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3.1.4一维束缚态的一般性质在线视频

3.1.4一维束缚态的一般性质

下一节:3.2.1 一维无限深势阱

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3.1.4一维束缚态的一般性质课程教案、知识点、字幕

我们这一节主要来研究

束缚态的性质

我们首先对它的性质

做一个一般的了解

为此

我们先引入两个

预备性的定理

和两个概念的定义

第一个预备定理

叫做共轭定理

那就是

假设 ψ(x)

是定态薛定谔方程的一个解

那么它的复共轭

也是这个方程的解

而且是能量是一样的

这个原因其实很清楚

那就是

当我们把薛定谔方程的

各个因子

都取复共轭的时候

除去 ψ 变成它的复共轭以外

其它的部分都是不改变的

当然要注意

这里我们假设

势能 V(x) 是实函数

当然一般情况下

势能就是一个实数

这一点是完全没有疑问的

只是在某些情况下

我们可能利用势能的虚部

表达某种粒子产生

或者湮灭的效应

那是另外一类问题

我们暂时不予考虑

第二个定理是反射定理

这里要先假设势能函数 V(x)

是关于原点为对称的

也就是满足

V(x) 等于 V(-x)

那么

如果 ψ(x) 是这个方程的解

那么 ψ(-x)

也是这个方程的解

而且能量一样

这个原因也就在于

当我们把方程里边的 x

一起换成 -x 的时候

除去 V(x) 和 ψ(x) 里边的 x

同时变负号以外

其它的部分都不改变

下面我们再介绍两个概念

一个叫做简并

如果对于一个给定的能量 E

只有一个

线性独立的波函数存在

那么我们就称这个能级

是非简并的

否则的话就称它是简并的

如果这个能级是简并的

它就会有不只一个

线性独立的波函数

这些线性独立的

波函数的个数

就称为这个能级的简并度

当然

如果这个能级是非简并的

也可以称为它的简并度是 1

第二个定义叫做宇称

如果波函数 ψ(x)

在 x 变号的时候

要么不变

要么波函数自己

也添一个负号

我们就称这个波函数

有确定的宇称

如果

这个式子里面成立的是正号

意思就是波函数不变

我们就称它有正的宇称

如果

这个式子里出现的是负号

就称它有负的宇称

应该注意的是

宇称

是一个纯量子力学的标志

在经典物理里

没有对应的概念

这是因为在经典物理里

并不采用波函数

来描写粒子的状态

宇称这个概念

很容易推广到高维空间

那就是

把 r 变成 -r

r 在二维情况下

意味着 x 和 y 两个坐标

在三维情况下

意味着 x,y,z 三个坐标

r 变成 -r 意味着

这些坐标同时变号

那么在 r 变成 -r 的时候

如果波函数不变

或者是简单的添一个负号

我们就称它有确定的宇称

或正或负

介绍了上面的两个定理

和定义以后

我们来介绍

关于束缚态的一系列的定理

最基本的定理

叫做不简并定理

它说

一维束缚态必是非简并态

非简并态意味着

一个能级只有一个

线性独立的波函数

这个定理并不难证明

假设 ψ1(x) 和 ψ2(x)

是一维定态薛定谔方程

在同一个能量下的

任意的两个解

并且都是束缚态

那么

首先我们有朗斯基定理

也就是说

朗斯基行列式是常数

既然 c 是和 x 无关的

一个常数

我们就可以在

x 轴的任意点上

计算它的值

考虑到我们现在所说的态

都是束缚态

也就是说

当 x 绝对值

趋近于无穷的时候

ψ(x) 是趋近于零的

因此我们就可以

在无穷远点来计算

朗斯基行列式的值

自然导致

朗斯基行列式等于零

根据前面我们的介绍

朗斯基行列式等于零

意味着 ψ1(x) 和 ψ2(x)

是线性相关的

也就是说

它们只相差一个常数

这里 A 代表一个常数

然后再根据简并

或者非简并的定义

这个式子意味着

这个能级是不简并的

这里要注意

这个定理有两个前提

就是我们考虑的是

一维运动

并且考虑的是束缚态

这两个前提

是缺一不可的

由不简并定理出发

我们还可以得到

下边的更多的定理

首先我们回忆

波函数一般而言

是一个复数函数

所以

可以分解成为

振幅和相位两个因子

也就是下面这个形式

ψ(x) 写为 ρ(x) 乘以

eiθ(x)

这里的 ρ(x) 和 θ(x)

都是实函数

ρ 是模,θ 是相位函数

那么

根据刚才所讲的

不简并定理

我们又导出了

这样一个定理

那就是

一维束缚态波函数的

相位函数 θ(x) 一定是常数

这个定理的证明

其实也不困难

前面我们已经有了共轭定理

和不简并定理

既然我们现在考虑的是

一维束缚态波函数

那么

它和它的复共轭

就一定只相差一个常数

也就是

ψ(x) 等于 A,一个常数,

乘以 ψ 的复共轭

把这个等式的两端都写成

振幅和相位函数的乘积

振幅是消掉的

于是

相位函数左边是

e

而右边它的复共轭

是 e-iθ

这二者相差一个常数

这就意味着

ei2θ 是常数

当然 θ 也就是常数

由这个定理

我们可以得到一个推论

那就是

一维束缚态波函数

可以取为实函数

因为我们知道

波函数自己

可以乘上一个任意的

常数的位相因子

仍然代表相同的量子状态

这意味着 θ

既然是常数就可以任意取

当然就可以取作零

而 θ 等于零就意味着

波函数是实函数

这里要指出

刚才所说的结论

只适用于束缚态

不适用于非束缚态

以后我们讲散射问题的时候

会指出

散射的波函数

是根据边界条件来确定的

在通常的情况下

不会导致实的波函数

从刚才的不简并定理

再加上宇称的概念

我们又可以证明

这样一个宇称定理

那就是

如果势能函数是对称函数

也就是说

V(x)等于 V(-x)

那么

一维束缚态波函数

必有确定的宇称

也就是说

ψ(-x) 等于 ψ(x)

或者是 -ψ(x)

它的证明也很容易

那就是

根据不简并定理

ψ(x) 和 ψ(-x)

应该是属于同一个能级

而且它们之间

只相差一个常数

这个常数

根据刚才的定义

只能是 +1 或者 -1

除去我们刚才介绍的

束缚态的这两个特点而外

它的更重要的特征

就是

束缚态的能级

是不连续地变化的

或者说

束缚态的能量

是离散地取值的

只当 E 取某些

离散数值的时候

定态薛定谔方程才有

单值、有限、连续的解

这件事情其实就是

通常所说的

能量的量子化

我们在这里

不给这个定理作严格的证明

只是进行一个图像式的解释

请看一个这样的情形

假设这是我们的势能曲线

这个虚线

是所选定的某一个能量值

我们发觉

整个实轴

按照能量和势能之间的关系

分成了三个区域

这两个区域

就是 x1 的左边

和 x2 的右边

都是经典禁戒区

因为

能量值在势能的下边

能量在势能的下边

而 x1 和 x2 之间

是经典允许区

现在我们设想

我们的观察点

从左方的无穷远向右方跑动

那么

由于我们现在

观察的是束缚态

所以说

当从左边无穷远开始的时候

ψ 是等于零的

而从左无穷到 x1 这一点

一直处在经典禁戒区

波函数应该是单调地上升的

就如同这一段曲线

所表示的样子

这一点

是禁戒区和允许区的交界点

进入了经典允许区之后

波函数就变成振荡形式的

这个振荡的振幅

和振荡的波长取决于

在这一点处

波函数本身连续

和一阶导数连续

这样的衔接条件

这个振荡的行为

一直要持续到

另外一个交界点

这里就是 x2 这一点

问题在于

当我们的观察点

从 x2 这一点

继续向右跑动的时候

波函数会怎么变呢

这时候就要注意

由于波函数必须服从

薛定谔方程

对于这一段而言

这里是它的边界点

因此

波函数在这一段中的行为

由方程以及这一点的边界条件

来决定

也就是这一点的波函数的值

和它的一阶导数的值

那么

这样的一个条件

会导致什么结果呢

完全有可能出现这样的情形

那就是

右方的波函数

从这一点出发

不断地上升

原因在于

这个部分是经典禁戒区

波函数应该是单调变化的

所以

如果这一点的起点

取的不合适

它的 ψ 是大于零的

ψ 的一阶导数

也是大于零的

那么当这个点

继续向右方跑动的时候

波函数就会变得越来越大

最后趋近于正无穷

这是物理上不允许的

怎么办呢

我们可以把能量的值

略加提高

使得在这个区域里边

波函数进行了更多的振荡

这就是把能量提高

于是

当它跑到这一点的时候

它的导数可以变成负的

但是

这又带来了另外一个危险

那就是

这个负值变得太多了

使得这个曲线和横轴要相交

而且过了交点之后

继续向下延伸

结果

波函数就会趋向于负无穷

这个过程

仍然是物理上

不能允许的

于是情况就变得

非常之微妙

那就是

能量高了也不行

低了也不行

存在一个刚刚好的能量

那就是

可以使得波函数

在 x 趋向于正无穷的时候

波函数趋近于零

就是像这张图所表示的

上面的这个虚线

是我们刚才看到的

第一种情形

它意味着能量太低

下面这个虚线

是刚才看到的第二种情形

它的能量又太高

只有能量取得刚刚好

使得这条实线能够实现

这才是物理上可以接受的

量子状态

当然我们刚才画的那个

在经典允许区里边

波函数经历了

那么多次的振荡

这个是不一定的

当能量比较低的时候

波函数完全有可能

只经过了一个极大值

从这个图上来看

这里边叫做 E0 的这个能量位置

就实现了

波函数在经典允许区里边

只出现一个峰值

这样的情形

当我们把能量提高的时候

在经典允许区里边

可能会出现一正一负

两个峰值

能量再进一步提高

它可能出现三个峰值

如此等等

对于束缚态而言

这种波函数的峰值出现的情形

和对应的能级的位置

这个图所表达的情形

是普适的

刚才我们只是用了一种

相当图像式的方式

证明了存在着确定的离散的

能量本征值

使得波函数

满足处处单值、有限、连续

这样的物理条件

从数学的角度来说

有一个严格的理论

那就是

斯图姆-刘维尔理论

可以证明

离散本征值的存在

量子力学(上)课程列表:

序言

-引言

--引言

第一章 量子力学的历史渊源

-1.1 普朗克的光量子假说

--1.1.1 黑体辐射的能谱

--1.1.2 普朗克假说

--1.1.3 光电效应

--1.1.4 康普顿效应

-1.2 玻尔的原子结构模型

--1.2.1 氢原子光谱和弗兰克-赫兹实验

--1.2.2 玻尔模型

--1.2.3 索末菲量子化条件

-1.3 德布罗意的物质波假说

--1.3.1 德布罗意假说

--1.3.2 微观粒子波动性的实验

-第一章 量子力学的历史渊源--第1周作业

第二章 波函数与薛定谔方程

-2.1波函数

--2.1.1 波粒二象性的意义

--2.1.2 波函数的统计诠释

--2.1.3 波函数的归一化

--2.1.4 态叠加原理

--2.1.5 动量分布几率

--2.1.6 不确定关系

--2.1.7 力学量的平均值和力学量的算符表示

--2.1.8波函数应满足的要求

-第二章 波函数与薛定谔方程--第2周作业

-2.2 薛定谔方程

--2.2.1 薛定谔方程的引入

--2.2.2 几率守恒定律

--*2.2.3量子力学的初值问题 自由粒子的传播子

--2.2.4 定态薛定谔方程 能量本征方程

--2.2.5 非定态 薛定谔方程的一般解

--2.2.6 一般系统的薛定谔方程

--2.2.7 量子力学的表象

--2.2.8 量子力学中的测量 波包坍缩

-第二章 波函数与薛定谔方程--第3周作业

第三章 一维势场中的粒子

-3.1一维运动问题的一般分析

--3.1.1 一维定态薛定谔方程的解的一般特征

--3.1.2 关于一维定态薛定谔方程的解的基本定理

--3.1.3 一维定态的分类 束缚态和非束缚态

--3.1.4一维束缚态的一般性质

-第三章 一维势场中的粒子--第4周作业

-3.2 方势阱

--3.2.1 一维无限深势阱

--3.2.2 对称有限深方势阱

-3.3 δ函数势阱

--3.3.1 函数的定义和主要性质

--3.3.2 一维δ函数势阱中的束缚态

--3.3.3 δ函数势阱与方势阱的关系

-第三章 一维势场中的粒子--第5周作业

-3.4 线性谐振子

--3.4.1 方程的无量纲化和化简

--3.4.2 厄密多项式

--3.4.3 线性谐振子的能级和波函数

-3.5 一维散射问题

--3.5.1 一维散射问题的一般描述方法

--3.5.2 方势垒的量子隧穿

--3.5.3 方势阱的共振透射

-第三章 一维势场中的粒子--第6周作业

-*3.6 δ势的穿透

--3.6.1 δ势垒的穿透

--3.6.2 δ势阱的穿透

-*3.7 周期性势场中的能带结构

--*3.7.1 有限平移不变性,弗洛盖-布洛赫定理

--*3.7.2克勒尼希-彭尼模型,能带的形成

--第三章 一维势场中的粒子--第7周作业

第四章 力学量用算符表示

-4.1 算符及其运算

--4.1.1 基本的和导出的力学量算符

--4.1.2 线性算符

--4.1.3 算符的运算和厄密算符

--4.1.4算符的对易关系

-第四章 力学量用算符表示--第8周作业

-4.2 厄密算符的主要性质

--4.2.1 算符的本证方程

--4.2.2 厄密算符的本征值

--4.2.3 本征函数系的正交性

--4.2.4 简并情形 共同本征函数

--4.2.5 力学量的完备集

--4.2.6 一般力学量的测量几率

--4.2.7 不确定关系的准确形式

-第四章 力学量用算符表示--第9周作业

-4.3 动量本征函数的归一化

--4.3.1 动量本征函数在无穷空间中的归一化

--*4.3.2 动量本征函数的箱归一化

-4.4 角动量算符的本征值和本征态

--4.4.1角动量算符的球坐标表示

--4.4.2 角动量算符z的本征值和本征函数

--4.4.3 角动量平方算符的本征值和本征函数

--4.4.4 球谐函数的基本性质

-第四章 力学量用算符表示--第10周作业

第五章 量子力学中的对称性与守恒量

-5.1 量子力学中的守恒量

--5.1.1 力学量的平均值随时间的演化

--5.1.2 量子力学里的守恒量 好量子数

--*5.1.3 能级简并与守恒量

--*5.1.4 维里定理

-5.2 对称性与守恒量

--5.2.1体系的对称变换 幺正变换

--5.2.2 空间平移不变性与动量守恒

--5.2.3 空间旋转不变性与角动量守恒

--5.2.4 离散对称性及离散守恒量

-第五章 量子力学中的对称性与守恒量--第11周作业

-5.3 全同粒子系统波函数的交换对称性

--5.3.1多粒子体系的描写

--5.3.2 全同粒子的不可区别性

--5.3.3波函数的变换对称性和粒子的统计性质

--5.3.4交换对称或反对称波函数的构成 泡利不相容原理

--5.3.5 自由电子气 费米面

-*5.4 Schrödinger图画和Heisenberg图画

--*5.4.1 薛定谔方程初值问题的形式解

--*5.4.2 薛定谔图画

--*5.4.3 海森堡图画

-第五章 量子力学中的对称性与守恒量--第12周作业

第六章 中心力场

-6.1 中心力场中粒子运动的一般性质

--6.1.1中心力场中薛定谔方程的约化

--6.1.2约化径向方程与一维薛定谔方程的比较

--*6.1.3 二体问题的分解 相对运动

-*6.2 球无限深势阱

--*6.2.1球坐标系中的自由粒子波函数

--*6.2.2球无限深势阱中能级的确定

-第六章 中心力场--第13周作业

-6.3 三维各向同性谐振子

--6.3.1 三维各向同性谐振子在直角坐标系中的解

--6.3.2球坐标系中的解 缔合拉盖尔多项式

-6.4 氢原子和类氢离子

--6.4.1 径向方程的化简及其解

--6.4.2 氢原子和类氢原子的能级和波函数

--6.4.3 氢原子的轨道磁矩 g因子

--6.4.4 碱金属原子的能级

--*6.4.5 电子偶素 电子偶素湮灭的EPR佯谬

第七章 带电粒子在电磁场中的运动

-7.1 带电粒子在电磁场中的薛定谔方程

--7.1.1 带电粒子在电磁场中的经典哈密顿量 正则动量

--7.1.2 带电粒子在电磁场中的薛定谔方程 规范条件

--7.1.3 经典的和量子的规范不变性

-*7.2 朗道能级

--7.2.1 带电粒子在均匀磁场中的经典运动

--7.2.2 带电粒子在均匀磁场中的量子运动 朗道能级

--*7.2.3 朗道能级的简并度

-*7.3 阿哈罗诺夫-博姆(Aharonov-Bohm)效应

--*7.3.1 费曼的路径振幅

--*7.3.2 无线长螺线管的矢量势

--*7.3.3 阿哈罗诺夫-博姆效应和不可积相因子

3.1.4一维束缚态的一般性质笔记与讨论

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