非简并定态微扰

（5.1.11） （5.1.12） （5.1.13）
当 n k 时，得 当 n k 时，得
(1) En Hnn
a
(1) k
H kn (0) (0) En Ek
注意， （5.1.13）式只有在 n k 时成立。
5.1 非简并定态微扰
对此，利用 n 的归一化，在准确到 ( ) 数量级后，有
ˆ E (0) ) (1) ( H ˆ E (1) ) (0) 1 : (H 0 n n n n （5.1.7） ˆ E (0) ) (2) ( H ˆ E (1) ) (1) E (2) (0) 2 : (H 0 n n n n n n LL
因此，准确到一级，体系的能级和波函数是
(0) En E Hnn En n | H | n (0) n
（5.1.18） （5.1.19）
n
(0) n
H kn (0) (0) k (0) k n En Ek
ˆ 在无微扰能量表象 上两式表明，准确到一级近似，H 中的对角元和非对角元分别给出能量和波函数的一级 修正。
l k l k
5.1 非简并定态微扰
(0)* 以 k 左乘上式，并对全空间积分后得：
(0) (2) (1) (2) Hnn ak ak(2) Ek(0) En ak al(1) Hkl En k ,（ n 5.1.22）
(1) 当 n k 时，考虑到 an 0 ，则 2 H ln H nl H ln (2) (1) En al H 'nl (0) (0) (0) (0) E E E E l n l n l n n l n l （5.1.23） 当n k 时，有 Hln H nn H kl H kn (2) ak (0) (0) （5.1.24） (0) (0) (0) (0) 2 ( E E )( E E ) ( E E ) l n n k n l n k
(0) (1) ˆ H n dx En n,（ k 5.1.10）
5.1 非简并定态微扰
记
(0)* ˆ (0) (0) ˆ | (0) k H kn H n dx k |H n
可得：E(0)a(1) E(0) a(1)
k k n k
(1) Hkn En n,k
2
（5.1.29）
同理，其他各能级近似也可用类似的方法算出。
5.1 非简并定态微扰
现在对定态非简并微扰作些讨论： I. 由（5.1.28）（5.1.29）可见，微扰的适用条件是
H kn = 1 (0) (0) ( En Ek )
（5.1.30）
只有满足（5.1.30）式，才能保证微扰级数的收敛性， 保证微扰级数中后一项的结果小于前一项。（5.1.30） 式就是 H0 ? H 的明确表示。微扰方法能否应用，不仅 取决与微扰的大小，而且还决定于无微扰体系两能级之 间的间距。这也说明， 微扰计算的能级必须处于分离谱， 因为如果能级是连续的，它和乡邻能级之间的间隔趋于 零，（5.1.30）就不能满足。
（5.1.14）
(0) (1) (1) (0) n | n n | n 0
(1) (1)* 即 an an 0
（5.1.15）
（5.1.16）
5.1 非简并定态微扰
二式表明 a
(1) n (1) a 必为纯虚数，即 n ir, r 为实数
准确到的一级近似， 微扰后体系的波函数是
ˆ 远大于 H ˆ可分解为H ˆ 和H ˆ 两部分，而且 H ˆ 。 1. H 0 0
ˆ H ˆ H ˆ H 0
ˆ ? H ˆ H 0
（5.1.2）
5.1 非简并定态微扰
ˆ 的本征方程 2. H 0 的本征值和本征函数已经求出，即 H 0
(0) (0) (0) ˆ H0 n En n
(0) (1) (0) (1) 1 n | n ( n n ) | ( n n ) (0) (0) (0) (1) (1) (0) n | n [ n | n n | n ]
o( 2 )
(0) (0) (0) | n 1 ，则 又因为 n 归一，即 n
H ln H nn (0) H kl H kn (0) k (0) (0) (0) (0) (0) 2 Ek )( En El ) ( En Ek ) k n l n ( En H mn 1 (0) (0) m (0) 2 2 m n ( En Em )
n

i r
(0) n

(1) n (0) n
(0) n
ir
(0) n
a
l n (1) l (1) l (0) l
(0) l
e
a
l n
（5.1.17）
5.1 非简并定态微扰
(1) 上式表明，an 的贡献无非是使波函数增加了一个无关 (1) 重要的相位因子，不失普遍性，可取 an ir 0
5.1 非简并定态微扰
下面举一个应用微扰论解决问题的实例。 求一个电荷为 e 线性谐振子在弱电场E中的定态能量 和波函数。 体系的哈密顿量是：
2 2 h d 1 2 2 ˆ H m x eEx 2 2m dx 2
（5.1.31）
在弱电场情形下，最后一项很小，因此有
2 2 h d 1 2 2 ˆ H0 m x 2 2m dx 2
5.1 非简并定态微扰
4.
H 0 的能级组成分离谱。严格说来，是要求通过 微扰来计算它的修正的那个能级 En(0) 处于分离谱
(0) n 内， 是束缚态。
在满足上述条件下，定态非简并微扰论的目的是从已 ˆ 的本征值和本征 ˆ 的本征值和本征函数出发求 H 知的 H 0 函数。为表征微扰的近似程度，通常可引进一个小参 ˆ 的微小程度通过 的微 ˆ ' ，将 H ˆ 写成 H 数 ，将H 小程度反映出来。体系经微扰后的薛定谔方程是
第五章
5.1 5.2 非简并定态微扰论 简并定态微扰论
微扰理论
5.3
5.4 5.5
氢原子的一级Stark效应
变分法 氦原子基态
第五章
5.6 5.7 含时微扰
微扰理论
跃迁几率和黄金费米规则
5.8
5.9 附录：
光的发射与吸收
选择定则 氦原子基态计算过程
5.1 非简并定态微扰
本节将讨论体系受到外界与时间无关的微小扰动时， 它的能量和波函数所发生的变化。 假设体系的哈密顿量不显含时间，能量的本征方程 （5.1.1） 满足下列条件：
零级近似显然就是无微扰时的定态薛定谔方程。 同样， 还可以列出准确到 3 , 4 ,L 等各级的近似方 程。
5.1 非简并定态微扰
1. 一级修正 (1) 将一级修正波函数 n 按 { l(0) }系展开
n al
(1) (1) l
(0) l
（5.1.8）
将上式代入一级修正式中
(0)
（5.1.3）
(0) 中，能级En 和波函数 n 都是已知的。微扰论的 ˆ 的本征值和本征函数出发，近似求 任务就是从 H 0 ˆ 后， ˆ 的本征值和本征函数。 出经过微扰 H H ˆ 的能级无简并。严格来说，是要求通过微扰论 3. H 0 来计算它的修正的那个能级无简并的。例如我们 (0) ˆ 对H ˆ 的第 n 要通过微扰计算 H 个能级 的修正， E 0 n (0) (0) 就要求 En 无简并，它相应的波函数只有 n 一个。 其他能级既可以是简并的，也可以是无简并的。
ˆ E (0) ) a(1) (0) ( H ˆ E (1) ) (0) (H 0 n l l n n
(0)*
（5.1.9）
k 左乘上式并对全空间积分后，利用本正函数 以 系的正交归一性，有
l
E a E a
(0) (1) k k (0) (1) n k
(0)* k
0
n
n
n
(0) (1) (2) (0) (1) (2) ( En En 2 En L )( n n 2 n L ) （5.1.6）
5.1 非简并定态微扰
比较上式两端 的同次幂，可得： ˆ (0) E (0) (0) 0 : H
0 n n n
(0) (1) (2) (0) (1) (2) En , En , 2 En ,L ; n , n , 2 n ,L 分别表示能级En 和波函数 n 的零级、一级、二级、……修正。将上面展 开式代入定态薛定谔方程，则有： ˆ H ˆ )( (0) (1) 2 (2) L ) (H
(1)* (1) a m an mn 0 m, n
(2) (2)* 或 an an
(2)
（5.1.26）
同样，若取 an 为实数，1) 2 am (0) (0) 2 2 m n 2 mn ( En Em )
ˆ ( H ˆ H ˆ ) E H n 0 n n n
（5.1.4）
5.1 非简并定态微扰
将能级En 和波函数 n 按 展开：
En E
(0) n
E
(1) n
E
2
(2) n
L
(0) (1) (2) n n n 2 n L
（5.1.5）
l n
5.1 非简并定态微扰
(2) a 至于 n ，同样可以由波函数的归一化条件算出。由
(0) (1) (2) (0) (1) (2) n | n ( n n 2 n ) | ( n n 2 n ) 1