第二讲 量子力学.ppt

1、1.3 Schrdinger方程,在经典力学中，体系运动状态随时间的变化遵循牛顿方程。牛顿方程是关于变量的二阶全微分方程。方程的系数只含有粒子的质量m。一旦初始条件给定，方程将唯一地决定以后任何时刻的运动状态。 在量子力学中，体系的运动状态由波函数(r, t)描述，我们就体系在给定时刻t的性质所能做出的所有预言，全都可以由该时刻的推得。,第1页,因此，和经典力学类似，理论的核心问题是：已知某一初始时刻t0的波函数，设法确定以后各时刻的波函数。为了做到这一点，我们必须知道决定(r, t)随时间变化的方程式。 这个方程不能靠演绎推导出来，正如数学物理方程中的所有方程一样，这个方程只能靠一些假设得到

2、，而它的正确性又只能靠把它的预言同实验结果相比较获得成功而加以验证。尽管如此，倘如我们希望维持前面对所作的假设，那么选择波动方程也要遵循一些先决条件。,第2页,方程应满足的条件,由于波函数满足态叠加原理，而态的叠加原理对任何时间都成立，因此描写波函数随时间演化的方程必然是线性方程，即若1和2是方程的解，则这两个函数的任何线性组合c11+c22也是方程的一个解。,第3页,这个方程的系数不应包含粒子运动状态的参量，如动量p、能量E等。因方程系数如含有这些状态参量，则方程只能被粒子的部分状态所满足，而不能为各种可能的状态所满足这仍然是遵循叠加原理所要求的。另外，方程系数应含有普朗克常数，以表征该方程

3、确是普朗克常数起决定作用的微观世界中粒子的运动方程。,第4页,因为波函数的变数是r 和t ，因此波动方程是关于r 和t 的偏微分方程。我们可以要求该方程不高于二阶，以便一旦初始条件和边界条件给定后，方程能唯一地确定以后任何时刻的波函数。 波动方程必须是对时间的一阶微分方程。只有这样，一旦指明了初始时刻的，则在以后时间的变化才能被唯一确定。 由于经典力学是量子力学的极限情况，因此这个方程必须满足对应原理：当 时，它能过渡到牛顿方程。,第5页,建立薛定谔方程的步骤:,先建立自由粒子的波函数满足的方程, 再将它推广到一般情况. 对一定能量E和动量p的自由粒子，方程的解应该是平面波 对时间求微商， 系

4、数中含有能量E,不是我们所要求的方程。,第6页,求对坐标的二次微商，得 三式相加，,第7页,利用自由粒子的动量能量关系式， 其中m是粒子质量，则有 （1） 通过引出自由粒子波动方程的过程可以看出，如果能量关系式 E = p2/2m 写成如下方程形式：,第8页,描述自由粒子的一般状态的波函数是许多单色平面波的叠加， 式中， 方程（1）是任何自由粒子的波函数都满足的方程。,第9页,回忆上述推导过程，可看出，在一定意义上，方程（1）是经典方程E = p2/2m过渡到量子力学的形式；在量子语言中，能量和动量是按对应规则 由作用在波函数上的微分算符表示。,第10页,在势场V中的粒子满足的方程,现利用算符

5、对应关系来建立在某一标势场 V(r)中粒子波函数所满足的方程。 此时粒子的非相对论能量动量关系为 依据对应关系 （2） (2）就是在势场V(r)中的薛定谔方程。H为系统哈密顿算符。,第11页,更普遍情形,势场是时间的显函数（V(r, t）),是经典的含时系统，对应成为量子含时系统时，由于V中含有时间参数，量子系统的Hamilton量(H(t),成为含时的量子系统。表明粒子在时变势场中的运动与外界有能量交换，粒子的能量一般不守恒，相应的问题为非定态问题（在后面的章节里我们会专门讨论这类问题）。,第12页,一个带有电荷e的粒子在一个矢势为A(r, t)，标势为(r, t)的电磁场中运动的情形。 经

6、典哈密顿量为， 按对应关系， 这就是一个在电磁场中运动的带电粒子的薛定谔方程。,第13页,由对应性构造薛定谔方程的普遍规则,推广前面介绍的对应操作，我们可以拟出构造薛定谔方程的一套系统的方法，让它适用于更普遍的系统。 考虑一个经典动力学系统，其哈密顿量为 这个系统的总能量为,与这个经典系统对应有一个量子系统，其动力学状态由位形空间中定义的一个波函数 来表示。这个系统的波动方程可以用如下方法得到：在上式两边作替换,第14页,然后让等号两边的量当作算符写下来，让它们分别作用于波函数上，这样的得到的方程就是对应的量子系统的薛定谔方程,第15页,值得注意的是，上述对应规则并未能唯一地确定薛定谔方程。这

7、时尚有两个不确定因素。 第一个不确定性在于，这种对应规则在位形空间中作坐标变换时不是不变的（即微商算符不是协变的）。为证明这个问题，不妨以二维空间中一个自由粒子的简单情况为例。在笛卡尔直角坐标系中，其经典Hamilton量为 导出的薛定谔方程是,第16页,作坐标变换到极坐标 下， 通过直接计算得到 下的薛定谔方程， 但是，如果我们直接把对应规则直接用于极坐标下的哈密顿量， 则得到的是另一个不同的微分方程：,第17页,但上式是错误的。避免这种不确定性，我们约定：如果坐标q不是笛卡尔坐标，就不用对应规则。这时，必须先在直角坐标系中用算符对应关系式，然后再作坐标变换，以得出在其他坐标系中的结果。 第

8、二个不确定因素在于，对应规则让服从普通代数规则的量用并非全部都彼此对易的算符来代替。结果，经典哈密顿量的不同等价形式可能会对应于不同的哈密顿算符。例如 和 分别存在着两个对应的算符,必须规定动能项只能写为,第18页,根据经典力学的对应关系而建立的任何规则都无法解决这种不确定性，因为后者来自算符的不对易性，而这种不对易性又是同的有限性和非零特征相联系着的。因此，人们必须凭经验去确定能够适用规则的那个Hamilton的严格形式。一般地，为消除这种混淆，我们采用如下惯例： 1. 对应规则（9）只在笛卡尔直角坐标系中适用，要过渡到其它坐标系，需先在直角坐标系沿用对应关系（9），然后再作坐标变换以过渡到

9、其它坐标系。,第19页,2. 在笛卡尔坐标系中，经典哈密顿量由三部分组成：一是同 q 完全无关的 P 的二次表达式；二是只依赖于 q 的函数；三是可能出现形式为 的pi的线性函数。对于前两者，在保持原来形式不动的前提下用对应关系。对于第三部分规定必须把它写成对称的形式，即写成 之后再利用对应规则。,第20页,薛定谔方程的讨论,问题：一旦将波函数归一化后，能否保证永远如此。这牵涉到能否保持总的几率永远是1，因而波函数统计解释能否成立的问题。 从物理上看，薛定谔方程是非相对论性量子力学的基本方程（目前我们的讨论局限于非相对论量子力学）。在非相对论（低能）情形下，实物粒子（m0）没有产生或湮灭的现象

10、，所以在随时间变化的过程中，粒子数目将保持不变。对于一个粒子来说，在全空间中找到它的几率之和应不随时间改变，即 薛定谔方程满足上式吗？,第21页,概率流密度和概率的定域守恒,由薛定谔方程 （3） 取复数共轭， （4） *左乘(3)，左乘(4)，可得 （5） （6）,第22页,（5） - （6） （7） 定义,第23页,（7） 对空间闭区域积分， 为概率密度，j为概率流密度。 封闭区域中找到粒子概率在单位时间内的增量 = 单位时间内从S流入内的概率。 ，任何真实的波函数都是平方可积的， 在无穷远处为0，( ) 归一化不随时间改变。物理上表示粒子既未产生也没有消灭。,第24页,假如我们讨论的是带电

11、粒子，它带有电荷e，在归一化和统计意义上，带电粒子在点处贡献的等效电荷密度为 于是以e乘以几率守恒的微分表达式，就得到量子力学的电荷守恒式， 是带电粒子运动所造成的有效电流密度。电荷守恒定律表明，在全空间粒子的电荷总量不随时间变化。 同理，质量守恒式,第25页,初值问题，传播子,薛定谔方程只含有时间的一次微商，只要在初始时刻（t=0）的状态(r, 0)，以后任意时刻t的状态(r, t)就完全确定了。换言之，薛定谔方程给出波函数（量子态）随时间变化的因果关系。 在一般情况下，这个初值问题的求解是不容易的，往往要采用近似方法，但对于自由粒子容易严格求解。,第26页,前已证明，如下形式的解满足自由粒子薛定谔方程， 其中，E = p2/2m， (r, t)的初态波函数为(r, 0) ，满足 则有，,体系初始时刻的状态完全确定了以后的状态！,第27页,更一般地，去初始时刻为t，则有