Đầu tiên, ta cần tìm hiểu gần đúng WKB (Wentzel–Kramers–Brillouin) là gì?
Phương trình Schrödinger
−ℏ22md2ψdx2+V(x)ψ=Eψd2ψdx2=−2m[E−V(x)]ℏ2ψ
Gọi
p(x)≡√2m[E−V(x)]
là động lượng (cổ điển) của một hạt có năng lượng E trong thế năng V(x). Phương trình Schrödinger trở thành
d2ψdx2=−p2ℏ2ψ
Giả sử E>V(x) (vùng cổ điển) khi đó p(x) thực. Hạt bị nhốt trong hố thế. Một cách tổng quát, ψ là hàm phức và ta có thể biểu diễn nó dưới dạng biên độ A(x) và pha ϕ(x)
ψ(x)=A(x)eiϕ(x)
Thay vào phương trình Schrödinger
A″+2iA′ϕ′+iAϕ″−A(ϕ′)2=−p2ℏ2A
Ta tách làm 2 phương trình cho phần thực và ảo
A″−A(ϕ′)2=−p2ℏ2A⇒A″=A[(ϕ′)2−p2ℏ2]2A′ϕ′+Aϕ″=0⇒(A2ϕ′)′=0
Phương trình thứ nhất dễ dàng tìm được nghiệm
A=C√ϕ′
với C là hằng số thực.
Phương trình thứ hai được giải gần đúng. Ta xem biên độ A biến đổi chậm, do đó A″≈0 hay A″/A≈0. Khi đó, phương trình thứ hai trở thành
(ϕ′)2=p2ℏ2⇒dϕdx=±pℏ⇒ϕ(x)=±1ℏ∫p(x)dx
Như vậy hàm sóng trong vùng cổ điển cần tìm là
ψ(x)≈C√p(x)exp[±iℏ∫p(x)dx]
Bình phương khả tích hàm sóng
|ψ(x)|2≈|C|2p(x)∝1p(x)
Xác suất tìm thấy hạt tỉ lệ nghịch với động lượng (cổ điển) của hạt tại điểm đó.
Trong vùng không cổ điển (E≤V), kết quả cũng tương tự như vùng cổ điển, chỉ khác là p(x) lúc này là ảo
ψ(x)≈C√|p(x)|exp[±1ℏ∫p(x)dx]
Lúc này xảy ra hiện tượng xuyên hàm. Tại các vị trí biên hàm sóng cần được đảm bảo tính liên tục và đạo hàm liên tục.
Ví dụ trường hợp tán xạ hàng rào thế chữ nhật. Ta đã biết hàm sóng bên trái (x≤0) có dạng ψ(x)=Aeikx+Be−ikx với A là biên độ tới, B là biên độ phản xạ, k=√2mE/ℏ.
Trong khi sóng bên phải (x>a) có dạng ψ(x)=Feikx với F là biên độ truyền qua, xác suất truyền qua là T=|F|2|A|2 Trong vùng xuyên hầm (lượng tử) (0≤x≤a), gần đúng WKB ψ(x)≈C√|p(x)|exp[1ℏ∫x0|p(x′)|dx′]+D√|p(x)|exp[−1ℏ∫x0|p(x′)|dx′] Nếu hàng rào thế rất cao và rộng thì số hạng C xem như về giá trị 0. Hệ số truyền qua khi đó được gần đúng |F||A|∼exp[−1ℏ∫a0|p(x′)|dx′] hay T≈e−2γ với γ=1ℏ∫a0|p(x)|dx=2mℏ∫a0[V(x)−E]dx Năm 1928, George Gamow (ngoài ra còn có Condon và Gurney cũng tìm ra độc lập) đã sử dụng phương trình T ở trên để đưa ra giải thích cho phân rã alpha (α) (sự phát ra các hạt α). Do hạt α có điện tích dương (2e), nó sẽ bị đẩy ra xa hạt nhân (điện tích Ze) đủ xa để thoát ra khỏi lực hạt nhân. Trong trường hợp uranium, hàng rào thế năng gấp hai lần năng lượng hạt α phát ra. Gamow đã gần đúng thế năng như một hố thế vuông hữu hạn (đặc trưng cho lực hút hạt nhân), mở rộng đến r1 (bán kính hạt nhân), được nối với đuôi lực đẩy Coulomb, lúc này cơ chế đẩy được xem như hiện tượng xuyên hầm trong cơ học lượng tử.
Năng lượng của hạt α phát ra có thể được tính bằng công thức Einstein
E=(mp−md−mα)c2
trong đó mp là khối lượng hạt nhân mẹ, md là khối lượng hạt nhân con và mα là khối lượng hạt α.
Ví dụ trường hợp tán xạ hàng rào thế chữ nhật. Ta đã biết hàm sóng bên trái (x≤0) có dạng ψ(x)=Aeikx+Be−ikx với A là biên độ tới, B là biên độ phản xạ, k=√2mE/ℏ.
Trong khi sóng bên phải (x>a) có dạng ψ(x)=Feikx với F là biên độ truyền qua, xác suất truyền qua là T=|F|2|A|2 Trong vùng xuyên hầm (lượng tử) (0≤x≤a), gần đúng WKB ψ(x)≈C√|p(x)|exp[1ℏ∫x0|p(x′)|dx′]+D√|p(x)|exp[−1ℏ∫x0|p(x′)|dx′] Nếu hàng rào thế rất cao và rộng thì số hạng C xem như về giá trị 0. Hệ số truyền qua khi đó được gần đúng |F||A|∼exp[−1ℏ∫a0|p(x′)|dx′] hay T≈e−2γ với γ=1ℏ∫a0|p(x)|dx=2mℏ∫a0[V(x)−E]dx Năm 1928, George Gamow (ngoài ra còn có Condon và Gurney cũng tìm ra độc lập) đã sử dụng phương trình T ở trên để đưa ra giải thích cho phân rã alpha (α) (sự phát ra các hạt α). Do hạt α có điện tích dương (2e), nó sẽ bị đẩy ra xa hạt nhân (điện tích Ze) đủ xa để thoát ra khỏi lực hạt nhân. Trong trường hợp uranium, hàng rào thế năng gấp hai lần năng lượng hạt α phát ra. Gamow đã gần đúng thế năng như một hố thế vuông hữu hạn (đặc trưng cho lực hút hạt nhân), mở rộng đến r1 (bán kính hạt nhân), được nối với đuôi lực đẩy Coulomb, lúc này cơ chế đẩy được xem như hiện tượng xuyên hầm trong cơ học lượng tử.
Nếu E là năng lượng của hạt α phát ra, điểm quay lại (turning point) bên ngoài r2 được xác định bởi
14πϵ02Ze2r2=E
Số mũ γ là
γ=1ℏ∫r2r1√2m(14πϵ02Ze2r−E)dr=√2mEℏ∫r2r1√r2r−1dr
Tích phân có thể tính bằng phép đổi biến (r=r2sin2u) và kết quả thu được là
γ=√2mEℏ[r2(π2−sin−1√r1r2)−√r1(r2−r1)]
Thông thường r1≪r2, ta có thể đơn giản kết quả trên bằng gần đúng
γ≈√2mEℏ[π2r2−2√r1r2]=K1Z√E−K2√Zr1
trong đó
K1=(e24πϵ0)π√2mℏ=1.980 MeV1/2
và
K2=(e24πϵ0)1/24√mℏ=1.485 fm−1/2
Hãy tưởng tượng một hạt α dao động bên trong hạt nhân với vận tốc trung bình v thì thời gian trung bình giữa các "va chạm" với "tường" khoảng 2r1/v, do đó tần số va chạm là v/2r1. Xác suất thoát tại mỗi va chạm là e−2γ, do đó xác suất phát trong một đơn vị thời gian là (v/2r1)e−2γ, do đó thời gian sống của hạt nhân mẹ vào khoảng
τ=2r1ve2γ
Ta không biết được v nhưng với các hạt nhân nặng sự biến thiên theo v là không đáng kể. Ta có một bức tranh đẹp liên quan giữa năng lượng E và logτ1/2
![]() |
Đồ thị logarithm thời gian sống với 1/√E (trong đó E là năng lượng của hạt alpha phát ra), cho uranium và thorium. |
Comments
Post a Comment