Пред.
След.
Макеты страниц
Распознанный текст, спецсимволы и формулы могут содержать ошибки, поэтому с корректным вариантом рекомендуем ознакомиться на отсканированных изображениях учебника выше Также, советуем воспользоваться поиском по сайту, мы уверены, что вы сможете найти больше информации по нужной Вам тематике Рассмотрим потенциал вида Уравнения Шрёдингера в этом случае таковы: К ним следует добавить дополнительные условия – непрерывность функции $\left({ }_{k} \varphi\right)$ и ее производной $\left({ }_{k} \varphi\right)^{\prime}$ при $x= \pm \alpha$. Нужно выписать волновые функции для каждой из областей $x>\alpha,|x|<\alpha$ и $x<-\alpha$. Они имеют вид: где $\zeta^{2}=k^{2}+Q_{0}^{2}$. а непрерывность производной $\left({ }_{k} \varphi\right)^{\prime}$ при $x=\mp \alpha$ означает, что Из (2.3.51) и (2.3.53) получается Сопоставляя последние два выражения с (2.3.55), можно получить окончательный результат: Эти выражения удовлетворяют условию $|a(k, \zeta)|^{2}-|b(k, \zeta)|^{2}-1$ для вещественных $k$ и $\zeta$, что отвечает требованию сохранения потока вероятности, который остается равным $-k / m$ для всех $x$. Полагая $Q_{0}=\vec{Q}_{0} / 2 \alpha$ и устремляя $\alpha \rightarrow 0$, найдем, что $\zeta \alpha \rightarrow 0$ и $\zeta \sin 2 \zeta \alpha \rightarrow \overline{Q_{0}}$. В пределе при $\alpha \rightarrow 0$ уравнения (2.3.58) и (2.3.59) дадут где предельные функции $a(k)$ и $b(k)$ такие же, как и для случая дельта-потенциала (2.3.37). Этого следовало ожидать, потому что семейство потенциалов имеет своим пределом дельта-потенциал при $\alpha \rightarrow 0$. А именно, Поскольку дельта-потенциал имеет связанное состояние $\left(Q_{0}>\right.$ $>0$ ), можно ожидать, что потенциальная яма тоже будет иметь связанные состояния. Для того, чтобы их найти, необходимо исследовать мнимые нули $k=i k(k>0)$ функции $a(k, \zeta)$. При $k=i x$ функция $a(k, \zeta)$ приобретает вид где $\chi^{2}=\left(Q_{0}-x^{2}\right)^{1 / 2}$. Если $\chi^{2}<0$, то легко показать, что функция $a(i \chi, \chi)$ не имеет нулей. Однако если $\chi^{2}>0$, то $k=i \chi$ является нулем функции $a(k, \chi)$ при условии Введя новые переменные $\xi=\chi \alpha$ и $\beta^{2}=Q_{0} \alpha^{2}$, можно записать (2.3.65) в виде Будем искать решения этого уравнения для $\xi \leqslant \beta$. Уравнение (2.3.66) можно решить графически. Для этого надо нарисовать графики кривых $y=\operatorname{tg} 2 \xi$ и $y=2\left(\beta^{2}-\xi^{2}\right)^{1 / 2}\left(2 \xi^{2}-\beta^{2}\right)^{-1}$ и проследить, где они пересекаются. Из графика на рис. 2.6 видно, что если $N \pi / 2 \leqslant \beta \leqslant(N+$ $+1) \pi / 2$, то существует $(N+1)$ решение $\{\gamma\}_{1}^{N+1}$. Если $Q_{0}=$ $=\overline{Q_{0}} / 2 \alpha$, то $\beta \rightarrow 0$ при $\alpha \rightarrow 0$, и мы получаем в точности одно Рис. 2.6. связанное состояние в пределе при $\alpha \rightarrow 0$. Это согласуется с проделанным выше анализом дельта-потенциала. В качестве простого примера можно рассмотреть потенциал имеющий единственное связанное состояние с энергией $E=$ $=-h^{2} / 2 m$ и с волновой функцией График этой функции приведен на рис. 2.7. Нормированная форма этой волновой функции имеет вид $\sqrt{C} \varphi(x, i)$, где $C$ можно найти из формулы Поскольку волновая функция $\varphi(x, i)$ вещественна, то ее нормировка совпадает с нормировкой в квантовомеханическом смысле и, следовательно, вероятность нахождения частицы в яме равна $(2+\pi / 4+\pi)$, что составляет приблизительно $70 \%$. Если взять $k=\sqrt{2}$, то рассеянная волновая функция с положительной энергией $E=h^{2} / m$ – это Рис. 2.7. Это выражение описывает частицу, которая не отразилась потенциалом, а прошла сквозь него на $+\infty$ с коэффициентом прохождения $b=\exp [i \pi(1+1 / \sqrt{2})]$, имеющим модуль, равный единице. Можно сказать, что при прохождении через потенциал волна претерпела фазовый сдвиг, равный $\pi(1+1 / \sqrt{2})$. Значения $k$, которые, подобно $k=\sqrt{2}$, являются нулями коэффициента отражения $R(k, \zeta)$, изолированы, и поэтому волновой пакет, составленный из волн, имеющих импульсы в интервале вблизи $\sqrt{2}$, всегда будет разрушаться при прохождении через потенциал. Чем уже границы для величины $k$ вокруг $\sqrt{2}$, тем ближе ситуация к полному прохождению. Сигнал с такой достаточно узкой полосой частот будет проходить через потенциал, почти не разрушаясь, при этом будет происходить только фазовый сдвиг. Как показывает этот пример, существуют специальные значения величины $k$, допускающие полное прохождение. В следующем разделе мы займемся специальным видом потенциалов, для которых такая прозрачность наблюдается в более общих ситуациях.
|
1 |
Оглавление
|