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*6.2.1球坐标系中的自由粒子波函数

下一节:*6.2.2球无限深势阱中能级的确定

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*6.2.1球坐标系中的自由粒子波函数课程教案、知识点、字幕

下面这一节

也是一个打*号的节

是选修内容

我们在这一节里要介绍一下

球无限深势阱

首先我们研究一下

球无限深势阱里边的波函数

写成一个解析的形式

球无限深势阱

是这样的一个势能函数

它只和r有关

也就是说是一个中心力场

当半径r小于a的时候

这个势能等于0

而当r大于a的时候

这个势能是正无穷

这种所谓

势能为正无穷的情形

我们在一维问题里

已经做过一个解释

就是应该把它想象成为一个

完全不可进入的一个区域

或者说是完全钢性的一个壁

所以

这个所谓的球无限深势阱

可以想象成为一个

具有完全钢性壁的球形空间

因此我们的问题

实际上只需要去解

球内的方程

而它就是

自由粒子的薛定谔方程

因为这个时候

V是等于零的

对于这个方程

一个更方便的形式

是下面这个样子

就是拉普拉斯算符作用于ψ

再加上一个常数k2乘以ψ

等于零

这里的k就是

根号2μE除以ℏ

这里的μ可以直接理解为

粒子的质量

之所以仍然采用μ

是因为我们把m这个字母

保留为表达磁量子数

这个方程是一个

数学上很著名的方程

叫做亥姆霍斯方程

由于现在

我们仍然观察的是一个

中心势场问题

所以说仍然把球坐标系里的

拉普拉斯算符的形式

代入这个方程

并且假设波函数

是径向波函数和

球谐函数的乘积

再注意

球谐函数满足的是

这样的一个方程

我们就得到了径向波函数

大R(r)所满足的一个方程

就是这一部分是有微分的项

这一项是没有微分的项

更方便的我们可以再做一个

自变量的代换

把r这个径向距离

乘上一个k

结果是一个无量纲的变量

我们把它记作x

那么这个径向方程

就变成了以x为自变量

R(x)为未知函数的一个

二阶常微分方程

就是一个这样的方程

这个方程在数学上称为

球贝赛尔方程

这个方程有两个线性独立解

一个解

是在x等于0的这个地方

发散的

那样的解

在物理上没有意义

我们舍掉不要

只保留它在

x等于零这个地方

正则的解

这个解称之为球贝赛尔函数

记为小j右下角指标l(x)

这个l

可以取所有的非负整数

就出现在

这个方程的这个位置

所以现在的径向波函数

就正比于球贝赛尔函数

它的自变量是kr

它的阶次是l

也就是

这里出现的这个阶次

再回到全部的波函数

它就成为球贝赛尔函数

和球谐函数的乘积

这里边的参数k

是用能量

以及质量和普适常数ℏ

来表达的

现在我们再进一步研究一下

球贝赛尔函数

实际上

球贝赛尔函数是

贝赛尔函数的一个变形

它可以通过

贝赛尔函数表达出来

这里的大J

是贝赛尔函数的记号

右下角写的是

贝赛尔函数的阶次

我们发觉

这里的小j球贝赛尔函数

如果它的阶次是l的话

它实际上

包含了这样两个因子

一个因子是贝赛尔函数

但是注意

它的阶次是l加上二分之一

然后前面再乘上一个

这个因子

就变量的关系而言

它是根号x分之一

但是另外还包含一个常数

是根号二分之π

因此我们就发觉

在实质上

球贝赛尔函数是和所谓的

半整数阶

贝赛尔函数相联系的

那么现在我们就先来问

半整数阶贝赛尔函数

是什么样的函数呢

在一般情况下

贝赛尔函数是特殊函数

是非初等函数

但是半整数阶贝赛尔函数

却是例外

因为它们是初等函数

比如说二分之一阶的

贝赛尔函数

实际上

它包含一个因子就是sinx

就是这样的一个初等函数

还乘上一个根号x分之一

还有一个系数

这是二分之一阶的

贝赛尔函数

如果我们在这上边再加1

就是二分之三阶的

贝赛尔函数的话

那么这个因子是没有变的

后边是sinx除以x

减去cosx

sinx当然在x=0的地方

是正则的

至于说这个因子

那么你也会发觉

当我在这里取x=0的时候

这个地方应当理解为

x趋近于零的极限

它是1

而在x=0的时候

cosx也是1

所以说

这二者相减

出来的是零

这也保证了这个函数

在x趋近于的零的时候

是正则的

而其它的半整数阶的

贝赛尔函数

可以通过贝赛尔函数的

递推公式

求出来

有了这样的准备

我们就不难写出

球贝赛尔函数

比如说

零阶球贝赛尔函数

它不是别的

就是sinx除以x

而一阶球贝赛尔函数

是sinx除以x2

减去cosx除以x

表面上看来

这里都会出现

x在分母上

但是呢

很容易用所谓的

洛必达法则来证明

当x趋近于零的时候

这样的表达式

都是有限的

也就是说

这样的函数

在x=0的这一点

并不发散

它是正则的

再利用

贝赛尔函数的递推公式

我们就可以写下

球贝赛尔函数的任意阶的

一个解析表达式

这个解析表达式

是通过对sinx除以x

做若干次微分

而得到的

对于这个表达式的来源

我们就不再做

进一步的解释了

但是从这个表达式

我们可以总结出

球贝赛尔函数的

很多有用的性质

比如说

球贝赛尔函数的递推公式

这个式子就把

l+1阶的球贝赛尔函数

用l阶的

球贝赛尔函数的导数

以及l阶球贝赛尔函数

再除以x

这样的一个函数的一个组合

表达出来了

因此只要我们知道了

比如说零阶贝赛尔函数

这个式子

就可以给出我们

一阶球贝赛尔函数

知道了一阶就可以知道二阶

如此等等

还有一个就是

我们可以得到

所谓的

球贝赛尔函数的渐近公式

也叫做渐近行为

那就是

我们观察

x趋近于无穷的这种极限

那么当x这个自变量

趋近于无穷远的时候

l阶的球贝赛尔函数

实际上是一个正弦函数

注意其中的自变量是x

减去一个二分之一lπ

这个叫做正弦函数的初位相

前面还要乘一个x分之一

所以

如果我们观察在很远的地方

也就是

在kr大于大于1的时候

自由粒子的定向波函数的话

它可以近似的写为

kr分之一

sin括号kr减去二分之一lπ

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

*6.2.1球坐标系中的自由粒子波函数笔记与讨论

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