当前课程知识点:量子力学(上) > 第三章 一维势场中的粒子 > 3.4 线性谐振子 > 3.4.1 方程的无量纲化和化简
这一节我们再讲一个
一维运动的例子
就是线性谐振子
在经典物理里面
大家都很熟悉
像弹簧振子的振动
单摆的振动等等
这都是线性谐振子的例子
而这个问题
在量子力学里
也非常重要
比如
分析固体里的晶格振动
原子核表面的振动
等等
在量子力学的
更高级的阶段
量子场论里
自由场就被分解为
无穷多谐振子的集合
这是量子场论分析的
基本方法
更一般地说
一个系统
可能在非常复杂的
势能的作用下运动
但是
如果我们只考虑系统
在平衡状态附近的
小变化的话
那么
任何的复杂的势能曲线
在它的极小值点的附近
都可以用抛物线来近似
这一来就使得系统在
平衡态附近的小振动
是谐振动
现在我们就来具体地
求解线性谐振子的
薛定谔方程
谐振子的势能函数
现在被写为
1/2 mω2x2
首先
这个势能函数
是一个抛物线
这是大家所熟悉的
在经典物理里边
更习惯于把它
用弹性系数来表达
但是
在我们现在的问题里
为了以后应用的方便
我们转而
用谐振子的
固有频率来表达
这个固有频率我们记作 ω
那么
这就是在
这种势能函数之下的
薛定谔方程
为了用数学的方法来
求解这个方程
我们先把
方程里的这些
自变量和参数
变成无量纲的数
对于自变量
我们在 x 上面
乘一个系数 α
这个 α 是√mω 除以 \hbar
我把这个新的变量
记作 ζ
这是一个
无量纲的变量
而在方程里的参数方面
我们定义
2E/hbar ω
写作 λ
那么这样一来
我这个方程
就变得比较简单了
第一项
是 ψ 的二阶导数项
第二项是
没有导数的项
前边的系数就简单地是 λ
减去 ζ2
我们先来考查
当自变量
变得很大的时候
方程的解是什么样子
由于现在
我的势能是对称的
所以说 ζ
趋于正无穷或者负无穷
情况是一样的
在这个时候
λ 这个数
相对于 ζ 这个变量
就可以忽略不计
于是
方程就变成一种
这样的形式
这个方程有
这样的近似解
只要把这个形式
代入到这个方程里边
并且
相对于 ζ 而言
忽略掉常数项
你就可以发觉
这个 ψ 确实
是这个方程的解
但是要注意
就解而言
指数上是正号或者是负号
都是可以的
但是
如果这里取正号的话
那么
在 ζ 趋于无穷的时候
这个函数就要发散
所以说要舍去
保留下来的只是
e-ζ2/2
既然这样
我们就可以说
待求的这个波函数 ψ
总会包含一个
这样的一个函数的一个因子
于是我们就进行一个
待求函数的变换
把它直接引进来
但是另外
还要乘上一个
同样是未知的函数
记作 H
于是
原来关于 ψ 的方程
现在就变成了
关于 H 的一个方程
当然表面上看起来
这个关于 H 的方程
似乎比关于 ψ 的方程
还复杂
因为这里
不但包括了二阶导数项
还包括了一阶导数项
但是
这个方程的最大的好处
是它便于用
级数方法来求解
-引言
--引言
-1.1 普朗克的光量子假说
-1.2 玻尔的原子结构模型
-1.3 德布罗意的物质波假说
-第一章 量子力学的历史渊源--第1周作业
-2.1波函数
-第二章 波函数与薛定谔方程--第2周作业
-2.2 薛定谔方程
-第二章 波函数与薛定谔方程--第3周作业
-3.1一维运动问题的一般分析
-第三章 一维势场中的粒子--第4周作业
-3.2 方势阱
-3.3 δ函数势阱
-第三章 一维势场中的粒子--第5周作业
-3.4 线性谐振子
-3.5 一维散射问题
-第三章 一维势场中的粒子--第6周作业
-*3.6 δ势的穿透
-*3.7 周期性势场中的能带结构
--第三章 一维势场中的粒子--第7周作业
-4.1 算符及其运算
-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
-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
-4.4 角动量算符的本征值和本征态
-第四章 力学量用算符表示--第10周作业
-5.1 量子力学中的守恒量
-5.2 对称性与守恒量
-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
-*5.4 Schrödinger图画和Heisenberg图画
-第五章 量子力学中的对称性与守恒量--第12周作业
-6.1 中心力场中粒子运动的一般性质
-*6.2 球无限深势阱
-第六章 中心力场--第13周作业
-6.3 三维各向同性谐振子
-6.4 氢原子和类氢离子
-7.1 带电粒子在电磁场中的薛定谔方程
-*7.2 朗道能级
-*7.3 阿哈罗诺夫-博姆(Aharonov-Bohm)效应