2021-2022学年高二物理竞赛课件：量子力学之散射.pptx

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1、散射散射 具有确定动量的粒子从远处而来，通过另一个粒子（称具有确定动量的粒子从远处而来，通过另一个粒子（称为散射中心）附近，相互作用后而发生偏转，又向远处而为散射中心）附近，相互作用后而发生偏转，又向远处而去，这就是散射。量子力学中，散射又称碰撞。在碰撞过去，这就是散射。量子力学中，散射又称碰撞。在碰撞过程中，如果两粒子内部状态均未发生改变，则称为弹性散程中，如果两粒子内部状态均未发生改变，则称为弹性散射；反之，称为非弹性散射。射；反之，称为非弹性散射。我们仅限于讨论弹性散射。我们仅限于讨论弹性散射。为方便起见，采用质心坐标系，并假定散射中心的质量为方便起见，采用质心坐标系，并假定散射中心的质

2、量远大于入射粒子的质量，即由碰撞引起的散射中心的运动远大于入射粒子的质量，即由碰撞引起的散射中心的运动可以略去。这样，入射粒子发生弹性散射后，只有运动方可以略去。这样，入射粒子发生弹性散射后，只有运动方向发生改变，动量大小并未发生改变。向发生改变，动量大小并未发生改变。另外，入射粒子与散射中心的相互作用只发生在很小的另外，入射粒子与散射中心的相互作用只发生在很小的空间区域内，在这小区域外，入射粒子（初态）及散射粒空间区域内，在这小区域外，入射粒子（初态）及散射粒子（末态）均处于自由粒子状态。子（末态）均处于自由粒子状态。散射过程实际上是由于空间小区域中的相互作用导致散射过程实际上是由于空间小区

3、域中的相互作用导致的粒子从一个自由态到另一自由态的跃迁。但是，这种跃的粒子从一个自由态到另一自由态的跃迁。但是，这种跃迁的初末态能量是相同的，并且组成连续谱。本讲主要讨迁的初末态能量是相同的，并且组成连续谱。本讲主要讨论的仍属于跃迁概率问题，而中心问题是散射截面。散射论的仍属于跃迁概率问题，而中心问题是散射截面。散射截面的计算，主要通过两种近似方法：分波法和玻恩近似截面的计算，主要通过两种近似方法：分波法和玻恩近似法。法。1 散射截面散射截面1、1 入射入射 设自由粒子流沿着设自由粒子流沿着 轴向散射中心入射。首先，我轴向散射中心入射。首先，我们定义：单位时间内穿过垂直于入射方向的单位面积的入

4、们定义：单位时间内穿过垂直于入射方向的单位面积的入射粒子数为入射粒子流强度，记为射粒子数为入射粒子流强度，记为 。从波动理论出发，。从波动理论出发，入射波取为入射波取为 其中其中 ，是约化质量，是约化质量，是入射粒子动量，是入射粒子动量，是入射粒子的速度是入射粒子的速度（1）入射波的概率流密度入射波的概率流密度 其数量大小即给出入射粒子流强度，其数量大小即给出入射粒子流强度，。由此可见，。由此可见，描述的是单位体积内只有一个入射粒子的情况。描述的是单位体积内只有一个入射粒子的情况。1.2 散射散射 入射粒子流受散射中心的作用而偏离原来的运动方入射粒子流受散射中心的作用而偏离原来的运动方 向，沿

5、着不同的散射角向，沿着不同的散射角 射出，单位时间内散射到射出，单位时间内散射到 方向上的面积元方向上的面积元 上的粒子数上的粒子数 应由下面关系应由下面关系（2）（3）式中式中 是比例系数，与入射粒子的能量、散射中心的是比例系数，与入射粒子的能量、散射中心的性质及粒子出射的方向性质及粒子出射的方向 有关。有关。实际上由实际上由 可以看出可以看出 （1）表明单位时间内沿不同角度表明单位时间内沿不同角度 出射粒子数出射粒子数 目的多少，或出射粒子的概率的大小，所以称它为目的多少，或出射粒子的概率的大小，所以称它为 角分布。角分布。（2）从量纲看，）从量纲看，具有面积的量纲，因此又称它为具有面积的

6、量纲，因此又称它为 方向上的微分散射截面，而把方向上的微分散射截面，而把 称为总散射面积。称为总散射面积。（4）“截面截面”一词，可作如下解释：一词，可作如下解释：按着（按着（3）式，在入射粒子流中，每单位时间穿过与入射）式，在入射粒子流中，每单位时间穿过与入射 方向垂直的方向垂直的 面积的粒子数，即为单位面积的粒子数，即为单位时间被散射到立体角时间被散射到立体角 中去的粒子数中去的粒子数 ，而单位时间，而单位时间被散射的总粒子数被散射的总粒子数 则等于单位时间穿过垂直于入射方向的则等于单位时间穿过垂直于入射方向的面积面积 的入射粒子数。因此，对于入射粒子流来说，散的入射粒子数。因此，对于入射

7、粒子流来说，散射体的作用等效于一块横截面积，凡是打在这块面积上的射体的作用等效于一块横截面积，凡是打在这块面积上的粒子，都被散射到各个方向上去。粒子，都被散射到各个方向上去。及及 都是可由实验测定的量，需要讨论的问题是：都是可由实验测定的量，需要讨论的问题是：如何从薛定谔方程的解来计算散射截面，以便与实验值相如何从薛定谔方程的解来计算散射截面，以便与实验值相比较，从而来研究粒子间相互作用的性质及其它问题。所比较，从而来研究粒子间相互作用的性质及其它问题。所以说，散射截面是散射理论的核心问题。下面讨论散射截以说，散射截面是散射理论的核心问题。下面讨论散射截面与散射粒子的波函数之间的关系。面与散射

8、粒子的波函数之间的关系。受散射中心作用后，入射粒子将改变方向，动量不再守恒，受散射中心作用后，入射粒子将改变方向，动量不再守恒，从而出现散射波。而实验上观测都是在远离散射中心的地方从而出现散射波。而实验上观测都是在远离散射中心的地方进行的，因此散射波应该是球面波进行的，因此散射波应该是球面波 其中其中 是沿是沿 方向向外传播的散射波的振幅，称为方向向外传播的散射波的振幅，称为散射振幅。由上式可得散射波的概率流密度散射振幅。由上式可得散射波的概率流密度它的数值即为单位时间内穿过它的数值即为单位时间内穿过 方向上的单位面积的方向上的单位面积的粒子数粒子数（5）（6）因此穿过因此穿过 面积的粒子数是

9、面积的粒子数是 与（与（3）比较，可得）比较，可得即散射截面可由散射波的散射振幅决定。问题又转化为对即散射截面可由散射波的散射振幅决定。问题又转化为对 散射波的研究。散射波的研究。（7）2.分波法分波法2.1薛定谔方程及其边界条件薛定谔方程及其边界条件 若入射粒子与散射中心之间的相互作用势能用中心力若入射粒子与散射中心之间的相互作用势能用中心力 场场 表示，并假定表示，并假定 ，则体系的薛定谔方程写，则体系的薛定谔方程写为为令令 ，且在中心力场情况下，势，且在中心力场情况下，势能只与能只与 大小有关，所以大小有关，所以（8）（9）如前所述，实验上观测散射粒子都是在远离散射中心的地方进行，所以我

10、们总是如前所述，实验上观测散射粒子都是在远离散射中心的地方进行，所以我们总是关注波函数在关注波函数在 时的渐进行为。时的渐进行为。而在无穷远处，不但有平面波存在，而且有散射波存在，而在无穷远处，不但有平面波存在，而且有散射波存在，所以满足（所以满足（9）式的波函数应具有如下的渐进行为（边界条）式的波函数应具有如下的渐进行为（边界条件）件）综上所述，中心力场中的散射问题，归结为按不同的势能综上所述，中心力场中的散射问题，归结为按不同的势能函数求解薛定谔方程（函数求解薛定谔方程（9）式，并使其解得的波函数渐进行）式，并使其解得的波函数渐进行为满足（为满足（10）式，这样就得到散射振幅）式，这样就得

11、到散射振幅亦得到散射截亦得到散射截面。面。（10）2.2薛定谔方程的渐近解薛定谔方程的渐近解 对于中心力场问题，我们已知对于确定的能量对于中心力场问题，我们已知对于确定的能量 ，方程，方程 （9）的一般解可写为）的一般解可写为 若选取粒子入射方向并通过散射中心的轴线为极轴，则若选取粒子入射方向并通过散射中心的轴线为极轴，则中心力场的散射问题具有轴对称性，波函数及散射振幅都与中心力场的散射问题具有轴对称性，波函数及散射振幅都与 无关，即无关，即 ，所以有，所以有式中的式中的 ，对应的各项称为，对应的各项称为 分波，每一个分分波，每一个分波波 都是方程（都是方程（9）的解。）的解。（11）其中勒让

12、德多项式其中勒让德多项式 为已知，所以我们只需讨论为已知，所以我们只需讨论满足的径向方程满足的径向方程 令令 得得 满足的方程满足的方程这里，这里，的函数形式尚依赖于的函数形式尚依赖于 的具体形式，考查的具体形式，考查处的渐进形式，则上式简化为处的渐进形式，则上式简化为 （12）（13）（14）其一般解为其一般解为因此，因此，的渐进形式是的渐进形式是为了与入射波进行方便的比较引入为了与入射波进行方便的比较引入 及及将（将（15）式代入（）式代入（11）式，得出散射波的渐近解为）式，得出散射波的渐近解为2.3散射波与入射波的比较散射波与入射波的比较 因为平面波因为平面波 可以按着数理方程中的展开

13、公式展开成可以按着数理方程中的展开公式展开成一系列球面波的叠加一系列球面波的叠加（15）（16）式中球贝塞耳函数式中球贝塞耳函数 的渐近式为的渐近式为 所以入射波的渐近式为所以入射波的渐近式为（17）式与（）式与（16）式比较可以看出，入射波被散射后，第）式比较可以看出，入射波被散射后，第 个分波个分波 变成了变成了 ，角度部分角度部分 保持不变，径向部分多了一个相角保持不变，径向部分多了一个相角 ，相角相角 称为第称为第 分波的相移。分波的相移。（17）入射波展开后，散射波函数的边界条件变为入射波展开后，散射波函数的边界条件变为 2.4 散射截面散射截面 薛定谔方程的渐近解（薛定谔方程的渐近

14、解（16）式一定满足波函数的边界条）式一定满足波函数的边界条件（件（18）式，即）式，即（18）（19）由此可解出散射振幅由此可解出散射振幅微分散射截面的表达式为微分散射截面的表达式为由此可以看出：求散射振幅由此可以看出：求散射振幅 的问题归结为求相移的问题归结为求相移 ，而，而 的获得需要根据的获得需要根据 的具体情况解径向方程求的具体情况解径向方程求 ，然，然后取其渐近解，并写成后取其渐近解，并写成 （20）（21）即可得到第即可得到第 个分波的相移个分波的相移 。由于每个分波都将产生相。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，这种方法叫作分波法。方法叫作分波法。最后，利用勒让德函数的正交性，可得出总散射截面为最后，利用勒让德函数的正交性，可得出总散射截面为（22）（23）（24）