量子力學(xué)ppt課件

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目 錄,第一章 量子力學(xué)的誕生 第二章 波函數(shù)和 Schrodinger 方程 第三章 一維定態(tài)問題 第四章 量子力學(xué)中的力學(xué)量 第五章 態(tài)和力學(xué)量表象 第六章 近似方法 第七章 量子躍遷 第八章 自旋與全同粒子 附錄 科學(xué)家傳略,1,,,,,,,第一章 量子力學(xué)的誕生,§1 經(jīng)典物理學(xué)的困難 §2 量子論的誕生 §3 實物粒子的波粒二象性,2,,,,,,,§1 經(jīng)典物理學(xué)的困難,(一）經(jīng)典物理學(xué)的成功 19世紀末，物理學(xué)理論在當時看來已經(jīng)發(fā)展到相當完善的階段。主要表現(xiàn)在以下兩個方面： (1) 應(yīng)用牛頓方程成功的討論了從天體到地上各種尺度的力學(xué)客體體的運動，將其用于分子運動上，氣體分子運動論，取得有益的結(jié)果。1897年湯姆森發(fā)現(xiàn)了電子，這個發(fā)現(xiàn)表明電子的行為類似于一個牛頓粒子。 (2) 光的波動性在1803年由楊的衍射實驗有力揭示出來，麥克斯韋在1864年發(fā)現(xiàn)的光和電磁現(xiàn)象之間的聯(lián)系把光的波動性置于更加堅實的基礎(chǔ)之上。,3,,,,,,,（二）經(jīng)典物理學(xué)的困難,但是這些信念，在進入20世紀以后，受到了沖擊。經(jīng)典理論在解釋一些新的試驗結(jié)果上遇到了嚴重的困難。 （1）黑體輻射問題 （2）光電效應(yīng) （3）氫原子光譜,4,,,,,,黑體：能吸收射到其上的全部輻 射的物體，這種物體就 稱為絕對黑體，簡稱黑體。,黑體輻射：由這樣的空腔小孔發(fā) 出的輻射就稱為黑體輻射。,實驗發(fā)現(xiàn)：,輻射熱平衡狀態(tài): 處于某一溫度 T 下的腔壁，單位面積所發(fā)射出的輻射能量和它所吸收的輻射能量相等時，輻射達到熱平衡狀態(tài)。,熱平衡時，空腔輻射的能量密度，與輻射的波長的分布曲線，其形狀和位置只與黑體的絕對溫度 T 有關(guān)而與黑體的形狀和材料無關(guān)。,,,,,,,,,,,,,,5,,,,,,Wien 公式在短波部分與實驗還相符合，長波部分則明顯不一致。,6,,1. Wien 公式,從熱力學(xué)出發(fā)加上一些特殊的假設(shè)，得到一個分布公式：,7,,,,,1. Wien 公式,Wien 公式在短波部分與實驗還相符合，長波部分則明顯不一致。,8,,,,,,,（2）光電效應(yīng),光照射到金屬上，有電子從金屬上逸出的現(xiàn)象。這種電子稱之為光電子。試驗發(fā)現(xiàn)光電效應(yīng)有兩個突出的特點：,1.臨界頻率v0 只有當光的頻率大于某一定值v0 時，才有光電子發(fā)射出來。若光頻率小于該值時，則不論光強度多大，照射時間多長，都沒有電子產(chǎn)生。光的這一頻率v0稱為臨界頻率。,2.電子的能量只是與光的頻率有關(guān)，與光強無關(guān)，光強只決定電子數(shù)目的多少。光電效應(yīng)的這些規(guī)律是經(jīng)典理論無法解釋的。按照光的電磁理論，光的能量只決定于光的強度而與頻率無關(guān)。,9,,,,,,,（3）原子光譜，原子結(jié)構(gòu),氫原子光譜有許多分立譜線組成，這是很早就發(fā)現(xiàn)了的。1885年瑞士巴爾末發(fā)現(xiàn)紫外光附近的一個線系，并得出氫原子譜線的經(jīng)驗公式是：,這就是著名的巴爾末公式（Balmer）。以后又發(fā)現(xiàn)了一系列線系，它們都可以用下面公式表示：,10,,,,,,,人們自然會提出如下三個問題：,1. 原子線狀光譜產(chǎn)生的機制是什么？ 2. 光譜線的頻率為什么有這樣簡單的規(guī)律？,3. 光譜線公式中能用整數(shù)作參數(shù)來表示這一事實啟發(fā)我們 思考： 怎樣的發(fā)光機制才能認為原子的狀態(tài)可以用包含整數(shù)值的量來描寫。,11,,,,,,,從前，希臘人有一種思想認為： 自然之美要由整數(shù)來表示。例如： 奏出動聽音樂的弦的長度應(yīng)具有波長的整數(shù)倍。,這些問題，經(jīng)典物理學(xué)不能給于解釋。首先，經(jīng)典物理學(xué)不能建立一個穩(wěn)定的原子模型。根據(jù)經(jīng)典電動力學(xué)，電子環(huán)繞原子核運動是加速運動，因而不斷以輻射方式發(fā)射出能量，電子的能量變得越來越小，因此繞原子核運動的電子，終究會因大量損失能量而“掉到”原子核中去，原子就“崩潰”了，但是，現(xiàn)實世界表明，原子穩(wěn)定的存在著。除此之外，還有一些其它實驗現(xiàn)象在經(jīng)典理論看來是難以解釋的，這里不再累述。 總之，新的實驗現(xiàn)象的發(fā)現(xiàn)，暴露了經(jīng)典理論的局限性，迫使人們?nèi)ふ倚碌奈锢砀拍?，建立新的理論，于是量子力學(xué)就在這場物理學(xué)的危機中誕生。,12,,,,,,,§2 量子論的誕生,（一）Planck 黑體輻射定律 （二）光量子的概念和光電效應(yīng)理論 （四）波爾（Bohr）的量子論,（三）Compton 散射 ——光的粒子性的進一步證實,13,,,,,,,§2 量子論的誕生,（一）Planck 黑體輻射定律 （二）光量子的概念和光電效應(yīng)理論 （四）波爾（Bohr）的量子論,（三）Compton 散射 ——光的粒子性的進一步證實,14,,,,,,,（一）Planck 黑體輻射定律,究竟是什么機制使空腔的原子產(chǎn)生出所觀察到的黑體輻射能量分布，對此問題的研究導(dǎo)致了量子物理學(xué)的誕生。,1900年１２月１４日Planck 提出： 如果空腔內(nèi)的黑體輻射和腔壁原子處于平衡，那么輻射的能量分布與腔壁原子的能量分布就應(yīng)有一種對應(yīng)。作為輻射原子的模型，Planck 假定：,15,,該式稱為 Planck 輻射定律,（1）原子的性能和諧振子一樣，以給定的頻率 v 振蕩；,（2）黑體只能以 E = hv 為能量單位不連續(xù)的發(fā)射和吸收輻射能量， 而不是象經(jīng)典理論所要求的那樣可以連續(xù)的發(fā)射和吸收輻射能量。,16,,,,,,,對 Planck 輻射定律的三點討論：,（1）當 v 很大（短波）時，因為 exp(hv /kT)-1 ≈ exp(hv /kT)， 于是 Planck 定律 化為 Wien 公式。,,（2）當 v 很?。ㄩL波）時，因為 exp(hv /kT)-1 ≈ 1+(h v /kT)-1=(h v /kT)， 則 Planck 定律變?yōu)? Rayleigh-Jeans 公式。,,17,,,,,,,對 Planck 輻射定律的三點討論：,（1）當 v 很大（短波）時，因為 exp(hv /kT)-1 ≈ exp(hv /kT)， 于是 Planck 定律 化為 Wien 公式。,,（2）當 v 很小（長波）時，因為 exp(hv /kT)-1 ≈ 1+(h v /kT)-1=(h v /kT)， 則 Planck 定律變?yōu)? Rayleigh-Jeans 公式。,,18,,,,,,,（二）光量子的概念 和光電效應(yīng)理論,（1） 光子概念 （2） 光電效應(yīng)理論 （3） 光子的動量,19,,,,,,,(1) 光子概念,第一個肯定光具有微粒性的是 Einstein，他認為，光不僅是電磁波，而且還是一個粒子。 根據(jù)他的理論，電磁輻射不僅在發(fā)射和吸收時以能量 hν的微粒形式出現(xiàn)，而且以這種形式在空間以光速 C 傳播，這種粒子叫做光量子，或光子。 由相對論光的動量和能量關(guān)系 p = E/C = hv/C = h/λ提出了光子動量 p 與輻射波長λ（=C/v）的關(guān)系。,20,,,,,,,（2） 光電效應(yīng)理論,用光子的概念，Einstein 成功地解釋了光電效應(yīng)的規(guī)律。,當光照射到金屬表面時，能量為 hν的光子被電子所吸收，電子把這份能量的一部分用來克服金屬表面對它的吸引，另一部分用來提供電子離開金屬表面時的動能。其能量關(guān)系可寫為：,從上式不難解釋光電效應(yīng)的兩個典型特點：,21,,,,,,,光電效應(yīng)的兩個典型特點的解釋,1. 臨界頻率v0,2. 光電子動能只決定于光 子的頻率,由上式明顯看出，能打出電子的光子的最小能量是光電子 V = 0 時由該式所決定，即 hv -A = 0， v0 = A / h ， 可見，當 v v0 時，電子不能脫出金屬表面，從而沒有光電子產(chǎn)生。,上式亦表明光電子的能量只與光的頻率 v 有關(guān)，光的強度只決定光子的數(shù)目，從而決定光電子的數(shù)目。這樣一來，經(jīng)典理論不能解釋的光電效應(yīng)得到了正確的說明。,22,,,,,,,（2）光電效應(yīng),光照射到金屬上，有電子從金屬上逸出的現(xiàn)象。這種電子稱之為光電子。試驗發(fā)現(xiàn)光電效應(yīng)有兩個突出的特點：,1.臨界頻率v0 只有當光的頻率大于某一定值v0 時，才有光電子發(fā)射出來。若光頻率小于該值時，則不論光強度多大，照射時間多長，都沒有電子產(chǎn)生。光的這一頻率v0稱為臨界頻率。,2.電子的能量只是與光的頻率有關(guān)，與光強無關(guān)，光強只決定電子數(shù)目的多少。光電效應(yīng)的這些規(guī)律是經(jīng)典理論無法解釋的。按照光的電磁理論，光的能量只決定于光的強度而與頻率無關(guān)。,23,,,,,,,（3） 光子的動量,光子不僅具有確定的能量 E = hv，而且具有動量。根據(jù)相對論知，速度為 V 運動的粒子的能量由右式給出：,對于光子，速度 V = C，欲使上式有意義，必須令 ?0 = 0,即光子靜質(zhì)量為零。,根據(jù)相對論能動量關(guān)系：,總結(jié)光子能量、動量關(guān)系式如下：,把光子的波動性和粒子性聯(lián)系了起來,24,,,,,,,雖然愛因斯坦對光電效應(yīng)的解釋是對Planck量子概念的極大支持，但是Planck不同意愛因斯坦的光子假設(shè)，這一點流露在Planck推薦愛因斯坦為普魯士科學(xué)院院士的推薦信中。,“ 總而言之，我們可以說，在近代物理學(xué)結(jié)出碩果的那些重大問題中，很難找到一個問題是愛因斯坦沒有做過重要貢獻的，在他的各種推測中，他有時可能也曾經(jīng)沒有射中標的，例如，他的光量子假設(shè)就是如此，但是這確實并不能成為過分責(zé)怪他的理由，因為即使在最精密的科學(xué)中，也不可能不偶爾冒點風(fēng)險去引進一個基本上全新的概念 ”,25,,,,,,,（三）Compton 散射 -光的粒子性的進一步證實。,（1） Compton 效應(yīng),經(jīng)典電動力學(xué)不能解釋這種新波長的出現(xiàn)，經(jīng)典力學(xué)認為電磁波被散射后，波長不應(yīng)該發(fā)生改變。但是如果把 X--射線被電子散射的過程看成是光子與電子的碰撞過程，則該效應(yīng)很容易得到理解,1 散射光中，除了原來X光的波長λ外，增加了一個新的波長為λ'的X光，且λ' λ；,2 波長增量 Δλ=λ’ –λ 隨散射角增大而增大。這一現(xiàn)象稱為 Compton 效應(yīng)。,X--射線被輕元素如白蠟、石墨中的電子散射后出現(xiàn)的效應(yīng)。該效應(yīng)有如下 2 個特點：,26,,,,,,,（2） 定性解釋,根據(jù)光量子理論，具有能量 E = h ν 的光子與電子碰撞后，光子把部分能量傳遞給電子，光子的能量變?yōu)?E’= hν’ 顯然有 E’ E, 從而有ν’ ν,散射后的光子的頻率減小，波長變長。根據(jù)這一思路，可以證明：,式中也包含了 Planck 常數(shù) h，經(jīng)典物理學(xué)無法解釋它，Compton 散射實驗是對光量子概念的一個直接的強有力的支持。,該式首先由 Compton 提出，后被 Compton 和吳有訓(xùn)用實驗證實，用量子概念完全解釋了Compton 效應(yīng)。因為式右是一個恒大于或等于零的數(shù)，所以散射波的波長λ'總是比入射波波長長（λ' λ）且隨散射角θ增大而增大。,27,,,,,,,（3） 證 明,根據(jù)能量和動量守恒定律：,得：,兩邊平方：,兩邊平方,（2）式—（1）式得：,28,,,,所以,,最后得：,29,,,,,,,（四）波爾（Bohr）的量子論,Planck--Einstein 光量子概念必然會促進物理學(xué)其他重大疑難問題的解決。1913年 Bohr 把這種概念運用到原子結(jié)構(gòu)問題上，提出了他的原子的量子論。該理論今天已為量子力學(xué)所代替，但是它在歷史上對量子理論的發(fā)展曾起過重大的推動作用，而且該理論的某些核心思想至今仍然是正確的，在量子力學(xué)中保留了下來 （1）波爾假定 （2）氫原子線光譜的解釋 （3）量子化條件的推廣 （4）波爾量子論的局限性,30,,,,,,,（1）波爾假定,Bohr 在他的量子論中提出了兩個極為重要的概念，可以認為是對大量實驗事實的概括。,1.原子具有能量不連續(xù)的定態(tài)的概念。,2.量子躍遷的概念.,原子的穩(wěn)定狀態(tài)只可能是某些具有一定分立值能量 E1,E2,, En 的狀態(tài)。為了具體確定這些能量數(shù)值，Bohr提出了量子化條件：,原子處于定態(tài)時不輻射，但是因某種原因，電子可以從一個能級 En 躍遷到另一個較低（高）的能級 Em ，同時將發(fā)射（吸收）一個光子。光子的頻率為：,而處于基態(tài)（能量最低態(tài)）的原子，則不放出光子而穩(wěn)定的存在著,31,,,,,,,（2）氫原子線光譜的解釋,根據(jù)這兩個概念，可以圓滿地解釋氫原子的線光譜。,假設(shè)氫原子中的電子繞核作圓周運動,由量子化條件,,,32,,,,,,,電子的能量,與氫原子線光譜的經(jīng)驗公式比較,,,根據(jù) Bohr 量子躍遷的概念,,33,,,,,,,（3）量子化條件的推廣,由理論力學(xué)知，若將角動量 L 選為廣義動量，則θ為廣義坐標?？紤]積分并利用 Bohr 提出的量子化條件，有,索末菲將 Bohr 量子化條件推廣為推廣后的量子化條件可用于多自由度情況，,這樣索末菲量子化條件不僅能解釋氫原子光譜，而且對于只有一個電子（Li，Na，K 等）的一些原子光譜也能很好的解釋。,34,,,,,,,（4） 波爾量子論的局限性,1. 不能證明較復(fù)雜的原子甚至比氫稍微復(fù)雜的氦原子的光譜； 2. 不能給出光譜的譜線強度（相對強度）； 3. Bohr 只能處理周期運動，不能處理非束縛態(tài)問題，如散射問題； 4. 從理論上講，能量量子化概念與經(jīng)典力學(xué)不相容。多少帶有人為的性質(zhì)，其物理本質(zhì)還不清楚。,波爾量子論首次打開了認識原子結(jié)構(gòu)的大門，取得了很大的成功。但是它的局限性和存在的問題也逐漸為人們所認識,35,,,,,,,§3 實物粒子的波粒二象性,（一）L．De Broglie 關(guān)系 （二）de Broglie 波 （三）駐波條件 （四）de Broglie 波的實驗驗證,36,,,,,,,（一）L．De Broglie 關(guān)系,假定：與一定能量 E 和動量 p 的實物粒子相聯(lián)系的波（他稱之為“物質(zhì)波”）的頻率和波長分別為：,E = hν ? ν= E/h P = h/λ ? λ= h/p 該關(guān)系稱為de. Broglie關(guān)系。,根據(jù)Planck-Einstein 光量子論，光具有波動粒子二重性， 以及Bohr量子論，啟發(fā)了de. Broglie，他 （1）仔細分析了光的微粒說與波動說的發(fā)展史； （2）注意到了幾何光學(xué)與經(jīng)典力學(xué)的相似性，提出了實物粒子（靜質(zhì)量 m 不等于 0 的粒子）也具有波動性。也就是說，粒子和光一樣也具有波動-粒子二重性，二方面必有類似的關(guān)系相聯(lián)系。,37,,,,,,,（一）L．De Broglie 關(guān)系,假定：與一定能量 E 和動量 p 的實物粒子相聯(lián)系的波（他稱之為“物質(zhì)波”）的頻率和波長分別為：,E = hν ? ν= E/h P = h/λ ? λ= h/p 該關(guān)系稱為de. Broglie關(guān)系。,根據(jù)Planck-Einstein 光量子論，光具有波動粒子二重性， 以及Bohr量子論，啟發(fā)了de. Broglie，他 （1）仔細分析了光的微粒說與波動說的發(fā)展史； （2）注意到了幾何光學(xué)與經(jīng)典力學(xué)的相似性，提出了實物粒子（靜質(zhì)量 m 不等于 0 的粒子）也具有波動性。也就是說，粒子和光一樣也具有波動-粒子二重性，二方面必有類似的關(guān)系相聯(lián)系。,38,,,,,,,（二）de Broglie 波,因為自由粒子的能量 E 和動量 p 都是常量，所以由de Broglie 關(guān)系可知，與自由粒子聯(lián)系的波的頻率ν和波矢k（或波長λ）都不變，即是一個單色平面波。由力學(xué)可知，頻率為ν，波長為λ，沿單位矢量 n 方向傳播的平面波可表為：,寫成復(fù)數(shù)形式,這種波就是與自由粒子相聯(lián)系的單色平面波，或稱為描寫自由粒子的平面波，這種寫成復(fù)數(shù)形式的波稱為 de Broglie 波,de Broglie 關(guān)系： ν= E/h ? ? = 2? ν= 2?E/h = E/? λ= h/p ? k = 1/ ? = 2? /λ = p/?,39,,,,,,,（三）駐波條件,為了克服 Bohr 理論帶有人為性質(zhì)的缺陷， de Broglie 把原子定態(tài)與駐波聯(lián)系起來，即把粒子能量量子化問題和有限空間中駐波的波長（或頻率）的分立性聯(lián)系起來。,例如：氫原子中作穩(wěn)定圓周運動的電子相應(yīng)的駐波示意圖,,要求圓周長是波長的整數(shù)倍,于是角動量：,de Broglie 關(guān)系,40,,,,,,,,de Broglie 波在1924年提出后，在1927-1928年由 Davisson 和 Germer 以及 G.P.Thomson 的電子衍射實驗所證實。,41,,,,,,,作 業(yè) 周世勛《量子力學(xué)教程》： 1.2 、 1.4 曾謹言《量子力學(xué)導(dǎo)論》： 1.1、1.3,42,第二章 波函數(shù) 和 Schrodinger 方程,§1 波函數(shù)的統(tǒng)計解釋 §2 態(tài)疊加原理 §3 力學(xué)量的平均值和算符的引進 §4 Schrodinger 方程 §5 粒子流密度和粒子數(shù)守恒定律 §6 定態(tài)Schrodinger方程,43,§1 波函數(shù)的統(tǒng)計解釋,（一）波函數(shù) （二）波函數(shù)的解釋 （三）波函數(shù)的性質(zhì),44,3個問題？,描寫自由粒子的平 面 波,如果粒子處于隨時間和位置變化的力場中運動，他的動量和能量不再是常量（或不同時為常量）粒子的狀態(tài)就不能用平面波描寫，而必須用較復(fù)雜的波描寫，一般記為：,描寫粒子狀態(tài)的波函數(shù)，它通常是一個復(fù)函數(shù)。,稱為 de Broglie 波。此式稱為自由粒子的波函數(shù)。,(1) ? 是怎樣描述粒子的狀態(tài)呢？,(2) ? 如何體現(xiàn)波粒二象性的？,(3) ? 描寫的是什么樣的波呢？,（一）波函數(shù),返 回§1,45,（1）兩種錯誤的看法,1. 波由粒子組成,如水波，聲波，由分子密度疏密變化而形成的一種分布。,這種看法是與實驗矛盾的，它不能解釋長時間單個電子衍射實驗。,電子一個一個的通過小孔，但只要時間足夠長，底片上增加呈現(xiàn)出衍射花紋。這說明電子的波動性并不是許多電子在空間聚集在一起時才有的現(xiàn)象，單個電子就具有波動性。,波由粒子組成的看法夸大了粒子性的一面，而抹殺了粒子的波動性的一面，具有片面性。,O,事實上，正是由于單個電子具有波動性，才能理解氫原子（只含一個電子?。┲须娮舆\動的穩(wěn)定性以及能量量子化這樣一些量子現(xiàn)象。,46,2. 粒子由波組成,電子是波包。把電子波看成是電子的某種實際結(jié)構(gòu)，是三維空間中連續(xù)分布的某種物質(zhì)波包。因此呈現(xiàn)出干涉和衍射等波動現(xiàn)象。波包的大小即電子的大小，波包的群速度即電子的運動速度。 什么是波包？波包是各種波數(shù)（長）平面波的迭加。 平面波描寫自由粒子，其特點是充滿整個空間，這是因為平面波振幅與位置無關(guān)。如果粒子由波組成，那么自由粒子將充滿整個空間，這是沒有意義的，與實驗事實相矛盾。 實驗上觀測到的電子，總是處于一個小區(qū)域內(nèi)。例如在一個原子內(nèi)，其廣延不會超過原子大小≈1 ? 。 電子究竟是什么東西呢？是粒子？還是波？ “ 電子既不是粒子也不是波 ”，既不是經(jīng)典的粒子也不是經(jīng)典的波， 但是我們也可以說，“ 電子既是粒子也是波，它是粒子和波動二重性矛盾的統(tǒng)一?！? 這個波不再是經(jīng)典概念的波，粒子也不是經(jīng)典概念中的粒子。,47,1.入射電子流強度小，開始顯示電子的微粒性，長時間亦顯示衍射圖樣;,我們再看一下電子的衍射實驗,2. 入射電子流強度大，很快顯示衍射圖樣.,,48,結(jié)論：衍射實驗所揭示的電子的波動性是： 許多電子在同一個實驗中的統(tǒng)計結(jié)果，或者是一個電子在許多次相同實驗中的統(tǒng)計結(jié)果。 波函數(shù)正是為了描述粒子的這種行為而引進的，在此基礎(chǔ)上，Born 提出了波函數(shù)意義的統(tǒng)計解釋。,r 點附近衍射花樣的強度 ?正比于該點附近感光點的數(shù)目， ?正比于該點附近出現(xiàn)的電子數(shù)目， ?正比于電子出現(xiàn)在 r 點附近的幾 率。,在電子衍射實驗中，照相底片上,49,據(jù)此，描寫粒子的波可以認為是幾率波，反映微觀客體運 動的一 種統(tǒng)計規(guī)律性，波函數(shù)Ψ (r)有時也稱為幾率幅。 這就是首先由 Born 提出的波函數(shù)的幾率解釋，它是量子 力學(xué)的 基本原理。,假設(shè)衍射波波幅用 Ψ (r) 描述，與光學(xué)相似， 衍射花紋的強度則用 |Ψ (r)|2 描述，但意義與經(jīng)典波不同。,|Ψ (r)|2 的意義是代表電子出現(xiàn)在 r 點附近幾率的大小， 確切的說， |Ψ (r)|2 Δx Δy Δz 表示在 r 點處，體積元Δx Δy Δz中 找到粒子的幾率。波函數(shù)在空間某點的強度（振幅 絕對值 的平方）和在這點找到粒子的幾率成比例，,50,（三）波函數(shù)的性質(zhì),在 t 時刻， r 點，d τ = dx dy dz 體積內(nèi)，找到由波函數(shù) Ψ (r,t) 描寫的粒子的幾率是： d W( r, t) = C|Ψ (r,t)|2 dτ， 其中，C是比例系數(shù)。,根據(jù)波函數(shù)的幾率解釋，波函數(shù)有如下重要性質(zhì)：,（1）幾率和幾率密度,在 t 時刻 r 點，單位體積內(nèi)找到粒子的幾率是： ω( r, t ) = {dW(r, t )/ dτ} = C |Ψ (r,t)|2 稱為幾率密度。,在體積 V 內(nèi)，t 時刻找到粒子的幾率為： W(t) = ∫V dW = ∫Vω( r, t ) dτ= C∫V |Ψ (r,t)|2 dτ,51,（2） 平方可積,由于粒子在空間總要出現(xiàn)（不討論粒子產(chǎn)生和湮滅情況），所以在全空間找到粒子的幾率應(yīng)為一，即： C∫∞ |Ψ (r , t)|2 dτ= 1, 從而得常數(shù) C 之值為： C = 1/ ∫∞ |Ψ (r , t)|2 dτ,這即是要求描寫粒子量子狀態(tài)的波函數(shù)Ψ必須是絕對值平方可積的函數(shù)。,若,∫∞ |Ψ (r , t)|2 dτ ? ∞, 則 C ? 0, 這是沒有意義的。,52,（3）歸一化波函數(shù),這與經(jīng)典波不同。經(jīng)典波波幅增大一倍（原來的 2 倍），則相應(yīng)的波動能量將為原來的 4 倍，因而代表完全不同的波動狀態(tài)。經(jīng)典波無歸一化問題。,Ψ (r , t ) 和 CΨ (r , t ) 所描寫狀態(tài)的相對幾率是相同的，這里的 C 是常數(shù)。 因為在 t 時刻，空間任意兩點 r1 和 r2 處找到粒子的相對幾率之比是：,由于粒子在全空間出現(xiàn)的幾率等于一，所以粒子在空間各點出現(xiàn)的幾率只取決于波函數(shù)在空間各點強度的相對比例，而不取決于強度的絕對大小，因而，將波函數(shù)乘上一個常數(shù)后，所描寫的粒子狀態(tài)不變，即 Ψ (r, t) 和 CΨ (r, t) 描述同一狀態(tài),可見，Ψ (r , t ) 和 CΨ (r , t ) 描述的是同一幾率波，所以波函數(shù)有一常數(shù)因子不定性。,53,歸一化常數(shù),若 Ψ (r , t ) 沒有歸一化， ∫∞ |Ψ (r , t )|2 dτ= A （A 是大于零的常數(shù)），則有 ∫∞ |(A)-1/2Ψ (r , t )|2 dτ= 1,也就是說，(A)-1/2Ψ (r , t )是歸一化的波函數(shù)， 與Ψ (r , t )描寫同一幾率波， (A)-1/2 稱為歸一化因子。,注意：對歸一化波函數(shù)仍有一個模為一的因子不定性。 若Ψ (r , t )是歸一化波函數(shù)，那末， exp{iα}Ψ (r , t ) 也是歸一化波函數(shù)（其中α是實數(shù)），與前者描述同一幾率波。,54,（4）平面波歸一化,I Dirac ?—函數(shù),定義：,或等價的表示為：對在x=x0 鄰域連續(xù)的任何函數(shù) f（x）有：,?—函數(shù) 亦可寫成 Fourier 積分形式：,令 k=px/?, dk= dpx/?, 則,性質(zhì)：,55,（4）平面波歸一化,I Dirac ?—函數(shù),定義：,或等價的表示為：對在x=x0 鄰域連續(xù)的任何函數(shù) f（x）有：,?—函數(shù) 亦可寫成 Fourier 積分形式：,令 k=px/?, dk= dpx/?, 則,性質(zhì)：,56,II 平面波 歸一化,寫成分量形式,t=0 時的平面波,考慮一維積分,若取 A12 2?? = 1，則 A1= [2??]-1/2, 于是,,,57,三維情況：,其中,注意：這樣歸一化后的平面波其模的平方仍不表示幾率密度，依然只是表示平面波所描寫的狀態(tài)在空間各點找到粒子的幾率相同。,58,作 業(yè) 補 充 題,59,§2 態(tài)疊加原理,（一） 態(tài)疊加原理 （二） 動量空間（表象）的波函數(shù),60,（一） 態(tài)疊加原理,微觀粒子具有波動性，會產(chǎn)生衍射圖樣。而干涉和衍射的本質(zhì)在于波的疊加性，即可相加性，兩個相加波的干涉的結(jié)果產(chǎn)生衍射。 因此，同光學(xué)中波的疊加原理一樣，量子力學(xué)中也存在波疊加原理。因為量子力學(xué)中的波，即波函數(shù)決定體系的狀態(tài)，稱波函數(shù)為狀態(tài)波函數(shù)，所以量子力學(xué)的波疊加原理稱為態(tài)疊加原理。,61,,考慮電子雙縫衍射,Ψ= C1Ψ1 + C2Ψ2 也是電子的可能狀態(tài)。 空間找到電子的幾率則是： |Ψ|2 = |C1Ψ1+ C2Ψ2|2 = (C1*Ψ1*+ C2*Ψ2*) (C1Ψ1+ C2Ψ2) = |C1 Ψ1|2+ |C2Ψ2|2 + [C1*C2Ψ1*Ψ2 + C1C2*Ψ1Ψ2*],Ψ,電子穿過狹縫１出現(xiàn)在Ｐ點的幾率密度,電子穿過狹縫２出現(xiàn)在Ｐ點的幾率密度,相干項 正是由于相干項的出現(xiàn)，才產(chǎn)生了衍射花紋。,一個電子有 Ψ1 和 Ψ2 兩種可能的狀態(tài)，Ψ 是這兩種狀態(tài)的疊加。,62,其中C1 和 C2 是復(fù)常數(shù)，這就是量子力學(xué)的態(tài)疊加原理。,態(tài)疊加原理一般表述： 若Ψ1 ，Ψ2 ,., Ψn ,.是體系的一系列可能的狀態(tài)，則這些態(tài)的線性疊加 Ψ= C1Ψ1 + C2Ψ2 + .+ CnΨn + . (其中 C1 , C2 ,.,Cn ,.為復(fù)常數(shù))。 也是體系的一個可能狀態(tài)。 處于Ψ態(tài)的體系，部分的處于 Ψ1態(tài)，部分的處于Ψ2態(tài).，部分的處于Ψn，.,一般情況下，如果Ψ1和Ψ2 是體系的可能狀態(tài)，那末它們的線性疊加 Ψ= C1Ψ1 + C2Ψ2 也是該體系的一個可能狀態(tài).,63,例：,電子在晶體表面反射后，電子可能以各種不同的動量 p 運動。具有確定動量的運動狀態(tài)用de Broglie 平面波表示,根據(jù)疊加原理，在晶體表面反射后，電子的狀態(tài)Ψ可表示成 p 取各種可能值的平面波的線性疊加，即,而衍射圖樣正是這些平面波疊加干涉的結(jié)果。,Ψ,Ψp,64,（二） 動量空間（表象）的波函數(shù),Ψ (r,t)是以坐標 r 為自變量的波函數(shù)， 坐標空間波函數(shù)，坐標表象波函數(shù)； C(p, t) 是以動量 p 為自變量的波函數(shù)， 動量空間波函數(shù)，動量表象波函數(shù)； 二者描寫同一量子狀態(tài)。,波函數(shù)Ψ (r,t) 可用各種不同動量的平面波表示， 下面我們給出簡單證明。,展開系數(shù),令,則 Ψ可按Фp 展開,65,若Ψ (r,t)已歸一化，則 C(p, t)也是歸一化的,,66,67,§3 力學(xué)量的平均值和算符的引進,（一）力學(xué)量平均值 （1）坐標平均值 （2）動量平均值 （二）力學(xué)量算符 （1）動量算符 （2）動能算符 （3）角動量算符 （4）Hamilton 算符,68,（一） 力學(xué)量平均值,在統(tǒng)計物理中知道，,當可能值為離散值時: 一個物理量的平均值等于物理量出現(xiàn)的各種可能值乘上相應(yīng)的幾率求和； 當可能值為連續(xù)取值時：一個物理量出現(xiàn)的各種可能值乘上相應(yīng)的幾率密度求積分。 基于波函數(shù)的幾率含義，我們馬上可以得到粒子坐標和動量的平均值。先考慮一維情況，然后再推廣至三維。,69,（1）坐標平均值,為簡單計，剩去時間ｔ變量（或者說，先不考慮隨時間的變化） 設(shè)ψ(x) 是歸一化波函數(shù)，|ψ (x)|2 是粒子出現(xiàn)在x點的幾率密度，則,對三維情況，設(shè)ψ(r) 是歸一化波函數(shù)，|ψ(r)|2是粒子出現(xiàn)在 r 點的幾率密度，則x的平均值為,（2）動量平均值,一維情況：令ψ(x)是歸一化波函數(shù)，相應(yīng)動量表象波函數(shù)為,70,（二）力學(xué)量算符,簡言之，由于量子力學(xué)和經(jīng)典力學(xué)完全不同，它是用波函數(shù)描寫狀態(tài)，所以力學(xué)量也必須改造成與經(jīng)典力學(xué)不同的算符形式（稱為第一次量子化）。,（1）動量算符,既然ψ(x) 是歸一化波函數(shù)，相應(yīng)動量表象波函數(shù)為c(px) 一 一 對應(yīng)，相互等價的描述粒子的同一狀態(tài)，那末動量的平均值也應(yīng)可以在坐標表象用ψ(x)表示出來。但是ψ(x)不含px變量，為了能由ψ(x)來確定動量平均值，動量 px必須改造成只含自變量 x 的形式，這種形式稱為動量 px的算符形式，記為,71,一維情況：,72,比較上面二式得兩點結(jié)論：,而動量 px 在坐標表象（非自身表象）中的形式必須改造成動量算符形式：,三維情況：,73,由歸一化波函數(shù)ψ(r)求 力學(xué)量平均值時，必須把該力學(xué)量的算符夾在ψ*(r)和ψ(r)之間,對全空間積分，即,F 是任一 力學(xué)量算符,74,（2）動能算符,（3）角動量算符,75,（4）Hamilton 算符,76,作 業(yè) 補充題,77,§4 Schrodinger 方程,（一） 引 （二） 引進方程的基本考慮 （三） 自由粒子滿足的方程 （四） 勢場 V (r) 中運動的粒子 （五） 多粒子體系的Schrodinger方程,78,這些問題在1926年Schrodinger 提出了波動方程之后得到了圓滿解決。,微觀粒子量子狀態(tài)用波函數(shù)完全描述，波函數(shù)確定之后，粒子的任何一個力學(xué)量的平均值及其測量的可能值和相應(yīng)的幾率分布也都被完全確定，波函數(shù)完全描寫微觀粒子的狀態(tài)。因此量子力學(xué)最核心的問題就是要解決以下兩個問題：,(1)在各種情況下，找出描述系統(tǒng)的各種可能的波函數(shù)； (2)波函數(shù)如何隨時間演化。,（一） 引,79,（二） 引進方程的基本考慮,從牛頓方程，人們可以確定以后任何時刻 t 粒子的狀態(tài) r 和 p 。因為初條件知道的是坐標及其對時間的一階導(dǎo)數(shù)，所以方程是時間的二階常微分方程。,讓我們先回顧一下經(jīng)典粒子運動方程，看是否能給我們以啟發(fā)。,（1）經(jīng)典情況,80,（2）量子情況,3．第三方面，方程不能包含狀態(tài)參量，如 p, E等，否則方程只能被粒子特定的狀態(tài)所滿足，而不能為各種可能的狀態(tài)所滿足。,1．因為，t = t0 時刻，已知的初態(tài)是ψ( r, t0) 且只知道這樣一個初條件，所以，描寫粒子狀態(tài)的波函數(shù)所滿足的方程只能含ψ對時間 的一階導(dǎo)數(shù)。,2．另一方面，ψ要滿足態(tài)疊加原理，即，若ψ1( r, t ) 和ψ2( r, t )是方程的解，那末。 ψ( r, t)= C1ψ1( r, t ) + C2ψ2( r, t ) 也應(yīng)是該方程的解。這就要求方程應(yīng)是線性的，也就是說方程中只能包含ψ, ψ對時間的一階導(dǎo)數(shù)和對坐標各階導(dǎo)數(shù)的一次項，不能含它們的平方或開方項。,81,（三） 自由粒子滿足的方程,這不是所要尋找的方程，因為它包含狀態(tài)參量 E 。將Ψ對坐標二次微商，得：,將上式對 t 微商，得：,(1)–(2)式,82,滿足上述構(gòu)造方程的三個條件,討論：,通過引出自由粒子波動方程的過程可以看出，如果能量關(guān)系式 E = p2/2μ 寫成如下方程形式：,做算符替換（4）即得自由粒子滿足的方程（3）。,,(1)–(2)式,返回,83,（四）勢場 V(r) 中運動的粒子,該方程稱為 Schrodinger 方程，也常稱為波動方程。,若粒子處于勢場 V(r) 中運動，則能動量關(guān)系變?yōu)椋?將其作用于波函數(shù)得：,做（4）式的算符替換得：,84,（五）多粒子體系的 Schrodinger 方程,設(shè)體系由 N 個粒子組成， 質(zhì)量分別為 μi (i = 1, 2,., N) 體系波函數(shù)記為 ψ( r1, r2, ., rN ; t) 第i個粒子所受到的外場 Ui(ri) 粒子間的相互作用 V(r1, r2, ., rN) 則多粒子體系的 Schrodinger 方程可表示為：,85,多粒子體系 Hamilton 量,對有 Z 個電子的原子，電子間相互作用為 Coulomb 排斥作用：,而原子核對第 i 個電子的 Coulomb 吸引能為：,假定原子核位于坐標原點，無窮遠為勢能零點。,例如：,86,§5 粒子流密度和粒子數(shù)守恒定律,（一）定域幾率守恒 （二）再論波函數(shù)的性質(zhì),87,（一） 定域幾率守恒,考慮低能非相對論實物粒子情況，因沒有粒子的產(chǎn)生和湮滅問題，粒子數(shù)保持不變。對一個粒子而言，在全空間找到它的幾率總和應(yīng)不隨時間改變，即,在討論了狀態(tài)或波函數(shù)隨時間變化的規(guī)律后，我們進一步討論粒子在一定空間區(qū)域內(nèi)出現(xiàn)的幾率將怎樣隨時間變化。粒子在 t 時刻 r 點周圍單位體積內(nèi)粒子出現(xiàn)的幾率即幾率密度是：,88,證：,考慮 Schrodinger 方程及其共軛式：,取共軛,89,在空間閉區(qū)域τ中將上式積分，則有：,閉區(qū)域τ上找到粒子的總幾率在單位時間內(nèi)的增量,J是幾率流密度，是一矢量。,所以(7)式是幾率（粒子數(shù)）守恒的積分表示式。,令 Eq.（7）τ趨于 ∞，即讓積分對全空間進行，考慮到任何真實的波函數(shù)應(yīng)該是平方可積的，波函數(shù)在無窮遠處為零，則式右面積分趨于零，于是 Eq.（7）變?yōu)椋?,其微分形式與流體力學(xué)中連續(xù)性方程的形式相同,使用 Gauss 定理,單位時間內(nèi)通過τ的封閉表面 S 流入（面積分前面的負號）τ內(nèi)的幾率,,90,討論：,表明，波函數(shù)歸一化不隨時間改變，其物理意義是粒子既未產(chǎn)生也未消滅。,（1） 這里的幾率守恒具有定域性質(zhì)，當空間某處幾率減少了，必然另外一些地方幾率增加，使總幾率不變，并伴隨著某種流來實現(xiàn)這種變化。,同理可得量子力學(xué)的電荷守恒定律：,表明電荷總量不隨時間改變,91,（二）再論波函數(shù)的性質(zhì),1. 由 Born 的統(tǒng)計解釋可知，描寫粒子的波函數(shù)已知后，就知道了粒子在空間的幾率分布，即 d ω(r, t) = |ψ(r, t)|2 d τ 2. 已知 ψ(r, t)， 則任意力學(xué)量的平均值、可能值及相應(yīng)的幾率就都知道了，也就是說，描寫粒子狀態(tài)的一切力學(xué)量就都知道了。所以波函數(shù)又稱為狀態(tài)波函數(shù)或態(tài)函數(shù)。 3.知道體系所受力場和相互作用及初始時刻體系的狀態(tài)后，由Schrodinger方程即可確定以后時刻的狀態(tài)。,（1）波函數(shù)完全描述粒子的狀態(tài),（2）波函數(shù)標準條件,1. 根據(jù)Born統(tǒng)計解釋 ω(r, t) = ψ*(r, t) ψ(r, t)是粒子在t時刻出現(xiàn)在 r點的幾率，這是一個確定的數(shù)，所以要求ψ(r, t)應(yīng)是 r, t的單值函數(shù)且有限。,92,式右含有ψ及其對坐標一階導(dǎo)數(shù)的積分，由于積分區(qū)域τ是任意選取的，所以S是任意閉合面。要是積分有意義，ψ必須在變數(shù)的全部范圍，即空間任何一點都應(yīng)是有限、連續(xù)且其一階導(dǎo)數(shù)亦連續(xù)。 概括之，波函數(shù)在全空間每一點通常應(yīng)滿足單值、有限、連續(xù)三個條件，該條件稱為波函數(shù)的標準條件。,2.根據(jù)粒子數(shù)守恒定律 :,93,（3）量子力學(xué)基本假定 I、 II,量子力學(xué)基本假定 I 波函數(shù)完全描述粒子的狀態(tài),量子力學(xué)基本假定 II 波函數(shù)隨時間的演化遵從 Schrodinger 方程,94,§6 定態(tài)Schrodinger方程,（一）定態(tài)Schrodinger方程 （二）Hamilton算符和能量本征值方程 （三）求解定態(tài)問題的步驟 （四）定態(tài)的性質(zhì),95,（一）定態(tài)Schrodinger方程,現(xiàn)在讓我們討論 有外場情況下的定態(tài) Schrodinger 方程：,令：,,于是：,V(r)與t無關(guān)時，可以分離變量,,等式兩邊是相互無關(guān)的物理量，故應(yīng)等于與 t, r 無關(guān)的常數(shù),96,該方程稱為定態(tài) Schrodinger 方程，ψ(r)也可稱為定態(tài)波函數(shù)，或可看作是t=0時刻ψ(r,0)的定態(tài)波函數(shù)。,此波函數(shù)與時間t的關(guān)系是正弦型的，其角頻率ω=2πE/h。 由de Broglie關(guān)系可知： E 就是體系處于波函數(shù)Ψ(r,t)所描寫的狀態(tài)時的能量。也就是說，此時體系能量有確定的值，所以這種狀態(tài)稱為定態(tài)，波函數(shù)Ψ(r,t)稱為定態(tài)波函數(shù)。,97,（二）Hamilton算符和能量本征值方程,（1）Hamilton 算符,,二方程的特點：都是以一個算符作用于Ψ(r, t)等于EΨ(r, t)。所以這兩個算符是完全相當?shù)模ㄗ饔糜诓ê瘮?shù)上的效果一樣）。,,,再由 Schrodinger 方程：,98,（2）能量本征值方程,（1）一個算符作用于一個函數(shù)上得到一個常數(shù)乘以該函數(shù)這與數(shù) 學(xué)物理方法中的本征值方程相似。 數(shù)學(xué)物理方法中：微分方程 + 邊界條件構(gòu)成本征值問題；,（2）量子力學(xué)中：波函數(shù)要滿足三個標準條件，對應(yīng)數(shù)學(xué)物理方 法中的邊界條件，稱為波函數(shù)的自然邊界條件。 因此在量子力學(xué)中稱與上類似的方程為束縛的本征值方程。 常量 E 稱為算符 H 的本征值；Ψ稱為算符 H 的本征函數(shù)。 （3）由上面討論可知，當體系處于能量算符本征函數(shù)所描寫的狀 態(tài)（簡稱能量本征態(tài)）時，粒子能量有確定的數(shù)值，這個數(shù) 值就是與這個本征函數(shù)相應(yīng)的能量算符的本征值。,99,（三）求解定態(tài)問題的步驟,討論定態(tài)問題就是要求出體系可能有的定態(tài)波函數(shù)Ψ( r, t) 和在這些態(tài)中的能量 E。其具體步驟如下：,,,（1）列出定態(tài) Schrodinger方程,（2）根據(jù)波函數(shù)三個標準條件求解能量 E 的本征值問題，得：,（3）寫出定態(tài)波函數(shù)即得到對應(yīng)第 n 個本征值 En 的定態(tài)波函數(shù),（4）通過歸一化確定歸一化系數(shù) Cn,100,（四）定態(tài)的性質(zhì),（2）幾率密度與時間無關(guān),（1）粒子在空間幾率密度與時間無關(guān),101,綜上所述，當Ψ滿足下列三個等價條件中的任何一個時，Ψ就是定態(tài)波函數(shù)： 1. Ψ描述的狀態(tài)其能量有確定的值； 2. Ψ滿足定態(tài)Schrodinger方程； 3. |Ψ|2 與 t無關(guān)。,（3）任何不顯含t得力學(xué)量平均值與t 無關(guān),102,作 業(yè),周世勛 《量子力學(xué)教程》 2.2 題 曾謹言 《量子力學(xué)導(dǎo)論》 2.1、2.3 題,103,第三章 一維定態(tài)問題,在繼續(xù)闡述量子力學(xué)基本原理之前，先用 Schrodinger 方程來處理一類簡單的問題——一維定態(tài)問題。其好處有四： （1）有助于具體理解已學(xué)過的基本原理； （2）有助于進一步闡明其他基本原理； （4）一維問題還是處理各種復(fù)雜問題的基礎(chǔ)。,,§1 一維無限深勢阱 §2 線性諧振子 §3 一維勢散射問題,（3）處理一維問題，數(shù)學(xué)簡單，從而能對結(jié)果進行細致討論，量子 體系的許多特征都可以在這些一維問題中展現(xiàn)出來；,104,§1 一維無限深勢阱,（一）一維運動 （二）一維無限深勢阱 （三）宇稱 （四）討論,105,（一） 一維運動,所謂一維運動就是指在某一方向上的運動。,此方程是一個二階偏微分方程。若勢可寫成： V(x,y,z) = V1(x) + V2(y) + V3(z) 形式，則 S-方程可在直角坐標系中分離變量。,令 ψ(x,y,z) = X(x) Y(y) Z(z) E = Ex + Ey + Ez 于是S-方程化為三個常微分方程：,當粒子在勢場 V(x,y,z) 中運動時，其 Schrodinger 方程為：,,,106,,,,其中,,107,（二）一維無限深勢阱,求解 S — 方程 分四步： （1）列出各勢域的一維S—方程 （2）解方程 （3）使用波函數(shù)標準條件定解 （4）定歸一化系數(shù),108,（1）列出各勢域的 S — 方程,方程可 簡化為：,,,勢V(x)分為三個區(qū)域， 用 I 、II 和 III 表示， 其上的波函數(shù)分別為 ψI(x),ψII(x) 和 ψIII (x)。則方程為：,109,（3）使用波函數(shù)標準條件,,從物理考慮，粒子不能透過無窮高的勢壁。 根據(jù)波函數(shù)的統(tǒng)計解釋，要求在阱壁上和阱壁 外波函數(shù)為零，特別是 ψ(-a) = ψ(a) = 0。,,1。單值，成立； 2。有限：當x ? - ∞ ， ψ 有限條件要求 C2=0。,110,使用標準條件 3。連續(xù)：,2）波函數(shù)導(dǎo)數(shù)連續(xù)： 在邊界 x = -a，勢有無窮跳躍，波函數(shù)微商不連續(xù)。這是因為： 若ψI(-a)’ = ψII(-a)’， 則有，0 = A αcos(-αa + δ) 與上面波函數(shù)連續(xù)條件導(dǎo)出的結(jié)果 A sin(-αa + δ)= 0 矛盾，二者不能同時成立。所以波函數(shù)導(dǎo)數(shù)在有無窮跳躍處不連續(xù)。,1）波函數(shù)連續(xù)：,111,(1)+(2),(2)-(1),,,兩種情況：,,112,討論,狀態(tài)不存在,描寫同一狀態(tài),所以 n 只取正整數(shù)，即,于是：,或,113,于是波函數(shù)：,類似 I 中關(guān)于 n = ? m 的討論可知：,114,綜合 I 、II 結(jié)果，最后得：,對應(yīng) m = 2 n,對應(yīng) m = 2n+1,115,能量最低的態(tài)稱為基態(tài)，其上為第一激發(fā)態(tài)、第二激發(fā)態(tài)依次類推。,,116,由此可見，對于一維無限深方勢阱，粒子束縛于有限空間范圍，在無限遠處，ψ = 0 。這樣的狀態(tài)，稱為束縛態(tài)。一維有限運動能量本征值是分立能級，組成分立譜。,（4）由歸一化條件定系數(shù) A,117,[小結(jié)] 由無窮深方勢阱問題的求解可以看 出，解S—方程的一般步驟如下：,一、列出各勢域上的S—方程； 二、求解S—方程；,三、利用波函數(shù)的標準條件（單值、有限、連續(xù)）定 未知數(shù)和能量本征值；,四、由歸一化條件定出最后一個待定系數(shù)（歸一化系 數(shù)）。,118,（三）宇稱,（1）空間反射：空間矢量反向的操作。,（2）此時如果有：,稱波函數(shù)具有正宇稱（或偶宇稱）；,稱波函數(shù)具有負宇稱（或奇宇稱）；,119,（四）討論,一維無限深 勢阱中粒子 的狀態(tài),,（2）n = 0 , E = 0, ψ = 0，態(tài)不存在，無意義。 而n = ± k, k=1,2,.,可見，n取負整數(shù)與正整數(shù)描寫同一狀態(tài)。,120,（4）ψn*(x) = ψn(x) 即波函數(shù)是實函數(shù)。,（5）定 態(tài) 波 函 數(shù),（3）波函數(shù)宇稱,121,作 業(yè),周世勛：《量子力學(xué)教程》第二章 2.3、 2.4、 2.8,122,§2 線性諧振子,（一）引言 （1）何謂諧振子 （2）為什么研究線性諧振子 （二）線性諧振子 （1）方程的建立 （2）求解 （3）應(yīng)用標準條件 （4）厄密多項式 （5）求歸一化系數(shù) （6）討論 （三）實例,123,（一）引言,（1）何謂諧振子,量子力學(xué)中的線性諧振子就是指在該式所描述的勢場中運動的粒子。,在經(jīng)典力學(xué)中，當質(zhì)量為 ? 的粒子，受彈性力F = - kx作用，由牛頓第二定律可以寫出運動方程為：,其解為 x = Asin(ω t + δ)。這種運動稱為簡諧振動， 作這種運動的粒子叫諧振子。,若取V0 = 0，即平衡位置處于勢 V = 0 點，則,,124,（2）為什么研究線性諧振子,自然界廣泛碰到簡諧振動，任何體系在平衡位置附近的小振動，例如分子振動、晶格振動、原子核表面振動以及輻射場的振動等往往都可以分解成若干彼此獨立的一維簡諧振動。簡諧振動往往還作為復(fù)雜運動的初步近似，所以簡諧振動的研究，無論在理論上還是在應(yīng)用上都是很重要的。 例如雙原子分子，兩原子間的勢V是二者相對距離x的函數(shù)，如圖所示。在 x = a 處，V 有一極小值V0 。在 x = a 附近勢可以展開成泰勒級數(shù)：,,125,取新坐標原點為(a, V0)，則勢可表示為標準諧振子勢的形式：,可見，一些復(fù)雜的勢場下粒子的運動往往可以用線性諧振動來近似描述。,126,（二）線性諧振子,（1）方程的建立 （2）求解 （3）應(yīng)用標準條件 （4）厄密多項式 （5）求歸一化系數(shù) （6）討論,127,（1）方程的建立,,線性諧振子的 Hamilton量：,則 Schrodinger 方程可寫為 ：,為簡單計， 引入無量綱變量ξ代替x，,128,（2）求解,為求解方程，我們先看一下它的漸 近解，即當 ξ→±∞ 時波函數(shù) ψ的行為。在此情況下，λ ξ2， 于是方程變?yōu)椋?其解為：ψ∞ = exp[±ξ2/2]，,1. 漸近解,欲驗證解的正確性，可將其代回方程，,波函數(shù)有限性條件：,,當ξ→±∞ 時，應(yīng)有 c2 = 0，,因整個波函數(shù)尚未歸一化，所以c1可以令其等于1。最后漸近波函數(shù)為：,ξ2 ± 1,129,其中 H(ξ) 必須滿足波函數(shù)的單值、有限、連續(xù)的標準條件。即： ① 當ξ有限時，H(ξ)有限； ② 當ξ→∞時，H(ξ)的行為要保證ψ(ξ)→ 0。,將ψ(ξ)表達式代入方程得 關(guān)于 待求函數(shù) H(ξ) 所滿足的方程：,2. H(ξ)滿足的方程,130,3.級數(shù)解,我們以級數(shù)形式來求解。 為此令：,用 k 代替 k’,131,由上式可以看出： b0 決定所有角標k為偶數(shù)的系數(shù)； b1 決定所有角標k為奇數(shù)的系數(shù)。 因為方程是二階微分方程，應(yīng)有兩個 線性獨立解。可分別令：,,b0 ≠ 0, b1=0. → Heven(ξ); b1 ≠ 0, b0=0. → Hodd(ξ).,即： bk+2(k+2)(k+1)- bk 2k + bk(λ-1) = 0 從而導(dǎo)出系數(shù) bk 的遞推公式：,該式對任意ξ都成立， 故ξ同次冪前的系數(shù)均應(yīng)為零，,只含偶次冪項,只含奇次冪項,則通解可記為： H = co Hodd + ce Heven ψ= (co Hodd + ce Heven e) exp[-ξ2/2],132,（3）應(yīng)用標準條件,(I)ξ=0 exp[-ξ2/2]|ξ=0 = 1 Heven(ξ)|ξ=0 = b0 Hodd(ξ)|ξ=0 = 0 皆有限,(II) ξ→±∞ 需要考慮無窮級數(shù)H(ξ)的收斂性,為此考察相鄰 兩項之比：,考察冪級數(shù)exp[ξ2}的 展開式的收斂性,比較二級數(shù)可知： 當ξ→±∞時， H(ξ)的漸近 行為與exp[ξ2]相同。,單值性和連續(xù)性二條件自然滿足， 只剩下第三個有限性條件需要進行討論。,因為H(ξ)是一個冪級數(shù)，故應(yīng)考慮他的收斂性。考慮一些特殊點， 即勢場有跳躍的地方以及x=0, x → ±∞或ξ=0, ξ→±∞。,133,所以總波函數(shù)有如下發(fā)散行為：,為了滿足波函數(shù)有限性要求，冪級數(shù) H(ξ) 必須從某一項截斷變成一個多項式。換言之，要求 H(ξ) 從某一項（比如第 n 項）起 以后各項的系數(shù)均為零，即 bn ≠ 0, bn+2 = 0.,代入遞推關(guān)系)得：,結(jié)論 基于波函數(shù) 在無窮遠處的 有限性條件導(dǎo)致了 能量必須取 分立值。,,134,（4）厄密多項式,附加有限性條件得到了 H(ξ)的 一個多項式，該多項式稱為厄密 多項式，記為 Hn(ξ)，于是總波 函數(shù)可表示為：,由上式可以看出，Hn(ξ) 的最高次冪是 n 其系數(shù)是 2n。,歸一化系數(shù),Hn(ξ) 也可寫成封閉形式：,λ = 2n+1,135,厄密多項式和諧振子波函數(shù)的遞推關(guān)系：,從上式出發(fā)，可導(dǎo)出 厄密多項式的遞推關(guān)系：,應(yīng) 用 實 例,例：已知 H0 = 1, H1=2ξ，則 根據(jù)上述遞推關(guān)系得出： H2 = 2ξH1-2nH0 = 4ξ2-2,下面給出前幾個厄密 多項式具體表達式： H0=1 H2=4ξ2-2 H4 = 16ξ4-48ξ2+12 H1=2ξ H3=8ξ3-12ξ H5=32ξ5-160ξ3+120ξ,基于厄密多項式的遞推關(guān)系可以導(dǎo)出諧振子波函數(shù)Ψ(x)的遞推關(guān)系：,136,（5）求歸一化系數(shù),( 分 步 積 分 ),該式第一項是一個多項式與 exp[-ξ2] 的 乘積，當代入上下限ξ=±∞后，該項為零。,繼續(xù)分步積分到底,因為Hn的最高次項 ξn的系數(shù)是2n，所以 dnHn /dξn = 2n n!。,于是歸一化系數(shù),則諧振子 波函數(shù)為：,(I)作變量代換，因為ξ=αx， 所以dξ=α dx； (II)應(yīng)用Hn(ξ)的封閉形式。,137,（6）討論,3. 對應(yīng)一個諧振子能級只有一個本征函數(shù)，即一個狀態(tài)，所以能級是非簡并的。值得注意的是，基態(tài)能量 E0={1/2}?ω ≠0，稱為零點能。這與無窮深勢阱中的粒子的基態(tài)能量不為零是相似的，是微觀粒子波粒二相性的表現(xiàn)，能量為零的“靜止