第二十七章薛定谔方程.ppt

薛定谔方程,第二十七章,薛定谔方程是量子力学的基本动力学方程,概述,1.一维定态薛定谔方程,2.定态波函数,3.粒子在无限深方势阱中的波函数及能量、动量及波长,4.势垒穿透隧道效应,27.1薛定谔方程,一波函数及其统计解释,微观粒子具有波粒二象性，其位置与动量不能同时确定，无法用经典物理方法描述其运动状态；量子力学用波函数来描述微观粒子的运动,1.波函数,经典波的波函数:,电磁波,机械波,经典波为实函数,微观粒子的波函数（复函数）,自由粒子平面波函数:,E和p分别为自由粒子的能量和动量(E=p2/2m)；自由粒子的能量和动量是确定的，频率和波长不变（=E/h，=h/p），可认为是一平面单色波,自由粒子：不受外力场的作用，其动量和能量都不变的粒子,波函数的复指数形式：,根据德布罗意公式,有,自由粒子波函数,2.波函数的统计意义,正实数,粒子某一时刻出现在某点体积元dV中的概率:,概率密度:某处单位体积内粒子出现的概率,波函数是粒子在各处被发现的概率，量子力学用波函数描述微观粒子的运动,3.波函数的归一化条件,即某一时刻整个空间内发现粒子的总概率为1,4.波函数的标准条件,波函数必须是单值、连续、有限的函数,二薛定谔方程,自由粒子（质量为m）在势场U(x,t)中的一维薛定谔方程,称为含时一维薛定谔方程,1.一维运动自由粒子的含时薛定谔方程,（对自由粒子的波函数取x的二阶偏导数和t的一阶偏导数可得）,一维（设沿x向运动）自由粒子的薛定谔方程：,当粒子在势场U(x,t)中运动，则有,自由粒子在势场中的能量为,2.一维定态薛定谔方程,若势场只是坐标的函数，与时间无关，即U=U(x)，为恒定势场，则波函数为,将代入含时一维薛定谔方程，可得的空间部分=(x)满足方程,定态薛定谔方程,1）=(x)称为粒子的定态波函数，所描述的粒子的状态称定态粒子的能量E不随时间变化的状态（粒子具有确定的能量值），粒子在空间的概率分布不随时间改变；定态波函数的性质：粒子能量E不随时间变化，概率密度|2不随时间变化,注意：,3）做为上式的解与均满足叠加原理，即,或,它们的线性组合态也是一种可能的状态；,4）对于任何能量值E定态薛定谔方程都有解，需满足波函数的标准条件：单值、有限、连续,3.三维定态薛定谔方程,直角坐标系,球坐标系,势能曲线呈无限深的井，称为（一维）无限深方势阱简单的理论模型(固体物理金属中自由电子的简化模型)；势阱内，势能为常量，粒子不受力做自由运动；在x=0和x=a的边界处，势能为无限大，粒子会受到无限大的指向阱内的力作用；所以粒子的位置限定在势阱内，粒子的这种状态称为束缚态,27.2无限深方势阱中的粒子,一无限深方势阱,粒子在简单外力场中做一维运动，势能函数为,1.无限深方势阱,2.无限深方势阱中粒子的波函数,一维定态薛定谔方程,势阱外：xa区域(边界条件)，U=，不会有粒子存在，则,势阱内：0xa区域，U=0，则有方程,令,与简谐运动方程比较，解为,波函数的标准条件：单值、有限和连续，则波函数在x=0，x=a处连续，即,归一化条件确定振幅A：,可得粒子在无限深方势阱中的波函数为,n表示对应整数n，粒子的相应定态波函数,二粒子在无限深方势阱中的能量,可得粒子的能量为,上式表明，粒子在无限深方势阱中的能量是量子化的,只能取分立值；,每一能量值对应一个能级，称为能量本征值，n称为量子数,粒子的全部波函数为,称为能量本征波函数，每个本征波函数所描述的粒子的状态称为粒子的能量本征态,基态能量,激发态能量,三波函数与坐标的关系,概率密度,2.粒子在势阱中各处出现的概率,不同（nx-蓝色实线）,1.粒子在势阱中各处出现的概率,密度不同(|n|2x-红色虚线),n=1时，粒子在x=a/2处出现的概率最大,结论：当n很大时，能量趋于连续，即经典物理的图像,3.粒子在势阱中运动的动量,根据典理论，粒子在势阱内来回的周期性自由运动，在各处概率密度应完全相同，且与粒子的能量无关,粒子的德布罗意波长,波长也是量子化的，为势阱宽度2倍的整数分之一,n与两端固定弦的驻波波长形式相同（见P158式n=2L/n）,弦线振动的简正模式,无限深方阱壁粒子的每一个能量本征态对应德布罗意波的一个特定波长的驻波；波函数为驻波形式，阱壁处为波节，波腹的个数与量子数n相等,例27.2核内的质子和中子可认为处于无限深势阱中不能逸出，在核中是自由运动；估算质子从第一激发态（n=2）到基态（n=1）转变时放出多少MeV的能量。核的线度为1.010-14m。,解：势阱宽度a即核的线度，则质子基态能量,第一激发态能量,作业：4,8,27.3势垒穿透隧道效应,一半无限深方势阱,势能函数为,在x0区域，U=，粒子的波函数=0,在0xa区域的势阱内，粒子的能量Ea的区域，薛定谔方程为,方程的解为,波函数有限，即应满足x时有限，则有D=0,波函数应满足在x=a处连续，则有,还有，d/dt在x=a处也应连续，又有,波函数的连续性条件,在边界连续,上两式结果表明：束缚在势阱内的粒子（EE的区域，若这一高势能区域是有限的，即粒子在运动时被一势垒阻碍，粒子有可能穿过势垒到达势垒的另一侧，这一量子力学现象称为势垒穿透或隧道效应,区：,各区域波函数：,粒子在势垒右侧出现的概率密度：,粒子在势垒左侧出现的概率密度：,结论：粒子在势垒内部和外部都有出现的可能,当粒子能量Ea的区域；量子力学分析，粒子有一定概率穿透势垒，事实表明，量子力学正确,粒子的能量虽不足以超越势垒，但在势垒中似乎有一个隧道,能使少量粒子穿过而进入xa的区域，形象的称为隧道效应,应用：扫描隧穿（道）显微镜（STM）,1981年宾尼希和罗雷尔利用电子的隧道效应制成了扫描遂穿显微镜(STM)，可观测固体表面原子排列的状况,扫描隧道显微镜,27.4谐振子,一维简谐振子,微观领域中原子和分子的振动、晶格的振动等，都可以近似地用简谐振子模型来描述；,一维简谐振子的势能函数为,一维简谐振子的经典模型,讨论粒子在略复杂的势场中做一维运动，即一维谐振子的运动,一维简谐振子的薛定谔方程为,为变系数二阶偏微分方程,基态波函数解：,各激发态波函数均包含因子：,波函数需满足单值、连续和有限的标准条件，则谐振子能量只能为,谐振子的能量也是量子化（n为量子数）的，而且能级等间距,基态能量（n=0）：,零点能,这一能量表明微观粒子不可能完全静止，是波粒二象性的表现，满足不确定关系的要求,激发态能量,相邻能级的间距,由图可见，在势能曲线外，概率密度不为零；表明微观粒子的运动特点：在运动中有可能进入势能大于总能量的区域,例27.4一质量为m=1g的小珠子悬挂在一轻小弹簧下面，做振幅A=1m的谐振动，弹簧劲度系数k=0.1N/m；按量子理论计算，弹簧振子的能级间隔多大；其现有振动能量对应的量子数n为多少。,解：弹簧振子的角频率为,能级间隔,现有振动能量,结果表明，宏观谐振子处于能量非常高的状态，相邻能级间隔完全可以忽略，能量随振幅变化而连续变化经典力学的结论,本章总结,一波函数的统计意义,3.粒子某一时刻在某点体积元dV中的概率:,1.波函数单值、连续、有限概率密度；,波函数是粒子在各处被发现的概率，波函数用以描述微观粒子的运动,4.波函数的归一化条件,2.概率密度:某处单位体积内粒子出现的概率,二一维定态薛定谔方程,定态波函数的性质：能量E不随时间变化，概率密度|2不随时间变化,三无限深方势阱中的粒子,1.粒子在无限深方势阱中的波函数,n为对应整数n，粒子相应的定态波函数,2.粒子在无限深方势阱中的能量,粒子在无限深方势阱中的能量是量子化的,3.粒子在势阱中运动的动量,4.粒子的德布罗意波长,波长是量子化的,n与两端固定弦的驻波波长形式相同,四势垒穿透隧道效应,粒子能进入U0E的区域，即粒子有可能穿过势垒到达势垒的另一侧,例27.1一质量为m的粒子在自由空间绕一定点做半径为r的圆周运动，求粒子的波函数并确定其能量和角动量的可能值。,解：将定点作为原点，粒子做圆周运动的平面为xy平面；则r为常量，=/2，只是方位角的函数，即=（）,粒子不在势场中运动，即U=0，粒子的薛定谔方程为,即,与简谐运动方程d2x/dt2+kx=0形式同，其解为,式中,（）有限连续，且为的单值函数，则有,即,上式表明ml必须为整数，即ml=1，2，,由归一化条件，可得,可得粒子的波函数：,ml为整数，称为量子数，粒子能量E只能取离散值能量量子化,粒子的角动量：,能量量子化,注：透射系数T粒子穿透势垒的概率波函数在x1=0和x2=a处连续，即,例.能量为30eV的电子遇到一个高为40eV的势垒，试估算电子穿过势垒的概率。1)势垒宽度为1.0nm；2)势垒宽度为0.1nm。,解：,1）,2）,几乎不能穿透势垒！,电子穿透势垒的概率很大，接近于4%,估算时忽略G：,例27.3核根