定态薛定谔方程
“ 电子既不是粒子也不是波 ”，既不是经典的粒 子也不是经典的波，但是我们也可以说，“ 电子既 是粒子也是波，它是粒子和波动二重性矛盾的统一。” 这个波不再是经典概念的波，粒子也不是经典概念 中的粒子。 经典概念 中粒子意 味着 1.有一定质量、电荷等“颗粒性”的属性; 2．有确定的运动轨道，每一时刻有一定 位置和速度。
§2.1 波函数的统计解释（续10）
t 时刻，在空间任意两点 r1 和 r2 处找到粒子的 相对概率是： 2 2 (r1 , t ) (r1 , t ) (r2 , t ) (r2 , t ) r , t 和 r , t 所描写状态的相对概率是相 同的，这里的 C 是常数。 r , t 可见， 和 r , t 描述的是同一概率波，所 以波函数有一常数因子不定性。
r
1926年,玻恩(M.Born)首先提出了波函数的统计解释： 波函数在空间中某一点的强度（波函数模的平 方）与粒子在该点出现的概率成比例。
§2.1 波函数的统计解释（续8）
设粒子状态由波函数 (r , t ) 描述，波的强度是 2 * (r , t ) (r , t ) ( r , t )
§2.1 波函数的统计解释（续15）
注
意
（1）归一化后的波函数 (r , t ) 仍有一个模为一的因 子 ei 不定性（δ为实函数）。 若 r , t 是归一化波函数，那末， r , t e i 也是 归一化波函数，与前者描述同一概率波。
（2）只有当概率密度 (r , t ) 对空间绝对可积时，才 2 能按归一化条件 (r 进行归一化。 , t ) d 1
§2.1 波函数的统计解释
1．微观粒子状态的描述
微观粒子因具有波粒二象性，其运动状态的描 述必然有别于经典力学对粒子运动状态的描述，即 微观粒子的运动状态不能用坐标、速度、加速度等 物理量来描述。这就要求在描述微观粒子的运动时， 要有创新的概念和思想来统一波和粒子这样两个在 经典物理中截然不同的物理图像。
§2.1 波函数的统计解释（续9）
dW (r , t ) 2 (r , t ) C (r , t ) d
必 须 注 意
称为概率密度(几率密度)
（ 1）“微观粒子的运动状态用波函数描述，描写粒 子的波是概率波”，这是量子力学的一个基本假设 （基本原理）。 知道了描述微观粒子状态的波函数，就可知道粒 子在空间各点处出现的概率，以后的讨论进一步知道， 波函数给出体系的一切性质，因此说波函数描写粒子 的量子状态（简称状态或态） 称为波函数的 标准化条件 （2）波函数一般用复函数表示。 （3）波函数满足连续性、有限性、单值性。
（2） 入射电子流强度大，很快显示衍射图样.
波 动 观 点 粒 子 观 点
明纹处: 电子波强(x,y,z,t)2大 暗纹处: 电子波强(x,y,z,t)2小
电子出现的概率大 电子出现的概率小
2 可见，波函数模的平方 r , t 与粒子 t 时刻在 处附近出现的概率成正比。
则微观粒子在t 时刻出现在 几率 2 dW (r , t ) C (r , t ) d
处体积元dτ内的 r
这表明描写粒子的波是几率波(概率波), 反映微 观客体运动的一种统计规律性，波函数 r , t 有时 也称为几率幅。 按Born提出的波函数的统计解释,粒子在空间中 某一点 r 处出现的概率与粒子的波函数在该点模的 平方成比例
r U (r , t )
★如果粒子处于随时间和位置变化的力场
中 运动，他的动量和能量不再是常量（或不同时为常 量）粒子的状态显然就不能用平面波描写，必须用 较复杂的波描写，一般记为 (r ,t) • 三个问题？
(1) 是如何描述粒子的状态呢？
(2)
称为波函数，描写粒 子状态的波函数通常 是一个复函数。
什么是波包？波包是各种波数（长）平面波的迭加。
平面波描写自由粒子，其特点是充满整个空间，这 是因为平面波振幅与位置无关。如果粒子由波组成， 那么自由粒子将充满整个空间，这是没有意义的，与 实验事实相矛盾。
§2.1 波函数的统计解释（续5）
实验上观测到的电子，总是处于一个小区域内。 例如一个原子内的电子，其广延不会超过原子大小 0 ≈1 A 。
2 ( r ,t )d ( r ,t ) d 1 满足此条件的波函数 r , t 称为归一化波函数。
又因
2 2 2 (r , t ) d C (r , t ) d 1
其中
C
1 2 (r , t ) d
1 e
i2x / i3x /
, ,
2 e
i 2 x /
, ,
3 3e
i (2 x )/
, .
4 e
5 e
i2x /
6 (4 2i)e
i2x /
§2.1 波函数的统计解释（续1８）
2.已知下列两个波函数
试判断: (1)波函数 1 ( x) 和 2 ( x) 是否描述同一状态? (2)对1 ( x) 取 n 2 两种情况,得到的两个波函 数是否等价?
这与经典波截然不同。对于经典波，当波幅增大 一倍（原来的 2 倍）时，则相应的波动能量将为原 来的 4 倍，因而代表完全不同的波动状态。经典波 无归一化问题。
为消除波函数有任一常数因子的这种不确定性，利 用粒子在全空间出现的概率等于1的特性，提出波函数 的归一化条件：
§2.1 波函数的统计解释（续12）
e
§2.1 波函数的统计解释（续14）
（2）概率分布： ( x, t ) ( x, t )
2
a
ห้องสมุดไป่ตู้
e
a2 x2
（3）由概率密度的极值条件
d ( x, t ) a 2 a2 x2 2a xe 0 dx
由于
x0
d 2 ( x, t ) dx 2
0
x 0
故 x 0 处，粒子出现概率最大。
x
2
(r , t ) 同理，三维平面波： P
归一化条件
1 e 3/ 2 (2 ) 2 3 P (r , t ) d ( P P)
i ( Pr Et )
补充作业题
1. 下列一组波函数共描写粒子的几个不同状态? 并 指出哪几个波函数描写同一状态。
称为归一化常数
2 (r , t ) 2 于是 (r , t ) (r , t ) 2 (r , t ) d
归一化条件消除了波函数常数因子的一种不确定性。
§2.1 波函数的统计解释（续13）
已知一维粒子状态波函数为 1 2 2 i (r , t ) A exp a x t 2 2 求归一化的波函数，粒子的概率分布，粒子在何处 出现的概率最大。 Ex.1 Solve:
德布罗意指出：微观粒子的运动状态可用一个复 ( r , t ) 函数 来描述，函数 (r , t ) — 称为波函数。
★ 描述自由粒子的波是具有确定能量和动量的平面波
§2.1 波函数的统计解释（续1）
(r , t ) Ae P
i ( Pr Et )
De Broglie 波
n A sin ( x a) 1 ( x) 2a 0 n A sin ( x a) 2 ( x) 2a 0
| x | a | x | a | x | a | x | a
n 1, 2,3,
n 1, 2,3,
§2.2 态叠加原理 1.电子双缝衍射实验
(1).求归一化的波函数
2 a2 x2 2 2 (r , t ) d x A e d x A
归一化常数
A a/
1/ 2
1 2 a
1 i a2 x2 t 2 2
归一化的波函数 (r , t ) a /
1/ 2
2
i ( Px Px ) x
2
A 1/ 2 i (P x Et ) 1/ 2 归一化的一维平面波： P 1/ 2 e
归一化常数
x x
§2.1 波函数的统计解释（续１７）
归一化条件
P ( x, t ) dx ( Px Px)
如何体现粒子的波粒二象性的？
(3) 描写的是什么样的波呢？
§2.1 波函数的统计解释（续2）
电子小孔衍射实验
P
电子源
P
O Q
X
感 光 屏
Q
v
a
P
1
0 I
电子单缝衍射实验
§2.1 波函数的统计解释（续3）
▲ 两种错误的看法 （1） 波由粒子组成 类似如水波，声波，由物质的分子密度疏密变化 而形成的一种分布。 这种看法与实验矛盾，它不能解释长时间单个电 子衍射实验： 电子一个一个的通过小孔，但只要时间足够长， 底片上仍可呈现出衍射花纹。这说明电子的波动性 并不是许多电子在空间聚集在一起时才有的现象， 单个电子就具有波动性。 事实上，正是由于单个电子具有波动性，才能 理解氢原子（只含一个电子！）中电子运动的稳定 性以及能量量子化这样一些量子现象。
Px ( x, t ) dx Px ( x, t ) P ( x, t )dx
*
x
2
1 利用 x x0 2
e
高等量子力学 定态薛定谔方程
A n = n n − 1 ， A 2 n = n(n − 1) n − 2 ， L， An n = n！ 0
而
A 0 = 0 −1 = 0
A 0 = 0 −1 = 0
A λ = λ λ −1
是不存在的, 保证了本征值不小于零的(9.24)式成立 于是 式成立. 因此 A 0 是不存在的 保证了本征值不小于零的 式成立 式知谐振子的本征值谱: 由(9.22)式知谐振子的本征值谱 式知谐振子的本征值谱
(9.3)
等等, 此式称为泡利方程.若哈密顿中无自旋变 式中 H + + = + H + 等等 此式称为泡利方程 若哈密顿中无自旋变 即系统的能量与自旋无关时, 量 , 即系统的能量与自旋无关时 H + + = H − − = H , H + − = H − + = 0 . 这时(9.3)式回到 式回到(9.1)式. 多粒子系统情况 可以仿此讨论 可以仿此讨论. 这时 式回到 式 多粒子系统情况,可以仿此讨论
v p / µ = r ⋅ ∇V
2
v ⇒ 2T = r ⋅ ∇V
v 2 T = r ⋅ ∇V
2T =
∑ xi
i
∂V v = r ⋅ ∇V ∂xi
次齐次函数,即 若势能算符是粒子坐标的 s 次齐次函数 即
V (λx1 , λx 2 , λx3 ) = λ sV ( x1 , x 2 , x3 )
则将此式对 λ 取偏导数有
ψ H ψ ≥ E0
(9.4)
为基态能量.使等号成立的 式中 E 0 为基态能量 使等号成立的 ψ ,就是基态 ψ 0 . 就是基态
利用这一定理去求基态的能量和态矢量,通常在位置表象中 利用这一定理去求基态的能量和态矢量 通常在位置表象中 进 行 . 先 选 取 一 个 含 有 若 干 参 量 λ1 , λ2 , … 的 适 当 试 探 函 数
薛定谔方程
k0 a =0 , k0 a = 2π ,4π ,6π ,… 2 (8) k0 a k0 a = π ,3π ,5π ,… 奇宇称 cos 2 = 0 , 亦即阱口刚好出现束缚态能级的条件为 k0 = nπ , n = 1 , 2 ,3 ,… (9)
偶宇称 sin
(10) 即 2mV0 a2 h2 = n2π 2 . 2 2 2 一维势阱至少有一个束缚能级.因此, 如 2mV0a h < π , 2 2 2 只存在一个束缚态,偶宇称(基态). 如 2mV0a h = π , 除基态外,阱口将再出现一个奇宇称能级,共二个能级. 2 2 2 如 2mV0a h = (2π ) , 阱口将出现第三个能级(偶宇称). 依次类推.由此可知,对于任何 V0a2值,束缚态能级总数 为 a Nn = 1+ 2mV0 , (11) hπ
ψ = sin η x
x <a
ψ = D sin k ( L − x ) a< x <L (-L<x<-a区间的ψ 可以按偶函数条件写出）能级方程为
(12)
kctgk ( L − a ) = −η cthη a,
(13)
11
讨论
如
a → 0, V0 → ∞,
2aV0 → U0
0
，则
−a
∫ V ( x)dx = 2aV
∑
C n (ih
(12 )
ˆ = ih 其中 x
∂ ∂p
(13 )
代入式(10),即得
p2 ∂ Ψ ( p) + V (ih )Ψ( p) = EΨ ( p) 2m ∂p (14)
例四 粒子在图示之势场： 粒子在图示之势场：
V0 , V ( x ) = 0 , ∞,
9-4薛定谔方程
隧道效应
贯穿势垒的概率定义为在 x a处透射波的强度与
入射波的强度之比：
T
3(a) 2
2a
e
2m(U0 E )
A2
贯穿概率与势垒的宽度与高度有关。
扫描隧道显微镜(STM)
原理： 利用电子的隧道效应。
金属样品外表面有一层 电子云，电子云的密度随着 与表面距离的增大呈指数形 式衰减，将原子线度的极细 的金属探针靠近样品，并在 它们之间加上微小的电压， 其间就存在隧道电流，隧道 电流对针尖与表面的距离及 其敏感，如果控制隧道电流 保持恒定，针尖的在垂直于 样品方向的变化，就反映出 样品表面情况。
z z 为 轴，角动量在 轴上的投影 Lz 只能取
Lz ml ml 0, 1, 2,..., l
ml 称为磁量子数。对于一定的角量子数l, ml 可以取 2(l 1) 个值。
B(z)
2 角动量的空间量子化 o 2
L 6
l2
三、电子的自旋
1925年，乌仑贝克 ( G.E.Uhlenbeck ) 和古兹密特(S.A.Goudsmit)提出电子自旋假说。把 电子绕自身轴线的转动称为自旋。
4 E1
n 1
0
a2
ax 0
a2
aEE1x0
四、一维势垒 隧道效应
一维方势垒如图
U
U
(x)
U0
0xa
0 x 0, x a
U0 E
粒子沿 x 方向运动,当
Ⅰ E U0
ⅡⅢ
粒子可以通过势垒。
oa x
当 E U0，实验证明粒子也能通过势垒,这只有 由量子力学的到解释。
设三个区域的波函数分别为 1, 2,3
第一章 薛定谔方程,一维定态问题
第一章薛定谔方程,一维定态问题
薛定谔方程是描述量子力学中微观粒子运动的基本方程，也是研究原子、分子、固体等微观粒子体系行为的重要工具。
在一维定态问题中，我们假设粒子在一个长度为L的有限区域内运动，边界处满足一定的边界条件。
这种假设简化了问题的复杂性，使得我们能够更加深入地研究粒子在有限区域内的定态行为。
一维定态问题的薛定谔方程可以写成如下的形式：
$$-
\frac{\hbar^{2}}{2m}\frac{d^{2}\Psi(x)}{dx^{2}}+V(x)\Psi(x)=E \Psi(x)$$
其中，$\hbar$为约化普朗克常数，m为粒子的质量，V(x)为粒子在x位置处的势能，E为粒子的总能量，$\Psi(x)$为描述粒子波函数的解析函数。
一维定态问题中，由于波函数只与一个坐标x有关，因此我们可以采用分离变量的方法将波函数表示为如下形式：
$$\Psi(x)=\psi(x)e^{ikx}$$
其中，$\psi(x)$为关于x的解析函数，k为波矢。
将上式代入薛定谔方程，可将其简化为如下形式：
$$-\frac{\hbar^{2}}{2m}\psi''(x)+(V(x)-E)\psi(x)=0$$
这个简化后的方程可以通过求解得到波函数的解析表达式及对应的能量。
对于有限区域内的粒子，我们需要根据边界条件来限定波函数的形状，在定态问题中，我们通常采用周期性边界条件或硬壳边界条件。
通过分析一维定态问题的波函数和能谱，我们可以深入理解原子、分子、固体等复杂体系中微观粒子的行为规律，同时也可以为设计新的材料、光电子器件等提供理论基础和指导。
量子力学概论第2章 定态薛定谔方程
子的基态)，从而我们可以反复应用升阶算 符生成激发态,20 每升一步增加能量ћω ψn(x)=An(a+)nψ0(x)，和En=n+12ћω， (2.61)
例题2.4 求出谐振子的第一激发态。 解：利用式2.61
ψ1(x)=A1a+ψ0=A12ћmω-ћddx+mωxmωπћ1/4emω2ћx2=A1mωπћ1/42mωћxe-mω2ћx2.(2.62)
我们可以直接用“手算”对它进行归一化：
∫ψ12dx=A12mωπћ2mωћ∫+∞-∞x2e-mωћx2dx=A12, 恰好，A1=1。 我们不想用这种方法去计算ψ50(那需要应用升阶算符
(式２.５)称为定态(time-independent)薛定谔方程； 如果不指定V(x)我们将无法继续求它的解。
Ψ(x，t)=∑∞n=1cnψn(x)e-iEnt/ћ=∑∞n=1cnΨn(x， t).(2.17)
尽管分离解自身是定态解，
Ψn(x,t)=ψn(x)e-iEnt/ћ,(2.18)
即，概率和期望值都不依赖时间，但是需要强调的 是，一般解(式2.17)并不具备这个性质；因为不同 的定态具有不同的能量，在计算Ψ2的时候，含时指 数因子不能相互抵消
f(x)=∑∞n=1cnψn(x)=2a∑∞n=1cnsinnπax.(2.32)
例题2.2 在一维无限深方势阱中运动的粒子，其初始波函数 是Ψ(x,0)=Ax(a-x), (0≤x≤a),A是常数(如图2.3)。设在势阱外 Ψ=0。求Ψ(x,t)。
解：首先需要归一化波函数Ψ(x,0)求出A 1=∫a0Ψ(x,0)2dx=A2∫a0x2(a-x)2dx=A2a530， 所以A=30a5. 第n项的系数(式2.37)是 cn=2a∫a0sinnπax30a5x(a-x)dx
七个薛定谔方程
七个薛定谔方程薛定谔方程是量子力学中描述粒子行为的基本方程。
一般情况下，薛定谔方程可以写成如下的形式：1. 定态薛定谔方程（Stationary Schrödinger Equation）：iħ∂Ψ/∂t = HΨ其中，ħ是约化普朗克常数，Ψ是波函数，t是时间，H是哈密顿算符。
2. 非定态薛定谔方程（Time-dependent Schrödinger Equation）：iħ∂Ψ/∂t = HΨ其中，Ψ是波函数，t是时间，H是哈密顿算符。
3. 薛定谔方程的波函数形式（Schrödinger Equation in Wave Function Form）：iħ∂Ψ/∂t = -ħ²/2m ∇²Ψ + VΨ其中，ħ是约化普朗克常数，m是粒子质量，Ψ是波函数，t是时间，∇²是拉普拉斯算符，V是势能函数。
4. 薛定谔方程的路径积分形式（Path Integral Form of Schrödinger Equation）：Ψ(x,t) = ∫ Dx exp(iS[x]/ħ)Ψ(x₀,0)其中，Ψ(x,t)是波函数，S[x]是作用量，x₀是初始位置，Dx是路径积分测度。
5. 一维薛定谔方程（One-Dimensional Schrödinger Equation）：iħ∂Ψ/∂t = -ħ²/2m ∂²Ψ/∂x² + V(x)Ψ其中，ħ是约化普朗克常数，m是粒子质量，Ψ是波函数，t是时间，x是位置，V(x)是势能函数。
6. 三维薛定谔方程（Three-Dimensional Schrödinger Equation）：iħ∂Ψ/∂t = -ħ²/2m ∇²Ψ + V(r)Ψ其中，ħ是约化普朗克常数，m是粒子质量，Ψ是波函数，t是时间，r是位置矢量，∇²是拉普拉斯算符，V(r)是势能函数。
量子力学概论第2章 定态薛定谔方程
图2.3 例题2.2中的初始波函数
所有这些概率的之和一定为1， ∑∞n=1cn2=1.(2.38)
能量的期望值一定是 〈H〉=∑∞n=1cn2En.(2.39)
例题2.3 在例题2.2中的初始波函数(图2.3)与基态 ψ1(图2.2)很相似，这意味着 c12将是主要的，事实 上c12=815π32=0.998555….其余的系数之和为与1 的差额
2.3.1 代数法 2.3.2 解析法
2.3 谐振子
图2.4 对任意势能极小值点附近的抛物线形近似(虚线)
图2.5 谐振子的能态“梯子”
2.3.1 代数法
ψ0(x)=mωπћ1/4e-mω2ћx2。(2.59) 我们把它代入薛定谔方程以确定相应的能量
(以式2.57的形式)，ћω(a+a-+1/2)ψ0=E0ψ0， 利用a-ψ0=0，有：
解：第一问很简单： Ψ(x,t)=c1ψ1(x)e-iE1t/ћ+c2ψ2(x)e-iE2t/ћ， 这里的E1,E2是ψ1,ψ2相应的能量，由此 Ψ(x,t)2=(c1ψ1eiE1t/ћ+c2ψ2eiE2/ћ)(c1ψ1e-
iE1t/ћ+c2ψ2eiE2/ћ)=c21ψ21+c22ψ22+2c1c2ψ1ψ2cos［(E2E1)t/ћ］. (这里用了欧拉公式expiθ=cos θ+isin θ来化简。)很显 然，概率密度以正弦形式振动，角频率是(E2E1)t/ћ；这当然不是一个定态。但是注意它是(具有 不同能量的)定态的线性组合，并且这种组合会产生 运动
2.1 定态
1.它们是定态(stationary states)。 ２.它们是具有确定总能量的态。 3.一般解是分离变量解的线性组合。
定态薛定谔方程
n
2a
x,
0
n为偶数 x a xa
利用sin( ) sin cos cos sin
sin n (x a) sin( n x n )
2a
2a 2
sin n x cos n cos n x sin n
2a
2
2a
2
s c
in n
2a
os n
x， x，
2a
n为偶数 n为奇数
∴势阱中波函数可写为
i [ (r) f (t)] [ 2 2 U (r)] (r) f (t)
t
2
两边同时除以 (r,t) (r) f (t)
i
1 f (t)
t
f (t)
1 (r)
[
2
2
2
U (r)] (r)
上式两边各有不同的变量 t, r ，它们是独立
变化的，要使上式对任意的变量 t, r 都成立，
两边必须等于一个常数，设常数为E，则
dx 2
通解为 (x) Asin(x) B cos(x)
由波函数的连续性和边界条件确定A、B （1）当x＝a时
(x) 0 Asina B cosa 0
（2）当x＝－a时，
(x) 0 Asina B cosa 0
两式相加及相减，得到
Asina 0 B cosa 0
A.B不能同时为零，否则为零解。解有两组
Ae e
（5）
（5）式中E有明确的物理意义，是粒子能量。 而（4）式中E是作为常数引入的，对比两式， 发现此常数E应是粒子的能量，这个常数是不 随时间改变的。
综上：作用于粒子上的力场不随时间改变， 即体系的哈密顿量H不显含时间， U U (r)
解定态薛定谔方程的一般方法
从上式，有: i E , 2 p2
(4)
t
x
对于u(x) 0时,由(1)知 :
(i t
2 2m
2 x 2
)
(E
p2 )
2m
0
(5)
对于一般情形,作如下变换: E i ; p i
(6)
t
x
作用于波函数上得一维的薛定谔方程
第三章 量子力学基础
【内容】 1. 薛定谔方程 2. 势垒贯穿 3. 量子力学中的一些理论与方法 4. 氢原子
【重点】 薛定谔方程 态叠加原理
氢原子能量本征值与本征函数
北京邮电大学理学院 原子物理
§3.1 薛定谔方程
一、薛定谔方程的引入
我们希望找到一个类似于牛顿方程的方程来描述这种新的量子现象，而且这个 方程应当能完全描述各种系统的状态。我们可从自由粒子出发，假定一个质量
§3.1 薛定谔方程
四、 态叠加原理
态叠加原理是量子力学中一个重要的基本概念，我们知道量子力学中波函 数是用来描述一个体系的量子态。如此态叠加原理显的很重要了，它是 “波叠加性”和“波函数完全描述一个体系的量子态”两个概念的概括。
若一个波函数可以表示为 cnn (r)
12-6 薛定谔方程
§12－6 薛定谔方程德布洛意关于物质波的概念传到苏黎世后，薛定谔作了一个关于物质波的报告。
报告后， 德拜(P.Debye)评论说：有了波，就应有一个波动方程。
几个月后，薛定谔果然提出了一个波方程，这就是后来在量子力学中著名的薛定谔方程。
薛定谔方程是量子力学的动力学方程，象牛顿方程一样，不能从更基本的方程推导出来，它是否正确，只能由实验检验。
一、薛定谔方程 1 一维薛定谔方程1）一维自由运动粒子(无势场)设：一维自由运动粒子，无势场，不受力，动量不变。
一维自由运动粒子的波函数(前已讲)ψ(x , t ) = ψ0 e -i(2π/h ) (Et - px )由此有再利用 可得此即一维自由运动粒子(无势场)的含时薛定谔方程。
2）若粒子在势场U (x , t ) 中运动由 有此即一维自由运动粒子在势场中的含时薛定谔方程。
3）定态薛定谔方程若粒子在恒定势场U = U (x )中运动，微观粒子的势能仅是坐标的函数，与时间无关，可把上式中的波函数分成坐标函数与时间函数的乘积，即2222ip x hp x hψψψψ∂=∂∂=-∂22p E m=222282h h i m x tψψππ∂∂-=∂∂22p p E E m =+222282p h h E i m x tψψψππ∂∂-+=∂∂2(,)()()()iEt hx t x f t x eπψϕϕ-==式中 ψ =ψ (x , t )是粒子在势场U = U (x , t )中运动的波函数。
将ψ =ψ (x , t ) = ψ(x )T (t )代入得一维定态薛定谔方程式中ψ =ψ (x )是定态波函数，它所描写的粒子的状态称作定态，是能量取确值的状态。
定态的概率密度ψ(x ,t ) ψ*(x ,t ) = ψ (x ) ψ *(x ) 定态下的概率密度和时间无关。
在量子力学中用薛定谔方程式加上波函数的物理条件，求解微观粒子在一定的势场中的运动问题(求波函数，状态能量，概率密度等)。