функцией f k1 (x − v1 t) + β1 , которая сжата по координате, по сравнению с функцией f˜, в kk01 раз, он движется через область больших положительных x при больших положительных временах по законуk1β1 k1β1t−=vt−.x = v1 t − β1= v11k0v1 k0v0Вероятность обнаружить частицу в прошедшем пакете равна |d|2т.

е. коэффициенту (вероятности) прохождения:+∞|ψ(x, t → +∞)|2 dx =02d0 f˜ k0 x dx = |d0 |2 k1 = D0 .k1k0k1k0 ,6.3. ОДНОМЕРНАЯЗАДАЧА РАССЕЯНИЯ195Таким образом, мы проверили, что определённые ранее коэффициенты отражения и прохождения действительно определяют вероятности отражения и прохождения частицы для почти монохроматического волновогопакета.Если продолжить законы движения волновых пакетов на малые времена, то окажется, что через точку x = 0 они проходят в ненулевые моментывремени, αv01 и βv01 .Если α1 (v0 − v1 ) + 2v1 β1 = 0, тогда три прямые, изображающие движение трёх волновых пакетов, пересекаются в одной точке и мы можемобратить эти задержки в нуль сдвигом начала координат по x, но в общемслучае эти задержки не могут быть обнулены.Таким образом, рассмотрев рассеяние волновых пакетов, мы не только проверили постановку одномерной задачи рассеяния, но и уточнили её.Теперь помимо амплитуд и коэффициентов отражения и прохождения мыможем определять времена (или длины) задержки волновых пакетов прирассеянии.

Длины задержки можно выразить следующими формуламиα1 (k) = Im1 dr(k),r ∗ (k) dkβ1 (k) = Im1 dd(k).d∗ (k) dkСоответствующие времена получаются делением на групповую скоростьпри x → −∞, т. е. v0 = h̄km.Далее мы рассмотрим эти задержки на примерах рассеяния на ступеньке и δ-яме.Пример: задержка волновых пакетов, рассеянных ступенькой*Вернёмся к рассмотренному ранее процессу рассеяния волнового пакета на ступеньке. Амплитуды прохождения и отражения имеют вид (6.17)d=2k,k + kr=k − k,k + kE > V,k, k ∈ R.Для энергии выше высоты ступеньки обе амплитуды вещественны, т. е. прошедший и отражённый волновые пакеты выходят из начала координат беззадержки.Для энергии ниже высоты ступеньки d надо положить равным нулю,а амплитуды r можно получить аналитическим продолжением:d = 0,r=k − kk − iκ,=k+kk + iκE < V,k, κ ∈ R,196ГЛАВА 6&'2mV2 =κ=2m(V − E) =−kκ21 − k2 ,h̄2k − i κ21 − k212mVκ21 =,r∗ = ,,r(k) =rh̄2k + i κ21 − k2√k=2mE,1h̄1h̄α1 (k) = Imdrκ41 + 4κ21 k2 − 4k41 dr=Imr=2.r ∗ dkdkκ41 κ5040302010000.20.40.60.81Рис.

6.6. α1 (k) — длина задержки для волны, отражённой от ступеньки. Единицаизмерения длины — κ11 .Для высокой ступеньки (κ1 k) получаемα1 (k) ≈2.κТо есть задержка отражённого волнового пакета соответствует глубине проникновения волны в потенциальный барьер.Пример: задержка волновых пакетов, рассеянных δ-ямой*Вернёмся к рассмотренному ранее процессу рассеяния волнового пакета на δ-яме.

Амплитуды прохождения и отражения имеют вид (6.18)d=α1 = κ0k,k − iκ0κ20 − 3k2,(k2 + κ20 )2r=iκ0.k − iκ0β1 = −κ0k2 − 3κ20.(k2 + κ20 )26.3. ОДНОМЕРНАЯЗАДАЧА РАССЕЯНИЯ19732.521.510.50012k345Рис. 6.7. Длина задержки для волны, отражённой (нижний график) и прошедшей(верхний график) через δ-яму. Единица измерения длины — κ10 .В пределе низкой энергии (|κ0 | k) задержки определяются длиной затухания волновой функции в связанном состоянии δ-ямы:α1 ≈1,κ0β1 ≈3.κ0В пределе высокой энергии (|κ0 | k) мы получаем уже не задержки, а опережения:κ0κ0α1 ≈ −3 2 ,β1 ≈ − 2 .kk6.3.7. Резонансное рассеяние*Процесс рассеяния на потенциале можно рассматривать как интерференцию падающей волны и волн, отражённых (возможно многократно)от неоднородностей потенциала.

Характеристики

Тип файла
PDF-файл
Размер
5,45 Mb
Тип материала
Высшее учебное заведение

Список файлов книги

Свежие статьи
Популярно сейчас
Зачем заказывать выполнение своего задания, если оно уже было выполнено много много раз? Его можно просто купить или даже скачать бесплатно на СтудИзбе. Найдите нужный учебный материал у нас!
Ответы на популярные вопросы
Да! Наши авторы собирают и выкладывают те работы, которые сдаются в Вашем учебном заведении ежегодно и уже проверены преподавателями.
Да! У нас любой человек может выложить любую учебную работу и зарабатывать на её продажах! Но каждый учебный материал публикуется только после тщательной проверки администрацией.
Вернём деньги! А если быть более точными, то автору даётся немного времени на исправление, а если не исправит или выйдет время, то вернём деньги в полном объёме!
Да! На равне с готовыми студенческими работами у нас продаются услуги. Цены на услуги видны сразу, то есть Вам нужно только указать параметры и сразу можно оплачивать.
Отзывы студентов
Ставлю 10/10
Все нравится, очень удобный сайт, помогает в учебе. Кроме этого, можно заработать самому, выставляя готовые учебные материалы на продажу здесь. Рейтинги и отзывы на преподавателей очень помогают сориентироваться в начале нового семестра. Спасибо за такую функцию. Ставлю максимальную оценку.
Лучшая платформа для успешной сдачи сессии
Познакомился со СтудИзбой благодаря своему другу, очень нравится интерфейс, количество доступных файлов, цена, в общем, все прекрасно. Даже сам продаю какие-то свои работы.
Студизба ван лав ❤
Очень офигенный сайт для студентов. Много полезных учебных материалов. Пользуюсь студизбой с октября 2021 года. Серьёзных нареканий нет. Хотелось бы, что бы ввели подписочную модель и сделали материалы дешевле 300 рублей в рамках подписки бесплатными.
Отличный сайт
Лично меня всё устраивает - и покупка, и продажа; и цены, и возможность предпросмотра куска файла, и обилие бесплатных файлов (в подборках по авторам, читай, ВУЗам и факультетам). Есть определённые баги, но всё решаемо, да и администраторы реагируют в течение суток.
Маленький отзыв о большом помощнике!
Студизба спасает в те моменты, когда сроки горят, а работ накопилось достаточно. Довольно удобный сайт с простой навигацией и огромным количеством материалов.
Студ. Изба как крупнейший сборник работ для студентов
Тут дофига бывает всего полезного. Печально, что бывают предметы по которым даже одного бесплатного решения нет, но это скорее вопрос к студентам. В остальном всё здорово.
Спасательный островок
Если уже не успеваешь разобраться или застрял на каком-то задание поможет тебе быстро и недорого решить твою проблему.
Всё и так отлично
Всё очень удобно. Особенно круто, что есть система бонусов и можно выводить остатки денег. Очень много качественных бесплатных файлов.
Отзыв о системе "Студизба"
Отличная платформа для распространения работ, востребованных студентами. Хорошо налаженная и качественная работа сайта, огромная база заданий и аудитория.
Отличный помощник
Отличный сайт с кучей полезных файлов, позволяющий найти много методичек / учебников / отзывов о вузах и преподователях.
Отлично помогает студентам в любой момент для решения трудных и незамедлительных задач
Хотелось бы больше конкретной информации о преподавателях. А так в принципе хороший сайт, всегда им пользуюсь и ни разу не было желания прекратить. Хороший сайт для помощи студентам, удобный и приятный интерфейс. Из недостатков можно выделить только отсутствия небольшого количества файлов.
Спасибо за шикарный сайт
Великолепный сайт на котором студент за не большие деньги может найти помощь с дз, проектами курсовыми, лабораторными, а также узнать отзывы на преподавателей и бесплатно скачать пособия.
Популярные преподаватели
Добавляйте материалы
и зарабатывайте!
Продажи идут автоматически
6418
Авторов
на СтудИзбе
307
Средний доход
с одного платного файла
Обучение Подробнее