当前课程知识点:量子力学(上) > 第四章 力学量用算符表示 > 4.4 角动量算符的本征值和本征态 > 4.4.3 角动量平方算符的本征值和本征函数
接下来我们求解
角动量平方算符的
本征值和本征函数
因为角动量算符
z 分量的本征值是正比于 ℏ
那么
角动量平方算符的本征值
就应该正比于 ℏ2
我们在这里
记为 λℏ2
而且 λ
也应该是个非负的实数
它的本征函数
我们先记为 Y
它是和两个角度有关的
一个是 θ, 一个是 φ
本征方程是下面的一个方程
角动量平方算符作用在
本征函数上等于本征值 λ
乘上 ℏ2 乘上本征函数
我们现在就将
角动量平方算符
在球坐标系中的表达形式
代入到这个本征方程中
我们得到如下的一个方程
我们要求
本征函数同时也是
角动量算符 z 分量的
本征函数
因为角动量算符 z 分量
和角动量平方算符是对易的
它们有共同的本征函数
这样我们就可以将 Y
进行分离变量
那么 Y(θ,φ) 就可以写成
一个只和 θ 相关的函数
P(θ) 乘上 e 指数
就是乘上
角动量算符 z 分量的
本征函数 eimφ
当然角动量算符 z 分量的
本征函数前面还有个系数
1/√ 2π
我们将这个系数
就划归到 P 这个函数里
我们将
这个分离变量后的函数
代入到本征方程中
我们会发现
这个 e 指数 eimφ
两边就会消掉
因此我们就得到一个
P(θ) 满足的方程
当然这个方程中
也有量子数 m
下面我们引入一个量
是w, w = cosθ
因为 θ 的取值范围
是从 0 到 π
因此 w 的取值范围
是从 -1 到 +1
这个变换后的方程
是这样一个方程
这个方程称为连带
又称为缔合的勒让德方程
我们看到
当 w = ∓ 1 时
这一项是发散的
w = ∓ 1 是起点
在起点的位置上
要使方程有解
λ 必须有某些特定的值
如何解 λ 的特定的值
将在以后的章节中具体介绍
我们这里只给出答案
我们得到 λ
等于 l(l+1)
l 的取值是可以取
|m|
|m|+1, +2 等等等等
我们这里看到
首先 l 它是一个整数
因为 m 是整数
其次 l 是一个非负的数
因为这里的最小的取值
是 |m|
由于 m 可以取零
因此 l 最小的值是零
所以 l 是一个非负的整数
如果 l 是一个给定的值
那么 m 所能取的最大的值
就应该是 l
它的最小的值是 -l
因此对于给定的值 l
m 的取值范围
是从 -l 到 l 之间的整数
我们把相应的
连带勒让德方程的解记为 Plm(w)
因为它与这两个量子数有关
它满足的方程
是这样一个方程
这个方程
就是在刚才的方程中
将 P 换成 Plm
将 λ 换成 l(l+1)
如果 m 等于零
那么这时候的解
我们记为 Pl(w)
它满足更简单的一个方程
那么这个方程我们叫做
勒让德方程
它的解
就是 w 的 l 阶多项式
称为勒让德多项式
另外勒让德多项式
也是如下的母函数
按照 x 的幂次展开
中的展开项的系数
头三阶的勒让德多项式
是 P0(w) = 1,P1(w) = w,
P2(w) = (3w2 - 1)/2
刚才的解
是连带的勒让德方程中
m 等于零的情形
如果 m 不等于零
那么这时候
连带勒让德方程的解
就称为连带勒让德函数
那么它的具体的形式
是这样的一个形式
对于给定的 l
m 的取值是从
-l 到 l 之间的整数
我们发现
当 m 大于零时
这个 l + m 阶的微分
可以看作是
先对 w 进行 l 阶的微分
然后再进行 m 阶的微分
对 l 阶的微分
再乘上前面的系数
1/2l
乘上 l 的阶乘
正好是勒让德多项式
因此当 m 大于零时
连带勒让德函数就可以写成
(1-w2)m/2
乘上勒让德多项式
对 w 的 m 次微分
这是这样的一个形式
例如当 l 等于 1 时
m 可以取 1,0 和 -1
当 m 取 0 的时候
那么我们得到的
就是勒让德多项式
即 P1(w) 等于 w
当 m = 1 的时候
我们可以利用这样的公式
m 等于1 就是
P1(w) 对 w 的一次微分
P1(w) 是 w, 对 w 的
一次微分当然等于 1
因此只有前面这个系数
这个系数当 m = 1 时
就等于根号下 1-w2
那么现在的问题是
当 m 小于 0 时候
比如说 m = -1 的时候
那么这时候
连带勒让德函数
会是什么样的一个形式呢
我们发现
Pl-m
和 Pl-m 之间
有这样一个关系
希望同学们能够在下面
自行推导出这样的关系
因此当 m = -1 时候
那么 P1-1 就等于 P11
就是 1-w2 开根号
再乘上前面的系数
那么当 m = 1 的时候
(-1)1 当然等于 -1
当 m = 1 的时候
l 等于 1
1-1 等于零下面是 2
那就是零的阶乘除上 2 的阶乘
就是 1/2
由于 w = cosθ
因此我们就可以把这些函数
都把它变换为
变量 θ 的表达式
就是这个样子
总结一下
角动量平方算符的
本征函数是正比于
连带勒让德函数乘上
eimφ
那么其中 l 是非负的整数
对于一个给定的 l
m 的取值范围是从
l 到 -l 之间的所有的整数
前面的系数是归一化因子
归一化之后
我们得到这个因子是
下面这个形式
角动量平方算符的本征函数
Ylm 也称为球谐函数
l 称为角量子数
m 称为磁量子数
我们现在具体地看一下
角量子数和磁量子数
对于一个给定的角量子数
磁量子数有多种选择
它是从 l 到 -l 之间的
所有的整数
那么由于
角动量平方算符的本征值
只和 l 有关
因此
m 的所有取值所对应的
都是相同的角动量平方算符的本征值
也就是说
角动量平方算符有简并
它的简并度就是 2l+1
当然球谐函数
对于角动量算符的 z 分量
是非简并的
因此球谐函数是正交归一的
在原子物理中
l 等于 0,1,2,3 的状态
分别称为 S,P,D,F 态
l 等于 4,5,6 等等的状态
是按字母表的顺序
依次称为 G,H,I 等等等
量子数 l=0
和 l = 1 的球谐函数
分别是如下的函数
我们也可以将球坐标系
转换成直角坐标系
在直角坐标系中
球谐函数可以表达成
如下的形式
注意这其中的 x,y 和 z
并不是坐标算符
而是 x/r
y/r 和 z/r
也就是单位矢量的三个分量
我们也看到
将 Y1,∓ 1 进行线性组合
也会得到只正比于 x
和只正比于 y 的本征函数
就是这样一个形式
这三个一阶的球谐函数
实际上
就是单位矢量的
三个分量
-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