中科大量子力学--散射课件.ppt

Chapter.6 .ScatteringChapter.6 散 射scatteringChapter.6 .Scattering散射过程：Zds靶粒子的处在位置称为散射中心 方向准直的均匀单能粒子由远处沿z轴方向射向靶粒子，由于受到靶粒子的作用，朝各方向散射开去，此过程称为散射过程散射后的粒子可用探测器测量一 散射截面Chapter.6 .Scattering散射角：入射粒子受靶粒子势场的作用，其运动方向偏离入射方向的角度弹性散射：若在散射过程中，入射粒子和靶粒子的内部状态都不发生变化，则称弹性散射，否则称为非弹性散射入射粒子流密度N ：单位时间内通过与入射粒子运动方向垂直的单位面积的入射粒子数，用于描述入射粒子流强度的物理量，故又称为入射粒子流强度 散射截面：一 散射截面 (续1)Chapter.6 .Scattering设单位时间内散射到（，）方向面积元ds上（立体角d内）的粒子数为dn，显然综合之，则有：或 （1）比例系数q(，)的性质：q(，)与入射粒子和靶粒子（散射场）的性质，它们之间的相互作用，以及入射粒子的动能有关，是， 的函数一 散射截面 (续2)Chapter.6 .Scatteringq(，)具有面积的量纲故称q(，)为微分散射截面，简称为截面或角分布 如果在垂直于入射粒子流的入射方向取截面面积q(，)，则单位时间内通过此截面的粒子数恰好散射到(，)方向的单位立体角内。

2）一 散射截面 (续3)Chapter.6 .Scattering总散射截面：注由（2）式知，由于N、 可通过实验测定，故而求得 量子力学的任务是从理论上计算出 ，以便于同实验比较，从而反过来研究粒子间的相互作用以及其它问题一 散射截面 (续4)Chapter.6 .Scattering 二、散射振幅 现在考虑量子力学对散射体系的描述设靶粒子的质量远大于散射粒子的质量，在碰撞过程中，靶粒子可视为静止取散射中心A为坐标原点，散射粒子体系的定态Schrdinger方程（4）令方程（4）改写为Chapter.6 .Scattering（5）由于实验观测是在远离靶的地方进行的，从微观角度看，可以认为 ，因此，在计算 时，仅需考虑 处的散射粒子的行为，即仅需考虑 处的散射体系的波函数 设 时， ，方程（5）变为（6）令（7） 二、散射振幅 (续1)Chapter.6 .Scattering将（6）式写成 在 的情形下，此方程简化为 此方程类似一维波动方程我们知道，对于一维势垒或势阱的散射情况（8） 二、散射振幅 (续2)Chapter.6 .Scattering方程（8）有两个特解式中 为入射波或透射波， 为散射波，波只沿一方向散射。

对于三维情形，波可沿各方向散射三维散射时，在 处的粒子的波函数应为入射波和散射波之和 二、散射振幅 (续3)Chapter.6 .Scattering因此 代表由散射中心向外传播的球面散射波， 代表向散射中心会聚的球面波，不是散射波，应略去 在 处，散射粒子的波函数是入射平面波 和球面散射波 之和即（9） 二、散射振幅 (续4)Chapter.6 .Scattering散射波的几率流密度入射波几率密度（即入射粒子流密度）为方便起见，取入射平面波 的系数 ，这表明 ，入射粒子束单位体积中的粒子数为110） 二、散射振幅 (续5)Chapter.6 .Scattering单位时间内，在沿 方向d立体角内出现的粒子数为 （13）比较（1）式与（12），得到（12）（11） 二、散射振幅 (续6)Chapter.6 .Scattering 下面介绍两种求散射振幅或散射截面的方法：分波法，玻恩近似方法 分波法是准确的求散射理论问题的方法，即准确的散射理论由此可知，若知道了 ，即可求得 ， 称为散射振幅所以，对于能量给定的入射粒子，速率 给定，于是，入射粒子流密度 给定，只要知道了散射振幅 ，也就能求出微分散射截面。

的具体形式通过求Schrdinger方程（5）的解并要求在 时具有渐近形式（9）而得出 二、散射振幅 (续7)Chapter.6 .Scattering 取沿粒子入射方向并通过散射中心的轴线为极轴z，显然与无关，按照3.3.的讨论，对于具有确定能量的粒子，方程（3-1）的特解为讨论粒子在中心力场中的散射3-1）粒子在辏力场中的势能为 ，状态方程由于现在与无关(m=0)，所以，方程（1）的特解可写成 三、分波法Chapter.6 .Scattering方程（3-1）的通解为所有特解的线性迭加 （3-2）（3-2）代入（3-1），得径向方程 为待定的径向波函数，每个特解称为一个分波， 称为第 个分波，通常称 的分波分别为s, p, d, f分波（3-3） 三、分波法 (续1)Chapter.6 .Scattering令代入上方程（3-4）考虑方程（3-4）在 情况下的极限解令 方程（3-4）的极限形式由此求得： （3-5） 三、分波法 (续2)Chapter.6 .Scattering为了后面的方便起见，这里引入了两个新的常数将（3-5）代入（3-2），得到方程（3-1）在 情形下通解的渐近形式（3-6） 三、分波法 (续3)Chapter.6 .Scattering 另一方面，按上节的讨论，在远离散射中心处，粒子的波函数（3-7）（3-8）式中jl(kr)是球贝塞尔函数将平面波 按球面波展开（3-9） 三、分波法 (续4)Chapter.6 .Scattering利用（3-8）、（3-9），可将（3-7）写成（3-10） （3-6）和（3-10）两式右边应相等，即分别比较等式两边 和 前边的系数，得 三、分波法 (续5)Chapter.6 .Scattering（3-12）（3-11）可以得到用 乘以（12）式，再对从 积分，并利用Legradrer多项式的正交性 三、分波法 (续6)Chapter.6 .Scattering即 （3-13）将此结果代入（3-11）式（3-14） 三、分波法 (续7)Chapter.6 .Scattering可见，求散射振幅f()的问题归结为求 ，求 的具体值关键是解径向波函数 的方程（3-3） 由（3-8），（3-9）知， 是入射平面波的第 个分波的位相；由（3-6）知， 是散射波第 个分波的位相。

所以， 是入射波经散射后第 个分波的位相移动（相移） 的物理意义： 三、分波法 (续8)Chapter.6 .Scattering微分散射截面（3-15）总散射截面 三、分波法 (续9)Chapter.6 .Scattering即 （3-16）式中 （3-17）是第 个分波的散射截面由上述看们看出：求散射振幅 的问题归结为求相移 ，而 的获得，需要根据 的具体情况解径向方程（3-3）求 ，然后取其渐近解，并写为 三、分波法 (续10)Chapter.6 .Scattering即可得到第 个分波的相移，由于每个分波都将产生相移 ，所以，必须寻找各个分波的相移来计算散射截面，这种方法称为分波法光学定理（证明见后） 三、分波法 (续11)Chapter.6 .Scattering 分波法求散射截面是一个无穷级数的问题从原则上讲，分波法是散射问题的普遍方法但实际上，依次计算级数中的各项是相当复杂的，有时也是不可能的，所以只能在一定的条件下计算级数中的前几项，达到一定精确度即可分波法的适用范围 散射主要发生在势场的作用范围内，若以散射中心为心，以 为半径的球表示这个范围，则 时，散射效果就可以忽略不计了。

三、分波法 (续12)Chapter.6 .Scattering由于入射波的第 个分波的径向函数 的第一极大值位于 附近，当 较大时，愈大，愈快，如果 的第一极大值位于 ，即 时，在 内， 的值很小亦即第 个分波受势场的影响很小，散射影响可以忽略，只有第 个分波之前的各分波必须考虑所以，我们把分波法适用的条件 三、分波法 (续13)Chapter.6 .Scattering写成 ，而 的分波不必考虑， 愈小，则需计算的项数愈小，当 时， ，这时仅需计算一个相移 即足够了， 足够小，意味着入射粒子的动能较低，所以分波法适用于低能散射， 的分波散射截面可以略去 三、分波法 (续14)Chapter.6 .Scattering说明 已知 时，可用分波法求出低能散射的相移和散射截面，在原子核及基本粒子问题中，作用力不清楚，也即不知道 的具体形式，这时，我们可先由实验测定散射截面和相移，然后确定势场和力的形式和性质，这是研究原子核及基本粒子常用的一种方法 三、分波法 (续15)Chapter.6 .Scattering思考题：什么是分波法？分波法是说入射平面波eikz按球面波展开展开式中的每一项称为一个分波，每个分波在中心力场的影响下，各自产生一个相移 。

而 的获得需根据 的具体形式解径向方程 三、分波法 (续16)Chapter.6 .Scattering求出 ，然后取其渐近解，并写成即可得到第 个分波的相移，由于每个分波都将产生相移 ，所以，计算散射截面时须寻找各个分波的相移，这种方法称为分波法 三、分波法 (续17)Chapter.6 .Scattering分波法应用举例ex. 球方势阱和球方势垒的低能散射粒子的势能: 是势阱或势垒的深度或高度设入射粒子能量很小，其德布罗意波长比势场作用范围大很多（质子和中子的低能散射可以近似地归结为这种情况），求粒子的散射截面Solve: 粒子的径向方程（1） 三、分波法 (续18)Chapter.6 .Scattering其中 （2）对于球方势阱 为粒子的能量， 为粒子在靶粒子中心力场中的势能2）因粒子波长所以仅需讨论s波的散射 ，据此及（2）式，可将方程（1）写成 三、分波法 (续19)Chapter.6 .Scattering其中 （4）（3）令则（3），（4）可写成（5） 三、分波法 (续20)Chapter.6 .Scattering（6）其解为（7）（8）于是（9）（10）因 在 处有限，必须有所以 三、分波法 (续21)Chapter.6 .Scattering在 处， 及 连续，因此， 及 在 处连续。

由（7），（8）式得总散射截面（11）（12）由此求得相移即 三、分波法 (续22)Chapter.6 .Scattering在粒子能量很低 的情况下， 利用 时， ，有 （13）（14）对于球方势垒 这时，用 代替以上讨论中的 ，在粒子能量很低 的情况下，（13）变为（15） 三、分波法 (续23)Chapter.6 .Scattering（14）写为（16）当 时 ，由于代入（16）式，得 低能粒子经无限高势垒场的散射，其散射截面等于半径为 的球面面积，它与经典情况不同，在经典情况下，总散射截面就是作为散射中心的半径为 的硬球的最大截面面积 ，它是量子力学计算的结果的 三、分波法 (续24)Chapter.6 .Scattering四.玻恩近似 分波法仅适用于讨论低能粒子的散射问题，当入射粒子的能量很高时，采用分波法计算散射截面就不恰当了，对于高能入射粒子而言，势能 可看作是微扰，体系的哈密顿算符为 其中， 是粒子的动能（自由粒子的哈密顿量），其本征函数取箱归一化的动量本征函数Chapter.6 .Scattering粒子与散射力场的相互作用能： 这里，采用箱归一化意味着体积L3内只有一个粒子。

于是，入射粒子流密度单位时间内，散射到 方向立体角 内的粒子数（1）另一方面，入射粒子由于受到靶粒子力场的微扰作用，从动量为 的初态 跃迁到动量 的末态 ，即四.玻恩近似 (续1)Chapter.6 .Scattering对于弹性散射，动能守恒单位时间内，粒子从初态 跃迁到动量大小为 ，方向为 的立体角 内所有末态上的几率，即跃迁几率 跃迁距阵元（2）（3）四.玻恩近似 (续2)Chapter.6 .Scattering 为动量大小为 方向角为 的。