Editing Drehimpulsdarstellung und Streuphasen
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<noinclude>{{Scripthinweis|Quantenmechanik|6|4}}</noinclude> | <noinclude>{{Scripthinweis|Quantenmechanik|6|4}}</noinclude> | ||
Annahme: Kugelsymmetrisches Streupotenzial V(r) | Annahme: Kugelsymmetrisches Streupotenzial V(r ) | ||
Erforderlich ist die Umrechung der Impulsdarstellung <math>\left| {\bar{k}} \right\rangle </math> in die Drehimpulsdarstellung <math>\left| lm \right\rangle </math> freier Teilchen. | Erforderlich ist die Umrechung der Impulsdarstellung <math>\left| {\bar{k}} \right\rangle </math> | ||
in die Drehimpulsdarstellung <math>\left| lm \right\rangle </math> | |||
freier Teilchen. | |||
'''Ziel:''' | '''Ziel:''' | ||
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Entwicklung nach Kugelflächenfunktionen mit kleinem l als Näherung für KLEINE Energien | Entwicklung nach Kugelflächenfunktionen mit kleinem l als Näherung für KLEINE Energien | ||
<math>E=\frac{{{\hbar }^{2}}{{{\bar{k}}}^{2}}}{2m}</math> | |||
klein | |||
Die auslaufende Welle schreibt sich dann entwickelt: | Die auslaufende Welle schreibt sich dann entwickelt: | ||
<math>\Psi (\bar{r})=\sum\limits_{l=0}^{\infty }{{}}\frac{1}{r}{{u}_{l}}(r){{P}_{l}}(\cos \vartheta )</math> | |||
(Mit den Legendre- Polynomen <math>{{P}_{l}}(\cos \vartheta )</math> | ( Mit den Legendre- Polynomen <math>{{P}_{l}}(\cos \vartheta )</math> | ||
) | |||
Es können die Kugelflächenfunktionen genommen werden, die von m, also <math>\phi </math> | |||
= | unabhängig sind wegen des kugelsymmetrischen Potenzials -> es treten nur Drehimpulseigenfunktionen mit m=0 auf ! | ||
'''Einlaufende ebene Welle''' | |||
<math>{{\Psi }_{e}}(\bar{r})={{e}^{i\bar{k}\bar{r}}}={{e}^{ikr\cos \vartheta }}=\sum\limits_{l=0}^{\infty }{{}}\frac{1}{r}{{u}_{l}}(r){{P}_{l}}(\cos \vartheta )</math> | |||
die einlaufende Welle ist also ein Legendre- Polynom vom Grad l | |||
Es gilt die Orthogonalität: <math>\int_{-1}^{1}{d\xi }{{P}_{l}}(\xi ){{P}_{l\acute{\ }}}(\xi )=\frac{2}{2l+1}{{\delta }_{ll\acute{\ }}}</math> | Es gilt die Orthogonalität: <math>\int_{-1}^{1}{d\xi }{{P}_{l}}(\xi ){{P}_{l\acute{\ }}}(\xi )=\frac{2}{2l+1}{{\delta }_{ll\acute{\ }}}</math> | ||
Dabei taucht der Entartungsgrad <math>2l+1</math> als inverser Normierungsfaktor auf. (Der Betrag der Legendre- Polynome ist also indirekt proportional zum Entartungsgrad!) | Dabei taucht der Entartungsgrad <math>2l+1</math> | ||
als inverser Normierungsfaktor auf. ( Der Betrag der Legendre- Polynome ist also indirekt proportional zum Entartungsgrad !) | |||
Aus der Orthogonalitätsrelation erhält man mit Multiplikation mit <math>{{P}_{l\acute{\ }}}(\cos \vartheta )</math> | |||
und Integration <math>d\xi </math> | |||
dass: | |||
<math>\begin{align} | |||
& \frac{2l\acute{\ }+1}{2}\int_{-1}^{1}{d\xi }{{e}^{ikr\xi }}{{P}_{l\acute{\ }}}(\xi )=\frac{1}{r}{{u}_{l\acute{\ }}}(r) \\ | & \frac{2l\acute{\ }+1}{2}\int_{-1}^{1}{d\xi }{{e}^{ikr\xi }}{{P}_{l\acute{\ }}}(\xi )=\frac{1}{r}{{u}_{l\acute{\ }}}(r) \\ | ||
Line 41: | Line 56: | ||
\end{align}</math> | \end{align}</math> | ||
im asymptotischen Verhalten <math>r\to \infty </math> gewinnt man (Striche eingespart) durch Wiederholtes Anwenden der partiellen Integration: | im asymptotischen Verhalten <math>r\to \infty </math> | ||
gewinnt man ( Striche eingespart) durch Wiederholtes Anwenden der partiellen Integration: | |||
<math>\frac{1}{r}{{u}_{l}}(r)=\frac{2l+1}{2}\left\{ \frac{1}{ikr}\left[ {{e}^{ikr\xi }}{{P}_{l}}(\xi ) \right]_{-1}^{+1}-\frac{1}{{{\left( ikr \right)}^{2}}}\left[ {{e}^{ikr\xi }}{{P}_{l}}\acute{\ }(\xi ) \right]_{-1}^{+1}+\frac{1}{{{\left( ikr \right)}^{3}}}\left[ {{e}^{ikr\xi }}{{P}_{l}}\acute{\ }\acute{\ }(\xi ) \right]_{-1}^{+1}+... \right\}</math> | |||
Mit | Mit | ||
<math>\begin{align} | |||
& {{P}_{l}}(1)=1 \\ | & {{P}_{l}}(1)=1 \\ | ||
Line 55: | Line 72: | ||
\end{align}</math> | \end{align}</math> | ||
<math>\begin{align} | |||
& \begin{matrix} | & \begin{matrix} | ||
Line 75: | Line 92: | ||
\end{align}</math> | \end{align}</math> | ||
<u>'''Zusammenhang mit der freien Schrödingergleichung'''</u> | |||
== | <math>{{\Psi }_{e}}(\bar{r})=\sum\limits_{l=0}^{\infty }{{}}\frac{1}{r}{{u}_{l}}(r){{P}_{l}}(\cos \vartheta )</math> | ||
ist Lösung der freien Schrödingergleichung | |||
<math>\left( -\frac{{{\hbar }^{2}}}{2m}\Delta -E \right){{\Psi }_{e}}=0</math> | |||
Mit <math>E=\frac{{{\hbar }^{2}}{{{\bar{k}}}^{2}}}{2m}</math> | |||
Separation in Kugelkoordinaten erlaubt: | |||
<math>\begin{align} | |||
& {{{\hat{L}}}^{2}}Y_{l}^{m=0}={{\hbar }^{2}}l(l+1)Y_{l}^{m=0} \\ | & {{{\hat{L}}}^{2}}Y_{l}^{m=0}={{\hbar }^{2}}l(l+1)Y_{l}^{m=0} \\ | ||
Line 95: | Line 114: | ||
Es folgt die Bestimmungsgleichung für die radialen Funktionen: | Es folgt die Bestimmungsgleichung für die radialen Funktionen: | ||
<math>\begin{align} | |||
& {{u}_{l}}\acute{\ }\acute{\ }(r)+\left( {{k}^{2}}-\frac{l(l+1)}{{{r}^{2}}} \right){{u}_{l}}(r)=0 \\ | & {{u}_{l}}\acute{\ }\acute{\ }(r)+\left( {{k}^{2}}-\frac{l(l+1)}{{{r}^{2}}} \right){{u}_{l}}(r)=0 \\ | ||
Line 109: | Line 128: | ||
Voraussetzung ist die REGULARITÄT: <math>\left\langle V \right\rangle <\infty </math> | Voraussetzung ist die REGULARITÄT: <math>\left\langle V \right\rangle <\infty </math> | ||
Die Lösung nach Schwabel, Seite 278 lautet: | Die Lösung nach Schwabel , Seite 278 lautet: | ||
<math>\frac{1}{r}{{u}_{l}}(r)=\frac{2l+1}{{{(-i)}^{l}}}{{j}_{l}}(kr)</math> | |||
Also die sphärischen Besselfunktionen ! | |||
Die radialen Lösungen für das Streuproblem ( Entwicklungsterme für die einfallende Welle) sind die sphärischen Besselfunktionen | |||
<u>'''Asymptotische Streuphasen'''</u> | |||
Wieder entwickeln wir in Kugelflächenfunktionen. Diesmal jedoch die asymptotische Streuwelle: | Wieder entwickeln wir in Kugelflächenfunktionen. Diesmal jedoch die asymptotische Streuwelle: | ||
<math>\begin{matrix} | |||
\lim \\ | \lim \\ | ||
Line 132: | Line 150: | ||
Es folgt: | Es folgt: | ||
<math>f(\vartheta )=\sum\limits_{l=0}^{\infty }{{{f}_{l}}}{{P}_{l}}(\cos \vartheta )</math> | |||
Setzen wir dies in den | Setzen wir dies in den Wirkungsquerschnitt ein, so folgt für den totalen Wirkungsquerschnitt | ||
<math>\begin{array}{*{35}{l}} | |||
{} & {{\sigma }_{tot.}}=\int_{{}}^{{}}{d\Omega }{{\left| f(\vartheta ) \right|}^{2}} \\ | {} & {{\sigma }_{tot.}}=\int_{{}}^{{}}{d\Omega }{{\left| f(\vartheta ) \right|}^{2}} \\ | ||
Line 144: | Line 162: | ||
\end{array}</math> | \end{array}</math> | ||
Man spricht in diesem Fall von einer Entwicklung nach | Man spricht in diesem Fall von einer Entwicklung nach PARTIALWELLEN , l=0,1,2,3... | ||
<math>{{\sigma }_{l}}=\frac{4\pi }{2l+1}{{\left| {{f}_{l}} \right|}^{2}}</math> | |||
Die <math>{{f}_{l}}</math> müssen dabei noch bestimmt werden: | Die <math>{{f}_{l}}</math> | ||
müssen dabei noch bestimmt werden: | |||
<math>\begin{align} | |||
& \begin{matrix} | & \begin{matrix} | ||
\lim \\ | \lim \\ | ||
Line 161: | Line 180: | ||
Dieser asymptotische Verlauf muss sich jedoch auch in der Form | Dieser asymptotische Verlauf muss sich jedoch auch in der Form | ||
<math>\begin{matrix} | |||
\lim \\ | \lim \\ | ||
r\to \infty \\ | r\to \infty \\ | ||
\end{matrix}\sum\limits_{l}{{}}\frac{{{u}_{l}}}{r}{{P}_{l}}(\xi )={{C}_{l}}\sin \left( kr-l\frac{\pi }{2}+{{\delta }_{l}} \right)</math> | \end{matrix}\sum\limits_{l}{{}}\frac{{{u}_{l}}}{r}{{P}_{l}}(\xi )={{C}_{l}}\sin \left( kr-l\frac{\pi }{2}+{{\delta }_{l}} \right)</math> | ||
Der Koeffizient <math>{{C}_{l}}</math> muss durch Koeffizientenvergleich bestimmt werden: | darstellen lassen. Dabei findet sich in <math>\sin \left( kr-l\frac{\pi }{2}+{{\delta }_{l}} \right)</math> | ||
die sogenannte asymptotische Phasenverschiebung <math>{{\delta }_{l}}</math> | |||
der auslaufenden (freien) Partialwelle gegenüber der einlaufenden freien Partialwelle. | |||
Der Koeffizient <math>{{C}_{l}}</math> | |||
muss durch Koeffizientenvergleich bestimmt werden: | |||
<math>\frac{{{C}_{l}}}{2i}\left\{ {{e}^{i\left( kr-l\frac{\pi }{2}+{{\delta }_{l}} \right)}}-{{e}^{-i\left( kr-l\frac{\pi }{2}+{{\delta }_{l}} \right)}} \right\}=\left\{ \frac{\left( 2l+1 \right)}{2i}\frac{{{i}^{l}}}{k}\left[ {{e}^{i\left( kr-l\frac{\pi }{2} \right)}}-{{e}^{-i\left( kr-l\frac{\pi }{2} \right)}} \right]+{{f}_{l}}{{e}^{ikr}} \right\}</math> | |||
Der Koeffizientenvergleich erfolgt über den separierten Vergleich der Terme mit <math>{{e}^{\pm ikr}}</math> | |||
: | |||
<math>{{e}^{-ikr}}:{{C}_{l}}=\frac{\left( 2l+1 \right)}{k}{{i}^{l}}{{e}^{i{{\delta }_{l}}}}</math> | |||
<math>{{e}^{ikr}}:\frac{1}{2i}{{C}_{l}}{{e}^{-il\frac{\pi }{2}}}{{e}^{i{{\delta }_{l}}}}=\frac{\left( 2l+1 \right)}{2i}\frac{{{i}^{l}}}{k}{{e}^{-il\frac{\pi }{2}}}+{{f}_{l}}</math> | |||
Damit folgt: | Damit folgt: | ||
<math>\begin{align} | |||
& {{f}_{l}}=\frac{2l+1}{2ik}{{i}^{l}}{{e}^{-il\frac{\pi }{2}}}\left( {{e}^{i2{{\delta }_{l}}}}-1 \right)=\frac{2l+1}{2ik}\left( {{e}^{i2{{\delta }_{l}}}}-1 \right) \\ | & {{f}_{l}}=\frac{2l+1}{2ik}{{i}^{l}}{{e}^{-il\frac{\pi }{2}}}\left( {{e}^{i2{{\delta }_{l}}}}-1 \right)=\frac{2l+1}{2ik}\left( {{e}^{i2{{\delta }_{l}}}}-1 \right) \\ | ||
& \Rightarrow {{f}_{l}}=\frac{2l+1}{k}{{e}^{i{{\delta }_{l}}}}\sin {{\delta }_{l}} \\ | & \Rightarrow {{f}_{l}}=\frac{2l+1}{k}{{e}^{i{{\delta }_{l}}}}\sin {{\delta }_{l}} \\ | ||
\end{align}</math> | \end{align}</math> | ||
Mit der | Mit der Streuamplitude <math>{{f}_{l}}</math> | ||
und der Streuphase <math>{{\delta }_{l}}</math> | |||
der l-ten Partialwelle | |||
Es folgt: | Es folgt: | ||
<math>\Rightarrow {{\sigma }_{l}}=\frac{4\pi }{{{k}^{2}}}\left( 2l+1 \right){{\sin }^{2}}{{\delta }_{l}}</math> | |||
Spezialfall für <math>l=0</math> ist die sogenannte s- Welle. | Spezialfall für <math>l=0</math> | ||
Diese ist isotrop wegen <math>{{P}_{0}}(\xi )=1</math> und damit nicht mehr von <math>\vartheta</math> abhängig. | ist die sogenannte s- Welle. | ||
Ihr Streuquerschnitt lautet <math>{{\sigma }_{0}}=\frac{4\pi }{{{k}^{2}}}{{\sin }^{2}}{{\delta }_{0}}</math> | Diese ist isotrop wegen <math>{{P}_{0}}(\xi )=1</math> | ||
und damit nicht mehr von <math>\vartheta </math> | |||
abhängig. | |||
Ihr Streuquerschnitt lautet | |||
<math>{{\sigma }_{0}}=\frac{4\pi }{{{k}^{2}}}{{\sin }^{2}}{{\delta }_{0}}</math> | |||
Im Prinzip wird <math>{{\delta }_{l}}</math> | |||
aus der Schrödingergleichung mit dem Potenzial V(r) bestimmt. | |||
'''Bemerkung''' | '''Bemerkung''' | ||
Bei genügend kleinen Energien <math>E=\frac{{{\hbar }^{2}}{{{\bar{k}}}^{2}}}{2m}</math> | Bei genügend kleinen Energien <math>E=\frac{{{\hbar }^{2}}{{{\bar{k}}}^{2}}}{2m}</math> | ||
werden nur die niedrigsten Partialwellen (für kleine l) gestreut. | werden nur die niedrigsten Partialwellen ( für kleine l) gestreut. | ||
Denn: | Denn: | ||
in<math>\sigma =\sum\limits_{l}{{{\sigma }_{l}}=\sum\limits_{l}{{}}}\frac{4\pi }{{{k}^{2}}}\left( 2l+1 \right){{\sin }^{2}}{{\delta }_{l}}</math> | in<math>\sigma =\sum\limits_{l}{{{\sigma }_{l}}=\sum\limits_{l}{{}}}\frac{4\pi }{{{k}^{2}}}\left( 2l+1 \right){{\sin }^{2}}{{\delta }_{l}}</math> | ||
tragen nur die l mit <math>l\le ka</math> bei. | tragen nur die l mit <math>l\le ka</math> | ||
Dabei ist a die Reichweite des Potenzials! | bei. | ||
Grund (aus semiklassischer Betrachtung): | Dabei ist a die Reichweite des Potenzials ! | ||
Grund ( aus semiklassischer Betrachtung): | |||
Es falle ein Teilchen mit <math>\bar{p}=\hbar \bar{k}</math> | Es falle ein Teilchen mit <math>\bar{p}=\hbar \bar{k}</math> | ||
ein: | ein: | ||
Dabei: | Dabei: | ||
<math>\left| {\bar{L}} \right|=\left| \bar{r}\times \bar{p} \right|=bp=\hbar kb=\hbar \sqrt{l(l+1)}</math> | |||
Dies impliziert jedoch: | Dies impliziert jedoch: | ||
Stoßparameter <math>b=\frac{\sqrt{l(l+1)}}{k}\le a\Rightarrow l\approx \sqrt{l(l+1)}\le ka</math> | Stoßparameter <math>b=\frac{\sqrt{l(l+1)}}{k}\le a\Rightarrow l\approx \sqrt{l(l+1)}\le ka</math> | ||
Die Beziehungen gelten jedoch nur näherungsweise! | Die Beziehungen gelten jedoch nur näherungsweise ! | ||
Das folgende Bild zeigt die Streuwelle <math>{{\Psi }_{S}}(\bar{r})=f(\vartheta )\frac{{{e}^{ikr}}}{r}</math> für die Streuung einer ebenen Welle <math>{{e}^{ikz}}</math> an einem abstoßenden Potenzial. | Das folgende Bild zeigt die Streuwelle <math>{{\Psi }_{S}}(\bar{r})=f(\vartheta )\frac{{{e}^{ikr}}}{r}</math> | ||
für die Streuung einer ebenen Welle <math>{{e}^{ikz}}</math> | |||
Hier ist der Verlauf der Streuquerschnitte <math>{{\sigma }_{l}}</math> der jeweils l-ten Partialwelle zu sehen: | an einem abstoßenden Potenzial. | ||
Hier ist der Verlauf der Streuquerschnitte <math>{{\sigma }_{l}}</math> | |||
der jeweils l-ten Partialwelle zu sehen: |