Ziyosfera

Toʻgʻri burchakli potensial chuqurlik

Kvant mexanikasida toʻgʻri burchakli (yoki baʼzan kvadrat) potensial toʻsiq toʻlqin-mexanik tunnel (shuningdek, „kvant tunnellash“ deb ataladi) va toʻlqin-mexanik aks ettirish hodisalarini koʻrsatadigan standart bir oʻlchovli muammodir. Muammo toʻrtburchaklar potentsial energiya toʻsigʻiga duch kelgan zarra uchun bir oʻlchovli vaqtga bogʻliq boʻlmagan Shredinger tenglamasini echishdan iborat. Odatda, bu yerda boʻlgani kabi, erkin zarracha toʻsiqqa chap tomondan uriladi deb taxmin qilinadi.

Klassik jihatdan nuqta massasi sifatida harakat qiladigan zarracha, agar uning energiyasi kamroq boʻlsa, aks ettiriladi V0{\displaystyle V_0}, haqiqatda oʻzini materiya toʻlqini sifatida tutadigan zarrachaning toʻsiqdan oʻtib ketishi va boshqa tomondan toʻlqin sifatida harakatini davom ettirish ehtimoli nolga teng boʻlmagan. Klassik toʻlqin fizikasida bu taʼsir yoʻqolgan toʻlqin birikmasi deb nomlanadi. Zarrachaning toʻsiqdan oʻtish ehtimoli uzatish koeffitsienti bilan, aks ettirish ehtimoli esa, aks ettirish koeffitsienti bilan beriladi. Shredingerning toʻlqin tenglamasi bu koeffitsientlarni hisoblash imkonini beradi.

Hisoblash

Balandlikning cheklangan potensial toʻsigʻida tarqalish V0{\displaystyle V_0} . Chap va oʻng harakatlanuvchi toʻlqinlarning amplitudalari va yoʻnalishi koʻrsatilgan. Qizil rangda bu toʻlqinlar aks ettirish va uzatish amplitudasini olish uchun ishlatiladi. E>V0{\displaystyle E>V_0} bu tasvir uchun.

Toʻlqin funksiyasi uchun vaqtga bogʻliq boʻlmagan Shredinger tenglamasi ψ(x){\displaystyle \psi(x)} oʻqiydi:

H^ψ(x)=[−ℏ22md2dx2+V(x)]ψ(x)=Eψ(x){\displaystyle \hat H\psi(x)=\left[-\frac{\hbar^2}{2m} \frac{d^2}{dx^2}+V(x)\right]\psi(x)=E\psi(x)}

bu yerda H^{\displaystyle \hat H} Gamiltoniyalik, ℏ{\displaystyle \hbar} (kamaytirilgan) Plank doimiysi, m{\displaystyle m} massa hisoblanadi, E{\displaystyle E} zarrachaning energiyasi va

V(x)=V0[Θ(x)−Θ(x−a)]{\displaystyle V(x) = V_0[\Theta(x)-\Theta(x-a)]}

balandlik bilan toʻsiq potensiali hisoblanadi V0>0{\displaystyle V_0 > 0} va kenglik a{\displaystyle a} . Θ(x)=0,x<0;Θ(x)=1,x>0{\displaystyle \Theta(x)=0,\; x < 0;\; \Theta(x)=1,\; x > 0} Bu Heaviside qadam funksiyasi, yaʼni,

V(x)={0ifx<0V0if0<x<a0ifa<x{\displaystyle V(x)= \begin{cases}

0 &\text{if } x < 0 \\

V_0 &\text{if } 0 < x < a \\

0 &\text{if } a < x

\end{cases}}

Toʻsiq oʻrtasida joylashgan x=0{\displaystyle x=0} va x=a{\displaystyle x=a} . Toʻsiqni har qanday joyga oʻtkazish mumkin x{\displaystyle x} natijalarni oʻzgartirmasdan pozitsiya. Gamiltonda birinchi atama, −ℏ22md2dx2ψ{\displaystyle -\frac{\hbar^2}{2m} \frac{d^2}{dx^2}\psi} kinetik energiya hisoblanadi.

Toʻsiq boʻshliqni uch qismga ajratadi (x<0,0<x<a,x>a{\displaystyle x<0, 0<x<a, x>a}) Ushbu qismlarning har qandayida potentsial doimiydir, yaʼni zarracha kvazi-erkindir va Shredinger tenglamasining yechimini chap va oʻng harakatlanuvchi toʻlqinlarning superpozitsiyasi sifatida yozish mumkin (erkin zarrachaga qarang) Agar E>V0{\displaystyle E > V_0}

{ψL(x)=Areik0x+Ale−ik0xx<0ψC(x)=Breik1x+Ble−ik1x0<x<aψR(x)=Creik0x+Cle−ik0xx>a{\displaystyle \begin{cases}

\psi_L(x) = A_r e^{i k_0 x} + A_l e^{-i k_0x} & x<0 \\

\psi_C(x) = B_r e^{i k_1 x} + B_l e^{-i k_1x} & 0<x<a \\

\psi_R(x) = C_r e^{i k_0 x} + C_l e^{-i k_0x} & x>a

\end{cases}}

bu yerda toʻlqin raqamlari orqali energiya bilan bogʻliq

{k0=2mE/ℏ2x<0orx>ak1=2m(E−V0)/ℏ20<x<a.{\displaystyle \begin{cases}

k_0 = \sqrt{2m E/\hbar^2} & x<0 \quad \text{or}\quad x>a \\

k_1 = \sqrt{2m (E-V_0)/\hbar^2} & 0<x<a .

\end{cases}}

indeks r/l{\displaystyle r/l} koeffitsientlar boʻyicha A{\displaystyle A} va B{\displaystyle B} tezlik vektorining yoʻnalishini bildiradi. Eʼtibor bering, agar zarrachaning energiyasi toʻsiq balandligidan past boʻlsa, k1{\displaystyle k_1} xayoliy boʻladi va toʻlqin funksiyasi toʻsiq ichida eksponent ravishda parchalanadi. Shunga qaramay, biz belgini saqlab qolamiz r/l{\displaystyle r/l} bu holatda toʻlqinlar endi tarqalmasa ham. Bu yerda biz taxmin qildik E≠V0{\displaystyle E\neq V_0} . Ish E=V0{\displaystyle E = V_0} quyida muomala qilinadi.

Koeffitsientlar A,B,C{\displaystyle A, B, C} da toʻlqin funksiyasining chegara shartlaridan topish kerak x=0{\displaystyle x=0} va x=a{\displaystyle x=a} . Toʻlqin funksiyasi va uning hosilasi hamma joyda uzluksiz boʻlishi kerak, shuning uchun

ψL(0)=ψC(0)dψLdx|x=0=dψCdx|x=0ψC(a)=ψR(a)dψCdx|x=a=dψRdx|x=a.{\displaystyle \begin{align}

\psi_L(0) &= \psi_C(0) \\

\left.\frac{d\psi_L}{dx}\right|_{x = 0} &= \left.\frac{d\psi_C}{dx}\right|_{x = 0} \\

\psi_C(a) &= \psi_R(a) \\

\left.\frac{d\psi_C}{dx}\right|_{x = a} &= \left.\frac{d\psi_R}{dx}\right|_{x = a}.

\end{align}} Toʻlqin funksiyalarini kiritish, chegara shartlari koeffitsientlarga quyidagi cheklovlarni beradi:

Ar+Al=Br+Bl{\displaystyle A_r+A_l=B_r+B_l}

ik0(Ar−Al)=ik1(Br−Bl){\displaystyle ik_0(A_r-A_l)=ik_1(B_r-B_l)}

Breiak1+Ble−iak1=Creiak0+Cle−iak0{\displaystyle B_re^{iak_1}+B_le^{-iak_1} = C_re^{iak_0}+C_le^{-iak_0}}

ik1(Breiak1−Ble−iak1)=ik0(Creiak0−Cle−iak0).{\displaystyle ik_1 \left(B_re^{iak_1}-B_le^{-iak_1}\right) = ik_0 \left(C_re^{iak_0}-C_le^{-iak_0}\right).}

E = V 0

Agar energiya toʻsiq balandligiga teng boʻlsa, toʻsiq mintaqasi ichidagi toʻlqin funksiyasining ikkinchi differentsiali 0 ga teng boʻladi va shuning uchun Shredinger tenglamasining echimlari endi eksponensial emas, balki fazo koordinatasining chiziqli funksiyalari boʻladi.

ψC(x)=B1+B2x0<x<a.{\displaystyle \psi_C(x)= B_1 + B_2 x \quad 0<x<a.}

Shredinger tenglamasining toʻliq yechimi yuqoridagi kabi toʻlqin funksiyalari va ularning hosilalarini moslashtirish orqali topiladi. x=0{\displaystyle x=0} va x=a{\displaystyle x=a} . Bu koeffitsientlarda quyidagi cheklovlarga olib keladi:

Ar+Al=B1{\displaystyle A_r + A_l = B_1} ik0(Ar−Al)=B2{\displaystyle i k_0(A_r-A_l) = B_2} B1+B2a=Creiak0+Cle−iak0{\displaystyle B_1 + B_2a = C_r e^{iak_0}+C_l e^{-iak_0}} B2=ik0(Creiak0−Cle−iak0).{\displaystyle B_2 = i k_0 \left(C_r e^{iak_0}-C_l e^{-iak_0} \right).}

Transmissiya va aks ettirish

Shu oʻrinda vaziyatni klassik holat bilan solishtirish ibratlidir. Ikkala holatda ham zarracha oʻzini toʻsiq hududidan tashqarida erkin zarracha sifatida tutadi. Energiyaga ega klassik zarracha E{\displaystyle E} toʻsiq balandligidan kattaroqdir V0{\displaystyle V_0} har doim toʻsiqdan oʻtadi va klassik zarracha bilan E<V0{\displaystyle E < V_0} toʻsiqdagi voqea har doim aks ettirilgan.

Kvant holatini oʻrganish uchun quyidagi vaziyatni koʻrib chiqing: zarrachaning chap tomondan toʻsiqqa tushishi (Ar{\displaystyle A_r}). aks ettirilishi mumkin (Al{\displaystyle A_l}) yoki uzatilgan (Cr{\displaystyle C_r}).

Chapdan tushish uchun aks ettirish va uzatish amplitudalarini topish uchun biz yuqoridagi tenglamalarni qoʻyamiz. Ar=1{\displaystyle A_r = 1} (kiruvchi zarracha), Al=r{\displaystyle A_l = r} (aks ettirish), Cl=0{\displaystyle C_l = 0} (oʻngdan kiruvchi zarracha yoʻq) va Cr=t{\displaystyle C_r = t} (yuqish). Keyin koeffitsientlarni yoʻq qilamiz Bl,Br{\displaystyle B_l, B_r} tenglamadan r{\displaystyle r} va t{\displaystyle t}. va yechish

Natijada:

t=4k0k1e−ia(k0−k1)(k0+k1)2−e2iak1(k0−k1)2{\displaystyle t=\frac{4 k_0k_1 e^{-i a(k_0-k_1)}}{(k_0+k_1)^2-e^{2ia k_1}(k_0-k_1)^2}} r=(k02−k12)sin⁡(ak1)2ik0k1cos⁡(ak1)+(k02+k12)sin⁡(ak1).{\displaystyle r=\frac{(k_0^2-k_1^2)\sin(ak_1)}{2 i k_0k_1 \cos(ak_1)+(k_0^2+k_1^2)\sin(ak_1)}.}

Modelning koʻzgu simmetriyasi tufayli oʻngdan tushish amplitudalari chap tomondagilar bilan bir xil. Bu formulalar har qanday energiya uchun amal qiladi: E>0{\displaystyle E > 0}, E≠V0{\displaystyle E \neq V_0}. Agar E=V0{\displaystyle E = V_0}, keyin k1=0{\displaystyle k_1 = 0}, demak, bu formulalarning ikkalasida ham birlik bor.

Manbalar

"https://new.ziyosfera.uz/ziyo/To%CA%BBg%CA%BBri_burchakli_potensial_chuqurlik" dan olindi