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6.1.1中心力场中薛定谔方程的约化在线视频

6.1.1中心力场中薛定谔方程的约化

下一节:6.1.2约化径向方程与一维薛定谔方程的比较

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6.1.1中心力场中薛定谔方程的约化课程教案、知识点、字幕

在上一章里

我们对量子力学里的

算符的一般性质

做了一个研究

现在

我们再进一步研究

更多的具体的量子力学系统

就是三维问题

但是稍微特殊一点

我们只研究中心力场问题

这就是第六章的核心内容

我们先来研究

在中心力场中

粒子运动的一般性质

还是从薛定谔方程出发

我们要指出

在这种情况下

薛定谔方程可以做一些约化

所谓的中心力场就是

它的势能只和距离有关

而和方向无关

也就是 V 等于 V(r)

这个 r 是矢径的长度

所以

这个系统的哈密顿量算符

就是 Ĥ 等于

这一部分是动能算符

这一部分是势能算符

这里我们把粒子的质量

记作了 μ

它的意义是约化质量

之所以这样写

我们将在后边

做进一步的解释

由这样的一个哈密顿量算符

我们就很容易发现

这个哈密顿量算符和

角动量的平方算符

以及角动量的 z 分量的算符

都是可以对易的

那么根据我们所讲的

量子力学里的守恒量的要求

我们就知道

在中心力场里

角动量是一个守恒量

而这两个对易关系等于零

也就表明我们可以

把 Ĥ, L̂2 和 L̂z

作为这个系统的

力学量的完全集

因为它们是两两对易的

而且数目恰好和

单粒子的自由度数相同

所谓的构成力学量的完全集

以及求这个完全集的

同时本征函数的这样的要求

体现在我们

解定态薛定谔方程的这个角度

那就是要求

定态薛定谔方程的解

也同时是角动量本征函数

而根据上一章我们所讲的

所谓的角动量的本征函数

就意味着

2 和 L̂z 的同时本征函数

现在薛定谔方程

就变成这个样子

右边那个 E 是能量本征值

ψ 意味着

属于这个能量 E 的本征函数

我们为了明确地得到

刚才的力学量完全集的

同时本征函数

要把拉普拉斯算符

换写到球坐标系里

那么在球坐标系里

拉普拉斯算符是这个样子

第一项只和坐标 r 有关

第二项是对 θ 的偏导数项

第三项是对 φ 的偏导数项

在哈密顿量算符

里边出现的是

拉普拉斯算符前面

再乘上一个这样的系数

-ℏ2/2μ

我们把这个系数

乘在这个表达式上

第一项

没有什么好说的

就是把这个系数乘上去

对于后面两项

我们发觉

这里有一个

-ℏ2 乘上来

然后呢

把这里边的 r2 拿到外面去

我们就发觉

把 -ℏ2

乘上这两项之和

当然这项里

没有 r2 那个因子了

结果正好是

2 这个算符的表达式

所以说

所谓的粒子的动能项部分

就重新写成了这个样子

提醒大家注意的是

这个 L̂2 只和坐标 θ、φ 有关

和 r 无关

而剩下的部分

这个因子

以及这一项

却只和 r 有关

和θ、φ无关

这样一来

我们把拉普拉斯算符

重新在球坐标里边写出来

薛定谔方程

就变成了这个样子

这里直接地把和θ、φ

坐标有关的部分

表达成为 L̂2 这个算符

那么我们就问

所谓的

要构造力学量完全集的

同时本征函数

在解方程的意义上

意味着什么呢

意味着所谓的

分离变量这个方法

求解偏微分方程的

分离变量法

应该是学习过

偏微分方程这门课的同学

很熟悉的一个方法

现在我们就对

分离变量法从物理的角度

有了一个理解

那就是它的意义就在于

求一个完备力学量集的

同时本征函数

那么具体到目前这个问题

我们就是这样来假设

分离变量的波函数

那就是 ψ

作为 r、θ 和 φ 的函数

是一个 R

它只是 r 的函数

再乘以球谐函数

而这个球谐函数

就是 L̂2 的本征函数

2 作用于球谐函数 Ylm

是 θ、φ的函数

它就是 l(l+1)ℏ2

再乘以这个球谐函数

这样一来我们把这个结果

代入这个方程

就发觉

在这个方程的两边

球谐函数是共同的

可以消掉

于是就只剩下了和

函数 R(r) 有关的一个方程

就是这个方程

这个方程是 R(r) 这个函数

所满足的一个

二阶常微分方程

当然这个方程

在本质上还是一个本征方程

因为

E 在这个方程里所起的作用

是本征值

换句话说

这个 E

并不是一个给定的常数

而是需要从

解这个方程的过程当中

求出来的

我们可以注意一点

那就是

这个径向薛定谔方程

和量子数 m 是没有关系的

这个 m

就是球谐函数的那个指标

Ylm 里边的那个量子数 m

也就是磁量子数

而这个方程

决定了能量的数值 E

所以我们就可以想象得到

能量对于这个量子数 m

必定是简并的

意思就是说

不同的 m 给出相同的能量

我们来看一下这个

二阶常微分方程

看这一项

当然是一个二阶导数项

但是实际上应该把它

做一个展开

也就是说

其中的一项是 r2 不被微分

当然就出现一个

R 对 r 的二阶微分

但是还有一项

是对这个 r2 微分

它并不动

所以又出现了一个

R 对 r 的一阶微分项

这样的一个二阶常微分方程

和我们所熟悉的

一维的薛定谔方程

还是不大一样

为了让

这样的三维里的径向方程

和一维空间的薛定谔方程

有更贴近的比较

我们来做一个变换

这个变换就是

引入一个新的函数 u(r)

使得

R(r) 等于

u(r) 除以这个 r

或者说

把 u 写成 r 乘以 R

然后

我们就可以把这样的一个

R 函数

代入刚才的那个方程

变成 u 所满足的一个方程

这个方程就变成了

导数只剩下了一个

u 对 r 的二阶导数项

不再出现一阶导数项

后边就是无导数项

它就和一维空间里的

薛定谔方程变得非常相似了

这个方程叫做

约化的径向方程

这个 u

也叫做约化的径向波函数

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

6.1.1中心力场中薛定谔方程的约化笔记与讨论

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