波函数和薛定谔议程.doc

第二章 波函数和薛定谔议程1一维运动的粒子处在的状态，其中，求：（1）粒子动量的几率分布函数；（2）粒子动量的平均值。解 首先将归一化，求归一化系数A。（1）动量的几率分布函数是注意到中的时间只起参数作用，对几率分布无影响，因此可有令 代入上式得（2）动量p的平均值的结果从物理上看是显然的，因为对本题说来，粒子动量是和是的几率是相同的。讨论：一维的傅里叶变换的系数是而不是。傅里叶变换式中的t可看成参变量。因此，当原来坐标空间的波函数不含时间变量时，即相当于的情况，变换式的形式保持不变。不难证明，若是归一化的，则经傅里叶变换得到也是归一化的。2设在时，粒子的状态为求粒子动量的平均值和粒子动能的平均值。解 方法一：根据态迭加原理和波函数的统计解释。任意状态总可以分解为单色平面波的线性和，即，展开式的系数表示粒子的动量为p时的几率。知道了几率分布函数后，就可按照求平均值。在时，动量有一定值的函数，即单色德布罗意平面波为，与的展开式比较可知，处在状态的粒子动量可以取，而，粒子动量的平均值为A可由归一化条件确定故 粒子动能的平均值为。方法二：直接积分法根据函数的性质，只有当函数的宗量等于零时，函数方不为零，故的可能值有而 则有 及 。讨论：由于单色德布罗意平面波当时不趋于零，因此的归一化积分是发散的，故采用动量几率分布的概念来求归一化系数。本题的不是平方可积的函数，因此不能作傅氏积分展开，只能作傅氏级数展开，即这时对应于波函数的是分立谱而不是连续谱，因此计算积分，得到函数。在连续谱函数还未熟练以前，建议教学时只引导学生按方法一做，在第三章函数讲授后再用函数做一遍，对比一下，熟悉一下函数的运算。3一维谐振子处在的状态，求：（1）势能的平均值 ；（2）动量的几率分布函数；（3）动能的平均值 解 先检验是否归一化。是归一化的。（1）.其中应用 及（2）由于是平方可积的，因此可作傅氏变换求动量几率分布函数其中，（3）其中 由此得出结论，对于处在基态的谐振子来说，动能的平均值和势能的平均值相等。4求一维谐振子处在第一激发态时几率最大的位置。解 一维谐振子的波函数为式中 为厄密多项式。对于第一激发态故 处在第一激发态的几率正比于欲求其最大值，必须满足即有 讨论：在处有极值，这是由于一维谐振子的波函数本来就是对原点对称的缘故，这从物理上看是很清楚的，当及时，几率，故和几率的关系大致如图示。假如过渡到经典情况，相当于，这时。这在经典力学看来是完全合理的，因为从经典的观点来看，谐振子处在原点几率最大，因为处在原点能量最低。5设氢原子处在的态，为玻尔半径，求（1）r的平均值；（2）势能的平均值；（3）动量几率分布函数。解 先检验是否归一化。这表明是归一化的。（1）（2）这个结果和旧量子论中，氢原子的电子沿波尔半径所规定的轨道运动时的库仑能一致。（3） 选用球坐标，且使y轴与的方向一致，则有其中令，且应用了再令 则 6粒子在势能为的场中运动，证明对于能量的状态，能量由关系式决定，其中 解 势能与坐标的关系如图示，按值的不同可分为三个区域、和。分别应用薛定谔方程，有：，其中： 其中： 其中：它们的解分别为，边界条件：当；则当，；则连接条件（波函数的标准条件）在处，在处， 在处，在处，在上面四个式子，由第一和第三式可得由第二和第四式可得而 故 其中令 于是有 由 ，得由 可得 讨论：对于束缚态的问题，我们总是先按不同的要求写出薛定谔方程，求出解。然后再利用边界条件和波函数的标准条件定解。这种方法具有一般性。把、两区域的解写成指数形式，是因为能够利用边界条件把两个任何常数的问题变为只有一个任意常数的问题。而在区域中没有边界条件。又因所要求的结果具反三角函数的形式，因此把的解写成三角函数的形式。原则上，写面指数或三角函数形式是任意的，若选择得当，往往可使问题的求解较为简捷。7粒子处在势能为的场中运动，求在能量小于的情况下决定粒子能量的关系式。解 对区域、分别有：其解分别为边界条件：当时，当时，；于是连接条件：当时，当时，上列四式可重写为齐次方程式为下：这个方程组要得到非零解，必须其系数行列式为零，故有解之得它与 三式决定粒子的能量。8求三维谐振子的能级，并讨论它的简并情形。解 三维谐振子的哈密顿为其中 如果哈密顿可以分离变量，就必然有及 因此可以设定薛定谔方程 的解为且 则有 两边均除以得：要上式两边相等，必须今、三份分别相等，亦即故有 它们分别为沿、方向的线谐振子方程，它们的能量分别为因此三维谐振子的能量为其中 为正整数。由N确定后，由于可以有不同的组合，因此就对应于不同的状态，这就是简并。简并的重数可以决定如下：当时，可取，故有个可能值。当时，可取，有个可能值。当时，只能取0，即只有一个可能值。当和都确定后，由于的限制，也确定了，因此并不增加不同组合的数目。故N确定以后，、的可能组合数目，即简并重数为讨论：若哈密顿本身可以分离变量，总可以有及。这个结论是具有普遍性的。只要注意到我们在证明这个结论时并没有涉及谐振子的哈密顿的具体形式，就能够看出这一点。以上讨论假定了谐振子在三个方向的频率相同。一般地说，各方向的频率是可以不同的，对此，我们也可以用完全类似的方法来讨论。9一粒子在三维势场中运动，求粒子的能量和波函数。解 我们先来证明一个一般的结论：若哈密顿可写成、之和，即则所对应的本征能量为波函数为 其中、；、分别满足一维薛定谔方程（1）（2）（3）把上面三式写成（1）（2）（3）（1）式乘；（2）式乘；（3）式乘；然后三式相加得到：即 这就是我们所要证明的结论。于是我们就把一个解三维的薛定谔方程的问题归结为求解三个一维薛定谔方程的问题。只要求得、和以有、和，就不难求出和。对于方向的薛定谔方程（1），相当于求解一维无限深势阱下粒子的能量和波函数。利用教材10的结论，把（1026）、（1027）和（1028）式中的用a来代替，可得到 （n是整数）对于y方向的薛定谔方程（2），同理有 （m是整数）对于方向的薛定谔方程，由于，这表明粒子在方向可以自由运动，其解为平面波解，即有 是连续谱因此 则有下列几种可能 当，时讨论：若势阱宽度仍为a和b，但区间是由，不难证明，这时E仍如上式所示，但波函数只有一种，为式中 、均为整数。10设在附近运动的粒子受到弹性力作用，相应的势能是，已知满足对应于这个势能的薛定谔方程的波函数是，其中 ；是n级厄密多项式，当时，；（1）试由薛定谔方程计算相应于本征函数的本征能量；（2）利用公式 求 时的平均势能（3）求时的平均动能。解 （1）本征能量由定态薛定谔方程决定。（a）求：有而 代入薛定谔方程得（b） 故 （c）（d） 同理可得 依此类推可得： （2）求平均势能 （a）时，（b），（c），（d） （3）求平均动能（a）（b）（c）（d）讨论：通过本题可以看到，只要已知本征波函数和体系的哈密顿算符的形式，要求体系对应于这些本征函数的本征能量，只需代入薛定谔方程通过微分运算求出。因此解薛定谔方程 求本征函数和本征能量E的困难，事实上何求本征函数上。一旦已知本征函数，本征能量就容易求出了。事实上，受到弹性力作用的体系，相当于一维谐振子，本征函数就是谐振子的本征函数，这只须取就可看出。因此算出的能量自然就是谐振子的本征能量，这和我们直接运算得出的结果一致。计算结果表明，对于在弹性力作用的体系（一维谐振子）算出的势能平均值总是等于总能量的一半，不管处在哪个能级，都有相同的结论，即这从物理上看显然是非常合理的。11粒子在势能的捧力场中运动，求能量，的情况下，粒子的能量和状态。解 径向方程为当时，方程简化为在处，波函数为，则有令 ，则方程变为即有 其中 在处，令，则有其中 解上面两个方程得，故边界条件：当时，为有限，故于是 当时，为有限，故于是 连接条件：当时，于是 ，故解上面两式消去和得故得 此外，再注意到 从上面两式用图解法求出和，从而确定粒子的能量。由 及波函数的归一化条件可以确定和，从而粒子状态的波函数就可以确定。12粒子在半径为a，高为d的圆筒中运动，在筒内的势能为零，在筒壁和筒外势能为无限大，求证：（1）粒子的波函数是其中是柱面坐标，为m阶贝塞尔函数的第个根。（2）粒子的能量是解 筒外势能为无限大，故粒子在筒内运动的薛定谔方程用圆柱坐标表示为：用分离变量法，设 代入上式，可以得到则有 上面第一式的解为，其中利用边界条件：当时，当时，因而 再令 代入上面的第二式，可再分离变量得这第一式的解为其中 现在令 于是第二式改写为这是一个m阶贝塞尔方程，其解为当时，诺意曼函数，故当时，故令为m阶贝塞尔函数的第t个根，则有综合上面几个式子，得到粒子的波函数为其中C可由归一化条件决定。粒子的能量为13设粒子在一维无限深阱中运动，如果粒子的状态由波函数描写，求粒子能量的可能值和相应的几率。解 一给无限深势阱式中a为势阱宽度。粒子具有一定能量的状态为本征态，它满足本征方程粒子在阱内时有 代入本征方程得 其解为 能量为 任意状态，可视为一系列本征态的线性迭加，亦即只要求出各个，就可以求出能量的各个可能值及相应的几率。方法一：本题的较简单，容易化为若干正弦函数的迭加故 ，能量可能值，能量可能值方法二：一般方法因为 由于三角函数的正交性故 即得 及讨论：比较上面两种方法可以看出，如果比较简单，能够较容易地把它展开为本征函数的组合时，就可以不必利用比较麻烦的积分方法求，但方法一只有在特殊情况下才能使用。14在一维无限深势阱中运动的粒子，势阱的宽度为a，如果粒子的状态由波函数描写，A为归一化常数，求粒子能量的几率分布和