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4.4.3 角动量平方算符的本征值和本征函数在线视频

4.4.3 角动量平方算符的本征值和本征函数

下一节:4.4.4 球谐函数的基本性质

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4.4.3 角动量平方算符的本征值和本征函数课程教案、知识点、字幕

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

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

4.4.3 角动量平方算符的本征值和本征函数笔记与讨论

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