当前课程知识点:量子力学(上) > 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
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
L̂2 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
L̂2 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
L̂2 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
-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