復雜勢場量子彈球中疤痕態(tài)的量子化條件*

李曉亮 陳憲章 劉郴榮 黃亮

(蘭州大學物理科學與技術學院,蘭州 730000)

量子疤痕是波函數(shù)在經(jīng)典不穩(wěn)定周期軌道周圍反常凝聚的一種量子或波動現(xiàn)象.人們對疤痕態(tài)的量子化條件進行了大量研究,對深入理解半經(jīng)典量子化起到了一定的促進作用.之前大部分研究工作主要集中在硬墻量子彈球上,即給定邊界形狀的無窮深量子勢阱系統(tǒng).本文研究具有光滑復雜勢場的二維量子彈球系統(tǒng),考察疤痕態(tài)的量子化條件及其重復出現(xiàn)的規(guī)律,得到了與硬墻彈球不一樣的結果,對理解這類現(xiàn)象是一個有益的補充.這些結果將有助于理解具有無規(guī)長程雜質分布的二維電子系統(tǒng)的態(tài)密度譜和輸運行為.

1 背 景

經(jīng)典量子對應是量子力學一個重要的基本問題.從玻爾的舊量子論,到量子力學的建立,一直到近代對量子力學基本原理的探討,都離不開這個問題.眾所周知,對于經(jīng)典系統(tǒng),有可積和不可積之分,而對于實際系統(tǒng)來說,絕大多數(shù)都是不可積的.可積系統(tǒng)可以通過玻爾- 索末菲量子化規(guī)則或后來發(fā)展的 Einstein-Brillouin-Keller(EBK)量子化條件[1]來量子化,得到對應量子系統(tǒng)的能級.而不可積的系統(tǒng)由于沒有整體的作用量—角變量這些對偶量,不能簡單地應用量子化規(guī)則[2,3].到上世紀六七十年代,隨著原子核物理、隨機矩陣理論、經(jīng)典混沌的發(fā)展,人們重新考察經(jīng)典不可積系統(tǒng)的量子化問題,得到了系列結果,特別是 Gutzwiller[4]的求跡公式,發(fā)現(xiàn)對于對應經(jīng)典動力學為混沌的量子系統(tǒng),雖然經(jīng)典不穩(wěn)定周期軌道的測度是零,但是這些軌道卻決定了該量子系統(tǒng)能譜的漲落特征.其中一類重要的模型是二維硬墻(hard-wall)量子彈球[5?8],即二維無限深勢阱,其經(jīng)典極限對應著動力學彈球——粒子在其中做自由運動,在邊界處發(fā)生鏡像反射.系統(tǒng)的動力學行為完全由邊界形狀決定.當邊界不規(guī)則時,粒子的經(jīng)典動力學行為往往是混沌的.對于量子彈球系統(tǒng),其方程為單粒子薛定諤方程.由于這一方程為線性方程,排除了混沌發(fā)生的可能,因此,在半經(jīng)典極限下如何發(fā)展出混沌就成了一個非常引人入勝的問題.此外,當改變邊界使得經(jīng)典動力學是可積或混沌時,所對應的量子系統(tǒng)有沒有什么特征?有沒有什么量子系統(tǒng)的指標可以明確說明其所對應的經(jīng)典動力學是否混沌? 對這些問題的研究構成了量子混沌學,簡稱為量子混沌[9].經(jīng)過半個多世紀的研究,在很多方面,如波函數(shù)統(tǒng)計特征、能譜統(tǒng)計、量子混沌散射、量子保真度、動力學演化特征等,人們都得到了深入的理解[5,8,10?15].注意在講可積或混沌時,均指的經(jīng)典系統(tǒng),或量子系統(tǒng)在經(jīng)典極限下的行為.

“量子疤痕”作為量子波函數(shù)在經(jīng)典不穩(wěn)定軌道上的反常凝聚,是量子世界對經(jīng)典軌道的一個敏銳的反常響應[16?18].軌道為經(jīng)典的概念,波函數(shù)為量子的概念,在一些情況下,量子波函數(shù)在空間中會凝聚在經(jīng)典的周期軌道上,即粒子在這些經(jīng)典軌道附近的概率要遠大于其他地方.對于經(jīng)典混沌系統(tǒng),如運動場形或其他具有特定邊界形狀的彈球系統(tǒng),由于其周期軌道的不穩(wěn)定性,周期軌道在相空間的測度為零,粒子保持在該軌道上運動的概率是零;但對于量子系統(tǒng),在某些能級下,粒子反而會以很大的概率“凝聚”在這些軌道上,這一違反直觀的現(xiàn)象就是量子疤痕.當然,對于經(jīng)典可積系統(tǒng)或混合動力系統(tǒng)(即相空間中既有混沌海又有穩(wěn)定軌道所形成的 Kolmogorov-Arnold-Moser(KAM)島),對應量子系統(tǒng)的本征波函數(shù)在穩(wěn)定軌道上也有很強的凝聚,而且比混沌軌道上的凝聚更強,但由于在經(jīng)典情形下粒子就能夠自然地在這一軌道上運動,所以并不奇怪.量子疤痕作為聯(lián)系經(jīng)典軌道和量子現(xiàn)象的紐帶,受到了人們的廣泛關注,并給出了半經(jīng)典的解釋,即量子波函數(shù)在該軌道上傳播時相位的相干疊加產(chǎn)生的加強效應[19?22].

之前關于量子疤痕的研究主要集中在硬墻量子彈球里,關于軟墻(soft-wall)量子彈球的研究相對較少.軟墻(soft-wall)和硬墻的主要區(qū)別在于彈球邊界上的勢場是光滑漸變的還是不連續(xù)的階梯勢.本文將主要研究軟墻量子彈球系統(tǒng)以及更加廣泛的具有復雜光滑勢場彈球系統(tǒng)的疤痕態(tài)及其所滿足的量子化條件.軟墻會對經(jīng)典動力學帶來重要的影響.已經(jīng)發(fā)現(xiàn),即使對于經(jīng)典可積的橢圓形硬墻彈球,當邊界足夠軟時,系統(tǒng)變?yōu)榛旌闲偷?在相空間中KAM島周圍出現(xiàn)了混沌海[23].在軟墻量子彈球方面,Luukko等[24]和Keski-Rahkonen等[25?27]研究了二維異向諧振子,在加入很多短程雜質破壞系統(tǒng)的可分離性后,發(fā)現(xiàn)了與經(jīng)典李薩如圖形一致的李薩如疤痕態(tài).他們的工作詳細討論了頻率比作為主要參數(shù)對系統(tǒng)行為的影響,認為李薩如疤痕態(tài)的出現(xiàn)是量子力學對經(jīng)典混沌的抑制作用,但并沒有討論半經(jīng)典量子化的條件.本文將主要討論疤痕態(tài)的半經(jīng)典量子化條件,并考慮更加復雜的光滑勢場所帶來的影響.一般來講,疤痕態(tài)指凝聚在經(jīng)典不穩(wěn)定周期軌道上的波函數(shù).在此,由于我們主要關心在這些軌道上波函數(shù)半經(jīng)典量子化的條件,我們將對穩(wěn)定和不穩(wěn)定軌道都做處理,來考察他們半經(jīng)典量子化的條件.

疤痕態(tài)出現(xiàn)的必要條件與 EBK 量子化條件類似,即從一點出發(fā),沿軌道行進一周,所累積的總的相位是 2π 的整數(shù)倍,以保證波函數(shù)的單值性和加強相干疊加[14,28].只是對于較復雜的情況,沿軌道行進時的相位貢獻來源比較復雜.關于相位的計算,對于硬墻二維量子彈球,人們已經(jīng)比較清楚,主要有在彈球區(qū)域內的自由運動項,即 p ·dq 項,以及在邊界處的反射系數(shù)項和Maslov 指數(shù)項;而對于二維光滑約束勢場(軟墻)中的量子彈球,據(jù)我們所知,由于所處理的情形的復雜性,詳細的疤痕態(tài)出現(xiàn)時能量所滿足的量子化條件以及疤痕態(tài)重復出現(xiàn)的規(guī)律還沒有給出.雖然半經(jīng)典量子化條件可以精確求出量子諧振子的本征能量,但對于一般的系統(tǒng),比如受擾動的諧振子,半經(jīng)典量子化條件只在較高能級時才適用,可以近似給出疤痕態(tài)出現(xiàn)時的能量值.在這里,我們發(fā)現(xiàn),對于較低的能級,仍然能夠得到疤痕態(tài)出現(xiàn)的能量值和半經(jīng)典理論較好的對應.

改變能量或波矢,當沿軌道一周累積的相位改變接近 2π 的整數(shù)倍時,疤痕態(tài)能夠重復出現(xiàn),并且重復出現(xiàn)的規(guī)律是一個重要指標,依賴于系統(tǒng)態(tài)密度的信息.對于同一類軌道,由于在邊界處獲得的相位相同,相位差主要由作用量 S 的改變貢獻.對于硬墻量子彈球,在經(jīng)典極限下,由于軌道與能量無關,動量大小與位置無關,且動量與軌跡切向平行,故為軌道長度.相鄰疤痕態(tài)重復出現(xiàn)的必要條件即為即疤痕態(tài)在波矢空間是近似等間距出現(xiàn)的.對于非相對論量子系統(tǒng),由于為能量的最低點,即疤痕態(tài)在能量空間是按照等間距出現(xiàn)的.而對于極端相對論性系統(tǒng),E ∝k,此時在能量空間疤痕態(tài)則是按照 E 等間距出現(xiàn)的[29,30].相對于硬墻彈球,光滑勢場量子彈球或軟墻彈球的行為更加復雜,此時周期軌道與能量有關,哪怕對于同一類軌道,當能量改變時,軌道的長度和位置也會發(fā)生變化,而且動量與位置有關,作用量只能通過數(shù)值積分得到.此外,對于硬墻量子彈球系統(tǒng),每次在邊界處的碰撞,反射系數(shù)會貢獻一個相位,同時取決于邊界形狀,如果碰撞點處邊界為弧形,還會有共軛點的貢獻.而對于光滑勢系統(tǒng),除了端點,在軌道發(fā)生偏轉時沒有相應的反射系數(shù)貢獻的相位,只有在軌道的端點處發(fā)生完全反射時才會有這個貢獻,同時對軌道共軛點的判斷也更加困難.特別地,對于某些復雜勢場的情況,有可能存在一些臨界點,當能量值跨過這些臨界點時,其經(jīng)典周期軌道可能會出現(xiàn)定性上的改變[31].我們將會碰到這種情況,并考察當經(jīng)典周期軌道發(fā)生定性的改變時,比如從不穩(wěn)定變?yōu)榉€(wěn)定,其上疤痕態(tài)的半經(jīng)典量子化條件的變化.

目前由于二維材料的廣泛研究,人們研究了由雜質原子所形成的島上區(qū)域的電子態(tài)密度,發(fā)現(xiàn)對于比較規(guī)則的系統(tǒng),態(tài)密度在隨能量變化時會出現(xiàn)一些特征的峰,與疤痕態(tài)所滿足的量子化條件一致.而對于一般情況,當雜質較多時,也會出現(xiàn)一些比較明顯的峰,這些峰的來源與特征是什么,與經(jīng)典軌道有沒有關系,還是一個沒有解決的問題.雜質所產(chǎn)生的勢場往往能夠形成大小不等的勢谷,電子局限在勢谷中,在一定的能量值時,在特定的軌道上形成滿足量子化條件的疤痕態(tài),顯現(xiàn)出較高的態(tài)密度峰,并且由于疤痕態(tài)的重復出現(xiàn),這些峰隨著能量的改變也會重復出現(xiàn),只是由于勢場的復雜性,態(tài)密度峰的周期性會受一定的影響.因此,我們研究擾動下二維諧振子勢中量子彈球的量子化條件,以期對復雜約束勢場中疤痕態(tài)出現(xiàn)的量子化條件以及實驗上能夠觀察得到的態(tài)密度峰有進一步的理解.

2 模 型

因為我們的目的是研究復雜勢場下疤痕態(tài)出現(xiàn)的量子化條件,因此將分兩步進行,一是輕微擾動下的二維量子諧振子,這時有解析的分析,可以驗證我們的數(shù)值結果;二是在大擾動下出現(xiàn)復雜經(jīng)典動力學行為的光滑勢場中的量子彈球.在輕微擾動下,我們將能夠看到李薩如疤痕態(tài),即凝聚在經(jīng)典李薩如圖形(當 x,y 兩個方向上的頻率比為簡單的整數(shù)比時所出現(xiàn)的圖形)上的疤痕態(tài),并研究這些疤痕態(tài)出現(xiàn)所滿足的量子化條件.在大擾動下,經(jīng)典軌道和疤痕態(tài)的特征將會有較大的變化,但是可以預期這些量子化條件仍然適用.這樣,可以一般性地給出在二維復雜勢場量子彈球系統(tǒng)中的量子化條件,可以預期這些結果對于約束在復雜的隨機長程勢場中的電子仍然有效.對于理想的二維量子諧振子,其哈密頓為

其中

其中Nnm是歸一化常數(shù)是n階厄米多項式.由于該系統(tǒng)可以分離為x,y兩個方向的一維諧振子的直積,本征波函數(shù)也具有這樣的對稱性,一般不會出現(xiàn)凝聚在經(jīng)典周期軌道上的情況,因此不會出現(xiàn)與經(jīng)典情況中的李薩如圖形所對應的疤痕態(tài).文獻[26]通過在二維異向諧振子中加入大量有短程作用的雜質的方法來破壞這個對稱性,在這些雜質的誘導下,該系統(tǒng)中出現(xiàn)了與經(jīng)典李薩如圖形一致的李薩如疤痕態(tài).

為了方便,在計算的時候我們重新標度各物理量.令系統(tǒng)的特征長度為 L0,則 x=x′L0.由于我們將采用有限差分的方式進行計算,因此將彈球區(qū)域分成間距為 a 的正方形格子,并令 t=?2/(2ma2),將其作為能量的單位.因 ?ω 亦是能量的單位,故令這樣勢能的單位亦為t .

圖1展示了本文所研究的輕微擾動和大擾動下的二維諧振子勢,其中在圖1(a)中,我們在諧振子勢(2)的基礎上,在(x0/L0,y0/L0)=(-0.278,-0.226)處加了一個δ(xx0,y-y0)的函數(shù)勢,用來破壞原來勢場沿x軸、y軸的鏡面對稱以及沿z軸的旋轉180°的對稱性.在圖1所示的區(qū)域邊界,再加一個硬墻勢,注意這里也可以在這個區(qū)域邊界之外加一個增長更快的連續(xù)勢.我們將主要分析低能級的態(tài),這時這個區(qū)域邊界上及其外圍的勢場對結果影響很小.圖1(b)在圖1(a)的基礎上加一個高斯勢,即

其中 U=1t,σ=0.2828,(xG,yG)=(-0.3441,0.1226),來進一步破壞系統(tǒng)的可積性.這樣整個勢場形成左右兩個谷,中間一個峰,其中右側谷底的位置為對應的勢能為兩個勢谷之間存在兩個鞍點,對應的勢能分別為 0 .591t和0 .976t .因此,當粒子能量低于 0 .591t 時,其經(jīng)典軌跡只能局限在其中的一個勢谷中.這里需注意,哪怕粒子只被囚禁在一個谷中,其經(jīng)典動力學仍然不一定是可積的,因為軟的勢場往往能夠將經(jīng)典動力學復雜化[23].

圖1(a)二維諧振子勢((2)式),其中L0是系統(tǒng)的特征尺度,為了破壞對稱性,我們在(xδ/L0,yδ/L0)=(-0.278,-0.226)處加了一個δ(x-x0,y-y0)函數(shù)勢;(b)在勢場(a)的基礎上,加入了一個高斯勢場,其中,(/L,y/L)=(-0.3441,0.1226).這樣整個勢場形成左右 0G0兩個谷,一個峰,其中右側谷底的位置為(xV/L0,yV/L0)=(0.3574,-0.0179),對應的勢能為 Vmin=0.1053t .兩個勢谷之間存在兩個鞍點,如叉號所標示的位置,對應的勢能分別為0.591t和0.976tFig.1.(a)Two-dimensional harmonic potential(Eq.(2)),where L 0 is the character scale of the system,,and.To break the discrete symmetry,we added a δ(x-x0,y-y0)potential at(xδ/L0,yδ/L0)=(-0.278,-0.226);(b)On the potential given in Fig.(a),we added an additional Gaussian potential =Ue-[(x-xG)2+(y-yG)2]/(2σ2),where U=1t,σ/L0=0.2828,and(xG/L0,yG/L0)=(-0.3441,0.1226).Thus the potential field forms two valleys and one peak,and the position of the bottom of the right valley is(xV/L0,yV/L0)=(0.3574,-0.0179),with corresponding potential Vmin=0.1053t .There are two saddle points between the two valleys,as marked by the crosses,with corresponding potential values 0.591t and 0.976t.

我們參照文獻[23]計算了粒子約束在圖1(b)勢場中右側谷時的龐加萊截面,結果展示在圖2中.粒子在勢場中運動時,動量分解為平行于勢能等值線的分量 p//和垂直于勢能等值線的分量 p⊥.龐加萊截面定義為 p⊥=0 時的截面,此時粒子軌跡與勢能等值線相切.這個切點相對于谷底的角度θ作為龐加萊截面的參數(shù).從這個龐加萊截面可以看出,對于這個系統(tǒng),即使能量不太高時,也有著復雜的結構,破壞了系統(tǒng)整體的可積性.但是系統(tǒng)有明確的 Kolmogorov–Arnold–Moser(KAM)島,島中間對應著穩(wěn)定軌道.利用KAM島中心點的參數(shù),可以精確找到該軌道,研究該軌道上波函數(shù)的量子化條件.

在求解該系統(tǒng)的本征能量和本征態(tài)時,我們將?2進行有限差分,將彈球區(qū)域分成間距為 a 的正方形格子,則得到系統(tǒng)在緊束縛近似下的哈密頓量

其中 t=?2/(2ma2),第一個求和對所有格點進行,第二個求和對所有相鄰點對進行.在格點表象中,哈密頓矩陣的對角元為Hii=4t+V(xi,yi),如果格點i與格點j相鄰,則Hij=-t,其余矩陣元為0.對于邊界點,V取一個很大的值.在這里取為1000t.將該哈密頓矩陣對角化即可得到對應的本征能量和本征態(tài).由于方格子的色散關系為E(kx,ky)=2t[1-cos(kxa)]+2t[1-cos(kya)],只有當能量或波矢較小時才能近似為E=?2k2/(2m),其中因此我們將主要考慮低能級情況.另一方面,格點系統(tǒng)對原有二維諧振子系統(tǒng)的偏離在一定程度上也促使了李薩如疤痕態(tài)的出現(xiàn).

本文考慮的均為 2 自由度系統(tǒng).對于這類系統(tǒng),如果軌道是穩(wěn)定的,考慮對軌道的變分,那么在軌道的橫截方向,當有一個小擾動時,這個小擾動會反復振蕩.考慮橫截方向的一個整體模式 o,假設其振蕩頻率為 ωo,那么這個模式在低能下(小擾動下)一般與諧振子的運動相似.則對于量子化的系統(tǒng),它會在能量上貢獻[32]

m為在橫截方向的量子數(shù),并約定當波函數(shù)在橫截方向只有一個波包(即基態(tài))時,對應的 m 為 0.這樣總的能量為 E=Eo+Et,其中 Et為沿該軌道運動的能量.而沿軌道運動的作用量為

對于軟墻彈球,當軌道有兩個端點(折返點)時,假設在端點處V隨qt為線性關系,即?V/?qt／=0或∞,由于線性勢的邊界條件與一維情況類似,半經(jīng)典處理會在波函數(shù)中給出 π /4 的相位.沿軌道運行一周,抵近和遠離每個端點,總共會貢獻 4 倍,即 π 的相位[14].因此量子化條件為

圖2 圖 1(b)勢場的龐加萊截面,即 p⊥=0 時 p // 對于此時的位置相對于右側谷底的角度 θ((a)—(c))和后面所處理的 6 類軌道(d).(a)總能量 E=0.3t;(b)E=0.45t;(c)E=0.75tFig.2.The Poincaré section of the motion of a particle moving in the potential field given by Fig.1(b),e.g.,when p⊥=0,p // vs.the angle θ of this point with respect to the bottom of the right valley(xV,yV)((a)–(c)).The total energy of the particle is E=0.3t(a),E=0.45t(b),and E=0.75t(c),respectively.(d)The six classes periodic orbits that will be discussed later.

我們約定 n 的意義為,對于凝聚在周期軌道上的量子態(tài),當沿軌道一周時粒子波函數(shù)有 n +1 個波長.這樣的約定當系統(tǒng)退化為諧振子勢時與一維諧振子的本征能量 En=(n+1/2)?ω 的約定一致.軟墻彈球和硬墻彈球具有很大的區(qū)別,首先在折返點,硬墻彈球每次折返貢獻π的相位,兩個折返點共貢獻 2π 的相位.此外,在軌道與硬墻邊界碰撞發(fā)生反射時,由于在邊界處波函數(shù)恒為 0,每次反射會附加一個π的相位.而對于軟墻彈球,這種反射不貢獻額外的相位.

對于給定的疤痕態(tài),通過數(shù)疤痕態(tài)的波包,可以確定量子數(shù) n,并由(8)式確定 St,由(7)式可以反推出 Et.Eo由(6)式給出.這樣,可以得到由半經(jīng)典的量子化條件給出的本征能量Emn=Eo(m)+Et(n)[14,32].對于封閉的沒有端點的周期軌道,則(8)式應為 St=(n+1)2π? .注意這里所討論的是疤痕態(tài)出現(xiàn)的必要條件,即疤痕態(tài)的能量需要近似滿足在相應軌道上的量子化條件.但是這還不是充分條件,尤其是對于經(jīng)典混沌的系統(tǒng),疤痕態(tài)只是其中一類態(tài),更多的是沒有規(guī)律雜亂無章的態(tài).即使?jié)M足量子化條件,在所預言的能量值附近,并不一定能夠找到對應的疤痕態(tài).因此,相較于在考慮沿周期軌道運動一周所產(chǎn)生的相位后,由半經(jīng)典量子化給出相應的能量值并在該值附近尋找疤痕態(tài),我們更傾向于反過來,由能量值根據(jù)半經(jīng)典量子化公式得到相應的量子數(shù) n,并與根據(jù)波函數(shù)數(shù)出來的量子數(shù) n 比較,看是否符合.

如果軌道是不穩(wěn)定的,則量子化條件與前面類似,只是(6)式中的 ? ωo需更換為與軌道不穩(wěn)定性有關的一個參數(shù) u[14,33].

對于約束在復雜的隨機長程勢場中的電子,當局域在某個或某幾個相鄰的勢谷中時,其所感受到的勢場將在定性上與我們所考慮的大擾動下的二維諧振子系統(tǒng)類似,因此可以預期我們的結果對于理解這些系統(tǒng)中態(tài)密度的規(guī)律具有一定的幫助.

在此必須指出,上述半經(jīng)典公式是Gutzwiller[4],Miller[32],Voros[33]等在 20 世紀七八十年代提出來的,在顧雁老師[14]的書里有詳細的闡述.我們只是研究一個具體的軟墻彈球的例子,確定其中疤痕態(tài)的量子化條件,以期對目前廣泛研究的具有不規(guī)則雜質的二維電子系統(tǒng)的態(tài)密度譜峰有所理解.我們的工作也發(fā)現(xiàn),這些半經(jīng)典公式不是僅在短波長極限下成立,而是對于一般的二維體系,只要波長不是太長時就能成立,而且在一個比較大的范圍內都與量子計算結果一致.

3 結 果

3.1 小擾動下二維諧振子系統(tǒng)

對于小擾動的情況,我們固定 ωx=1,考察了不同的 ωy.對于不同的 ωx和ωy的比例,會得到不同的李薩如疤痕態(tài).圖3展示了一些具有代表性的結果.

首先給出 bouncing ball 軌道的本征態(tài)的結果,來檢驗分析的準確性.對于圖3(a)中那一類沿x方向的 bouncing ball 態(tài),它們也是原二維諧振子系統(tǒng)的本征態(tài)((3)式),對應著 m=0 的態(tài).此時 En,0=?[(n+1/2)ωx+(1/2)ωy],其軌道方向的能量為 Et(n)=En,0-(1/2)ωy.而在 x 方向,對于經(jīng)典的諧振子,能量和作用量的關系為對于該軌道,沿軌道方向的量子化條件為 St=2π?(n+1/2).這樣找出所有沿 x 方向 bouncing ball 軌道的本征態(tài)出來,從其本征能量 E,可以得到 Et,并進而得到St,從而得到量子數(shù) n .注意這樣得到的 n 不一定是整數(shù).

另一方面,可以通過數(shù)波函數(shù)的波包的個數(shù)把沿軌道一周的波長的數(shù)目確定下來,n 即為波長數(shù)減 1.通過對比這樣兩種方式確定的 n,可以判斷能否通過數(shù)波函數(shù)波包的方式來得到該波函數(shù)相應的本征能量.對于半經(jīng)典公式的檢驗,一般是反過來,先確定橫截方向的頻率值,在給定量子數(shù)下計算沿軌道的作用量,再由作用量和能量的關系確定能量,與計算得到的本征能量做對比.這里我們的目的是給出疤痕態(tài)出現(xiàn)時所滿足的必要條件,即半經(jīng)典量子化條件,并考察半經(jīng)典處理對于這些態(tài)的適用性問題,由于疤痕態(tài)及其本征能量已經(jīng)得到,我們可以通過上述方式得到相應的軌道方向的量子數(shù) n,和數(shù)出來的波長數(shù)減1做對比.由于整數(shù) n 對應滿足量子化條件,所以從對 n 的偏離就可以很容易看出半經(jīng)典描述對該組疤痕態(tài)的適用性.對于復雜光滑勢場中的疤痕態(tài),其橫截方向量子數(shù)一般為 0,在能量變化范圍不大的時候,橫截方向量子數(shù) n和能量之間接近線性關系,因此從 n 的差異也可以推得能量的差異.

縱向的 bouncing ball 態(tài)可以做類似的分析,只需把 ωx和ωy互換即可.圖 4 做了這樣的分析,可以看出,不管對于橫向還是縱向的 bouncing ball 態(tài),當能量較小時,比如 E /t＜0.4,兩種方式得到的量子數(shù)符合得非常好.能量較大時會有所偏離,而且能量越大偏離越多.這是由于 ?2算符的有限差分近似導致的,同時能量 E /t 在接近 1 時,區(qū)域邊界的硬墻勢也會帶來一定的影響.

圖3 圖1(a)勢場下粒子的本征態(tài).圖中所畫為一些具有代表性的波函數(shù)的模方,凝聚在李薩如軌道上.x和y 方向的頻率比為(a)—(c)1∶2,(d)2∶3,(e)3∶4,(f)1∶3.對所有情況,,x /L0 的 范圍為 諧振子勢在 y=0 的邊界上的值為1tFig.3.The representative eigen-wavefunctions of the billiard Fig.1(a).Shown are the the square of the modulus of wavefunctions that are condensed on the Lissajous orbits.The ratio of t he frequency in x and y directions are:(a)–(c)1∶2,(d)2∶3,(e)3∶4,(f)1∶3.For all case,,the range of x is and the value of the harmonic potential at the y=0 boundary is 1 t .

圖4 小擾動下二維諧振子勢中的bouncing ball量子態(tài)的軌道方向量子數(shù) n 對能量的依賴圖.叉號為根據(jù)波函數(shù)數(shù)出來的波長數(shù)減 1,圓圈為根據(jù)半經(jīng)典公式得到的 n(a)橫向 bouncing ball態(tài);(b)縱向 bouncing ball態(tài).小圖 Δ n 為根據(jù)波函數(shù)數(shù)出來的結果和根據(jù)本征能量計算出來的結果的差Fig.4.The quantum numbers n along the trajectory vs.energy for bouncing ball states in the harmonic potential with a small perturbation.Crosses are the numbers of wavelengthes counted from the wavefunctions minus one,circles are derived from the semiclassical formulas:(a)Horizontal bouncing ball orbits;(b)vertical bouncing ball orbits.Insets show the difference Δ n between these two methods.

對于圖3(b)—圖3(f)中的軌道,雖然比較復雜,但仍然是一維軌道,可以分為沿軌道方向和橫截方向來處理.橫截方向在小振幅擾動的情況下近似為諧振子,對能量的貢獻為 Eo=(m+1/2)?ωo,其中 m與橫截方向的波包數(shù)有關,對于圖中所示各例,m均為0.注意對于這些復雜的軌道,與bouncing ball軌道不同,ωo的值是不知道的,但對于能量相差不大的凝聚在同類型軌道上的態(tài),可以假設這個值是近似相等的,所以是出現(xiàn)在模型里的一個待定系數(shù),這樣可以通過聯(lián)立不同的但凝聚在同類型軌道上的態(tài)把它確定下來.沿軌道方向,在圖 3(b),圖 3(d)—圖 3(f)中有兩個端點,而且在端點處勢場對軌道參數(shù)的依賴關系為線性,因此在兩個端點處會有額外的(1/2)2π? 貢獻,半經(jīng)典量子化條件為 St=(n+ 1 /2)2π?,n 為沿軌道一周的波長數(shù)減1.相應態(tài)的總能量即為 E=Et+Eo.對于圖3(c)中的軌道,由于是自身封閉的軌道,沒有端點,故 St=(n+ 1)2π?,n 為沿軌道一周的波長數(shù)減1.對于沿軌道方向作用量的計算,考慮受輕微擾動的二維諧振子,作用量對能量的依賴關系略微復雜,依賴于具體的軌道類型,但仍然可以依據(jù)二維諧振子的情況進行計算,有

由于諧振子 x 方向的運動與y 方向的運動解耦,上述積分相對于對 x 及 y 方向兩個獨立的一維諧振子進行積分,有St=nx2πEx/ωx+ny2πEy/ωx,其中nx(ny)為沿該軌道運行一周,粒子在x(y)方向來回振蕩的次數(shù),Ex(Ey)為粒子沿軌道運動的能量在x(y)方向的分量,Ex+Ey=Et.

對于圖3(b)中的軌道,有nx=1,ny=2,同時有ωy=2ωx,因此St=2πEx/ωx+2×2πEy/ωy=2πEx/ωx+2πEy/ωx=2πEt/ωx.由于該軌道有兩個端點,其沿軌道方向的量子化條件為St=(n+1/2)2π? 或(n+1/2)?ωx=Et.這意味著如果把沿軌道的運動近似為一維諧振子(一般來說不是),其平均頻率與x 方向諧振運動的頻率居然一樣.但是這一結果又可以理解,因為從經(jīng)典運動來講,沿該軌道運動的周期和頻率確實是和x 方向諧振運動的周期和頻率是一致的.圖5(a)展示了對這一類李薩如態(tài)的分析結果.通過擬合,得到Eo=?ωo/2=0.026t.可以看到,與圖 4 中 bouncing ball軌道態(tài)的情況對比,半經(jīng)典量子化條件對于這個軌道符合得非常好,而且 n 越小符合得越好.我們找到的最低的能級對應的 n 為 6.注意這里 n 大時的偏離應該歸因于對 ?2算符的有限差分近似,而不是半經(jīng)典方法的問題.這個例子展示了對于這些復雜的軌道,半經(jīng)典處理在能量很小時也能得到很好的結果.

圖5(b)展示了對另一類李薩如態(tài)的分析結果.對應的這個軌道是一個封閉的軌道,沒有端點,沿軌道方向的量子化條件為 St=(n+1)2π?,n 為沿軌道一周的波長數(shù)減1.這一軌道與圖5(a)類似,有 nx=1,ny=2,同時有ωy=2ωx,因此St=2πEt/ωx.對于該組數(shù)據(jù)的擬合,得出Eo=?ωo/2=0.0275t.對于這組軌道,除了個別偏差較大的態(tài),半經(jīng)典分析給出的結果與從波函數(shù)中數(shù)出的量子數(shù) n 符合得很好,并且由于該軌道在邊界上沒有折返點(端點),受最外層硬墻邊界的影響較小,與其他有端點的軌道相比,當能量靠近邊界能量(1t)時仍符合得較好.

圖5 小擾動二維諧振子勢場中4類李薩如態(tài)的量子化條件.叉號為根據(jù)波函數(shù)數(shù)出來的波長數(shù)減1,圓圈為根據(jù)半經(jīng)典公式得到的 n .圖中小圖為根據(jù)波函數(shù)數(shù)出來的結果和根據(jù)本征能量計算出來的結果的差Fig.5.The quantization condition for the four types of scars for the harmonic potential with a small perturbation.Crosses are the numbers of wavelengthes counted from the wavefunctions minus one,circles are the quantum numbers derived from the semiclassical formulas.Insets show the difference Δ n between these two methods.

圖5(c)和圖5(d)展示了另外兩類有端點的李薩如態(tài)的分析結果,基本與圖5(a)相似.略微有些差異的地方是對于圖 5(c)中的軌道,nx=2,ny=3,有 St=2×2πEt/ωx.如果仍然把粒子沿周期軌道的運動套用諧振子的公式并假設平均頻率為 ωt,則 St=2πEt/ωt,有 ωt=ωx/2 .這一結果與經(jīng)典粒子沿該軌道運動的情況一致,不難看出,當粒子運動一周時,在 x 方向往返了 2 次,與前面的=2也一致.

3.2 大擾動下復雜勢場系統(tǒng)

對于具有較大擾動的諧振子,3.1節(jié)中聯(lián)系作用量與能量之間的公式不能繼續(xù)使用,作用量只能通過沿軌道的積分得到.這時沿軌道的作用量 St和沿軌道運動的能量 Et仍然具有一個確定的關系,這個關系不能顯式寫出,只能數(shù)值得到,而且對于不同類型的軌道會有較大的差別.并且,由于勢函數(shù)復雜的形式,系統(tǒng)動力學對能量的依賴關系非常敏感.首先即使對于同種類型的軌道,隨著能量的改變,其軌道的形狀也可能發(fā)生改變.圖6展示了在右側勢谷中的兩組 bouncing ball 軌道.當能量較低時,軌道接近直線,而隨著能量的增加,其形狀在勢場的約束下發(fā)生了彎折,如圖6中的第一類(C1)軌道.其次,有些軌道可能形狀變化不大,但是隨著能量的改變,可能會出現(xiàn)從穩(wěn)定到不穩(wěn)定或者從不穩(wěn)定到穩(wěn)定的轉變,比如圖6 中的第二類(C2)軌道.這組軌道在能量E小于0.35t 時穩(wěn)定,在龐加萊截面圖上對應著明顯的KAM島,超過0.35t后該KAM島分裂成上下兩個小島,如圖2(b)中 θ /(2π)大約在0.3和0.8處的KAM島所示,而中心點為上下兩個小KAM島的交點,是一個不穩(wěn)定點.而在能量超過 0 .6t 以后,該軌道又成為穩(wěn)定的,對應著龐加萊截面上新出現(xiàn)的一個KAM島,如圖2(c)中最右側的KAM島所示.而第一類(C1)軌道在 0 .35t 時也失穩(wěn),所對應的KAM島分成了左右兩個小島,類似倍周期分叉,但之后又成為穩(wěn)定軌道,一直到 0 .6t 附近重新失穩(wěn).還有其他一些軌道,在低能時沒有,只在能量比較高時才出現(xiàn),如后面的第三類(C3)軌道,就是由C2分化而來的,其所對應的不穩(wěn)定軌道即為C4.C3和C4隨著能量的增加一起演化,逐漸偏離原來的C2軌道.當能量為 0 .7t 時,一個新的與原來C2對應的穩(wěn)定軌道出現(xiàn),雖然所對應的KAM島比較小,但后續(xù)一直存在.而C4這一組不穩(wěn)定軌道,只有當能量非常高時,比如 0 .95t,才又變?yōu)榉€(wěn)定軌道了.還有一些軌道,比如連接左右兩個勢谷的軌道,只有當能量高過他們之間的鞍點時(0 .591t)才會出現(xiàn),如后面處理的C5和C6兩組軌道.C5對應有一個小的KAM島.C6軌道非常敏感,只有少量參數(shù)值的時候軌道才穩(wěn)定,有一個很小的KAM島(在圖中已經(jīng)看不出來).這些分析是通過考察確定這些軌道在龐加萊截面的位置以及龐加萊截面的結構隨能量的變化而得出的.對這些經(jīng)典軌道有所了解之后,我們就可以考察量子態(tài)在這些軌道上的凝聚及其量子化條件.

圖6 大擾動二維諧振子勢場中的兩類 bouncing ball 軌道以及它們在零能量面上的投影.縱軸對應的是每個軌道的能量值.為了便于辨認,勢函數(shù)及其等勢線也一起畫在了圖上.第一組(C1)軌道對應著圖2中在 p//=0,θ/(2π)≈ 0.1和0 .6 處兩個最顯著的KAM島的中心軌道,第二組(C2)軌道對應著圖2(a)中在 p//=0,θ/(2π)≈0.33和0.86 處兩個KAM島的中心軌道Fig.6.Two types of bouncing ball orbits in the potential shown in Fig.1(b)and their projections on the zero energy surface.The potential function and its equipotential lines are also plotted.The first class of orbits(C1)corresponds to the center point of the two most significant KAM islands for p//=0,θ /(2π)≈ 0.1 and 0 .6 in Fig.2,and(C2)corresponds to the center points of the KAM islands for p//=0,θ /(2π)≈ 0.33 and 0 .86 in Fig.2(a).

對于這些軌道,由于經(jīng)典的能量和作用量沒有確定的函數(shù)關系,只能通過數(shù)值積分計算.另一方面,由于很多軌道在給定的能量值時由于KAM島太小或本身不穩(wěn)定就沒有KAM島,并不容易得到,這使得對于所有給定的疤痕態(tài)都根據(jù)其 Et來直接尋找經(jīng)典軌道并積分求得作用量變得異常困難.在此,我們采取一個迂回的方法.首先,根據(jù)量子系統(tǒng)的疤痕態(tài)所凝聚的軌道以及龐加萊截面上KAM島的信息,在不同能量 E 下分別找到相應的軌道并計算其作用量 S,對于每一類軌道,我們在所涉及到的區(qū)間得到 10 個左右的數(shù)據(jù)點.對于諧振子 S 正 比于 E,這里由于勢場的不規(guī)則性以及軌道形狀的變化,S 對 E 的依賴關系接近線性,會有一點偏離.利用這些數(shù)據(jù)點做二次多項式擬合,得到擬合函數(shù) S=fC(E),下標 C 表示這個函數(shù)是依賴于軌道的.這樣,對于凝聚在某一類軌道 C 上的疤痕態(tài)及其本征能量 En,m,其中 n,m 分別為軌道方向和橫截方向的量子數(shù),有En,m=Et(n)+Eo(m)+Vmin,其中 Eo(m)=(m+ 1 /2)?ωo,ωo為經(jīng)典軌道橫截模式的振蕩頻率,Vmin=0.1053t 為該勢場的最低值.這樣 Et=En,m-Eo(m)-Vmin,其經(jīng)典作用量可以通過 St=fC(Et)來得到.由經(jīng)典作用量,可以通過 St=(n+ 1 /2)2π? 得 到相應的量子數(shù) n,然后與從波函數(shù)圖形上數(shù)出來的波長數(shù)減 1 相比,來檢驗半經(jīng)典量子化條件的適用性.

對于上一節(jié)中小擾動下的二維諧振子,同一類軌道對應的這個頻率近似為常數(shù),與能量無關.這里將看到,雖然對于復雜勢場下同一類經(jīng)典軌道可能存在重要差異,但是其 ωo仍然近似保持恒定,對能量依賴關系較小,因此仍然能夠近似成一個常數(shù),作為待定參數(shù)來處理.由于橫截方向的運動可以近似為簡諧振子,ωo與橫截方向波函數(shù)的寬度的平方具有反比關系,從我們所考察的能量區(qū)間不同波函數(shù)橫截方向寬度基本一致也可以佐證 ωo近似為一常數(shù).而 Eo可以通過調整其值使得兩者符合得最好來得到.

首先考察 C1和C2 這兩類 bouncing ball軌道.這兩類軌道是能量較低時最穩(wěn)定的軌道,具有最大的KAM島.因此,它們所對應的疤痕態(tài)非常規(guī)律,并且除了常見的m=0的態(tài),還有很好的m=1的態(tài),這樣 ? ωo除了可以作為擬合參數(shù)得到,還能通過兩組本征能量En,1和En,0相減直接得到.圖7內的小圖展示了這個結果.我們發(fā)現(xiàn),對于C1和C2 兩類軌道,兩種方法得到的 ωo值一致,并且在整個能量范圍,ωo的變化幅度不超過10%,而且這部分能量本身就小,因此 ωo可以作為常數(shù)來處理.

圖7展示了 C1和C2這兩類 bouncing ball軌道半經(jīng)典估計的沿軌道方向的量子數(shù)和從波函數(shù)直接數(shù)出來的量子數(shù).對于C1軌道兩者符合得較好,對于 C2 軌道,在能量低時符合得較好,在能量高時有系統(tǒng)性的偏差.這可能是由于對 ωo的估計的問題,因為這里我們用了統(tǒng)一的 ωo值,但是實際上低能軌道和高能軌道的差異還是很大的.

圖7 沿軌道方向量子數(shù) n與能量的依賴關系.叉號為根據(jù)波函數(shù)數(shù)出來的波長數(shù)減1,圓圈為根據(jù)半經(jīng)典公式得到的n(a)第一類 bouncing ball 軌道(C1);(b)第二類 bouncing ball 軌道(C2).每個圖中橫截量子數(shù) m=0為上面那組點,m=1 的為下面那組點.對于C2軌道,只有能量較低的時候有 m=1的量子態(tài),能量較高時在計算中沒有發(fā)現(xiàn)m=1 的態(tài).圖中小圖展示了一些標準的疤痕態(tài)及其對應的經(jīng)典軌道,兩種 n的差值(藍色實心圓,左側坐標)以及由En,1-En,0計算出的ωo 值(黑色空心圓,右側坐標),其中橫虛線為擬合得到的ωo 值 對應的 Eo=?ωo/2 分 別為 0.0141t和0.0121tFig.7.The quantum numbers n along the trajectory vs.energy for bouncing ball states in the modified harmonic potential shown in Fig.1(b)for C1 orbits(a)and C2 orbits(b).Crosses are the numbers of wavelengthes counted from the wavefunctions minus one,circles are derived from the semiclassical formulas.In each panel,the upper set of points are for m=0,and the lower set of points are for m=1 .For C2 orbits,only when energy is small there are m=1 states.Insets show the difference Δ n(solid circles,left coordinates)between these two methods,and ωo obtained from En,1-En,0(empty circles,right coordinates),where the horizontal dashed line is the ωo obtained from fitting to the data,and the corresponding energies Eo=?ωo/2 are 0 .0141t and 0.0121t for C1 and C2 orbits,respectively.

圖8展示了其他軌道的情況.對于 C3,C4,C6軌道,半經(jīng)典方法得到的量子數(shù)與從波函數(shù)中數(shù)出來的量子數(shù)符合得比較好,而C5軌道兩者符合得要差一些,這與C5軌道對應的量子疤痕態(tài)比較模糊不易分辨有關.這里注意,C4在多數(shù)能量值下為不穩(wěn)定軌道,所以這里 Eo并不對應著橫截模式的振蕩頻率 ωo,而是與軌道穩(wěn)定性有關的一個參數(shù)[14,33].此外,當能量大于 0 .95t 時,該軌道已經(jīng)穩(wěn)定,但是對應的KAM島很小.此時疤痕態(tài)仍然滿足相同的半經(jīng)典公式,并沒有因為經(jīng)典軌道穩(wěn)定性發(fā)生變化而出現(xiàn)顯著差別.

這些結果顯示,在這種復雜的勢場下,半經(jīng)典量子化仍然能夠對疤痕態(tài)對應的能級給出比較好的描述,并且在低能下也符合得很好.這是由于,雖然勢場本身及其經(jīng)典動力學很復雜,但是在勢谷附近,系統(tǒng)仍然具有兩個較好的軌道方向,使得系統(tǒng)沿每組軌道的運動近似為穩(wěn)定的簡諧運動,在龐加萊截面上表現(xiàn)為四個較大的KAM島(每個穩(wěn)定bouncing ball 軌道有兩個 KAM 島),因此量子化條件能夠比較好地適用.對于我們的情況,軌道C1和軌道C2在低能時基本互相垂直,因此C1的ωt應為C2的ωo,C1的ωo應為C2的ωt.圖7展示ωo,在低能時分別接近 2.03和1.72,而由圖中數(shù)據(jù)按St=2πEt/ωt估計得到的在低能時分別為 1.69和2.00,與上述分析一致.當能量較高系統(tǒng)動力學較復雜時,對應的KAM島變小或消失,部分軌道從穩(wěn)定變到不穩(wěn)定,或者出現(xiàn)新的穩(wěn)定軌道,這時雖然每個軌道比較復雜,但在一個比較小的能量區(qū)間,軌道性質變化不大,量子化條件對于這組軌道所對應的疤痕態(tài)仍能給出較好的描述.但如圖7(b)所示,如果軌道已經(jīng)存在一定的差異,比如KAM島的顯著變化(低能時 KAM 島很大,高能時很小),那么 ωo應該分段取值.可以預期,對于圖7(b)中能量較高的態(tài),重新標度 ωo將能夠使得半經(jīng)典得到的量子數(shù)整體上移,與從波函數(shù)數(shù)出來的 n 符合得更好.

關于疤痕態(tài)重復出現(xiàn)的規(guī)律,鑒于低能時在勢谷中沿軌道方向的運動近似為諧振子運動,這些疤痕態(tài)重復出現(xiàn)的規(guī)律與一維諧振子類似,在能量上等間距出現(xiàn),或 n與E 是線性關系.在數(shù)值上,這一規(guī)律對于我們所處理的小擾動下二維諧振子的各組軌道(圖4和圖5)以及復雜勢場中的各組軌道(圖7和圖8)均成立.當然這一特征的根源是作用量與能量之間近似線性的關系.此外,并不需要作用量對能量有全局的線性關系,由于疤痕態(tài)重復出現(xiàn)的規(guī)律只與作用量的改變量有關,即ΔS/?=2π或 Δ S=h,因此只要在一個能量區(qū)間在某一類周期軌道上的作用量線性依賴于能量,那么在這個能量區(qū)間,這一軌道上的疤痕態(tài)就會在能量上等間距出現(xiàn).注意由于作用量對能量的函數(shù)關系取決于軌道(勢場沿該軌道的 profile),對于不同類型的軌道哪怕在相同的能量區(qū)間,函數(shù)關系也可能不同.所以在一類軌道上的疤痕態(tài)在能量上等間距出現(xiàn)并不會意味著其他軌道也是如此.但是對于一般的復雜勢場的低能情況,當粒子局限在某個勢谷中時,由于沿軌道方向的運動近似為諧振子運動,一般會有 n與E 的線性關系.

圖8 沿軌道方向量子數(shù) n與能量的依賴關系.叉號為根據(jù)波函數(shù)數(shù)出來的波長數(shù)減1,圓圈為根據(jù)半經(jīng)典公式得到的 n .這里所有態(tài)的橫截量子數(shù) m均為0.(a)—(d)分別對應第三類(C3)、第四類(C4)、第五類(C5)、第六類(C6)軌道,對應的 Eo 分別為0.0220 t,0.0013 t,0.0280 t,和0.0193 t .圖中小圖展示了一些標準的疤痕態(tài)及其對應的經(jīng)典軌道,以及兩種 n 的差值.C3 只在能量為 0 .35t 時 C2 失穩(wěn)后才出現(xiàn).C4 為 C2 的另外一支不穩(wěn)定軌道,只在能量超過 0 .95t 后才穩(wěn)定.C5和C6 是連接兩個勢谷的軌道,只在較高能級時出現(xiàn)Fig.8.The quantum numbers n along the trajectory vs energy.m=0 for all cases.Crosses are the numbers of wavelengthes counted from the wavefunctions minus one,circles are derived from the semiclassical formulas.(a)–(d)correspond to C3-C6 orbits,with Eo=0.0220t,0 .0013t,0 .0280t and 0 .0193t,respectively.Insets show some typical scarring states and the corresponding classical orbits,and the difference Δ n between these two methods.Note that C3 orbits only appear for E ＞0.35t when C2 becomes unstable.C4 is the other unstable branch of C2,and becomes stable only for E ＞0.95t .C5 and C6 are orbits connecting the two potential valleys,only appear when higher energy is high enough.

隨機雜質系統(tǒng).當系統(tǒng)足夠隨機,大部分態(tài)只提供雜亂的背景,那么這組凝聚在經(jīng)典軌道上的比較強的局域態(tài)將具有一定的主導性,在態(tài)密度的譜中能夠體現(xiàn)出來.在分析其重復出現(xiàn)的規(guī)律時,由于是非相對論量子系統(tǒng),一般會假定按照的方式,我們此次的結果表明,在復雜勢場下對于疤痕態(tài)重復出現(xiàn)的規(guī)律,要根據(jù)其經(jīng)典軌道做相應的分析,找出作用量對能量的依賴關系,才能判斷疤痕態(tài)按照E出現(xiàn)的方式.

4 結 論

半經(jīng)典量子化公式具有廣泛的應用,被人們用來分析量子系統(tǒng)中各種與經(jīng)典軌道有關的物理量,特別是在解釋量子疤痕態(tài)及其出現(xiàn)的量子化條件時起到了重要的作用.我們研究了軟墻量子彈球以及復雜勢場下的量子彈球,考察其中疤痕態(tài)出現(xiàn)的量子化條件及其重復出現(xiàn)的規(guī)律,發(fā)現(xiàn)半經(jīng)典方法在處理復雜勢場下的量子彈球時對疤痕態(tài)出現(xiàn)的量子化條件能夠給出較好的預測,而且對于同一類軌道,甚至當軌道的穩(wěn)定性發(fā)生改變時,半經(jīng)典預測仍能與數(shù)據(jù)符合得較好.此外,一般認為半經(jīng)典量子化公式對于較高能級適用得較好,對于低能級符合得較差.但是由于半經(jīng)典量子化公式能夠精確描述諧振子,而我們在大擾動光滑勢場中的系統(tǒng)雖然整體動力學結構非常復雜,但在低能下當粒子主要約束在一個勢谷中時,經(jīng)典龐加萊截面上有非常大的KAM島,粒子在KAM島中心點所對應的軌道上運動時近似為一維簡諧振動,因此半經(jīng)典公式能夠較好地描述相應疤痕態(tài)的量子化條件.當能量較高，經(jīng)典動力學更加復雜,甚至經(jīng)典粒子能夠在兩個勢谷中穿梭時,我們的結果顯示半經(jīng)典公式仍然能夠較好地給出疤痕態(tài)的量子化條件.

關于疤痕態(tài)重復出現(xiàn)的規(guī)律,在低能時,由于粒子沿軌道運動類似一維諧振子,疤痕態(tài)按照在能量E軸上等間距的方式出現(xiàn),并且對于我們所處理的系統(tǒng),在較高能級甚至軌道不穩(wěn)定時仍是如此.對比之前非相對論性硬墻量子彈球系統(tǒng)疤痕態(tài)按照等間距出現(xiàn)的結論,我們的結果是一個有益的補充,使得人們在處理軟墻系統(tǒng)時必須重新審視這些規(guī)律.雖然我們期待這個結果對于無規(guī)的較復雜的勢場中的量子系統(tǒng)也適用,但是必須指出,最終疤痕態(tài)在能量軸上重復出現(xiàn)的規(guī)律取決于作用量與能量的關系.因為疤痕態(tài)在作用量軸上等間距重復出現(xiàn),因此對于一些特殊情況,必須要分析在所研究的軌道上作用量與能量之間的關系.在我們的系統(tǒng)中,對于大多數(shù)軌道,作用量均近似線性依賴于能量,導致疤痕態(tài)在能量軸上等間距出現(xiàn)的結果.

由于疤痕態(tài)對應著較強的局域化的態(tài),尤其是穩(wěn)定軌道上的局域態(tài)在開放系統(tǒng)中仍能存在[34],成為影響系統(tǒng)態(tài)密度及輸運性質的重要因素[35],這些疤痕態(tài)重復出現(xiàn)的規(guī)律也會反映在態(tài)密度譜峰和輸運特性上.我們期待這些結果對于理解普遍存在的無規(guī)長程雜質下的二維電子的態(tài)密度及輸運性質能夠提供一定的幫助,一方面可以解釋實驗觀察到的現(xiàn)象,另一方面也可以反推出勢谷的信息,有助于理解雜質的特性.

感謝北京大學汪知昌博士、江穎教授分享的未發(fā)表實驗數(shù)據(jù)及討論,引起了我們對這一理論問題的研究.