组合常数在物理学中的运用

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1、组合常数在物理学中的运用摘要：量纲分析是物理学中普遍使用的方法，而组合常数的利用是建立在量纲分析基础上的一种新的方法。借助于组合常数，物理学中的很多分析和计算变得简单明了。组合常数在原子物理中的运用较多，其优势也较为明显，在电磁学等其它领域也有一些应用。本文对组合常数在原子物理以及其它领域中的运用进行了总结归纳，可以看到，利用组合常数分析问题是非常有效，值得推广的。关键字：组合常数；量纲分析；物理常数；原子物理物理量的量纲可以用来分析几个物理量之间的关系，这方法称为量纲分析1。通常，一个物理量的量纲是由像长度、质量、时间一类的基础物理量纲结合而成。量纲分析所依据的重要原理是，物理规律一定要与其

2、计量物理量的单位无关。任何有意义的方程式，其左手边与右手边的量纲一定要相同。检查有否符合这原则是做量纲分析最基本的步骤 2。2006年国际科技数据委员会推荐的基本物理常数有2O个 3，其中在最常用的包含18个常数和2个组合量。不过人们在谈到基本物理常数时，总会先想到下面的8个基本物理常数：光速常数，电子电荷，普朗克常数，万有引力常数，电子静止质量，质子静止质量，阿伏加德罗常数和玻尔兹曼常数。最主要是它们出现得较早，所起的作用较重要和人们经常使用的缘故。但是除这2O个基本物理常数外，物理常数还有另外一种形式，就是由这些基本物理常数优化组合而成的组合常数，这些组合常数总是严格地以相同的形式出现在物

3、理学的规律中，如精细结构常数 ，玻尔半径 ，法拉第 等，都ceh024204emaheNFA有简明的量纲和物理意义。1 原子物理学中的组合常数的运用1.1 原子物理学中的常见的组合常数原子物理学中的基本物理常数有电子电量 ，电子静止质量 ，光速，普朗克常数 ，真空中的介电常数 ，里德伯常数，精细结构常数 ，约化普朗克常数，它们按某种固定的组合形成组合常数出现在原子物理学的规律中，具有简洁的数值和量纲，在原子物理学中常见的组合常数有：MeVfme4.102（1）或 enefc9797h keVnmMefhc24.112401（2）keVMcme51.02（3）hR6.13（4） 15124079

4、.07.92 TeVTJme（5）14GHze（6）1467.0Tcme（7）1.2 组合常数在数值计算方面的运用在原子物理学里，为了避免计算公式的太过于繁杂，常要用原子单位来表示有关数据和公式，这些单位中许多都是由一些基本的物理常数组合而成的，利用上面的组合常数，同时要考虑量纲，特殊情况做其它考虑，就能够得到一些常用的复杂的推导与计算所得到的结果 4,5,6。电子的经典半径 的计算：考虑长度量纲，用（1）式除以(2)得0r0202 81.25.44rfmMeVfcmee 精细结构常数 的计算：用（1）式除以(2)式可以得到无量纲的常数 =13797.402efch并扩展为 0214.nzcn

5、ze电子的康普顿波长 的计算：考虑长度量纲，用(2)式除以(3)得eDece fmMVfcmDh3865.09722这是电子的约化康普顿波长。上式可扩展为，即(2)式除以(3) ececnD又 ece fmMVfmh24651.024电子轨道运动的速度 的计算：从量纲分析知 ，速度只能由光速c与无量纲nv的常数 (或 )组合而成。nvczzec204h从而可知轨道速度的量级为 倍的光速。原子的能量 的计算：要求原子的能量先要知道原子的能量经典表达式nE202141mvrZev将 的表达式带入原子的能量经典表达式，得到原子能量的量子表达式nv20422 )()(1hnzecnzvEenen 玻尔

6、原子的轨道半径 的计算：同样考虑长度量纲，用上面已经得到的长nr度与 组合，可得到新的长度量。首先是得到第一玻尔轨道半径nmaemcceec 0529.412002hhD其次还可得到玻尔轨道半径neec razn12204由上可以看出，电子经典半径、电子的康普顿波长、电子的轨道半径之间依次差 倍。里德伯常量 的计算：将上述所得的原子的能量表达式写成与光谱规律相R一致的形式时，有 hcnzE23并由上式得到： o13204297)(mcemRh原子的角动量 的计算：将 和 的表达式代人角动量的经典表达式nLnvr中，这样就可以得到角动量的量子表达式： mvrLhnzemczrvenen )4)(

7、240原子的磁矩 的计算：将原子的角动量 的量子表达式带入用电子轨道磁nL矩与电子轨道角动量间的经典表达式 就可以得到e2Bee nmhacnm4)2(1h其中 B是玻尔磁子， 151078.TeVeB由此又可以看出磁矩与电矩( )量级相差 倍1ac在 粒子散射理论中，瞄准距离b、卢瑟福 散射公式瞄准距离b：fmMeVEzMeVEzvze 2cot)(4.12cot)(42cot4002 卢瑟福 散射公式:efmeZntNd4.1)(2si 24氢原子、类氢离子及碱金属原子的能级、基态电离能、线系公式能级可直接用 表示成： VhcR6.13enZnZ,E222n 基态电离能: VW6.132线

8、系公式： enmZhv)(22 .2,1m4)1(1024.6312nmeVZc92 .2,m对于氢原子和类氢离子 发生塞曼分裂的光谱线同原谱线之间的频率、能量、波数之差：频率之差：GHzTBgMTBmegM)(14)(4 212 能量之差： eVTBmegegE )(1079.5)(4)(4 51212 hh波数之差:11212 )(467.0)(41 cTBgMTBcmegM自旋和轨道相互作用产生的能级分裂值：或eVlnZE431025.7)(4 1384.5)(4cmlnZ1.2 组合常数在定量估算方面的运用1.2.1对葡萄干模型产生大角散射可能性的估算 4汤姆逊葡萄干模型，对入射粒子的

9、最大作用力 发生于掠射，这时原子的F对入射的正电荷 , 其中 为真空介电常数, 为原子半径。Ze204RZeF0Rppp图1 散射引起的动量变化 Fig1 The change of momentum from the scattering如图1,为了估计 粒子由散射而引起的动量变化 ， 因而由动量定理可以推出 粒子的最大散射角 ： 520220141)(2 vmZRevmZevFRp 其中 是入射口粒子的动量， 是粒子与原子核发生相互作用被散射后的动量。PP代入组合常数数值就可得：)(103)(1.0425radEZMeVEnmfZ其中 为 粒子的动能， ，把与电子的碰撞考虑在内，则产生的最

10、ER.大散射角为 , 这样如果以入射粒子动能为1OMeV，靶核为金，)(104radZZ=79来估算，每次碰撞粒子的最大散射角将小于 ，而要引起 的偏转必rad3101须经过多次碰撞，但是每次的碰撞都是无规则对的，所以汤姆逊模型产生大角散射根本不可能。1.2.2不确定关系式在宏观和微观的效果估算 6假定电子可以在第一玻尔半径 范围内运动，即 ，nmr053.1nmx053.那么由不确定关系 可得: hxp3.605.)137(524.2nkeVvmcxhp由此可看出动量的不确定度非常大，而对宏观一个1Og小球以 速度scm10运动，如果 ，则由不确定关系式得： cx51024257106.6.

11、 sgmph因而由宏观物体引起的不确定度小得完全可以忽略。 1.2.3原子内部磁场的估算 6,7我们都知道原子处于弱磁场中时会发生塞曼效应，在强磁场中时会发生帕邢一巴克效应，那么原子内部磁场有多大，与外场相比怎样才算弱场或强场呢?用组合常数对锂原子和钠原子的内部磁场进行定量估算就可以对原子内部磁场有一个认识，从而更深刻理解塞曼效应和帕邢一巴克效应。对碱金属原子： BEslsv6BEls2对碱金属的主线系有： 推出2hcBBhc2用钠双线 和 ，可估算出钠原子内部磁场为： B=20Tnm5896.用锂双线 和 估算锂原子内部磁场为：B=0.357T7.60n801.3 组合常数在检验公式方面的运

12、用在原子物理学里，公式的过于繁杂，常使用原子单位(atomic unit简写为a.u)来检验有关数据和公式的正确性。下面举一些简单的例子进行运用（1）电子的玻尔第一速度的计算公式 的正确性： 的单位是 ，cv1csm是无量纲常数，因而 的单位是 ，从而证明这个公式是正确的。csm（2）电子的康普顿波长的计算公式 的正确性： 的单位是2ceechDch， 的单位是 ，因而 的单位是 ，从而证明这个公式MeVfm2ceMeVf的正确性。2 组合常数在电磁学中的运用2.1在电场中的运用 8相对于惯性系静止的两个点电荷间的静电力服从库仑定律，即(8)21rqkF其中 是比例常量，依赖于各量单位的选取。

13、k国际单位制是目前国际上流行的一种单位制（简记作 SI)，其力学及电磁学部分叫做 MKSA 制。该制以长度、质量、时间及电流为基本量。以米、千克、秒、及安培为基本单位。电荷在 MKSA 制中单位为库仑(记作 )，它与安培和C秒的关系为 。必须指出，采用 MKSA 制时，上式中各量的单位已分sAC1别指定为 (牛顿)、 和 ，故 只能由实验测出，实验测得Nmk。为方便起见，在 MKSA 制中常将 写成 的形式，290k k041相应的常量 为 。引入 后，式就改写成0)(109.822NC0(9) 2104rqF式 虽比式 复杂，但由它推出的许多关系式却比较简单。 2.2在磁场中的运用 8点电荷

14、的场强公式对讨论静电场的重要性是人所共知的。从这一公式出发，7通过求和或积分就可求得形形色色的电荷分布所激发的静电场 。静电场中与E点电荷所对应的是载有电流的元段，简称电流元。为了得到形形色色的载流导线所激发的静电场 ，需要知道电流元所激发的元磁场 的公式。设导线的电Br Bdr流为 ，以矢量 代表导线上任意有向元段（ 的方向与电流相同） ，则该载Irldlr流元段（电流元）可用矢量 做定量描述（ 对应于点电荷的 ） 。与点电ldIrIq荷不同，由于恒定电流的闭合性，恒定电流元不会单独存在，因此不可能通过实验直接测出恒定电流元的磁场。但是，只要默认磁场与电场一样服从叠加原理，则任何形状的载有恒定电流的导线的磁场都是它的所有元段的磁场的矢量和。通过对不同的形状的载流导线的实验研究（包括安培的平行直长节流导线的实验） ，人们相信电流元 激发的元磁场 由下式表示（国际单位制）：ldIrBdr204relIB其中 是电流元 （看作位于一点）与场点 的距离， 是从 指向rldIr PreldIr的单位矢量， 是与库仑定律的国际制表达式中 的对应的常量，P40 041k其中 ( 和 A 分别代表牛顿和安培)，式通常称为毕