三次元空間での散乱現象/メモ の履歴(No.4)
更新確率密度の保存†
計算途中で検算もまだです。
&math( S_{r} &=\mathrm{Re}\left[\varphi^*(r,\theta,\phi)\frac{\hbar}{im}\frac{\PD}{\PD r}\varphi(r,\theta,\phi)\right]\\ &=\mathrm{Re}\left[\frac{\hbar}{im} \left\{e^{-ik_0r\cos\theta}+\frac{e^{-ik_0r}}{r}f^*(\theta,\phi)\right\} \left\{ik_0\cos\theta e^{ik_0r\cos\theta}
- \left(-\frac{1}{r^2}+\frac{ik_0}{r}\right)e^{ik_0r}f(\theta,\phi)\right\} \right]\\ &=\frac{\hbar}{m}\mathrm{Re}\left[k_0\cos\theta+\frac{k_0}{r^2}|f(\theta,\phi)|^2
- \frac{k_0\cos\theta}{r}e^{-ik_0r(1-\cos\theta)}f^*(\theta,\phi)
- \left(-\frac{1}{ir^2}+\frac{k_0}{r}\right)e^{ik_0r(1-\cos\theta)}f(\theta,\phi) \right]\\ &=\frac{\hbar}{m}\left\{k_0\cos\theta+\frac{k_0}{r^2}|f(\theta,\phi)|^2
- \left(\frac{k_0(1+\cos\theta)}{r}\mathrm{Re}Z-\frac{1}{r^2}\mathrm{Im}Z\right)\right\} );
ただし、
ラザフォード散乱†
LANG:mathematica PolarPlot[ 1/(1 + {0.5, 1, 2, 4}^2 Sin[t/2]^2) // Evaluate, {t, 0, 2 Pi}, PlotLegends -> {"A=0.5", "A=1", "A=2", "A=4"} ] PolarPlot[ 1/(1 + {0.25, 1, 4, 16} Sin[t/2]^2)^2 // Evaluate, {t, 0, 2 Pi}, PlotLegends -> {"A=0.5", "A=1", "A=2", "A=4"} ]
ラザフォード散乱の古典論†
原点からのクーロン斥力を受けつつ運動する粒子の軌跡を求める。
ポテンシャルを とし、 入射粒子の初速を 軸正方向に 、 遠方における入射粒子の 座標、すなわち入射パラメータを とする。
運動は 面内に限られ、この面内に を取れば、
動径方向の運動にはポテンシャルと遠心力が現れ、
&math( m\frac{d^2r}{dt^2}=\frac{qq'}{4\pi\epsilon_0 r^2}+\underbrace{mr\left(\frac{d\phi}{dt}\right)^2}_{遠心力} );
方向の運動は中心力による角運動量保存則を示し、
&math( 2mr\frac{dr}{dt}\frac{d\phi}{dt}+mr^2\frac{d^2\phi}{dt^2}= \frac{d}{dt}\Big(\underbrace{mr^2\frac{d\phi}{dt}}_{角運動量} \Big)= 0 );
この、一定値となるべき角運動量は遠方において ただし、 から容易に求められ、
すなわち、
これを動径方向の運動方程式に代入すれば、
&math( \frac{d^2r}{dt^2}=\frac{qq'}{4\pi\epsilon_0 r^2m}+\frac{b^2v_0^2}{r^3} );
のように を導入すると、
を使って、
&math( \frac{d^2r}{dt^2}=b^2v_0^2u^2\frac{d}{d\phi}\Big(u^2\underbrace{\frac{d}{d\phi}\frac{1}{u}}_{-\frac{1}{u^2}\frac{du}{dt}}\Big) =-b^2v_0^2u^2\frac{d^2u}{d\phi^2} );
したがって、
&math( b^2v_0^2u^2\frac{d^2u}{d\phi^2}=\frac{qq'}{4\pi\epsilon_0m}u^2+b^2v_0^2u^3 );
&math( \frac{d^2u}{d\phi^2}=-\left(\frac{qq'}{4\pi\epsilon_0mb^2v_0^2}+u\right) );
この方程式は、
&math( \underbrace{\frac{1}{r^2}}_{-\frac{1}{bv_0}\frac{d\phi}{dt}}\frac{dr}{dt}=A\sin(\phi+\delta)\frac{d\phi}{dt} );
と置けば満たされる。さらに、各辺を で微分すれば、
&math( \underbrace{\frac{1}{r^2}}_{-\frac{1}{bv_0}\frac{d\phi}{dt}}\frac{dr}{dt}=A\sin(\phi+\delta)\frac{d\phi}{dt} );
&math( \frac{dr}{dt}=-Abv_0\sin(\phi+\delta) );
が得られる。
入射時、 において より、
ここから、
を得る。
においては、 は から始まって、 散乱体に近づくに従って徐々に小さくなり、 における が散乱角に相当する。
粒子の軌跡は散乱体に最も近づく となる点 ( の点) に対して対象になるから、 は から までで最近接点へ到達し、 さらに だけ回った まで回転する事が分かる。
すなわち、散乱角 であり、
&math( \tan\frac{\theta+\pi}{2}=\cot\frac{\theta}{2}=\frac{4\pi\epsilon_0mbv_0^2}{qq'} );
により と の関係が与えられる。
&math( \theta&=2\,\mathrm{arccot}\,{\underbrace{\left(\frac{qq'}{4\pi\epsilon_0mv_0^2}\right)}_{b_0}}^{-1}b\\ &=2\,\mathrm{arccot}\,\frac{b}{b_0} );
完全反射 | ||
90度曲がる | ||
は となる入射パラメータに相当する。
の大きいところ、すなわち の小さいところで は に反比例する。
&math( \frac{b}{b_0}=\cot\frac{\theta}{2}\sim\frac{\cos\theta/2}{\sin\theta/2}=\frac{2}{\theta} );
元の式の両辺を で微分した
&math( \frac{d}{d\theta}\left(\cot\frac{\theta}{2}\right)=-\frac{1}{2}\frac{1}{\sin^2\frac{\theta}{2}}=\frac{1}{b_0}\frac{db}{d\theta} );
を用いて、 付近の の範囲にある立体角 へ散乱する断面積が であることから、微分散乱断面積を求めれば、
&math( 2\pi b\,db&=\left|-2\pi b\frac{1}{2}\frac{1}{\sin^2\frac{\theta}{2}}b_0\right|d\theta\\ &=\underbrace{\left|-\frac{1}{2\sin\theta}\frac{b_0}{\sin^2\frac{\theta}{2}}b\right|}_{\sigma(\theta,\phi)}2\pi\sin\theta\,d\theta\\ );
&math( \sigma(\theta,\phi)&=\frac{1}{4\sin\frac{\theta}{2}\cos\frac{\theta}{2}}\frac{b_0}{\sin^2\frac{\theta}{2}}b_0\cot\frac{\theta}{2}\\ &=\frac{b_0^2}{4\sin^2\frac{\theta}{2}}\\ );
散乱ポテンシャルが無限遠までゼロにならない散乱ではすべてが散乱波であり、透過波は存在しない。
したがって、微分散乱断面積を全立体角に対して積分すれば無限大に発散する。