三次元空間での散乱現象のバックアップソース(No.1)

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[[量子力学Ⅰ]]

* 三次元空間での散乱現象 [#u8667d1b]

実験的に意味のある散乱現象は、静止した粒子に高速で別の粒子が衝突するような過程である。
そのような物理現象を理論的に扱うには重心座標を用いて２粒子の相対運動を記述するのが常套手段となる。

ここではそのような問題を単純化して、静的で局所的なポテンシャル &math(V(\bm r)); に粒子が入射し、
散乱されるような現象を考える。

ポテンシャルは局所的であるから遠く離れた位置では粒子は自由運動する。
入射粒子はそのような遠方において運動量が確定しており、すなわち平面波で表される。

　&math(\psi_I(\bm r,t)=e^{i(\bm k_0\cdot\bm r-\omega_0t)});

粒子の流量が少ない極限では、散乱波の振幅は入射波の振幅に比例するから、
そのような極限においては入射波の振幅は任意に取ってよい。そこでここでは振幅を１とした。

標的となるポテンシャルにより散乱された波は、１次元の場合と異なり標的から３次元的に広がる。

散乱による入射波以外の成分、つまり散乱波および入射波の減衰を表す波動関数を 
&math(g(\bm r)); とすれば、入射波と散乱波とを合わせた全体としての波動関数は

　&math(\psi(\bm r,t)=e^{i\bm k_0\cdot\bm r}+g(\bm r,t));

のように書ける。

解くべきシュレーディンガー方程式は

　&math(i\hbar\frac{\PD}{\PD t}\psi(\bm r,t)=\left\{-\frac{\hbar^2}{2m}\nabla^2+V(\bm r)\right\}\psi(\bm r,t));

である。定常的な粒子の流れが実現している状況では波動関数の絶対値は時間によらないから、
定常状態についてのシュレーディンガー方程式と同様に変数分離を行い、

　&math(\left\{-\frac{\hbar^2}{2m}\nabla^2+V(\bm r)\right\}\varphi(\bm r)=\varepsilon\varphi(\bm r));

を解けばよいことになる。

* ボルン近似 [#p81b7a92]

ボルン近似では散乱ポテンシャル &math(V(\bm r)); が小さく、
散乱波も小さいものとし、その低次の項のみを残して議論を行う。

上記のシュレーディンガー方程式に波動関数を代入して整理すれば、

　&math(\left\{-\frac{\hbar^2}{2m}\nabla^2+V(\bm r)-\varepsilon\right\}\left\{e^{i\bm k_0\cdot\bm r}+g(\bm r)\right\}=0);

このうち２次の微小量となる &math(V(\bm r)g(\bm r)); を落とせば、

　&math(
\left(\frac{\hbar^2}{2m}\nabla^2+\varepsilon\right)g(\bm r)=\left\{\frac{\hbar^2}{2m}k_0^2+V(\bm r)-\varepsilon\right\}e^{i\bm k_0\cdot\bm r}
);

ここで、&math(\varepsilon=\frac{\hbar^2k_0^2}{2m}); であるから、

　&math(
\frac{\hbar^2}{2m}\left(\nabla^2+k_0^2\right)g(\bm r)=V(\bm r)e^{i\bm k_0\cdot\bm r}
);

となって、左辺の &math(g(\bm r)); が未知の関数、
右辺は既知の関数である。

* グリーン関数 [#i189bfd3]
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