WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 | 2 || 4 | 5 |   ...   | 11 |

dt t t t t ih Таким образом, ^ ^ dA A i ^ ^ = + H, A.

dt t h Квантовый аналог скобки Пуассона {H, A} выражается через коммутатор:

i ^ ^ {H, A} H, A.

h Покажите, что d U px = -.

^ dt x Отсюда следует теорема Эренфеста dm r = - U.

dtОбсудите еe сооотношение со вторым законом Ньютона.

Теорема о вириале Предварительные полезные соотношения:

i h ^ ^ ^ ^ ^ ^ ^ ^ ^ ^ ^ A, BC = B A, C + A, B C; H, p = i ^ ^ hU; H, r = - p.

m Пусть |n — стационарное состояние дискретного спектра (финитное движение), тогда ^ ^ ^ ^ ^ ^ ^ n| H, A |n = n|HA|n - n|AH|n = En -En n|A|n = 0.

В частности, ^ p^ ^ ^ 0 = n| H, pr |n = n| H, p r + p H, r |n = i n rU - n.

^ ^ ^ h m Таким ообразом, ^ p2 · n n = n |rU| n.

2m Величина rU называется вириалом данной механической системы.

Если потенциальная энергия — однородная функция координат, то есть если U r = k U r, то, по теореме Эйлера об однородных функциях, rU = kU, или ^ ^ p2 p2 k 2· n n = k n |U| n, n n = En, n |U| n = En.

2m 2m k +2 k +Примеры Для гармонического осциллятора k = 2, поэтому ^ p2 n m2x2 n = n n = h n +.

m Для атома водорода k = -1, поэтому ^ e2 pn n = n n = -2En. 10.r m ВОПРОСЫ 10.1. Объясните, почему теорема о вириале не имеет места для инфинитного движения.

10.2. Найти соотношение неопределенностей для x и K, для U и K, где K= p2/ 2m.

10.3. Для частицы, находящейся в состоянии x, y, z, найти вероятность того, что ее координата x и импульс py расположены в пределах x1

^ 10.4. Для гамильтониана H = p2/ 2m + U r найти коммутатор ^ ^ H, r. Используя этот результат, показать, что среднее значение импульса частицы для стационарного состояния в случае финитного движения равно нулю E | p | E = 0.

^ §11. Оператор сдвига. Теорема Блоха ^ Оператор сдвига Ta определяется соотношением ^ Ta x x + a.

Так как n an d x + a = x, n! dx n=то оператор сдвига может быть выражен через оператор импульса p/ ^ Ta = eia^ h.

Обратим внимание на то, что при бесконечно малом сдвиге a оператор сдвига имеет вид a ^ Ta = 1 + i p, ^ h то есть оператор импульса px является инфинитезимальным опера^ тором для сдвига вдоль оси x.

Оператор сдвига неэрмитов:

1 x 2 x + a dx = 1 x + a 2 x dx.

^ ^ ^ ^ ^ Для свободной частицы H = p2/ 2m и H, Ta = 0, потому Hи Ta ^ имеют совместные собственные функции E x = A eikx с собственными значениями E = h2k2/ 2m и = eika. Импульс тоже коммути ^ ^ рует с H и Ta и имеет в этом состоянии собственное значение hk.

^ ^ Если потенциал периодический, U x + a = U x, то H, Ta = 0.

В таком поле собственные функции стационарных состояний могут быть выбраны в таком виде, E x, что они одновременно являются собственными функциями оператора сдвига:

^ ^ HE = EE, Ta = E.

Если потребовать, чтобы E x была конечной при x ±, то из соотношения E x ± na = ±n E x следует || = 1, то есть можно представить в виде = eiqa.

Величину hq в этом случае называют квазиимпульсом. Конечно, истинный импульс не сохраняется в периодическом поле, так как ^ H, p = 0.

^ Если такое решение переписать в виде E x = eiqxuq x, то из E x + a = eiqa E x следует периодичность функции uq x : uq x + a = uq x. Это утверждение называется теоремой Блоха.

ВОПРОСЫ 11.1. Для свободного движения x = A cos x/b является соб^ ^ ^ ^ ^ ственной функцией H, но не Ta и p, хотя H, Ta = H, p = 0. Почему ^ ^ 11.2. Рассматривается движение частицы с E<0 в поле + U x = -G x + na.

n=Покажите, что волновая функция, определенная соотношениями q x = A sh a - x + eiqa shx 0 2m Найдите связь между E и из условия сшивки / при x = 0.

При 0 = mGa/ 1 разрешите это уравнение и найдите в явном hвиде зависимость E от q. Представив при малых q эту зависимость в виде h2q E = + const, 2m найдите m. Найдите плотность тока jx и покажите, что одному значению E при разных значениях q соответствуют разные jx.

Как ведет себя классическая частица в данном поле Повторите это рассмотрение для E>0.

§12. Квазиклассическое приближение Подставив в УШ - x = p2 x x, p x 2m E - U x hволновую функцию в виде x = eiS x /h, получим S x = p2 x + ihS x.

Если отбросить последнее слагаемое, то получим классическое уравнение Гамильтона–Якоби, в котором S x — действие как функция координат. Решение этого уравнения x S = ± p x dx.

Таким образом, переход к классике происходит, когда d x S x h|S x | или 1, dx где x = 2h/p x. Иначе, d, dx то есть изменение длины волны x на расстоянии порядка x должно быть много меньше длины волны.

Другая форма критерия — великость классического действия по сравнению с квантом действия p x dx h.

Подчеркнем, наконец, что переход к квазиклассическому пределу в квантовой механике — это аналог перехода к пределу геометрической оптики в оптике волновой. И критерии применимости у этих пределов общие: длина волны должна быть много меньше, чем характерные расстояния a, на которых меняется потенциал (в оптике — коэффициент преломления):

1, ka 1.

a В классической механике плотность вероятности dW.

dx v x В квантовой механике при U x = const точное решение УШ имеет вид x = A eikx + B e-ikx, где hk = p. Естественно ожидать, что для движения частицы в достаточно плавно изменяющемся поле приближенное решение выглядит так:

x x x = C1ei k x dx + C2e-i k x dx, k x hk x = p x = 2m E - U x. 12. Чтобы показать это, подставим h x = eiS x /h, S x = S0 x + S1 x +...

i в УШ и удержим члены первого порядка по h:

S0 2 - 2i S1 - i = p2 x.

hS0 hSОтсюда 1 S0 1 d S0 x = S x = ± p x dx, S1 = - = - ln p x, 2 S0 2 dx то есть S1 x = ln + const, p x что и приводит к (12.1). В классически недоступной области x x x dx x = C3e + C4e- x dx, x h x = 2m U x - E. 12. Правила квантования Бора-Зоммерфельда Рассмотрим движение частицы в квазиклассическом поле вида рис.

7. В квазиклассическом приближении волновая функция связанного состояния при x

a A A x = exp - dx ;

x при x>b (область C на рис. 7), аналогично, x C C x = exp - dx.

b В классически доступной области a < x < b волновую функцию можно записать в виде стоячей волны x B B x = sin kdx+.

a k Правила сшивки при переходе точки поворота a (идею сшивки можно найти, например, в книге Давыдова А.С. Квантовая механика (М.: Наука, 1973; §23) таковы:

A = B, =.

2 Рис. 7: Квазиклассическая потенциальная яма Переписав B в виде b B B x = sin kdx+ -, x k где b = kdx+, a и применив сшивку в точке b, находим C = -1 n B, = n+1, n = 0, 1, 2,....

Таким образом, получаем правило квантования:

b p x dx = 2 2m En - U x dx = 2 n +, n = 0, 1, 2,....

h a В B x фаза меняется от при x = a до b k x dx + = n +, a 4 так что волновая функция, отвечающая уровню En, имеет, в соответствии с осцилляционной теоремой, n узлов.

Фазовая площадь p x dx растет линейно с ростом числа состояний n, так что в фазовом пространстве на каждое состояние приходится площадь 2 а число состояний в фазовой ячейке x · px h, равно x · px n =.

h Нормировка волновой функции:

b x b B2 B2 dx B2h 1 sin2 kdx+ dx =, a a a k 4 2 k x 2m где b 2 dx = T = a v x — классический период колебаний. Отсюда 2m B =.

h В квазиклассике n 1, так что En+ n - En dEn/dn n. Продифференцируем по n правило квантования p dEn dx dEn dEn 2 = dx = · = T.

h En dn v x dn dn Отсюда разность соседних уровней (при n = 1) составляет dEn h En+1 - En n = · 1 = h.

dn T Иными словами, в каждом небольшом участке квазиклассической части спектра уровни эквидистантны.

Рис. 8: Квазиклассический барьер Подбарьерное прохождение Для прямоугольного барьера рис. 6 коэффициент прохождения D exp -2a. Отсюда для плавного барьера рис. 8 находим b D exp -2 xi xi = exp -2 x dx.

a i Критерий применимости этой формулы обычный:

b |p x | dx h.

a Двойная яма См. КМ, задача 3 к §50. Дополнительно покажите, что если x, t = 0 = 0 x (частица в начальный момент в правой яме), то t t h x, t = e-iE t/ 0 x cos +i 0 -x sin, где = h/ E. Таким образом, через время /2 частица окажется в левой яме, через время — снова в правой яме и т.д.

ВОПРОСЫ 12.1. Получить квазиклассическое выражение для уровней энергии частицы в однородном поле тяжести в случае, когда ее движение ограничено снизу идеально отражающей плоскостью. Указать условие применимости полученного результата (задачи 9.2 и 9.3 ГКК).

12.2. Задача 2.4 ГКК. Для частицы, находящейся в поле U x = U0|x/a|; U0 > 0, > 0, найти в квазиклассическом приближении, как изменяется расстояние между соседними уровнями энергии с увеличением n в зависимости от значения параметра. Какова плотность состояний дискретного спектра 12.3. Найти волновые функции n x для гармонического осциллятора при n 1. Дать график |n x |2 и сравнить его с графиком классической плотности вероятности dW x =, dx v x T где T = 2/ — классический период движения. Сравнить также эти величины для состояния n = 0.

12.4. Вычислить в квазиклассическом приближении коэффициент прохождения электронов через поверхость металла под действием сильного электрического поля E (“холодная эмиссия”). Найти границы применимости расчета. Оценить плотность тока через поверхность металла при E -2 эВ, E 106 В/см.

12.5. Найти расщепление основного состояния в двойной яме.

Потенциал каждой ямы вблизи минимума аппроксимируется осцилляторным, барьер по-прежнему считается квазиклассическим. Сравнить ответы для этой задачи и для задачи 3 к §50, КМ.

§13. Квазистационарные состояния. -распад Возбужденные состояния квантовых систем нестационарны, распадаются — элементарное излучение ядер, атомов, молекул, радиоактивный распад ядер и т.д. Закон распада: число распавшихся за Рис. 9: Распределение по энергии для квазистационарного состояния. Здесь w0 = 2/, и E± = En ±, время dt частиц dN t пропорционально числу имеющихся в данный момент N t и интервалу времени dt, то есть dN t = -N t dt, откуда получаем N t = N 0 e-t.

Определения: время жизни =, ширина квазиуровня, = h.

Вероятность в единицу времени для каждого атома или ядра остаться в возбужденном состоянии _ dW N = -.

dt N Модель dW iEnt,t = | r, t |2, exp - -.

dt h h Вычислив спектральный состав состояния eit = t dt, получим (см. рис. 9) dW, =, dE 2 E - En 2 +,/2 то есть у квазистационарного состояния E,. При, 0 имеем dW/dE E - En и состояние переходит в стационарное.

Модель -распада Пусть -частица движется в потенциальном поле вида рис. 10, где на малых расстояниях действуют притягивающие ядерные силы, а на больших расстояниях — кулоновское отталкивание. При b Рис. 10: Потенциальная энергия, соответствующая случаю -распада уровень En — обычное стационарное состояние с, = 0. Конечность барьера приводит к конечному времени жизни и E,. Оценка T, D где a dr T = 2.

v r Постановка задачи с начальным условием. Постановка квазистационарной задачи с r eikr.

ВОПРОСЫ 13.1. “Пожалуй самым ярким и удивительным свойством -распада является очень сильная зависимость периода полураспада T1/2 от энергии вылетающих -частиц E” (Широков Ю.М., Юдин Н.П. Ядерная физика (М.: Наука, 1972. С. 208). Эта зависимость (эмпирический закон Гейгера–Неттола) имеет вид B lg T1/2 = A +, E где A и B — константы, слабо зависящие от заряда ядра Z (для Z = 90 известно A = -51, 94; B = 139, 4 МэВ1/2, если T1/2 в секундах).

Показать, что для -частиц, движущихся в модельном потенциале 0 при r a и при условии E /a, должен выполняться закон Гейгера–Неттола, и найти вид коэффициентов A и B через параметры задачи.

13.2. Найти положение и ширину квазиуровней в поле при x0.

Специально обсудить случай малопроницаемого барьера G h2/ ma (ср. с задачей 4.56 ГКК).

§14. Момент импульса Сдвиг и поворот Сдвиг на расстояние a и поворот на угол = n, где n — произвольный фиксированный единичный вектор, имеют ряд общих черт.

Пусть при таком повороте радиус-вектор r переходит в r.

^ В §11 было показано, что оператор сдвига, определенный как Ta r ^ ^ ^ h.

r+a, связан с оператором импульса p соотношением Ta = exp iap/ Совершенно аналогично можно показать, что оператор поворота, ^ определенный как R r r, связан с оператором момента им^ ^ ^ пульса M = r p соотношением R = exp iM/ ^ h.

Собственная функция оператора pz = -i равна k z = eikz / ^ h/z и соответствует собственному значению hk. Аналогично, собствен ^ ная функция оператора Mz = -i h/, где — азимутальный угол в сферических координатах, равна m = A eim и соответствует собственному значению hm. На этом, однако, аналогия между сдви гом и поворотом кончается.

Собственная функция оператора pz определена на всей прямой, ^ -

eim m =, m d = mm. 14.m Далее, различные компоненты оператора импульса коммутируют друг с другом, плоская волна k r = eikr/ 2 3/2 представляет собой совместную собственную функцию операторов px, py и pz. Напро^ ^ ^ тив, различные компоненты оператора момента импульса не коммутируют друг с другом. Введем безразмерный оператор ^ M ^ l = -ir.

h Нетрудно показать, что ^ ^ = ijks^ ^ l = 0. 14.lj, lk ls, lj,^Отсюда видно, что можно искать совместные собственные функции ^ ^2 ^ ^операторов lx и l или операторов lz и l :

^2 ^ l m = m, lz m = mm. 14.Свойства собственных функций и собственных значений опера^ ^торов lz и l, следующие из коммутационных соотношений ^ ^ ^ Определим l± = lx ± i ly, тогда ^ ^ ^ ^ lz l± = l± lz ±1, 14. ^ l = 0, 14.l±,^^2 ^ l = l+^ + lz - lz = l-^ + lz + lz. 14.l- ^2 ^ ^ l+ ^2 ^ ^ ^ ^ Соотношение (14.4) между оператором lz и операторами l+ и l- ана^ логично соотношениям (7.1) между оператором H и повышающим a+ и понижающим a операторами для осциллятора. Поэтому опера^ ^ ^ ^ торы l+ и l- будут играть роль повышающих и понижающих опера^ торов для состояний с определенным значением lz. Действительно, из (14.4–5) следует ^2 ^ ^ ^ ^ l l± m = l± m, lz ^ m = m ± 1 l± m, l± то есть ^ l± m = m±1. 14.m ^2 ^Поскольку lz l, то при заданном существует максимальное ^ значение m, обозначим его mmax = l. Ясно, что l+ l = 0, отсюда с учетом (14.6) получаем ^ ^2 ^2 ^ l-^ l = l - lz - lz l = - l2 - l l = l+ или = l l +1.

Pages:     | 1 | 2 || 4 | 5 |   ...   | 11 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.