量子力學(xué)復(fù)習(xí)提綱

1、2008級(jí)材料物理專業(yè)量子力學(xué)復(fù)習(xí)提綱要點(diǎn)之一1. 20世紀(jì)初，經(jīng)典理論在解釋黑體輻射、光電效應(yīng)和原子光譜的線狀結(jié)構(gòu)等實(shí)驗(yàn)結(jié)果時(shí)遇到了嚴(yán)重的困難。 愛因斯坦在普朗克“ 能量子 ”假設(shè)的啟發(fā)下，提出了“光量子”的概念，認(rèn)為光是由一顆顆具有一定能量的粒子組成的粒子流。2. 描述光的粒子性的能量E和動(dòng)量與描述其波動(dòng)性的頻率n（或角頻率w）和波矢由 Planck- Einstein方程聯(lián)系起來(lái)，即： ； 。3. 德布羅意提出，一切物質(zhì)粒子（原子、電子、質(zhì)子等）都具有粒子、波動(dòng)二重性，在一定條件下，表現(xiàn)出粒子性，在另一些條件下體現(xiàn)出波動(dòng)性。 4. 描述微觀粒子（如原子、電子、質(zhì)子等）粒子性的物理量為能量

2、E和動(dòng)量，描述其波動(dòng)性的物理量為頻率n（或角頻率w）和波長(zhǎng)l， 它們間的關(guān)系可用德布羅意關(guān)系式表示，即： ； 。5. 微觀粒子因具有波粒二象性，其運(yùn)動(dòng)狀態(tài)不能用坐標(biāo)、速度、加速度等物理量來(lái)描述，而是用波函數(shù)來(lái)描述。描述自由粒子的波是具有確定能量和動(dòng)量的平面波，即：。6. 波函數(shù)在空間某點(diǎn)的強(qiáng)度，即波函數(shù)模的平方，與在該點(diǎn)找到粒子的幾率成正比例，即描寫粒子的波可認(rèn)為是幾率波，反映了微觀粒子運(yùn)動(dòng)的統(tǒng)計(jì)規(guī)律。7. 波函數(shù)在全空間每一點(diǎn)應(yīng)滿足單值、有限、連續(xù)三個(gè)條件，該條件稱為波函數(shù)的標(biāo)準(zhǔn)條件。8. 通常將在無(wú)窮遠(yuǎn)處為零的波函數(shù)所描寫的狀態(tài)稱為束縛態(tài)，屬于不同能級(jí)的束縛定態(tài)波函數(shù)彼此正交，可表示為。9

3、. 設(shè)的對(duì)易關(guān)系為，且，則的測(cè)不準(zhǔn)關(guān)系式為：；如果不等于零，則的均方偏差不會(huì)同時(shí)為零，它們的乘積要大于一正數(shù)，這意味著和不能同時(shí)測(cè)定。10. 當(dāng)體系處于定態(tài)時(shí)，則體系有：1）能量有確定值；2）粒子在空間幾率密度與時(shí)間無(wú)關(guān)；3）幾率流密度與時(shí)間無(wú)關(guān)。11. 粒子在一維無(wú)限深勢(shì)阱中的定態(tài)解可表示為：，當(dāng)n為奇數(shù)時(shí)，波函數(shù)具有偶宇稱，當(dāng)n為偶數(shù)時(shí)，波函數(shù)具有奇宇稱。12. 在點(diǎn)電荷的庫(kù)侖場(chǎng)中運(yùn)動(dòng)的電子，其處于束縛態(tài)的波函數(shù)可表示成：，其中，主量子數(shù)n=1，2，3，角量子數(shù)l=0，1，2，.，n-1，磁量子數(shù)m=0，±1，±2，.，±l。是算符、和共同本征函數(shù)，當(dāng)電子處于

4、該波函數(shù)描述的狀態(tài)時(shí)，力學(xué)量、和可以同時(shí)測(cè)得， 體系， L2=，Lz=。 13. 角動(dòng)量算符和對(duì)易，即，因此它們有共同的本征函數(shù)完備系。在 描述的狀態(tài)中，力學(xué)量和可以同時(shí)測(cè)得，L2=，Lz=，此時(shí)總磁矩（沿z軸方向）Mz=。14. 電子在點(diǎn)電荷的庫(kù)侖場(chǎng)中運(yùn)動(dòng)，其處于束縛態(tài)的第n個(gè)能級(jí) En 只與n有關(guān)，而與l、m無(wú)關(guān)，是 n2 度簡(jiǎn)并的；若n = 2 時(shí)，對(duì)應(yīng)E2的波函數(shù)有 、和。而在非點(diǎn)電荷的庫(kù)侖場(chǎng)中運(yùn)動(dòng)的電子，如 Li，Na，K 等堿金屬原子中最外層價(jià)電子是在由核和內(nèi)殼層電子所產(chǎn)生的有心力場(chǎng)中運(yùn)動(dòng)，這個(gè)場(chǎng)不再是點(diǎn)電荷的庫(kù)侖場(chǎng)，因此價(jià)電子的能級(jí)由主量子數(shù)n和角量子數(shù)l決定，僅對(duì)m簡(jiǎn)并。15.

5、 兩個(gè)算符與有共同本征函數(shù)系的充要條件是這兩個(gè)算符彼此對(duì)易；在兩個(gè)力學(xué)量算符的共同本征函數(shù)所描寫的狀態(tài)中，這兩個(gè)算符所表示的力學(xué)量同時(shí)有確定值。 16. 選定一個(gè)特定Q表象，就相當(dāng)于在Hilbert空間中選定一個(gè)特定的坐標(biāo)系，力學(xué)量算符的正交歸一完備函數(shù)系構(gòu)成Hilbert空間中的一組正交歸一完備基底。任意態(tài)矢量在Q表象中的表示是一列矩陣，矩陣元是態(tài)矢量在算符的本征矢上的投影，即：。17. 選定力學(xué)量Q表象，算符的正交歸一的本征函數(shù)完備系記為，一力學(xué)量算符在Q表象中是一個(gè)矩陣F=（Fmn），其矩陣元為：；該矩陣為厄米矩陣，對(duì)角矩陣元為實(shí)數(shù)。一力學(xué)量算符在自身表象中的矩陣是一個(gè)對(duì)角矩陣，對(duì)角元就

6、是算符的本征值。 18. 在坐標(biāo)表象中，；而在動(dòng)量表象中， px 。19. 若力學(xué)量算符不顯含時(shí)間t，且與哈米頓算符對(duì)易，力學(xué)量的平均值不隨時(shí)間而變化，則稱為運(yùn)動(dòng)積分，或在運(yùn)動(dòng)中守恒。20. 動(dòng)量算符、 彼此對(duì)易，它們有共同的本征函數(shù)完備系：；在該本征函數(shù)描述的狀態(tài)中，、同時(shí)具有確定的值。要點(diǎn)之二1. 態(tài)疊加原理：若y1，y2，××× , yn 是粒子的可能狀態(tài)，則粒子也可處在它們的線性迭加態(tài)y=c1y1+c2y2+.+ cnyn；當(dāng)體系處于y 態(tài)時(shí)，發(fā)現(xiàn)體系處于yk態(tài)的幾率是（k=1，2，3，×××××），并且。

7、2. 隧道效應(yīng)：粒子能夠穿透比它動(dòng)能更高的勢(shì)壘的現(xiàn)象稱為隧道效應(yīng)。它是粒子具有波動(dòng)性的生動(dòng)表現(xiàn)。只有當(dāng)粒子的質(zhì)量和勢(shì)壘寬度比較小時(shí)，這種效應(yīng)才顯著。3. 厄密算符：若算符滿足 ，則算符稱為厄密算符，其性質(zhì)是厄密算符的本征值必為實(shí)數(shù)，因此量子力學(xué)的力學(xué)量算符都是厄密算符。4. 偶宇稱與奇宇稱：在空間反射下，如果有，則稱波函數(shù)有確定的宇稱。當(dāng)，則稱波函數(shù)具有偶宇稱；當(dāng)，則稱波函數(shù)具有奇宇稱。5. Hilbert空間：以某一力學(xué)量的本征波函數(shù)為基底， 構(gòu)成的無(wú)限維的函數(shù)空間，稱為Hilbert空間。任意態(tài)矢量在該力學(xué)量表象中的表示是一列矩陣，矩陣元是態(tài)矢量在該力學(xué)量算符的本征矢上的投影。6. 測(cè)不準(zhǔn)

8、原理：量子力學(xué)揭示，要同時(shí)測(cè)出微觀粒子的位置和動(dòng)量，其精度是有一定的限制。海森伯推得，測(cè)量一個(gè)微粒的位置時(shí)，如果不確定范圍是，那么同時(shí)測(cè)量其動(dòng)量也有一個(gè)不確定范圍，且位置不確定度和動(dòng)量的不確定度的乘積總是大于一定的數(shù)值，即。粒子的位置和動(dòng)量不能同時(shí)準(zhǔn)確測(cè)定源于物質(zhì)具有微粒和波動(dòng)二象性。測(cè)不準(zhǔn)原理是普遍存在的；若兩個(gè)力學(xué)量不對(duì)易，則它們不可能同時(shí)被準(zhǔn)確測(cè)定，其不確定度的乘積總是大于一定的值。7. 定態(tài)：當(dāng)薛定諤方程中的勢(shì)能U與時(shí)間t無(wú)關(guān)，則薛定諤方程的解可表示成，通過(guò)分離變量求解薛定諤方程，得到薛定諤方程的解是（分離變量過(guò)程中引入的常數(shù)E為粒子的能量），當(dāng)粒子處在由該波函數(shù)所描述的狀態(tài)時(shí)，粒子的

9、能量E 有確定的值，這種狀態(tài)稱為定態(tài)。8. 零點(diǎn)能：也就是線性諧振子基態(tài)的能量，其中w是諧振子的角頻率。零點(diǎn)能不等于零是量子力學(xué)中特有的，是微觀粒子波粒二相性的表現(xiàn)，能量為零的“靜止的” 波是沒有意義的，零點(diǎn)能是量子效應(yīng)，已被絕對(duì)零點(diǎn)情況下電子的晶體散射實(shí)驗(yàn)所證實(shí)。要點(diǎn)之三：1. 請(qǐng)闡述力學(xué)量的算符、力學(xué)量算符的本征值、力學(xué)量測(cè)量值及力學(xué)量平均值之間的關(guān)系。答：量子力學(xué)中的所有力學(xué)量用厄米算符來(lái)表示。算符的本征函數(shù)組成正交歸一本征波函數(shù)完備系。當(dāng)體系處于力學(xué)量算符的本征態(tài)fn時(shí)，表示的力學(xué)量F有確定值，該值就是在fn態(tài)中的本征值ln，此時(shí)力學(xué)量F的測(cè)得值即為ln，F(xiàn)的平均值為ln；當(dāng)體系處在一

10、般狀態(tài)Y中，表示的力學(xué)量F沒有確定值，而是具有一系列的可能值，這些可能值就是表示力學(xué)量算符的本征值ln（n=1,2,3,.），每個(gè)可能值都以確定的幾率被測(cè)得，F(xiàn)的平均值為。2設(shè)粒子在一維無(wú)限深方勢(shì)阱中運(yùn)動(dòng)，方勢(shì)阱。求：（1）處于基態(tài)的粒子的動(dòng)量幾率分布；（2）處于基態(tài)粒子的動(dòng)量平均值。解：由于勢(shì)阱，在阱內(nèi)粒子所滿足的定態(tài)薛定諤方程為 (1)在阱外粒子滿足的定態(tài)薛定諤方程為 (2)在（2）中，根據(jù)波函數(shù)滿足的連續(xù)性和有限性條件，只有當(dāng)時(shí)，（2）才能成立，所以有 (3)為了方便，引入符號(hào)，則（2）式簡(jiǎn)寫為 (4)它的解是 (5)根據(jù)的連續(xù)性，由（3）式的，代入(5)，有由此求得A和B不能同時(shí)為零，

11、否則到處為零，在物理上無(wú)意義。因此求得歸一化的定態(tài)薛定諤方程的解為：定態(tài)能量為：基態(tài)波函數(shù)： 將基態(tài)波函數(shù)用動(dòng)量本征函數(shù)展開： = (1) 動(dòng)量的幾率分布為：(2) 動(dòng)量的平均值：3. 在一維無(wú)限深勢(shì)阱中運(yùn)動(dòng)的粒子，方勢(shì)阱，如果粒子的狀態(tài)由波函數(shù)描寫，其中A為歸一化常數(shù)，a為勢(shì)阱寬度。求粒子能量的概率分布和能量平均值。解：由于勢(shì)阱，阱內(nèi)粒子所滿足的定態(tài)薛定諤方程為 (1)在阱外粒子滿足的定態(tài)薛定諤方程為 (2)在（2）中，根據(jù)波函數(shù)滿足的連續(xù)性和有限性條件，只有當(dāng)時(shí)，（2）才能成立，所以有 (3)為了方便，引入符號(hào)，則（2）式簡(jiǎn)寫為 (4)它的解是 (5)根據(jù)的連續(xù)性，由（3）式的，代入(5)，有由此求得A和B不能同時(shí)為零，否則到處為零，在物理上無(wú)意義。因此求得歸一化的定態(tài)薛定諤方程的解為：定態(tài)能量為：對(duì)波函數(shù)進(jìn)行歸一化，有用定態(tài)波函數(shù)將展開，（1）粒子能