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 > 6.1.2约化径向方程与一维薛定谔方程的比较
刚才我们说了
从形式上看
约化的径向方程
和一维的薛定谔方程
是非常相似的
但是下面我们想
更强调的是
这二者的区别
第一个
我们看一维薛定谔方程
它的自变量区间通常是
x 从 -∞ 到 +∞
也就是说是全部的实数轴
但是
我们现在来看
三维空间里的
径向方程的话
那么它的自变量的区间
很显然是从 0 到 +∞
换句话说
并没有所谓的负轴的那半边
这样一来 r = 0
就变成了
这个方程的一个边界点
那么根据大家
对微分方程的了解
这个问题应该在
边界点的地方
提出一个边界条件
当然
现在的边界条件
是对 u(r) 来提的
如果我们回忆
u 是等于 r 乘以 R
而在
r=0 的那个地方
R 一定是有限的
因此这是一个零
乘以一个有限数值
当然还是零
所以
u(r) 在 r=0 的
这个地方的值应该是零
这就是 u(r) 的一个边界条件
这是二者的第一个区别
二者的第二个区别
我们来看一看
约化径向方程里
所出现的那个势能部分
我们发觉实际上它是
这样的两项之和
这一项
我们把它叫做物理的势能
也就是实际存在的那个势能
这一项是因为
这个粒子
有确定的角动量而出现的
这两项之和我们把它称之为
有效势能
而这一项
把它叫做离心势能
为什么有这么个名称呢
这项通常写为 Vc
它形式上看就是
l(l+1)ℏ2/2μr2
而实际上这个 l(l+1)ℏ2
就是角动量的平方的值
那么
如果我们考虑这样的一个
所谓的
非惯性系里的运动问题
就是考虑一个旋转坐标系
这当然是一个非惯性系
然后要假设有一个粒子
在这个旋转坐标系当中
有确定的角动量的值
那么大家都知道
如果一个人
坐在一个转盘上的话
他会感到自己受到一个
离心力的作用
这个离心力在物理上的名称
叫作惯性力
因此
对于一个坐在
旋转坐标系里的观察者
去看这个粒子
所受到的作用的话
那就意味着
除去这样的一个
实在的物理的相互作用以外
还会出现由于离心力
所加上来的相互作用
很容易证明
离心力的这个作用
也有某种所谓的势能
而这个势能的表达式
就是角动量的平方
除以 2μr2
所以说我们把这个东西
称之为离心势能
是有确定的物理的理由的
对于径向问题的
另外一种处理方法
那就是
形式的把这个自变量区间
延拓到 r 从 -∞ 到 +∞
当然大家知道
实际的物理的 r
是不可能取负值的
为了反映这一点
我们把势能
也做一个相应的修改
那就是
虽然这个势能也定义在
从 -∞ 到 +∞ 的全部的实轴上
但是事实上
我们假设
这个势能在全部的
负实轴上是 +∞ 大
而在正实轴上
仍然是原来的有效势能
那么根据我们对于
势能为无穷大的时候
波函数
必须满足的要求的理解
我们就知道
实际上这个时候的 u(r)
在负实轴上是恒等于零的
再加上波函数就应该满足
连续性的条件
因此在正实轴这一边
当观察点
趋向于 r=0 的时候
这个 u 也应该等于零
以保证它在
r=0 的这一点是连续的
-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