量子力学曾谨言第五版序言知识点讲解

1、东北师范大学本科生物理专业量子力学课程讲稿第一章 量子力学的历史渊源1.1 Planck 的能量子假说经典物理学的成就到 19 世纪末，已经建立了完整的经典物理学理论：(1) 、以牛顿三大定律和万有引力定律为基础的经典力学(从天空到地上的各种尺度力学物体的机械运动)，(2) 、以麦克斯韦方程组和洛仑兹力公式表述的电磁场理论 (光的波动理论、电磁现象的规律 )；(3) 、热学以热力学三大定律为基础的宏观理论和统计物理所描述的微观理论 (大量微观粒子的热现象等) 。 这些理论能令人满意地解释当时所常见的物理现象，让当时绝大多数的物理学家相信物理学基本理论已 经完成，剩下的工作在需要在细节上作一些补

2、充和修正。经典物理学所遇到的问题(1) 、黑体辐射现象， (2)、光电效应； (3) 、原子的光谱线系； (4) 、原子的稳定性； (5) 、固体的低温比热。一、黑体辐射的微粒性1 、黑体辐射的几个物理量 黑体： 所有落到(或照射到)某物体上的辐射完全被吸收，则称该物体为黑体。辐射本领： 单位时间内从辐射体表面的单位面积上发射出的辐射能量的频率分布，用 E( ,T) 表示。所以在 t 时间，从面积 S上发射出频率在 范围内的能量表示为：E( ,T) t S因此， E( ,T) 的量纲为：秒 米秒可以证明：辐射本领与辐射体的能量密度分布的关系cE(v,T) (v,T) ，( (v,T )的单位为

3、4焦耳3 秒 )。米3吸收率： 照到物体上的辐射能量分布被吸收的份额，用 A( ,T) 表示。G. Kirchhoff (基尔霍夫)证明：作者：张宏标东北师范大学本科生物理专业量子力学课程讲稿对任何一个物体，辐射本领 E(v,T) 与吸收率 A( ,T) 之比是一个普适的函数，即EA(vv,TT) f( ,T) ( f 与组成物体的物质无关)对于黑体的吸收率 A(v,T) 1， 故其辐射本领 E( ,T) f( , T ) (等于普适函数与物质无关) 。所以只 要黑体辐射本领研究清楚了，就把普适函数(对物质而言)弄清楚了。辐射本领也可以用 E( ,T)描述, 由于单位时间内从辐射体表面的单位面

4、积上发射出的辐射能量可写为：E(v,T)dv E( ,T)d000cc由于 c 知 d2 d 代入上式得： E(v,T) 2 d E( ,T)d022E(v,T) E( ,T) 或 E( ,T) E(v,T) (焦耳 米3 秒 )cc2 、黑体的辐射本领 黑体辐射的空间能量密度按波长(或频率)的分布只与温度有关。实验测得的辐射曲线满足下列定律：(i) 、斯忒藩玻尔兹曼定律 ( Stefan-Boltzmann Law ) 黑体辐射能量(单位时间，单位面积发射的能量)是与绝对温度 T 4 成正比， 即2 5k4R(T) T4 作者：张宏标 3kB2 5.67 10 8J ( K4 s m2)15

5、h3c2其中 R(T) E( ,T)d 为黑体辐射能量。 这个定理是 斯托藩 1879 年实验测定的，而 1884 年玻尔兹曼从热力 学理论推导出来。(ii) 、 Wien 位移定律 (Wien Displacement Law ) 维恩发现， 对于一个确定的温度 T0 ，相应地有一波长 0 使 E( 0,T0) 达到极大值，而 0T0 常数 。即东北师范大学本科生物理专业量子力学课程讲稿0T01T1 2T25.1 10 ( K m)这说明随着温度升高，热辐射峰值向短波高频方向移动。温度越高，波长越短的光(即绿光和蓝光 )越多；温度越低，波长越长的光 (即红光 )越多。3 、经典物理学的缺陷

6、利用经典物理学理论推导出的理论公式不能完全地符合实验，展现出经典物理学理论的局限性。(i) 、黑体辐射谱的 维恩( Wien )经验公式：维恩 (1894 )根据热力学第二定律及用一模型可得出辐射本领c 2 h c2E(v,T) c1v3e c2v T 其中 1，而 kB 1.38 10-23 J oK 是玻尔兹曼常数。c2 h kB维恩公式在高频率 (短波段 )与实验符合， 但在中、 低频率 (长波段) 区，特别是低频率区与实验偏离很大。(ii) 、 瑞利 - 金斯( Rayleigh-Jeans )公式：瑞利 (1900 )根据经典电动力学及金斯 (1905 )由经典统计力学的能均分定理严

7、格得到黑体辐射本领公式：8 v2E(v,T) 8 3v kBTc1E(v,T )仅当频率足够低 (或长波段)，温度足够高(即v T 1010 oK S )时，符合(即 kBT hv) 实验曲线。但在频率 v很高紫外区域(或很小的短波段)时， E(v,T)d ，即著名“紫外发散灾难”。 这两个公式并不完全符合实验结果，但理论上给出的结论是确切无疑的 。总之，用经典物理学理 论解释黑体辐射谱的实验规律完全失败。二、固体低温比热根据经典理论，如一个分子有 n个原子，而每个原子有 3 个自由度。对于 1摩尔该分子固体有 N0个分子23( N0 6.02 1023 mol 称为阿伏加德罗常数) ，故有

8、3nN0 个自由度。所以，固体定容比热为：ECVE3N0nkB 3nR， 其中 R 8.314J ( oK mol) 是气体常数。TV称为能均分定理( Dulog Relit 经验规律)。作者：张宏标东北师范大学本科生物理专业量子力学课程讲稿3 实验发现，对单原子固体，在室温下 Cv Constant符合能均分定理； 但在低温下， Cv T3 0 ，因而这个实验结果与经典理论不符。如何解决这些问题呢？ 在经典物理学框架下，解释黑体辐射定律的多次失败后，物理学家逐渐地认识到必须引入一个新的理论。三、Planck 假说（ 1900 ）1 、普朗克公式1900/10/19 普朗克在柏林物理学会会议上

9、公布了他通过实验数据，采用数学插值法得到的公式：此公式与实验曲线符合得相当好。1900/12/14 普朗克又在柏林物理学会上给他的公式以量子说明，这就是 量子论的生日2 、普朗克的“能量子”假设频率为 的电磁辐射的能量以 h 为单位（ h 是 Planck 常数）不连续地变化。 h 称为能量子或光量子。 En nhv n n 0, 1, 2,式中 h 6.626 10 34焦耳 秒 或 h 2 1.0545 10 34焦耳 秒 。注意： 能量不连续的概念与经典物理学中能量是连续的 完全不相容的！利用普朗克假设求普朗克公式如下： 辐射的平均能量可如此计算得到：在经典物理学中，在 E E dE区间

10、内 , 经典的能量几率分布 : e E（kBT）dE e E（kBT）dE（玻尔兹曼几 0率分布）， 则对于连续分布的辐射平均能量为Ee EE(kBT)dEkBT Ee E(kBT)0e E (kBT)dE0e E (kBT)dE000 0kBT ；e E (kBT) dE0而对于普朗克假设下的能量分布几率，则为e En (kBT)En (kBT ) enB， n0故分立的平均辐射能量为作者：张宏标东北师范大学本科生物理专业量子力学课程讲稿Ene En (kBT)nh e nh (kBT) y khT h d e ny n0kBTe En (kBT ) n0e nh (k BT ) n0dy

11、n 0e nyn0d (1 e y ) 1 h dy h y 1(1 e y ) 1h (1 e y) 2heyhey(1 e y) 1yy1 e e1eh (kBT )上式计算中取 e y x 并用到幂级数展开公式：1xnx。n0因此，用电动力学和统计力学导出的Rayleigh-Jeans22 v2公式： E(v,T) 2 kBT 应改为 c3c2ehv (kBT) 12 hv E(v,T) 2 hv这就是 Planck 假设下的辐射本领， 它与实验完全符合。由辐射本领与能量密度的关系E(v,T) c (v,T)4知，普朗克公式：其中 ( )d 是表示黑体辐射的频率在d 内的空间能量密度、c

12、 光速、 kB 玻尔兹曼常数、 T 绝对温度。Planck 公式与实验完全符合。对普朗克公式进行下列讨论 极限情况：作者：张宏标东北师范大学本科生物理专业量子力学课程讲稿当 kBT hv （高频区）：E(v,T)32ec2 hvhv(kBT)cv3e c2v Tc12hh c2 ,c2 kBkB, 即 Wien 公式 ;当 kBT hv （低频区）：2 hv 斯托藩 - 玻尔兹曼定律R(T) E( ,T)dE(v,T)c22hehv (kBT) 1c2即 Rayleigh-Jeans 公式。c2eh (kBT) 1d2hc24kBhTx3(ex 1) 1dx42 kBT3 nx 2 kB 4

13、1Bx3e nxdx2 3B T 4 6 42k 维恩位移定律c2h3 n 1chn1nE( ,T) E( ,T)c2h2 hc2对于一个固定的温度值E( ,T) T0固定hc从而有kBT2 cceh (kBT ) 1ehc (kBT ) 1T0, 求导 dE ,T2 hc2ehc (kBT ) 11 e hc(kBT ) 565hc2ekThc (kBT )ehc (kBT ) 10T0 0.2898 10 2( K m) 。 固体的低温定容比热（详细见固体物理学（黄昆著）P122-130 )由总辐射能量密度（单位： 焦耳 米 3 ）W(T) ( ,T)d4E( ,T)d c548 5kB4

14、T 415c3h34 5kB 4 4 2T15c3h3c3（横波 2 所受 ）可推出固体中原子振动能量密度为4 5kB4 T 415c3h32133uTuL其中 uT 和 uL 分别为固体中的横向声速和纵向声速。低温下，CV T 3。作者：张宏标东北师范大学本科生物理专业量子力学课程讲稿该公式只适用于低温，因固体中原子振动有最高频率的限制(声波在固体中波长不短于晶格距离的 2 倍， 即 u2a u 2a )，而在低温下，高频并不激发，因此，影响可忽略(推导辐射总能时高频是计及的，但低温下高频影响可忽略，所以这样推出的公式只适用于低温) 。1.2 Einstein 的光子说一、爱因斯坦“光量子”

15、假说 (1905)1 、光电效应现象 1887 赫兹 (Hertz) 光电效应的主要现象：当单色光照射到金属表面上，有这样一些现象(使人迷惑的特点) ： A 、发射光电子依赖于频率，而与光强度无关。要有光电子发射，光频率就必须大于某一值，即有一最低 频率 min 。B、当照射光的频率min 时，发射出的光电子动能大小与光强度无关。这从经典物理学角度是非常难以理解的，因为光的能量是正比于强度而与频率无关。因此认为光波强度 增加时，光波中电场振幅增大，应该会加速电子达到较高的速度和较大的动能，从而离开金属，所以光 强度越大，飞出的电子动能越大，而能有光电子产生，也并不需要大于一定频率，即与频率无关

16、。所以， 经典理论与实验绝然相反。2 、 Einstein(1905) 的“光量子”假设 :Einstein (1905 )创立了狭义相对论，并在这年将 Planck “能量子”假设推广为“光量子”的概念。(i) 、“光量子”的概念： 一束单色光由辐射能量大小为 hv 的光量子组成，即假设光与物质粒子交换 能量时，是以“微粒”形式出现，这种“微粒”带有能量 hv 。(ii) 、光子的动量与波长的关系： p h c h 。2 2 4 2 2 2 2光子的静止质量 m0 0 ，根据狭义相对论的光的能量 -动量关系： E2 m02c4 p2c2 p2c2； 又由于 E h , 所以 p h c h

17、( c 是光的波长) 。对解释光电效应实验如下：作者：张宏标东北师范大学本科生物理专业量子力学课程讲稿电子要飞离金属，必须克服吸引而做功K e h W0,由于电子吸引两个光量子的几率几乎为hvm i n W，0 即有一最低频率。W0 (逸出功)，所以飞出光电子电子的动能 KeW0 电子在金属中的脱出功0 ，故要想飞离金属，则至少 Ke 0 ；而 Ke hv W0 h v vmin 。除以频率 v 为一个常数，即我们可以看到，核心的问题是一束单色光可以转移给一个电子的能量h 常数v而这个常数 h 与光的频率 v 、光的强度、 电子以及金属材料都无关。 该常数并不能由经典物理学中常数所给出。因此，

18、hv 是一个与经典物理学完全不相容的关系式。意义： 证明电磁场的能量子 h 可以和单电子相互作用，从而它本身也可视为一种粒子，称为“光子”。3 、 密立根 (Millikan ) 实验 (1916)密立根在 1910 开始研究光电效应， 到 1916 通过实验证实了爱因斯坦的光电方程， 并推算出普朗克常量h 6.56 10 34J s 。这为爱因斯坦的光量子理论提供了第一个直接而全面的实验证据。 1921 年爱因斯 坦由于光电效应等理论工作获得诺贝尔物理学奖，密立根也于 1923 年荣获诺贝尔物理学奖。4 、康普顿散射( Compton Scattering)Compton 实验 (1923

19、)是光在自由电子上的散射 (或称光子 - 电子的碰撞 )。证实了 光具有粒子性 。实验发现，单色 x 射线与电子作用使电子发生散射，散射x 射线的波长增大：A 1 cos实验结果和特点经典物理无法解释。 康普顿引入“光子”的概念并利用相对论力学对散射过程成功地进 行理论解释如下：根据爱因斯坦假设： x 射线在与电子相互作用时是以“微粒”形式出现，因此它们交换能量和动量。设x 入射波长为 ， 则入射的 x 射线的能量和动量为作者：张宏标东北师范大学本科生物理专业量子力学课程讲稿hcEhE h h p n n n cc2假定电子开始处于静止状态， 其初始能量为 mec2 。当x 射线与电子发生相互

20、作用后， x 射线以动量 p 沿 着 方向射出，此时波长为 ，能量和动量分别为hcEhhh nn cE n c而电子的反冲角为 ，能量为 Eec2 pe2 me2c4 和动量为 pe：根据散射前后的能量、动量守恒有h mec2 Ee h h( ) mec2 Ee p p pep p pe(1)(2)由 (1)2 c (2)2 得:h mec2222 c2 p p 2 Ee2 c2 pe224 mec222h2()2 2mec2h(2p2c2p2c2c2 p p 0phch利用 pp hh cc hh , 上式变为meh()h2 1 cosccmehh2h 1 cos2 c2hmec(1 cos

21、 )mec(1 cos ) ，其中c h mec 2.43 10 12 m称为电子的康普顿散射波长。东北师范大学本科生物理专业量子力学课程讲稿 例题 1 当光对自由质子散射时，求它的波长的改变。hmc解：根据康普顿散射公式 h (1 cos ) 得对于质子， m 1840me 1840 9.1 10 31kg 例题 2 当氢原子放射一个频率 的光子时，求它的反冲，并求当反冲时由于把能量传递给原子而产生的 的改变。解：设氢原子的质量为 m ，不反冲时光子的频率为，反冲时光子的频率为 。由能量和动量守恒得：12mv2222mc辐射除了综上所述，从黑体辐射，固体低温比热，光电效应和康普顿散射的实验事

22、实讨论中得出结论： 显示其波动性外，在与物质的能量和动量交换时，还显示出微粒性，两者之间的关系EhEhp n ncc式中 起着重要作用， 很小，在很多场合，这种量子效应不显示，这时不连续 连续，辐射的微粒性 消失。1.3 玻尔旧量子论一、原子结构的稳定性1 、原子“行星模型” (1911 Rutherford)卢瑟福( Rutherford )组用 粒子轰击原子发现， 粒子以一定几率散射在大角度方向上，每两万个 粒子约有一个 粒子返回，飞向源的方向，从而提出原子的行星模型。以这一模型计算散射微分截 面，与实验符合得非常好。10对原子行星模型， 按经典电动力学观点： 原子中电子绕原子核加速运动，

23、 电子会不断向外辐射电磁波 (即作者：张宏标东北师范大学本科生物理专业量子力学课程讲稿发光 )致使其运动的总能量减少而减速，从而从轨道半径逐渐缩小将发生“原子坍塌”(10 6秒)。但事实上原子基态是出奇地稳定，也没有辐射发生(因负电荷粒子加速 )， 这给经典理论带来了困难。2 、氢原子光谱的经验公式氢原子特征谱线的频率为： ( 1885 Balmer )cRH 12 12 ， m n 1,2,3, ， 其中 RH 10967758.1m 1 -Rydberg 常数。 mn分为五个线系：远紫外区(赖曼 (Lyman) 系)、可见光和近紫外区(巴尔末 (Balmer) 系)、近红外区(帕邢 (Pa

24、schen) 系)、较远红外区(布喇开 (Brackett) 系)、远红外区(普逢得 (Pfund) 系)。每个线系均具有以 下规律性：沿波长减小的方向，谱线越来越密集且谱线强度越来越弱。1谱线公式中的每一项称为“光谱项” ： n cRH 2 ， 可认为每个光谱项对应着氢原子的一种能量状态。n1这样，氢原子的能量就是不连续地变化的，其可能的值为：Enh n hcRH 2 这称为氢原子的能n谱。里兹“并合规则” ：若 1和 2 在特征光谱中，则有时 1 2和 1 2 也在特征光谱中。其意义是氢原子 的任何一条谱线的波数都等于断续系列中的某两项之差。 为了解释上面的现象，玻尔将卢瑟福的原子结构模型

25、与普朗克 - 爱因斯坦的光子理论结合，提出了原子结 构的旧量子论。二、Bohr 模型(1913 N. Bohr)1 、玻尔模型的基本假设：既不发出也不吸收光辐射。11(i) 、定态假设 电子在原子中只能沿着某些特殊轨道运动，当电子在这些轨道上时，作者：张宏标东北师范大学本科生物理专业量子力学课程讲稿(ii) 、跃迁假设当电子由一个定态“跳” (跃迁)到另一个定态时会发出或吸收光辐射，其频率为：(En Em) h，式中 En和 Em为跃迁前、后的能量。(iii) 、角动量 量子化条件：电子在原子中的允许轨道上满足下面的条件：它的轨道角动量是的整数倍 , 即J rp n n 1,2, (对于圆形轨

26、道) 。2 、经典力学加玻尔假设可成功解释氢原子光谱氢原子中电子绕核运动的方程为：2vF me2mevr 4 0r4 0r总能量： E T V 1mev22e4 0r 8 0rn2 2再利用玻尔量子化条件： J n rp mevr mev22mer4 0rrn224 0n2 22 meeEn4mee42 2(4 0 )2112 hcRH 2 , n 1,2,3, , n其中定义精细结构常数137， me 是电子质量， e是电子电荷。4 0 c因而2mcRH me c 与实验数2h值完全符合。3 、玻尔模型的实验证据(i) 、氢原子光谱和类氢原子光谱， (ii) 、 Franck-Hertz 实

27、验 (1913 )也证明了原子能量的不连续性； (iii) 、斯特恩 -盖拉赫实验 (1921 )证明角动量量子化的， (iv) 、X 射线的特征辐射等。三、威尔逊 - 索末菲( Sommerfeld )量子化条件 (1915) 索末菲推广了玻尔的角动量量子化，重新表述为 : 对于任何周期运动的自由度pi,qi ，有量子化条件12pidqi nh n 1, 2, 其中 qi 广义坐标， pi 广义动量。作者：张宏标东北师范大学本科生物理专业量子力学课程讲稿 例 考虑一个电子绕电荷为Ze的原子核在一平面中运动，求其可能的定态能量。 解 系统的哈密顿函数为H 2m(pr r2 )2Ze24 0r由

28、有心力下角动量守恒，知p 常数p H 0 。由量子化条件 p d n h 得 p n 。22E pr2p2由 E 2 2m 2mr 4 0rZe2 得 pr2mE rp22mZe24 0r令Bp2 02mZe20 ，则 pr40C2 rA BrCrCr 2 Br ABACr 2 Br A r Cr2 Br A2mEdxx A Bx Cx2arcsinBx 2Ax B2 4ACdx利用公式A Bx Cx21 arcsinC2Cx BxdxA Bx Cx2pr drCAB2 drrr其中A Br Crrmax 和 rmin 由积分由r B2Br 2Armax4AC rminminrmax2Cr B

29、B2 4AC rminB2 4ACA Bx Cx2Bdx2C A Bx Cx2rmax Armindrin r Cr 2 Br A in2 A arcsinArmadr 12 rmin Cr 2 Br ArminBBr 2Ar B2 4ACBarcsin2C22 Br Aax d Cr2 rminCr 2 Br A2Cr BB2 4ACrmaxrminCr 2 Br Adr 0 决定，即 rmax max min1得 arcsin1得 arcsinB B2 4AC 且 C 02C2B2 4AC 0Br 2AB2 4AC rBr 2Ar B2 4ACminrmaxrmin2arcsin12arc

30、sin1故由量子化条件pr dr nrh (nr 1,2, ) 得 Anrh2C2 Ze2 A B2nr h2 p 2 Ze m2nrhC r 4 0 2E r作者：张宏标13东北师范大学本科生物理专业量子力学课程讲稿(2nr n ) n(n 1,2, ) EZe2 1 (n8 0a n2 (n1,2, ) ，其中 a4 0 2mZe2旧量子理论虽然在解释氢原子和类氢原子上取得一定成功，但也存在着严重的缺陷：(i) 、对含有多个电子体系的复杂原子光谱、半整数角动量等等无能为力，(ii) 、不能求解谱线的强度；(iii) 、只能做周期运动；(iv) 、无法理解人为假设 (加速不辐射和量子化条件等

31、 )。 因此，必须有崭新的理论来解释客观存在的物理现象与经典物理学理论矛盾的事实。1.3 物质粒子的波动性一、德布罗意的“物质波”假设 (de Broglie/1923)德布罗意根据对辐射具有微粒性的研究，提出“物质波”假设：(i) 、具有一定动量的粒子和一定波长的波相联系h p 即 p k (|k | 2 )称为德布罗意关系(ii) 、能量 E 与频率 关系 : E h (称为 Einstein 关系)。这两个关系把表征粒子性的动力学变量(能量和动量)与波动性的特征量(频率和波矢)联系起来。也就是说，对一个具有确定能量和动量的自由粒子，相应地有确定的频率和波矢(波数及一定的传播方向而我们知道

32、，具有一个固定频率和波长的波(并有一定的传播方向)是一个平面波Aei(kr t)Aei(pr Et)p k ，E2kn物质波： 把具有一定动量的自由粒子所联系的平面波称为德布罗意波(物质波) 。而一般可计算得到： 物质微粒的波长 10 10 ?，氧原子 0.4 ?、 DNA 分子 10 4 ?、电子波长 1?。14只有当物质波的波长大于或等于光学仪器的特征尺度时，才会观察到干涉或衍射现象。通常物质微粒的作者：张宏标东北师范大学本科生物理专业量子力学课程讲稿质量和动量较大，因而德布罗意波长非常短超出了可测的范围而不显示波动性，仅在原子尺度下才能显示出波动性。关于德布罗意波长的计算 ：Ek p2

33、2m p2mEk在非相对论情况下： k k h 2mEk ； hp31 12.5 当粒子是电子时， me 9.108 10 31kg ，从而 e?。e eEk (eV)当粒子是质子或中子时， mp mn 1.67 10 27kg ，从而有 p,n 0.286 ?。Ek (eV)在相对论情况下： Eec2pe2 me2c4当 m0c2 Ek ，则h 2m0Ek 。德布罗意提出“物质波”时并没有实验根据，只是一个假设。其目的是为了用电子的波动性解释玻尔量 子化理论的困难， 他把原子定态与驻波联系，即把束缚运动实物粒子的能量量子化与有限空间中驻波的 波长的分立性联系。例如：氢原子中电子做稳定的圆周运

34、动，把玻尔理论中的定态对应于电子在圆周轨 道上的驻波，即相当于物质波沿着圆形轨道传播，只有波的首尾相连时波的传播才处于稳定状态。此时， 轨道周长等于波长的整数倍，即驻波条件2 r n (n 1, 2, 3, J rp n p nh n ， 这样就得到了玻尔的量子化条件。德布罗意的“物质波”思想直接导致了量子力学的诞生。 1925 年 11 月薛定谔在苏黎世的一个讨论会上给出了德布罗意假设波的解释，德拜向他提出一个问题： “波所满足的方程在哪 ?”。与此同时， 1925 年15海森堡以矩阵力学的形式建立了量子力学，随后 1926 年薛定谔就以波动力学的形式创建了量子力学。 作者：张宏标东北师范大

35、学本科生物理专业量子力学课程讲稿二、实物粒子的波动性实验证据1 、戴维逊、革末电子衍射实验 （1927）（ Davisson and Germer, Nature 119 （1927） 558 ）当可变电子束 （30 600eV ） 照射到抛光的金属镍单晶上， 发现在某角度方向有强的反射（即有较多电子波吸收） ，而 满足asi n n h p（ a 是晶面上相邻原子间距） 若 h p ，则上式与 Bragg 光栅衍射公式相同 （asin n ） ，证明电子入射到晶体表面发生散射，具有波动性而相应波长h p 这现象无法用粒子的图象来解释。2、G. P. Thomson（ 小汤姆逊 ）实验 （19

36、27） 电子通过单晶粉末，出现衍射图象，这一衍射图象反映了电子 的波动性 （10 40keV ，波长 0.4 0.06 ? 可穿透厚度为 1000? 的箔） 。如象 x 射线照到单晶粉末压成的金箔上，满足 2dsin n 一样，电子入射满足 2dsin nh p ，而产生 衍射。（注意现在不是明暗相间，而是电子数多少。 ） 注意，这是小晶粒（金属箔）组成，所以晶面方向是无规的， 总有一些晶粒的面与入射电子夹角满足衍射条件 2dsin n ，而又由于是无规的（因此，对绕入射束 一周，而又保持晶面与入射束的夹角不变的晶粒总是存在。 ）。所以，形成衍射环。这一特点，不仅电子有波动性，后来热中子试验都

37、有，即物质粒子还有波动性，当然，经典物理学是无 法解释的。一、本章小结基本内容161、黑体辐射、光电效应等现象揭示了光的波粒二象性。作者：张宏标东北师范大学本科生物理专业量子力学课程讲稿Planck 的假说：解决了黑体辐射的困难。Planck 公式：eh kTEinstein 的光量子假说成功地解释了光电效应。康普顿效应进一步证实了光具有粒子性。2、原子结构的玻尔理论(1) 、 1913 年玻尔对氢原子光谱线系的巴尔末( Balmer )公式nmm 1,2,3,n 2,3,4,做出理论解释。玻尔在原子的核模型(行星模型)的基础上引入定态的概念，并提出量子化假设和频率 条件：J rp nEn E

38、m并利用经典力学推导出 Balmer 公式。(2) 索末菲( Sommerfeld )为处理多自由度体系的周期运动的分立能级将玻尔的量子化条件推广为： pi dqi nihni 1,2,3,3、微观粒子的波粒二象性假设(1) 、1924 年德布罗意 (de Broglie) 提出了微观粒子具有波动性的假设，从而把光(波场)的波粒二象性推广到实物粒子具有波粒二象性： 德布罗意假设：与一定能量 E 和动量 p的实物粒子相联系的物质波的频率和波长分别为Ehh 德布罗意公式p hk 德布罗意公式17(2) 、德布罗意把原子中的定态与驻波联系起来，即把粒子能量的量子化问题与有限空间中驻波的频率及作者：张

39、宏标东北师范大学本科生物理专业量子力学课程讲稿波长的不连续性联系起来。在氢原子中作稳定圆形轨道运动的电子所相应的德布罗意驻波的一种波形。驻波条件要求绕原子核传播一周后应光滑地衔接起来，这对轨道有所限制，即轨道的周长应为波长的整数倍： 2 r n n 1,2,3, ，利用德布罗意关系 h 可得到粒子的角动量 J n ，这正是玻尔 p的量子化条件。(3) 德布罗意波：与自由粒子联系的波是平面波Aei pr Et(4) 1927 年戴维逊与革末在电子衍射实验中直接证实了德布罗意波的存在。、题型分析 三、思考题本章习题解答8 hv3 dv得11 、利用普朗克的能量分布函数证明辐射的总能量与绝对温度的四

40、次方成正比，并求比例系数。 证明 由普朗克公式： vdv 3 hv kT ce8hUvdv c3v3dv8 k4Thv kThv kT 3 3 x0 e 1 h c 0 e 1434x3dxx hv kT3x x dx 3 e0 ex 1 0 x1 e x dx 0 x3 n 1edx 14 y3e ydy(y nx)利用积分公式10xne xdx n!得 0 y3e ydy 3!，又有 n 1 n14 903 所以 0exx3dx14。15于是，得到 U8 5k48 5k44 4 8 k15 h3c3 T4T4，式中185 h3ck3 。2 、由黑体辐射公式推导出维恩位移定律：能量密度极大值

41、所对应的波长max与温度 T 成反比，即maxT b(常数 )并近似计算 b 的数值，准确到二位有效数字。8 hv3 dv 证明 在频率间隔 v v dv 之间的能量为 vdv 3 hv kT ce，用波长表示的能量为 dvdv1作者：张宏标18东北师范大学本科生物理专业量子力学课程讲稿c由 v c 得 dv 2 d 代入上式得8 hc dd 5 ehc kT 1为了使能量密度取极大值，有d 0即8 h6c hc 1kThechckTkThc 5 0d 6ehc kT 1 ehc kT 1 kTehc kT 1hckT50令 x hc ，则上式变为： kTxxe x xx 5 0 e x 1

42、0是一个超越方程，其根为 x 4.9651 。 ex 1 5因此， maxThc b 2.897 10 3m 0K kx3 、利用玻尔 -索末菲的量子化条件求：(i) 、一维谐振子的能量，(ii) 、在均匀磁场中做圆周运动的电子轨道的可能半径。2 p 解 (i) 、能量为 E2m2q212 2 pm 2q2，即2 1这是一个以 (p,q) 为变量的椭圆方程。2 2mE 2E m 2p 2mE cos取极坐标为q m2E2 sin代入量子化条件 pdq nh 得22mE cos d02E2 sinm2E2 E 2cos2 d E 1 cos2 d002Enh即En , n 1,2,3, 。(ii)、p H12mR2 2mR2mRv ，式中 R为电子做圆周运动的半径，v R 是线速度。由玻尔 - 索末菲量子化条件：2 n h n p d mRvd 2 mRv n h v02 mR mR另一方面，电子做圆周运动的向心力是电子在匀强磁场中所受到的洛仑兹力，即2vF eBv mReBRvm作者：张宏标19电子做圆周运动，取转角 为广义坐标 , 而对应的广义动量为角动量 p ，由广义动量的定义得：于是有东北师范大学本科生物理专业量子力学课程讲稿(n 1,2, ) ，这就是电子在匀强磁场中运动轨道的可能半径。, x 0,x a4、设质量为 m的粒子在一维无限深势阱 V(x)0, 0x