量子力学曾谨言习题解答第五章
第五章: 对称性及守恒定律
[1]证明力学量A
?(不显含t )的平均值对时间的二次微商为: ]?],?,?[[2
22
H H A
A dt
d -=
(H ?是哈密顿量) (解)根据力学量平均值的时间导数公式,若力学量A
? 不显含t ,有
]?,?[1H A
i dt
A d
=
(1) 将前式对时间求导,将等号右方看成为另一力学量
]?,?[1H A
i
的平均值,则有: ]?],?,?[[1]?],?,?[1
[
1222
H H A H H A i i dt
A d -==
(2) 此式遍乘2 即得待证式。
[2]证明,在不连续谱的能量本征态(束缚定态)下,不显含t 的物理量对时间t 的导数的平均值等于零。
(证明)设A
?是个不含t 的物理量,ψ是能量H ?的公立的本征态之一,求A ?在ψ态中的平均值,有:
???=
τ
τψψ
d A A ?*
将此平均值求时间导数,可得以下式(推导见课本§5.1)
???-≡=
τ
τψψd A
H H
A i
H A i dt
A d )????(*1]?,?[1
(1) 今ψ代表H
?的本征态,故ψ满足本征方程式 ψψE H
=? (E 为本征值) (2) 又因为H
?是厄密算符,按定义有下式(ψ需要是束缚态,这样下述积公存在) τψψτψψτ
d A H
d A H
??????=)?
(*)?()~
(?* (3)
(题中说力学量导数的平均值,与平均值的导数指同一量) (2)(3)代入(1)得:
τψψτψψd A H i
d H A i
dt
A d )?
(*)?(1)?(?*1??????
-=
???
???-=
τψψ
τψψd A
i
E d A i
E ?**?* 因*E E =,而0=dt
A d
[3]设粒子的哈密顿量为 )(2??2r V p H
+=μ
。
(1) 证明
V r p p r dt
d ??-=? μ/)(2
。
(2) 证明:对于定态 V r T ??=2
(证明)(1)z y x p z p y p x
p r ??????++=?
,运用力学量平均值导数公式,以及对易算符的公配律: ]?,??[1)??(H p r i p r
d t d
?=?
)],,(?21,??????[]?,??[2z y x V p
p z p y p x H p r z y x +++=?μ )],,()???(21,??????[2
22z y x V p p p
p z p y p x
z y x z y x +++++=μ
)],,(,[21],??????[2
2
2z y x V zp yp xp p p p p z p y p x
z y x z y x z y x +++++++=μ
(2)
分动量算符仅与一个座标有关,例如x
i p x ??
= ,而不同座标的算符相对易,因此(2)式
可简化成:
]?,??[21]?,??[21]?,??[21]?,??[222z z y y x x p p z p p y p p x H p r
μ
μμ++=? )],,(,??????[z y x V p z p y p x
z y x +++
],??[],??[],??[]?,??[21]?,??[21]?,??[2122
2
V p z V p y V p x
p p z
p p y p p x z y x z z y y x x ++++
+
=
μ
μ
μ
(3)
前式是轮换对称式,其中对易算符可展开如下:
x x x x p x p
p x p p x ?????]?,??[23
2-= x x x x x x p x p
p x p p x p p x ???????????22
23-+-= x x x x x p p x p
p p x ?]?,?[??]?,?[2+= 222?2??x x x p
i p i p i =+= (4) ],?[?????????????],??[V p x p V x V p x p x V V p x V p x
x x x x x x =-=-= x
V x i ??=?? (5)
将(4)(5)代入(3),得:
}{)???(]?,??[222z
V z y V y x V x i p p p i H p r z y x ??+??+??+++=? μ
}?{2V r p
i ??+=
μ
代入(1),证得题给公式:
V r p p r dt
d ??-=?
μ
2?)( (6)
(2)在定态ψ之下求不显含时间t 的力学量A ?的平均值,按前述习题2的结论,其 结果是零,令p r A
??? ?= 则0)??(*2
=??-=?=????
V r p d p r p r dt
d
τ
μ
τψψ (7)
但动能平均值 μ
τψμ
ψ
τ
22?*
2
2p
d p T =
≡
???
由前式 V r T ???=
2
1
[4]设粒子的势场),,(z y x V 是z y x ,,的n 次齐次式证明维里定理(Virial theorem ) T V n 2= 式中V是势能,T是动能,并应用于特例:
(1)谐振子 T V = (2)库仑场 T V 2-=
(3)T V n Cr V n 2,==
(解)先证明维里定理:假设粒子所在的势场是直角坐标),,(z y x 的n 次齐次式,则不论n 是正、负数,势场用直角痤标表示的函数,可以表示为以下形式,式中V假定是有理函数
(若是无理式,也可展开成级数):
∑=
i j k
k
j i
i j k
z y x C
z y x V ),,( (1)
此处的k j i ,,暂设是正或负的整数,它们满足:
n k j i =++ (定数)
ijk C 是展开式系数,该求和式可设为有限项,即多项式。
根据前一题的结论:
V r
T ??=?2 (2) 现在试行计算本题条件下V r ??
的式子及其定态下平均值。
z
V z
y V y x V x V r ??+??+??=??
∑??+??+??=k
j i i j k z y x C z
z
y
y x
x )(
∑∑∑---++=1
1
1
k j i i j k k j i
i j k k
j
i i j k z
y x kC z z y x jC y z y x iC x
∑++=i j k
k
j
i
i j k z y x C k j i )(
),,(z y x nV =
这个关系在数学分析中称Euler 的齐次式定理。再利用(2)即得:
V n T =2 (3)
本证明的条件只要V r ??不显含时间(见前题证明)故是一个普遍的证明。现将其直接
用于几种特例,并另用(2)式加以验证。
(1)谐振子:)(2
2
32221z y x V ωωωμ++=
直接看出2=n ,根据(3)式知道
V T 22=,即 V T =
也可以根据前一题的结论,即(2)式直接来验证前一结论
z
V z
y
V y
x
V x
V r ??+??+??=??
z z y y x x 321μωμωμω?+?+?= V z y x 2)(232221=++=ωωωμ
V V r 2=??
,由(3)式可知V T =
(2)库仑场 2
2
2
1z
y x V ++=
直接看出V是z y x ,,的1-=n 次齐次式,按(3)式有: V T -=2
但这个结论也能用(3)式验证,为此也利用前一题结论(2)有:
z
V z
y V y x V x V r ??+??+??=??
2
/32
2
2
2
/32
2
2
2
/32
2
2
)
()
()
(z y x z
z z y x y
y z y x x
x ++-?
+++-?
+++-?=
V z
y x -=++-
=2
2
2
1 V V r -=??
代入(2)式,亦得到 V T -=2
(3)场22
22)(),,(n
n
z y x C Cr
z y x V ++==
直接看出V是z y x ,,的n 次齐次式,故由(3)式得:
V n T =2
仍根据(2)式来验证:
z
V z
y V y x V x V r ??+??+??=??
)2()
(2
)2()
(2
1
2
2
221
2
2
22y z y x n y x z y x n x n
n ?++?
+?++?=--
)2()(2
1
2
2
22z z y x n z n
?++?
+-
V n z y x n n
=++=22
22)(
由(2)得 V n T =2,结果相同。
本小题对于n 为正、负都相适,但对库仑场的奇点0=r 除外。
[5]证明,对于一维波包:
)(1
2
px xp x
dt d +=
μ
(解)一维波包的态中,势能不存在故 μ
2??2
x p
H
= (自由波包)
依据力学量平均值时间导数公式:
]2?,?[1]?,?[12
2
2
2
μ
x p
x
i H x
i x
dt d
==
]?,?[212
2x p x i
μ=
(2)
但 22
2222????]?,?[x p p x p x
x x x -= )????????()????????(x p p x p x p x p x p x p p x x
x x x x x x x x -+-= )????????()????????(x x p p x p x p x p x p x p p x
x x x x x x x x -+-+ x p x p x p p x p x p x p p x x
x x x x x x x x ?]?,?[???]?,?[]?,?[???]?,?[?+++= (3) 因 i p x
x =]?,?[ )????(2]?,?[22x p p x
i p x x x x += (4) 代入(2)式,得到待证的一式。
[6]求海森伯表象中自由粒子的座标的算符。
(解)根据海森伯表象(绘景)的定义可导得海森伯运动方程式,即对于任何用海氏表
象的力学算符)(?t A
应满足:
]?,?[1?H A
i
dt
A d =
(1)
又对于自由粒子,有μ
2??2p H
=(p
? 不随时间t 变化) 令)(?)(?t x t A
=为海氏表象座标算符;代入(1)
]2?),(?[1)(?2μ
p t x
i
dt
t x d =
]?),(?[21)(?2p t x
i
dt
t x d μ=
(2) 但 x p p x p t x
????]?),(?[222-= x p p p x p p x p p p x ????????????-+-=
p i p x p p p x
?2]?,?[??]?,?[ =+= (3) 代入(2),得: μ
μp
i
p
i dt
t x d ?21?2)(?=
=
积分得 C t p
t x
+=μ
?)(?
将初始条件0=t 时,)0(?)(?x t x
=代入得)0(x C =,因而得到一维座标的海氏表象是: )0(??)(?x
t p
t x
+=μ
[7]求海森伯表象中中谐振子的坐标与动量算符。 (解)用薛氏表象时,一维谐振子的哈氏算符是:
2
?21?2
22x p H
μωμ+= (1)
解法同于前题,有关坐标)(?t x
的运动方程式是:
]2
)(?2)(?),(?[1)(?2
22t x
t p t x
i
dt
t x d μωμ
+
=
(2)
将等式右方化简,用前一题的化简方法:
μ
μω
μμωμ
)(?]?,?[2]?,?[21]2
,?[12
2
2
2
22
t p
x x
i
p x
i
x p
x
i
=+=
+
?
)(?1
)(?t p
dt
t x d μ
=
(3) 但这个结果却不能直接积分(与前题不同,p ?与t 有关),为此需另行建立动量算符的运动方程式:
]2
)
(2)(?),(?[1)(?2
22t x t p t p
i dt
t p d μωμ
+
=
化简右方
}????{2]2
)
(),
([1222
2
2
p x x p
hi
t x t p hi
-=
μωμω =
}?????????{22
p x x x p x x x p
hi
--μω
=
)(?]}?,?[??]?,?{[2222
t x x p x x x p
hi
μωμω
-=- )(?)(?2
t x
dt
t p d μω-=⑷ 将⑶对时间求一阶导数,并与⑷式结合,得算符)(?t x 的微分方程式: 0)(?)(?2
2
=+t x
dt
t x d ω ⑸ 这就是熟知的谐振动方程式,振动角频率ω,它的解是:
t B t A t x
ωωsin ?cos ?)(?+= ⑹ A
?,B ?待定算符,将它求导,并利用⑶: )sin ?cos ?()(?t A t B t p
ωωμω-= ⑺ 将t=0代入:x(0)=A P (0)=μωB ,最后得解:
t p
t x t x
ω
μω
ωsin )0(?1
cos )0(?)(?+= ⑻ )sin )0(cos )0()(t x t p t p ωμωω-= ⑼
在初时刻t=0,海森伯表象的算符与薛定谔表象中的算符的形式是相同的,因为前式中:
x
i p
x x ??== )0(??)0(? c.f.P .Roman.Advanced Quantum Theory:§1.1.p.47-48 Addison-Wesley
[8] 多粒子系若不受外力,则其哈密顿算符可表成:
/][/?21?,2
j
j
i j i i i
i i
r r V p
m H
-+=∑∑
< ⑴ 证明:总动量∑
=i
i
p p
?? 为守恒。 ⑵ [证明]:待证一试是矢量算符,可以证明其x 分量的守恒关系,即为足够按力学量守恒
条件这要求: 0]?,?[=H p
x ⑶ /)](/?21,?[]?,?[,2
j j
i i
i
i i i
ix x r r V p
m p
H p
-+=∑∑∑ =/)](/,?[]?21,?[,2
j j
i i i
ix i
i i
i
ix r r V p p
m p
-+∑∑∑∑ =])???(21)???(21,???[2
222
12121i 21?+++?+++??+iy iy ix i
y y x i
x x x p p p
m p p p
m p p p + ]/)(//)(/ /)(/,???[3221i 21?+-?-+-??+j i x x x r r V r r V r r V p p p
⑷ 最后一式的第一个对易式中,因为:
0]?,?[2
=jy ix p p
, 0]?,?[2
=jy iz p p ,0]?,?[=jz ix p p 故整个 0]?21,?[2
=∑∑i
i i
i
ix p
m p
至于第二个对易式中,其相互势能之和有以下的形式
∑∑<---=
-j
i j i j i j i j i
j j
i i z z y y x x
V r r V ,,),,(/][/
=
)},,(),,({2
1,j i j i j i j
i j i j i j i
z z y y x x V z z y y x x
V ---+---∑
又⑷式的第二对易式又能用分配律写成许多对易式之和,由于不同座标的座标算符和
动量算符永远能够对易,⑷式又能简化成:
]),,(?,?[]?,?[∑∑---=j
j
i j i j i i
ix x z z y y x x V p H p =∑
∑---+---i
i
j i j i j j i j i j i j
ix z z y y x x V z z y y x x V p
)}],,(?),,(?{2
1,?[⑹
再运用对易式(第四章11题)
i
i i i
i ix x x V i
x F x i x F p
??=
??
=)()](,[)](,?[
代入上式得:
])],,(?
[2
1,?[)],,(?
[2
1,?[]?,?[∑∑∑∑---+---=i
i
i j i j i j j
ix
j i j i j i j
ix
x z z y y x x V p
z z y y x x V p
H p
=022=??-??∑∑
∑
∑
i
i
j
i
x V i x V i
满足⑶式,故⑵式得征。
[9] 多粒子系如所受外力矩为0,则总动量∑=
i
l L ?
?
为守恒。
[证明]与前题类似,对粒子系,外力产生外力势能和外力矩,内力则产生内力势能)(j i r r V
-,但因为内力成对产生,所以含内力矩为0,因此若合外力矩为零,则总能量中只含内势能:
][?21?,2
j j
i i i i
r r V p
H
-+=∑μ ⑴
要考察合力矩是否守恒,可以计算]?
,?[H L 的分量看其是否等于零。
]][?21),([]?,?
[,2
∑∑∑
-+-=i
j j
i i i
i i
iy i iz i x r r
V p
p z p y H L
μ
)]
)(,,(),,()[()])(???()???()[(212
2222
2iy i ix i j i j i j i i
j i j i j i j
iy i iz i
iy i iz i iz iy ix iz iy ix i iy i iz i i
p z p y z z y y x x V z z y y x x V p z p y
p z p y p p p p p p
p z p y ---------+-++-++-=
∑∑∑
μ
]
)()[()]??()??()??()??()??()??[(212
2
2
2
2
2
2
2
22
22
∑∑∑
-+-+-+-+-+-+-+-=
i
j
iy i iy i zi ix i ix i
iz iy i iy i iz iy i iy i iz ix iy i iy i ix iz i iz iz i iz i iy iy iz i i iz i ix ix iz i i
V p z p z V p Vy V p y
p p z p z p p z p z p p p z p z p
p y p
p y p y p
p p y p y p
p
p y μ⑶
最后一式中,因为
0],[],[],[],[2
2
2
2
====iy iz ix iz iz iz iy ix p p p p p p p p 因而⑶可以化简:
]}
,[],{[}],?[000?]?,[0{[21]?,?[2
2∑∑∑
++
+++++=i
j
iy i i iz
iy i iz i ix iy i i
x p V z V y p
p z p p p
y H L μ
用对易关系:
]}[][{
}22{21]?,?[V z y i V y z i p p p ip H L i i
i i
i
j
iy iz i
iz iy i
i
x
??-
??+
-=∑
∑∑
μ
∑??-??=
j
i i
i
i
i
y z z V
y
i
,}{ ⑷
最后一式第一求和式用了y iy iy ip p p 2],[2
=等,第二求和式用了:x
f i x f p x ??= )](,[
见课本上册P111,最后的结果可用势能梯度[内力]表示,因内力合矩为零,故有
0]?,?
[,,∑
∑
=?=
??=j
i i i j
i i x f r i
V r i
H
L
同理可证 0]?,?[=H L y 0]?,?[=H L z 因此L ?
是个守恒量。
……………………………………………………………………………………………………… [10]证明:对经典力学体系,若A ,B 为守恒量,则{A ,B}即泊松括号也为守恒量,但不一
定是新的守恒量,对于量子体系若A
?,B ?是守恒量,则}?,?{B A 也是守恒量,但不一定是新的守恒量。
[证明]先证第一总分,设q i 为广义坐标,p i 为广义动量,A{ q i ,p i }和B{ q i ,p i }是任意
力学量, i=1,2,3,…ε为坐标或动量编号,s 自由度,则经典Poisson 括号是:(前半题证明c.f.Goldstein :Clessical Mechanlcs )
i
i i
i
i
q B p A p B
q
A B A ????-
????≡
∑},{
在经典力学中,力学量A 随时间守恒的条件是
0},{=i i q p A dt
d
或写作:0=????-
????+
??=∑t
p p A t
q q
A t
A dt
dA i i i
i
i
将哈密顿正则方程式组:
i
i p H dt
dq ??=
i
i q H dt
dp ??-
=
代入前一式得
0},{=+??=
????-
????+
??=
∑H A t
A q H p A p H
q
A t
A dt
dA i
i i
i
i
因此,若力学量A ,B 不显示含时间t,则这两涵数随时间守恒的条件是:
0},{=H A ⑵ 0},{=H B ⑶
假定以上两条件都适合,我们来考察{A ,B}是否也是守恒的?为此只需要考察下式能否成立:
0}},,{{=H H A ⑷
为了考察前一式,可令:}},{,},{,{H A B H B A I -≡ ⑸ 将此式用泊松括号的定义展开得:
∑∑????-
??????
??-
??
??≡
k
K
K K K i
i
i i
i q H p B p H q B q p A p q A I }{
}{
∑∑????-
????????-????-
i
i
i i
i k
K
K K K q H p A p H q A q p B
p q B
}{
}{
仔细地展开前一式的各项,将发现全部有关H 的二阶导数都抵消,只留下H 的一阶导数的项,化简形式如下: ∑??+??=
i
i
i
q H B A G p H B A F I })
,()
,({ ⑹
式中F ,G 都含A 和B 的导数,为了确定这两个待定系数,可令H 等于特殊函数i p (这不失普遍性,F 与H 无关),代入⑸式后有
}
,{},
{},
{}},{,{}},{,{B A q q A B q B A p A B p B A I i
i
i
i i ??=
??-??=-=
前式中},{i p B 的值可在⑴中,作替代A —>B ,B —>i p 得到,},{i p A 求法类似。再在⑹式中,令H=i p ,得:I=F (A ,B )因而得: },{),(B A q B A F i
??=
同理令H=i q 得:},{),(B A p B A G i
??-
=
将所得的F 和G 代入⑹,并将这结果再和⑸等同起来,得到: {A ,{B ,H}}—{B ,{A ,H}}
}},,{{}}
,{}
,{{
H B A q H B A p p H B A q i
i
i
i
i
=????-
????=
∑
这个式子说明:如果(2),(3)满足,(4)式就成立即{A,B}守恒。
在量子力学体系情形,B A
?,?守恒的条件是 0]?,?[=H A
0]?,?[=H B 再考察 ]?,????[]?]?,?[[H A B B A H B A
I -== ]?,??[]?,??[H A B H B A
-= 将此式加减A H B H B A
??????+后得到: A B H A H B B H A H B A H B A
?]?,?[]?,?[??]?,?[]?,?[?]?]?,?[[+++= 若A
?,B ?是守恒量,前一式等号右方0]?,?[=H A ,0]?,?[=H B ,左方0]?]?,?[[=H B A 所以]?,?[B A
也是守恒量,所以量子体系的情形也有类似的结论。在量子体系情形,若B A ?,?是守恒量,则H B A ?,?,?有共同本征态,在此态中测得B A ?,?的值为确定值A 0和B 0(初始时刻的值),]?,?[B A
的值为0。 [11]粒子系处在下列外场中,指出哪些力学量(动量,能量,角动量,宇称, 是守恒量。 ⑴自由粒子
⑵无限的均匀柱对称场 ⑶无限均匀平面场 ⑷中心力场 ⑸均匀交变场 ⑹椭球场
[解]要判断哪些力学量守恒,需要将力学量P H l p
?,?,?,? [宇称量]等表示成适宜的形式,再考察]?,?[H A
等是否是零,但A ?是该力学量,若该交换式是零就说明A ?是个守恒量,下面各种场的分析中, l p ?,? 的分量或其平方, P H
?,?等逐个立式考虑, ⑴[自由粒子] 0?=V
μ
2??2p H =
[a] 0)]???(21,?[]?,?[2
22=++=z y x x x p p p
p H p μ
同理 0]?,?[=H p
y 0]?,?[=H p z [b] 0)????(21)]???(21),????([]?,?[2
22=-=++-=y z x y z y x y x x p p p p
p p p p z p y i H l μ
μ 同理0]?,?[=H l y 0]?,?[=H l z
[c]设P ?为宇称,对任意波涵数),(t r
ψ ),()}(
2{???2
22
22
22
t r z
y
x
P H P
ψμψ??
+
??
+
??
-=
),())
()
()
((
22
2
2
2
2
2
2
t r z y x
--??
+
-??
+
-??
-
=ψμ
),(??),(?t r P H t r H ψψ=-=
P H H P
????= 或 0]?,?[=H P 此外H 不显含时间,故总的说P H l p
?,?,?,?守恒。 ⑵[无限均匀柱对称场]
柱对称场若用柱面座标),,(z R ?表示势能时,形式为V(R),是对称的哈氏算符,凡以z 轴为对称轴的柱面上各点,势能V(R)相同。
)(})
(1)]([
1
{
22
22
22
2
R V z R
R
R
R
R H +??
+
??
+
????
-
=?
μ
[a]动量算符 )s i n (c o s
??
????-
??=R
R i p
x ,
)c o s (s i n ??
????+
??=R
R
i
p
y ,
z
i p
z ??= ?
直截代入相应的对易式,得:
0]?,?[≠H p
x 0]?,?[≠H p y 0]?,?[=H p z [b]角动量分量 }c o s c o s s i n {?z
R R z R z i l x ??
+??-??-=????
}c o s s i n c o s {?z R R z R z i l y ??
-??-??=????
?
??
=i l z ?
直截代入相应的交换式,得:
0]?,?[≠H l x 0]?,?[≠H l y 0]?,?[=H l z
[c] ),()}?(?21{),()}?(?21{?),(??22t r r V p t r r V p P t r H P --+=+=ψμ
ψμψ 柱面对称性的表示式)()(r V r V
-=
故前式成为 ),(??),(??t r P H t r H P ψψ= 0]?,?[=H P
此外H
?也不显含时间t ,总的说来P H l p z z ?,?,?,?四力学量守恒。Z 是柱面对称轴方向的座标。 ⑶[无限均匀的平面场]
均匀平面场在一平面内势能不为零,并且处处相等,而与该点的座标无关,记作0V .
2
202?)??(21??21?V p p V p H y x ++=+=μ
μ [a] ]?)??(21,?[]?,?[0
2
2V p p p H p y x x x ++=μ
0)]?,?()??(21,?[0
2
2=++=V p p p p
x y x x μ
同理0]?,?[=H p
y [b]角动量l ?
系沿着z 轴,故0?=x l ,0?=y l , x y z p y p x
l ?????-= 0]?,?[=H l x 0]?,?[=H l y
]?)??(21,????[]?,?[0
2
2V p p p y p x H l y x x y z ++-=μ
0)????(21=-=
y x x y p p i p p
i μ
0]?
,?[=H l z
[c] ),,(})(2{???02
2
222t y x V y
x P H P ψμψ+??+??-= ψψμP H
t y x V y x ??),,(}))
()
((
2{02
2
2
2
2
=--+-??
+
-??
-
=
0]?,?[=H P
H
?不显含t,总起来说P H l p z ?,?,?,? 守恒. 本题和三维自由场类似,差别在于均匀二维势场,但它不影响力学量的守恒. ⑷[中心力场]
这种场的势能V(r),哈氏算符
)(}?
)(1{2222
2
22
r V r l r r r r H +-??
??
-
=
μ ⑴
动量算符如下: }sin sin cos cos cos {sin ??θ?θ
?θ?
θ??
-
??
+
??=
??=r r
r i x i p
x
}sin cos sin cos sin {sin ??
θ?
θ
?θ?
θ??
-
??
+
??=??=r r
r
i
y
i p
y ⑵
}sin {cos ?θ
θθ??-
??=??=r
r
i
z
i p
z
由于x
??等不能与H
?中所含V(r)对易,因而各分量x p ?等都不和H ?对易,即0]?,?[≠H p x 等式成立,
}sin 1
)(sin sin 1
)(1{
?2
22
2
2
2
2
2
2
?
θθ
θ
θ
θ??
-
????
-
????-=r r r
r
r
r
p
)(
2
22
22
22
z
y
x
??
+
??
+
??
-= 和V (r )对易,也不与H
?对易。即0]?,?[2≠H p [b]角动量算符是:
}cos {sin ?
??θθ???
+??=ctg i l x
}sin {cos ???θθ???
-??-=ctg i l y
?
??-=i l z ?
}sin 1)(sin sin 1{?2
2
22?
θθθθθ??+????-=i
l ⑶ l ? 及其分量仅与角度),(?θ有关,与r 无关,因而x l ?等和2
?l 和势能V
(r )对易直接看出:(见课本113页)
0]?,?[2
=l l z
直接代入能证:0]?,?[2=l l x 0]?,?[2
=l l y
0}}?1)(1{
2,{]?,?[2
2
2
2
2
2
=-
????-
??-=l r
r
r
r
r
i H
l z
μ
?
同理关于x l ?,y l ?。
0}}?1)(1{2,{],?[2
22222
22=-????-=l r
r r r r l H l μ
[c]中心力场是球对称势场,即在同一球面上势能相等(等势面球形))()(r V r V
=- 对任意波函数),(t r
ψ,有
),()}(2?{?),()(??2t r r V p P t r r H P ψμ
ψ+= ),(??),()}(2?{),()}(2?{22t r P H t r r V p t r r V p
ψψμ
ψμ=-+=--+=,
0]?,?[=H P
中心力场的守恒量是P H l l ?
,?,?,?2 。
⑸[均匀交变场]
这种势场可以是三维的,但既是均匀的,则势能不应依赖于座标,而只依赖于时间,例如写成标量场形式
t V V ωcos 0=
这样,在每一个指定时间t 就是一个空间中的均匀场,其性质就和三维自由粒子场相仿。P H l k ?,?,?,? 守恒量。
但若这种场是矢量场,例如一个电场沿z 轴,随时间作交变,这样对称性要减低。
k t V V
?=ωcos 0(k 沿z 轴单位矢) 则守恒量是P H l p p
x y x ?,?,?,?,?
⑹[椭球场]
这种势场的对称性,在于场的等势面是一群椭球面,因而势场写作:
222)()()()(c
z b y a x r V ++=
这可以用直角坐标形式的算符来讨论:
})()(){()(2?2222
2
22
22
2
c z b y a x z
y x H +++??+??+??-=μ 动量算符是:x
i p x ??= ? ,y
i p
y ??= ? ,z
i p
z ??= ?
另两个轮换对称。
由于直角坐标与其共轭动量不对易,即i
x p
x =]?,?[等
}])()(
){(
)(
2,[]?,?[22
2
2
22
22
22
c z b y
a
x z
y
x
x
i H p
x +++??
+
??
+
??
-
??=μ
一式中0]?,?[2≠x p
x ,所以动量不守恒,同理 }])()(){()(2),([]?,?[2222
2
22222c z b y a x z
y x y z z y i H l x +++??+??+??-??-??=μ 此式之中x l ?与T
?,V ?两部分都不能够对易,因而角动量也不守恒。 椭球形势场中粒子的守恒只会有H
?和P ?两种。 c.f.D.特哈尔:量子力学习题集:§3。31题p154—p 。160。 [12]对于平面转子(转动惯量I ),设:??ψ2
sin )0,(A = (1) 试求),(t ?ψ
[解]平面转子的定位坐标是转角?,这种坐标相当于球面极坐标中r=常数,2
π
θ=,=?自
变量的情形。
首先推出哈氏算符,在经典力学中,若刚体对旋转轴转动惯量I ,角动量(相当于x l ?)x
l ?和动量T 的关系是T=
2
21x l I
,转子的势能是零,又在球面极座标中导得?
??=
i l z ,故转子
哈氏算符:2
22
2??
??-=I H
⑴
根据本章§5.1的⑵状态的波函数采用海森伯表象时记作)0,(r
?,采用薛定谔表象时是
)0,(r
ψ,则二者有函数变换关系是:
)0,(),(/?
r e t r t H i ψ?-= ⑵
本题是该公式的典型用法的示例,本题情形,所用变换算符不显含时间,根据⑴式有:
2
22//??
??
-=I t i t H
i e
e
⑶
将⑶式运算于题给的海森伯表象波函数
)22cos 1()()2(!1)
2
2cos 1(
),(),(22
2/2
2??
?
??ψ?
-??=
-==∑
∝
=??n n n I
t i I it n e
t t r
注意到:
?π???
2sin 2)2cos(22cos -=+=??
???2cos 22cos 2
2
2-=??
?
π???
2cos )4()2cos(2
2cos 222n
n
n
n n -=+=??
2
2cos )2(!12
1
)22cos 1()2(!1),(0
?
??ψn n n n I it n I it n t --=--=
∑
∑
∝
=∝
=)
4(}2cos 1{2
12
2cos })2(!1{2120
----------=?--=
-∝
=∑
??
I
it n n e I it n
⑷还是非归一化的波函,要将),(t r
ψ归一化,应乘常数
π
34。
[13]证明在伽利略变换下薛定谔方程具有不变性,即设惯系K '以速度v 相对于惯性系K (沿x 轴正方向)运动时,空间任何一点,两座标系中的坐标满足:
x=x '+vt ' y=y ' z=z '
t '=t ⑴
势能在K 'K 两坐标系中的表示式有下列关系
V '(x ',t ')=V '(x-vt,t)=V(x,t) ⑵ 证明若在K '中薛定谔方程式是
ψμψ''+'
??
-
='
?'?)2(2
2
2
V x t i
则在K '中:ψμψ)2(2
22
V x
t
i
+??
-
=??
其中:),(),()
2(2
t vt x e
t x t v
x v i -'?=-
ψψ
⑶
[证明]从伽利略变换定义可知,在⑴式中当t=0时,x=x ',t=t ',因此在时刻t=0一点的波函数),(t x ψ与),(t x '''ψ相重合,这个关系和§5.1⑵的海森伯,薛定谔表象变换:
)0,(),(/?r e
t r t H
i
ψ?-=
为普遍起见,我们假设K,K '间的变换用一未知的么正算符),(?t x U
表示。关于这一点也可以用变换前后的几率相等来解释2
2
),()
,(t x t x ''=ψψ。
),(),(?),(t x t x U
t x ψψ=''' ⑷ 逆变换 ),(),(?),(1
t x t x U
t x '''=-ψψ ⑸
从⑴知道:
x
x
x x x ??=
???
'
??=
'
??
x
v
t
x
t x t
t t t ??+??=
??'??+
??'??=
'
?? ⑹
已知在K '描写态的波函数),(t x '''ψ满足:
),(),(),(22
2t x t x V t x x t i '''''+''''
??
-
='
?'?ψψμψ
⑺
将⑷和⑹的关系代入;并注意势能V (x,t )是变换的不变量
量子力学教程课后习题答案
量子力学习题及解答 第一章 量子理论基础 1.1 由黑体辐射公式导出维恩位移定律:能量密度极大值所对应的波长m λ与温度T 成反比,即 m λ T=b (常量); 并近似计算b 的数值,准确到二位有效数字。 解 根据普朗克的黑体辐射公式 dv e c hv d kT hv v v 1 1 833 -? =πρ, (1) 以及 c v =λ, (2) λρρd dv v v -=, (3) 有 ,1 18)()(5-?=?=?? ? ??-=-=kT hc v v e hc c d c d d dv λλλ πλλρλλ λρλρ ρ 这里的λρ的物理意义是黑体波长介于λ与λ+d λ之间的辐射能量密度。 本题关注的是λ取何值时,λρ取得极大值,因此,就得要求λρ 对λ的一阶导数为零,由此可求得相应的λ的值,记作m λ。但要注意的是,还需要验证λρ对λ的二阶导数在m λ处的取值是否小于零,如果小于零,那么前面求得的m λ就是要求的,具体如下: 011511 86 ' =???? ? ?? -?+--?= -kT hc kT hc e kT hc e hc λλλλλ πρ
? 0115=-?+ -- kT hc e kT hc λλ ? kT hc e kT hc λλ= -- )1(5 如果令x= kT hc λ ,则上述方程为 x e x =--)1(5 这是一个超越方程。首先,易知此方程有解:x=0,但经过验证,此解是平庸的;另外的一个解可以通过逐步近似法或者数值计算法获得:x=4.97,经过验证,此解正是所要求的,这样则有 xk hc T m =λ 把x 以及三个物理常量代入到上式便知 K m T m ??=-3109.2λ 这便是维恩位移定律。据此,我们知识物体温度升高的话,辐射的能量分布的峰值向较短波长方面移动,这样便会根据热物体(如遥远星体)的发光颜色来判定温度的高低。 1.2 在0K 附近,钠的价电子能量约为3eV ,求其德布罗意波长。 解 根据德布罗意波粒二象性的关系,可知 E=h v , λ h P = 如果所考虑的粒子是非相对论性的电子(2c E e μ<<动),那么 e p E μ22 = 如果我们考察的是相对性的光子,那么 E=pc 注意到本题所考虑的钠的价电子的动能仅为3eV ,远远小于电子的质量与光速平方的乘积,即eV 61051.0?,因此利用非相对论性的电子的能量——动量关系式,这样,便有 p h = λ
量子力学第五章习题
第五章 微扰理论 5.1 如果类氢原子的核不是点电荷,而是半径为0r ,电荷均匀分布的小球,计算这种效应对类氢原子基态能量的一级修正。 解: 这种分布只对0r r <的区域有影响, 对0r r ≥的区域无影响. 根据题意知 ()()0 ?H U r U r '=- 其中()0U r 是不考虑这种效应的势能分布, 即 ()2004ze U r r πε=- ()U r 为考虑这种效应后的势能分布, 在0r r ≥的区域为 ()2 04ze U r r πε=- 在0r r <的区域, ()U r 可由下式 ()r U r e Edr ∞ =-? 其中电场为 () () 3023300000201 4,443434Ze Ze r r r r r r r E Ze r r r ππεπεππε?=≤?? =? ?>? ? 则有: ()()()() 2 2 3 2 000 22222 2200 033000000 1443848r r r r r r U r e Edr e Edr Ze Ze rdr dr r r Ze Ze Ze r r r r r r r r r πεπεπεπεπε∞ ∞ =--=- - =---=--≤??? ? 因此有微扰哈密顿量为 ()()()() 222 200300 031?220s s Ze r Ze r r r r r H U r U r r r ???--+ ≤? ?'=-=????>? 其中s e =类氢原子基态的一级波函数为 ()( 32 10010000032 02exp 2Zr a R Y Z a Zr a Z e a ψ-==-?=?? 按定态微扰论公式,基态的一级能量修正值为 ()()()0 0*0011 11 100100 3 2222222000000?1 31sin 4422Zr r a s s E H H d Z e Ze Z r d d e r dr a r r r ππψψτ?θθπ -''==??????=--+?? ? ????????? ? ???
量子力学习题汇集
第一章习题 1.证明下列算符等式 [][][][][][][][][][][][][][][]0 ,,,,,,,,,,,,,,,=+++=+=+=+B A C A C B C B A B C A C B A C AB C B A C A B BC A C A B A C B A 2.设粒子波函数为),,(z y x ψ,求在()dx x x +, 范围内找到粒子的几率. 3.在球坐标中,粒子波函数为()??ψ,,r ,试求: 1)在球壳(r,r+dr)中找到粒子的几率; 2)在()??,方向的立体角Ωd 中找到粒子的几率. 4.已知力学量F 的本征方程为 n n n F ?λ?= 求在状态波函数 332211???ψc c c ++= 下测力学量F 的可能值,相应的几率及平均值(假设波函数ψ已归一或不归一的情况). 第二章习题 1.一粒子在二维势场
???∞=,,0),(y x V 其它b y a x <<<<0,0 中运动,求粒子的能级和波函数.能级是否简并 2.由哈密顿算符 () 2232 22221222 2z y x m m H ωωω+++?-=η 所描述的体系,称各向异性谐振子.求其本征态和本征值. 3.利用递推关系 ??? ? ??--=+-1121 2)(n n n n n x dx d ψψαψ 证明 ( ) 222 22)2)(1()12()1(2 +-++++--=n n n n n n n n n dx d ψψψαψ 并由此证明在n ψ态下 2 ,0n E T P = = 第 四 章 习 题 1. 证明 )cos sin (cos ???i A +=ψ 为2L 和y L 的共同本征态,并求相应的本征值。说明当体系处在此状态时, z L 没有确定值。
原子物理讲义 第五章 多电子原子
第五章 多电子原子:泡利原理(YCS ) §5-1 氦光谱和能级 氦原子是1868年分析日全蚀光谱时发现的,30年后在地球矿物中找到.实验表明,氦及元素周期表第二族元素铍、镁、钙、锶、钡、镭、锌、镉、汞的光谱结构相仿.氦原子光谱的特点(详见P.213氦原子能级图)(氦能谱的以上4个特点分别包含着4个物理概念): 1)明显地分成两套谱线系,左边一套为单层,右边一套多为三层;两套能级间无跃迁,各自内部的跃迁产生了两套独立的光谱.每一套都象碱金属原子光谱一样含有主线系,辅线系和伯格曼系等.但两套线系的构成截然不同. 2)存在几个亚稳态,表明某种选择规则限制了这些态以自发辐射的形式发生衰变; 3)基态01 S 1与第一激发态13 S 2 间能量相差很大,为eV .7719;电离能也是所有元素中最大的,为eV .5824; 4)在三层结构那套能级中没有来自2 (1S)的能级. §5-2 电子组态和原子态 1.电子组态:原子中各电子状态的组合 描述一个电子的状态可用s l m m l n 、、、四个量子数. 考虑电子的自旋-轨道相互作用,s l m m 、不再有确定值,则电子的状态用j j m l n 、、、描述. 氢原子只有一个电子,在不考虑原子核运动时,电子状态就表示原子状态. 对于碱金属原子,理论上可证明原子实的总角动量为0且不易被激发,被激发的只是价电子,可认为价电子的状态就表示碱金属原子状态. 多电子原子则必须考虑电子间的相互作用,原子的状态是价电子运动状态的耦合. 由于轨道运动的能量只取决于量子数l n 、,所以常用nl 来标记电子状态. 例如:氢原子处于基态时,电子处于01=、= l n 的状态,记为s 1;氦原子处于基态时,两个电子都处于s 1态,则用两个电子状态的组合s 1s 1或21s 来表示;若一个原子有 3个电子,其中两个处在0,2==l n 的状态,另一个处在1,2==l n 的状态,则电子 组态为p s 222 . 在给定的电子组态中,各电子的轨道角动量大小是确定的,但其轨道角动量和自旋角动量的方向不确定.因此每一个电子组态 可耦合成若干原子态,由同一电子组态耦合成的不同原子态将且具有不同的能量,因为不同的角动量耦合产生的附加能量不同. 2.价电子间的相互作用 价电子间的相互作用除电子自身的轨道与自旋耦合外,电子间的轨道与轨道、自旋与自旋、轨道与自旋等角动量都要发生耦合作用.如两个价电子间可有6种耦合方式(如图示):),(),(),(),(),(),(126215224113212211s l G s l G s l G s l G s s G l l G 、、、、、. 这6种耦合的强弱不等,一般情况下,65G G 、较弱可不考虑.下面考虑两种极端情况. 1)S L -耦合:21G G 、较43G G 、强得多,将两个轨道角动量和两个自旋角动量分别合 成总轨道角动量L 和总自旋角动量S ,再将L 和S 合成总角动量J .(S L -耦合对于较轻元素 的低激发态成立,适用性较广) 2)j j -耦合:43G G 、较21G G 、强得多,将各个电子的轨道与自旋耦合成各个电子的总 角动量1j 和2j ,再将其耦合成原子的总角动量J .(j j -耦合则较少见,只在较重元素的激发态中出现) 对于多电子耦合的情况可记为:? ??==-==-J j j j l s l s l s j j J L S l l l s s s S L )())()((:),(),,)(,,(:323322113213211 3.S L -耦合的原子态 21l l L +=.L 的大小为: 212121,,1,,)1(l l l l l l L L L L --++=+= 21s s S +=.S 的大小为:???=±=+=0 1,)1(21s s S S S S 原子的总角动量S L J +=,量子数S L S L S L J --++=,,1, 对于具有两个价电子的原子,当L 给定时,对应于0,1==S S 的两种情况,J 的取值分别 为: 1)0=S 时,L J =,表示原子只有一个可能的角动量状态,所以是单态. 2)1=S 时,1,,1-+=L L L J ,所以原子是三重态. 由以上分析知,具有两个价电子的原子都有单态和三重态的能级结构. 例:原子有两个价电子,其角动量状态分别为 2 1 ,2;21,12211= ===s l s l ,用
量子力学周世勋习题解答第五章范文
第五章习题解 5.1 如果类氢原子的核不是点电荷,而是半径为0r 、电荷均匀分布的小球,计算这种效应对类氢原子基态能量的一级修正。 解:这种分布只对0r r <的区域有影响,对0r r ≥的区域无影响。据题意知 )()(?0 r U r U H -=' 其中)(0r U 是不考虑这种效应的势能分布,即 r ze r U 02 4πε- =)( )(r U 为考虑这种效应后的势能分布,在0r r ≥区域, r Ze r U 02 4)(πε-= 在0r r <区域,)(r U 可由下式得出, ?∞ -=r Edr e r U )( ??? ????≥≤=??=)( 4 )( ,4344102 00300330420r r r Ze r r r r Ze r r Ze r E πεπεπππε ??∞ --=0 )(r r r Edr e Edr e r U ?? ∞ - - =00 20 2 3 002 144r r r dr r Ze rdr r Ze πεπε )3(84)(82 203 020*********r r r Ze r Ze r r r Ze --=---=πεπεπε )( 0r r ≤ ?? ???≥≤+--=-=')( 0 )( 4)3(8)()(?00022 2030020r r r r r Ze r r r Ze r U r U H πεπε 由于0r 很小,所以)(2??022)0(r U H H +?-=<<'μ ,可视为一种微扰,由它引起的一级修正为(基态r a Z e a Z 02/130 3) 0(1)(-=πψ)
量子力学知识点小结(良心出品必属精品)
第一章 ⒈玻尔的量子化条件,索末菲的量子化条件。 ⒉黑体:能吸收射到其上的全部辐射的物体,这种物体就称为绝对黑体,简称黑体。 ⒎普朗克量子假说: 表述1:对于一定频率ν的辐射,物体只能以hν为能量单位吸收或发射电磁辐射。 表述2:物体吸收或发射电磁辐射时,只能以量子的方式进行,每个量子的能量为:ε=hν。 表述3:物体吸收或发射电磁辐射时,只能以能量ε的整数倍来实现,即ε,2ε,3ε,…。 ⒏光电效应:光照射到金属上,有电子从金属上逸出的现象。这种电子称之为光电子。 ⒐光电效应有两个突出的特点: ①存在临界频率ν0:只有当光的频率大于一定值v0 时,才有光电子发射出来。若光频率小于该值时,则不论光强度多大,照射时间多长,都没有光电子产生。 ②光电子的能量只与光的频率有关,与光的强度无关。光的强度只决定光电子数目的多少。 ⒑爱因斯坦光量子假说: 光(电磁辐射)不仅在发射和吸收时以能量E= hν的微粒形式出
现,而且以这种形式在空间以光速 C 传播,这种粒子叫做光量子,或光子。爱因斯坦方程 ⒒光电效应机理: 当光射到金属表面上时,能量为 E= h ν 的光子立刻被电子所吸收,电子把这能量的一部分用来克服金属表面对它的吸引,另一部分就是电子离开金属表面后的动能。 ⒓解释光电效应的两个典型特点: ①存在临界频率v 0:由上式明显看出,当h ν- W 0 ≤0时,即ν≤ν0 = W 0 / h 时,电子不能脱出金属表面,从而没有光电子产生。 ②光电子动能只决定于光子的频率:上式表明光电子的能量只与光的频率ν有关,而与光的强度无关。 ⒔康普顿效应:高频率的X 射线被轻元素如白蜡、石墨中的电子散射后出现的效应。 ⒕康普顿效应的实验规律: ①散射光中,除了原来X 光的波长λ外,增加了一个新的波长为λ'的X 光,且λ' >λ; ②波长增量Δλ=λ-λ随散射角增大而增大。 ⒖量子现象凡是普朗克常数h 在其中起重要作用的现象 ⒗光具有微粒和波动的双重性质,这种性质称为光的波粒二象性 ⒘与运动粒子相联系的波称为德布罗意波或物质波。 ???? ? ???? ======n k h k n h P h E λππλων2 ,2
量子力学第四版卷一曾谨言著习题答案第章
第五章: 对称性及守恒定律 P248设粒子的哈密顿量为 )(2??2r V p H +=μ 。 (1) 证明 V r p p r dt d ??-=? μ/)(2。 (2) 证明:对于定态 V r T ??=2 (证明)(1)z y x p z p y p x p r ??????++=? ,运用力学量平均值导数公式,以及对易算符的公配律: ]?,??[1)??(H p r i p r dt d ?=? )],,(?21,??????[]?,??[2z y x V p p z p y p x H p r z y x +++=?μ )],,()???(21 ,??????[222z y x V p p p p z p y p x z y x z y x +++++=μ )],,(,[21 ],??????[2 2 2 z y x V zp yp xp p p p p z p y p x z y x z y x z y x +++++++=μ (2) 分动量算符仅与一个座标有关,例如x i p x ?? = ,而不同座标的算符相对易,因此(2)式可简化成: ]?,??[21]?,??[21]?,??[21]?,??[222z z y y x x p p z p p y p p x H p r μ μμ++=? )],,(,??????[z y x V p z p y p x z y x +++ ],??[],??[],??[]?,??[21]?,??[21]?,??[21222 V p z V p y V p x p p z p p y p p x z y x z z y y x x +++++= μμμ (3) 前式是轮换对称式,其中对易算符可展开如下: x x x x p x p p x p p x ?????]?,??[23 2-= x x x x x x p x p p x p p x p p x ???????????22 23-+-= x x x x x p p x p p p x ?]?,?[??]?,?[2+= 222?2??x x x p i p i p i =+= (4) ],?[?????????????],??[V p x p V x V p x p x V V p x V p x x x x x x x =-=-=
量子力学课后习题答案
第一章 绪论 1.1.由黑体辐射公式导出维恩位移定律:C m b b T m 0 3109.2 ,??==-λ。 证明:由普朗克黑体辐射公式: ννπνρννd e c h d kT h 1 1 83 3 -= , 及λ νc = 、λλ νd c d 2 - =得 1 185 -= kT hc e hc λλλπρ, 令kT hc x λ= ,再由0=λρλd d ,得λ.所满足的超越方程为 1 5-=x x e xe 用图解法求得97.4=x ,即得 97.4=kT hc m λ,将数据代入求得C m 109.2 ,03??==-b b T m λ 1.2.在0K 附近,钠的价电子能量约为3eV,求de Broglie 波长. 解:010 A 7.09m 1009.72=?≈= =-mE h p h λ # 1.3. 氦原子的动能为kT E 2 3 = ,求K T 1=时氦原子的de Broglie 波长。 解:010 A 63.12m 1063.1232=?≈== =-mkT h mE h p h λ 其中kg 1066.1003.427-??=m ,1 23K J 1038.1--??=k # 1.4利用玻尔—索末菲量子化条件,求: (1)一维谐振子的能量。 (2)在均匀磁场中作圆周运动的电子的轨道半径。 已知外磁场T 10=B ,玻尔磁子123 T J 10 923.0--??=B μ,求动能的量子化间隔E ?,并与K 4=T 及 K 100=T 的热运动能量相比较。 解:(1)方法1:谐振子的能量2222 1 2q p E μωμ+= 可以化为 ( ) 1222 222 2=??? ? ??+ μωμE q E p 的平面运动,轨道为椭圆,两半轴分别为2 2,2μω μE b E a = =,相空间面积为 ,2,1,0,2=== = =?n nh E E ab pdq ν ω ππ 所以,能量 ,2,1,0,==n nh E ν 方法2:一维谐振子的运动方程为02 =+''q q ω,其解为 ()?ω+=t A q sin 速度为 ( )?ωω+='t A q c o s ,动量为()?ωμωμ+='=t A q p cos ,则相积分为
量子力学曾谨言习题解答第五章
第五章: 对称性及守恒定律 [1]证明力学量A ?(不显含t )的平均值对时间的二次微商为: ]?],?,?[[2 22 H H A A dt d -= (H ?是哈密顿量) (解)根据力学量平均值的时间导数公式,若力学量A ? 不显含t ,有 ]?,?[1H A i dt A d = (1) 将前式对时间求导,将等号右方看成为另一力学量 ]?,?[1H A i 的平均值,则有: ]?],?,?[[1]?],?,?[1 [ 1222 H H A H H A i i dt A d -== (2) 此式遍乘2 即得待证式。 [2]证明,在不连续谱的能量本征态(束缚定态)下,不显含t 的物理量对时间t 的导数的平均值等于零。 (证明)设A ?是个不含t 的物理量,ψ是能量H ?的公立的本征态之一,求A ?在ψ态中的平均值,有: ???= τ τψψ d A A ?* 将此平均值求时间导数,可得以下式(推导见课本§5.1) ???-≡= τ τψψd A H H A i H A i dt A d )????(*1]?,?[1 (1) 今ψ代表H ?的本征态,故ψ满足本征方程式 ψψE H =? (E 为本征值) (2) 又因为H ?是厄密算符,按定义有下式(ψ需要是束缚态,这样下述积公存在) τψψτψψτ d A H d A H ??????=)? (*)?()~ (?* (3) (题中说力学量导数的平均值,与平均值的导数指同一量) (2)(3)代入(1)得:
τψψτψψd A H i d H A i dt A d )? (*)?(1)?(?*1?????? -= ??? ???-= τψψ τψψd A i E d A i E ?**?* 因*E E =,而0=dt A d [3]设粒子的哈密顿量为 )(2??2r V p H +=μ 。 (1) 证明 V r p p r dt d ??-=? μ/)(2 。 (2) 证明:对于定态 V r T ??=2 (证明)(1)z y x p z p y p x p r ??????++=? ,运用力学量平均值导数公式,以及对易算符的公配律: ]?,??[1)??(H p r i p r d t d ?=? )],,(?21,??????[]?,??[2z y x V p p z p y p x H p r z y x +++=?μ )],,()???(21,??????[2 22z y x V p p p p z p y p x z y x z y x +++++=μ )],,(,[21],??????[2 2 2z y x V zp yp xp p p p p z p y p x z y x z y x z y x +++++++=μ (2) 分动量算符仅与一个座标有关,例如x i p x ?? = ,而不同座标的算符相对易,因此(2)式 可简化成: ]?,??[21]?,??[21]?,??[21]?,??[222z z y y x x p p z p p y p p x H p r μ μμ++=? )],,(,??????[z y x V p z p y p x z y x +++ ],??[],??[],??[]?,??[21]?,??[21]?,??[2122 2 V p z V p y V p x p p z p p y p p x z y x z z y y x x ++++ + = μ μ μ (3)
量子力学教程周世勋_课后答案
量子力学课后习题详解 第一章 量子理论基础 1.1 由黑体辐射公式导出维恩位移定律:能量密度极大值所对应的波长m λ与温度T 成反比,即 m λ T=b (常量); 并近似计算b 的数值,准确到二位有效数字。 解 根据普朗克的黑体辐射公式 dv e c hv d kT hv v v 1 183 3 -?=πρ, (1) 以及 c v =λ, (2) λρρd dv v v -=, (3) 有 ,1 18)() (5 -?=?=?? ? ??-=-=kT hc v v e hc c d c d d dv λλλ πλλρλ λλρλ ρ ρ 这里的λρ的物理意义是黑体内波长介于λ与λ+d λ之间的辐射能量密度。 本题关注的是λ取何值时,λρ取得极大值,因此,就得要求λρ 对λ的一阶导数为零,由此可求得相应的λ的值,记作m λ。但要注意的是,还需要验证λρ对λ的二阶导数在m λ处的取值是否小于零,如果小于零,那么前面求得的m λ就是要求的,具体如下: 011511 86 '=???? ? ?? -?+--?= -kT hc kT hc e kT hc e hc λλλλλπρ
? 0115=-?+ -- kT hc e kT hc λλ ? kT hc e kT hc λλ= -- )1(5 如果令x= kT hc λ ,则上述方程为 x e x =--)1(5 这是一个超越方程。首先,易知此方程有解:x=0,但经过验证,此解是平庸的;另外的一个解可以通过逐步近似法或者数值计算法获得:x=,经过验证,此解正是所要求的,这样则有 xk hc T m = λ 把x 以及三个物理常量代入到上式便知 K m T m ??=-3109.2λ 这便是维恩位移定律。据此,我们知识物体温度升高的话,辐射的能量分布的峰值向较短波长方面移动,这样便会根据热物体(如遥远星体)的发光颜色来判定温度的高低。 1.2 在0K 附近,钠的价电子能量约为3eV ,求其德布罗意波长。 解 根据德布罗意波粒二象性的关系,可知 E=hv , λ h P = 如果所考虑的粒子是非相对论性的电子(2 c E e μ<<动),那么 e p E μ22 = 如果我们考察的是相对性的光子,那么 E=pc 注意到本题所考虑的钠的价电子的动能仅为3eV ,远远小于电子的质量与光速平方的乘积,即eV 6 1051.0?,因此利用非相对论性的电子的能量——动量关系式,这样,便有 p h = λ
量子力学习题解答-第5章
第五章 全同粒子 本章主要内容概要 1. 全同粒子:质量、电荷、自旋等固有性质完全相同的微观粒子称为全同粒子。在一个量子体系中全同粒子是不可区分的,两全同粒子相互交换不会引起物理性质的改变(全同性原理)。所有的微观粒子可以分为两类:波色子和费米子。所有自旋为 整数倍的粒子称为波色子,而所有自旋为/2 奇数倍的粒子称为费米子。由费米子组成的量子体系,不能有两个或两个以上的费米子处于同一个状态(泡利不相容原理),体系的波函数在交换任意两个费米子时是反对称的。对由波色子组成的量子体系,则不受泡利不相容原理的限制,两个或两个以上的波色子可以处于同一个状态,体系的波函数在交换任意两个波色子时是对称的。 如果体系的波函数可以由归一化的单粒子波函数()i q αφ的积表示,其中i 表示不同的单粒子态,q α表示第α个粒子的量子数(包括空间与自旋),则由N 个费米子组成体系的反对称波函数可以用N 阶行列式表示为 12121212() ()()()()()(,,...,,...,)()()() i i i N j j j N A N k k k N q q q q q q q q q q q q q αφφφφφφΦ= 交换任何两个粒子就是交换行列式中的两列,这使行列式改变符号,即波函数A Φ在交换两粒子时是反对称的。当任两粒子处于相同状态,即行列式中两行相同,行列式为零,表示不能有两个或两个以上的费米子处于同一个状态。 对由N 个波色子组成的体系,体系的对称波函数可以表示为 1212(,,...,,...,)()()...()A N i j k N P q q q q C P q q q αφφφΦ=∑ 其中P 表示N 个粒子在波函数中的某一种排列,P ∑表示对所有可能排列求和,由于波色 子可以处于相同的状态,,,...,i j k 可以相等,C 是归一化常数为求和的项数,,,...,i j k 完全相等时为1 ,全不相等时为1/ 2.交换力:以两粒子体系为例,若体系的波函数可以表示为空间部分和自旋部分之积,对称和反对称的空间波函数为 121212(,)()()()()]a b b a x x x x x x ψψψψψ±=± 这种波函数对称化的要求会使两粒子间出现一种力的作用,称为交换力。对对称空间波函数这个力是吸引力,倾向于把两粒子拉近;对反对称空间波函数,这个力是排斥力,倾向于让两粒子相互远离。固体中属于不同原子的两个电子组成的共价键可以由这种力解释,两电子体系的波函数是反对称的,当两个电子的自旋波函数为反对称的自旋单态时,空间波函数必是对称的,所以这种状态下的两个电子倾向于相互靠近,形成共价键。 3. 元素周期表:原子中一个单粒子态(),,n l m 称之为轨道,因为电子是费米子,受到泡利不相容原理的制约,一个轨道上只能有两个电子(一个自旋向上,一个自旋向下)。当原子处于基态时,电子将从最低能态开始依据洪特定则依次填充。1n =这个壳层能容纳两个电子,2n =壳层能容纳8个,3n =容纳18个,第n 个壳层可以容纳2 2n 个电子。(洪特第一定则:在其它量都相同时,总自旋(S )取最大值的状态的能量最低。第二定则:当
量子力学(周世勋)课后答案-第一二章
量子力学课后习题详解 第一章 量子理论基础 1.1 由黑体辐射公式导出维恩位移定律:能量密度极大值所对应的波长m λ与温度T 成反比,即 m λ T=b (常量); 并近似计算b 的数值,准确到二位有效数字。 解 根据普朗克的黑体辐射公式 dv e c hv d kT hv v v 1 183 3 -?=πρ, (1) 以及 λνc =, (2) ||λνρρλd d v =, (3) 有 这里的λρ的物理意义是黑体内波长介于λ与λ+d λ之间的辐射能量密度。 本题关注的是λ取何值时,λρ取得极大值,因此,就得要求λρ 对λ的一阶导数为零,由此可求得相应的λ的值,记作m λ。但要注意的是,还需要验证λρ对λ的二阶导数在m λ处的取值是否小于零,如果小于零,那么前面求得的m λ就是要求的,具体如下: 如果令x=kT hc λ ,则上述方程为 这是一个超越方程。首先,易知此方程有解:x=0,但经过验证,此解是平庸的;另外的一个解可以通过逐步近似法或者数值计算法获得:x=4.97,经过验证,此解正是所要求的,这样则有 把x 以及三个物理常量代入到上式便知 这便是维恩位移定律。据此,我们知识物体温度升高的话,辐射的能量分布的峰值向较短波长方面移动,这样便会根据热物体(如遥远星体)的发光颜色来判定温度的高低。
1.2 在0K 附近,钠的价电子能量约为3eV ,求其德布罗意波长。 解:根据德布罗意波粒二象性的关系,可知 λ h P =。 所考虑的粒子是非相对论性的电子(动能eV c m E e k 621051.0?=<<),满足 e k m p E 22 =, 因此利用非相对论性的电子的能量—动量关系式,有 在这里,利用了 m eV hc ??=-61024.1, eV c m e 621051.0?=。 最后,对 E m h e 2= λ 作一点讨论,从上式可以看出,当粒子的质量越大时,这个粒子的波长就越短,因而这个粒子的波动性较弱,而粒子性较强;同样的,当粒子的动能越大时,这个粒子的波长就越短,因而这个粒子的波动性较弱,而粒子性较强,由于宏观世界的物体质量普遍很大,因而波动性极弱,显现出来的都是粒子性,这种波粒二象性,从某种子意义来说,只有在微观世界才能显现。 自然单位制: 在粒子物理学中,利用三个普适常数(光速c ,约化普朗克常数,玻耳兹曼常数 k )来减少独立的基本物理量的个数,从而把独立的量纲减少到只有一种(能量量纲,常用单位eV )。例:1nm=5.07/keV ,1fm=5.07/GeV , 电子质量m=0.51MeV . 核子(氢原子)质量M=938MeV ,温度5 18.610K eV -=?.
量子力学教程(周世勋)课后答案详解-第一二章
量子力学课后习题详解 第一章 量子理论基础 1.1 由黑体辐射公式导出维恩位移定律:能量密度极大值所对应的波长m λ与温度T 成反比,即 m λ T=b (常量); 并近似计算b 的数值,准确到二位有效数字。 解 根据普朗克的黑体辐射公式 dv e c hv d kT hv v v 1 183 3 -?=πρ, (1) 以及 λνc =, (2) ||λνρρλd d v =, (3) 有 (),1 18)(| )(| |5 2-?=?===kT hc v v e hc c d c d d dv λνλ λ πλλρλ λλρλ ρρ 这里的λρ的物理意义是黑体内波长介于λ与λ+d λ之间的辐射能量密度。 本题关注的是λ取何值时,λρ取得极大值,因此,就得要求λρ 对λ的一阶导数为零,由此可求得相应的λ的值,记作m λ。但要注意的是,还需要验证λρ对λ的二阶导数在m λ处的取值是否小于零,如果小于零,那么前面求得的m λ就是要求的,具体如下: 011511 86=??? ? ? ?? -?+--?=-kT hc kT hc e kT hc e hc d d λλλλλ πλρ
? 0115=-?+ -- kT hc e kT hc λλ ? kT hc e kT hc λλ= -- )1(5 如果令x= kT hc λ ,则上述方程为 x e x =--)1(5 这是一个超越方程。首先,易知此方程有解:x=0,但经过验证,此解是平庸的;另外的一个解可以通过逐步近似法或者数值计算法获得:x=4.97,经过验证,此解正是所要求的,这样则有 xk hc T m =λ 把x 以及三个物理常量代入到上式便知 K m T m ??≈-3109.2λ 这便是维恩位移定律。据此,我们知识物体温度升高的话,辐射的能量分布的峰值向较短波长方面移动,这样便会根据热物体(如遥远星体)的发光颜色来判定温度的高低。
量子力学讲义第五章
第五章 中心力场 §5.1 中心力场中粒子运动的一般性质 一、角动量守恒与径向方程 设质量为μ的粒子在中心力场中运动,则哈密顿量算符表示为: 2??()2p H V r μ=+ 22 ()2V r μ =-?+ , 与经典力学中一样,角动量 l r p =? 也是守恒量,即 ?0l t ?=? ??[,]0l H = 2 22221?()22l H r V r r r r r μμ????=-++ ????? 2,0z l l ??=???? ; 2?,0l H ??=???? ; ( ) 2?,,z H l l 构成力学量完全集,存在共同本征态; 定态薛定谔(能量本征方程):2 22 22 1()22l r V r E r r r r ψψμμ????????-++= ????????? 上式左边第二项称为离心势能,第一项称为径向动能算符。 取ψ为 () 2,,z H l l 共同本征态,即:()()(),,,l lm r R r Y ψθ?θ?= (),lm Y θ?是() 2 ,z l l 共同本征态:0,1,2,...l =,0,1,2,...,m l =±±± 分离变量:()()2222 2120l l l E V l l d d R R R r dr dr r μ-+?? ++-= ??? 径向方程可写为:()()2222 2()120l l l E V r l l dR d R R dr r dr r μ-+?? ++-=???? ,0,1,2,...l = (1) 为求解径向方程,引入变换:() ()l l r R r r χ= ; 径向方程简化为:()()2 222 2()10l l E V r l l d dr r μχχ-+??+-=??? ? (2) 不同的中心力场中粒子的能量本征波函数的差别仅在于径向波函数R l (r )或χl (r ),它们由中心势V (r )的性质决定。一般而言,中心力场中粒子的能级是2l +1重简并的。 在一定边条件下求解径向方程(1)或(2),即可得出能量本征值E 。对于非束缚态,E 是连续变化的。对于束缚态,则E 取离散值。在求解径向方程时,由于束缚态边条件,将出现径向量子数n r ,
量 子 力 学 习 题 钱
量 子 力 学 习 题 第一章 绪论 1.1 由黑体辐射公式导出维恩位移定律:能量密度极大值所对应的波长λm 与温度T 成反比,即 λm T=b (常量); 并近似计算b 的数值,准确到二位有效数字。 1.2 在0K 附近,钠的价电子能量约为3eV ,求其德布罗意波长。 1.3 氦原子的动能是E=3kT/2(k 为玻耳兹曼常数),求T =1K 时,氦原子的德布罗意波长。 1.4 利用玻尔-索末菲的量子化条件,求: (1)一维谐振子的能量; (2)在均匀磁场中作圆周运动的电子轨道的可能半径。 已知外磁场H =10特斯拉,玻尔磁子M B =9×10-24焦耳/特斯拉,试计算动能的量子化间隔?E ,并与T =4K 及T =100K 的热运动能量相比较。 1.5 两个光子在一定条件下可以转化为正负电子对。如果两光子的能量相等,问要实现这种转化,光子的波长最大是多少? 第二章 波函数和薛定谔方程 2.1 由下列两定态波函数计算几率流密度: (1) ψ1=e ikr /r , (2) ψ2=e -ikr /r . 从所得结果说明ψ1表示向外传播的球面波,ψ2表示向内(即向原点)传播的球面波。 2.2 一粒子在一维势场 a x a x x x U >≤≤? ? ??∞∞=00,, 0,)( 中运动,求粒子的能级和对应的波函数。 2.3 求一维谐振子处在第一激发态时几率最大的位置。 2.4 一粒子在一维势阱 a x a x U x U ≤>?? ?>=, 0, 0)(0 中运动,求束缚态(0 量子力学习题及解答 第一章 量子理论基础 1.1 由黑体辐射公式导出维恩位移定律:能量密度极大值所对应的波长m λ与温度T 成反比,即 m λ T=b (常量); 并近似计算b 的数值,准确到二位有效数字。 解 根据普朗克的黑体辐射公式 dv e c hv d kT hv v v 1 1 833 -? =πρ, (1) 以及 c v =λ, (2) λρρd dv v v -=, (3) 有 ,1 18)() (5-?=?=?? ? ??-=-=kT hc v v e hc c d c d d dv λλλ πλλρλλλρλρ ρ 这里的λρ的物理意义是黑体内波长介于λ与λ+d λ之间的辐射能量密度。 本题关注的是λ取何值时,λρ取得极大值,因此,就得要求λρ 对λ的一阶导数为零,由此可求得相应的λ的值,记作m λ。但要注意的是,还需要验证λρ对λ的二阶导数在m λ处的取值是否小于零,如果小于零,那么前面求得的m λ就是要求的,具体如下: 011511 86 '=???? ? ?? -?+--?= -kT hc kT hc e kT hc e hc λλλλλπρ ? 0115=-?+ -- kT hc e kT hc λλ ? kT hc e kT hc λλ= -- )1(5 如果令x= kT hc λ ,则上述方程为 x e x =--)1(5 这是一个超越方程。首先,易知此方程有解:x=0,但经过验证,此解是平庸的;另外的一个解可以通过逐步近似法或者数值计算法获得:x=4.97,经过验证,此解正是所要求的,这样则有 xk hc T m =λ 把x 以及三个物理常量代入到上式便知 K m T m ??=-3109.2λ 这便是维恩位移定律。据此,我们知识物体温度升高的话,辐射的能量分布的峰值向较短波长方面移动,这样便会根据热物体(如遥远星体)的发光颜色来判定温度的高低。 1.2 在0K 附近,钠的价电子能量约为3eV ,求其德布罗意波长。 解 根据德布罗意波粒二象性的关系,可知 E=hv , λ h P = 如果所考虑的粒子是非相对论性的电子(2c E e μ<<动),那么 e p E μ22 = 如果我们考察的是相对性的光子,那么 E=pc 注意到本题所考虑的钠的价电子的动能仅为3eV ,远远小于电子的质量与光速平方的乘积,即eV 61051.0?,因此利用非相对论性的电子的能量——动量关系式,这样,便有 p h = λ 5.15——参考7.17 5.15证明schr ?dinger 方程变换在Galileo 变换下的不变性,即设惯性参照系'K 的速度υ相对于惯性参照系K 运动(沿x 轴方向),空间任何一点 两个参照系中的坐标满足下列关系: ' ''',,,t t z z y y vt x x ===+=。 (1) 势能在两个参照系中的表示式有下列关系 ()() ()t x V t t x V t x V ,,,' ' ' ' ' =-=υ (2) 证明schr ?dinger 方程在' K 参照系中表为 ' ' 222'' 2ψψ??? ? ??+??-=?? V x m t i 在K 参照系中表为 ψψ??? ? ? ?+??-=?? V x m t i 22 22 其中 ()t t x t m x m i ,2e x p ' 2 υψυ υψ-?? ???????? ? ?-= 证:由波函数的统计解释,ψ和'ψ的意义完全相同。 ()()t x w t x ,,2 =ψ, 是t 时刻在x 点找到粒子的几率密度; () ( )' '' 2 ' ' ' ,,t x w t x =ψ ,是' t 时刻在'x 点找到粒子的几率密度。 但是在给定时刻,给定地点发现粒子的几率应与参照系的选择无关,所以相应的几率应相等,即 ()() ' ' ' ,,t x w t x w = (6) 从(1)式有 ()()t x w t t x w ,,' =-υ (6’) 由此可以得出, ψ和' ψ两个波函数彼此只应差绝对值为1的相因子,所以 ()()() ()t t x e t x e t x t x iS iS ,,,' ,' ' ' υψ ψ ψ-== (7) ()()()t x e t t x t x iS ,,,' ψυψ -=- (7) 由(1)式, x x ??= ??' , t x v t ??+ ??=??' , 2 22 '2x x ?? = ?? (3)式变为:()()()' ' ' ' ' ' ' ' ' 2 2 2 ,,,2t x t x V t x x m ψψ+?? - ()()' ' ' ' ' ' ,,t x t i t x x i ψψυ ??+??= (8) 量子力学课后习题详解 第五章 微扰理论 5.1 如果类氢原子的核不是点电荷,而是半径为0r 、电荷均匀分布的小球,计算这种效应对类氢原子基态能量的一级修正。 解:类氢原子如果核是点电荷,核外电子运动的哈密顿量为 00 ??()H T U r =+ 其中,)(0r U 为点电荷库伦势的势能,即 2004ze U r r πε=-() 在小球核电荷分布情况下,核外电子运动的哈密顿量为 ??()H T U r =+ 球对称核电荷分布只对0r r <的区域有影响,对0r r ≥的区域无影响,即在0r r ≥区 域, 2 00()()4Ze U r U r r πε=-= 在0r r <区域,)(r U 可由下式得出, ?∞ -=r Edr e r U )( ??? ????≥≤=??=)( 4 )( ,4344102003003303 420r r r Ze r r r r Ze r r Ze r E πεπεπππε ??∞ --=0 )(r r r Edr e Edr e r U ?? ∞ - - =00 20 2 3 002 144r r r dr r Ze rdr r Ze πεπε )3(84)(82203 020022 203002r r r Ze r Ze r r r Ze --=---=πεπεπε )( 0r r ≤ 将哈密顿算符形式改写为 0???H H H '=+ 得 ?? ???≥≤+--=-=')( 0 )( 4)3(8)()(?000222030020r r r r r Ze r r r Ze r U r U H πεπε 由于通常0r 相对于电子的典型(平均)运动半径(玻尔半径)很小,所以,可以 认为(0)??H H '<<,视为一种微扰。 对于基态r a Z e a Z 02/1303) 0(1)(-=πψ,2422(0)12 22e s s m Z e Z e E a =-=-由?H '引起的一级修正为 ?∞ '=τψψd H E )0(1 * )0(1)1(1? ? -+--=0 00 2 2022203 023 3 4]4)3(8[r r a Z dr r e r Ze r r r Ze a Z ππεπεπ 由于 00r r a ≤<<,故10 2≈-r a Z e 。 ∴ ? ? +--=0 3 02 40 4 2 20 3 3002 4)1(1 )3(2r r rdr a e Z dr r r r r a e Z E πεπε 20 30024505 030300242)5(2r a e Z r r r a e Z πεπε+--= 2 3002410r a e Z πε= 2 03 2452r a e Z s = 422222(1)(0)201 1 032 000 22//1525s s Z e Z e Z r E E r a a a == # 5.2 转动惯量为I 、电偶极矩为D 的空间转子处在均匀电场在ε 中,如果电场较 小,用微扰法求转子基态能量的二级修正。 解:取ε 的方向为Z 轴建立坐标系,则转子的能量包括转动动能和电偶极矩在电场中的势能,哈密顿算符为 θεεcos ?212??22D L I D I L H -=?-= 取θεcos ? ,?21?2)0(D H L I H -='=,则 H H H '+=???)0(量子力学课后习题答案
量子力学 第四版 卷一 (曾谨言 著)习题答案第5章-2
量子力学(周世勋)课后答案-第五章