大学物理

1. 大学物理 主讲： 物理电子学院 方丽梅

2. Chap 17 量子力学基础 (fundament of quantun mechanics)

3. 本章要点 • 德布罗意假设，电子衍射实验，波函数的统计解释，不确定度关系； • 薛定谔方程，*力学量算符的概念； • 一维势箱，隧道效应； • *原子的振动，*分子的转动； • 电子的轨道角动量，电子的自旋，氢原子定态； • 多电子原子； • *关于量子力学的争论。

4. §17-1 德布罗意物质波假设 一.实物粒子的波粒二象性 法国物理学家德布罗意仔细分析了光的波动说和粒子说的发展过程，他看到：整个世纪以来，人们对光的本性的认识，注重了它的波动性,而忽视了它的粒子性。而在实物粒子的研究上,我们是否犯了相反错误：即只考虑了实物粒子的粒子性,而忽略了它的波动性呢？ 1924年，德布罗意提出了一个大胆而具有深远意义的的假设： 一切实物粒子也具有波粒二象性。 实物粒子—静质量不为零的粒子。

5. E=mc2=hv (17-1) (17-2) 能量为E、动量为p的粒子与频率为v、波长为的波相联系，并遵从以下关系： 这种和实物粒子相联系的波称为德布罗意波(物质波或概率波),其波长称为德布罗意波长。

6. 二.经典波动与德布罗意波(物质波)的区别 经典的波动(如机械波、电磁波等)是可以测出的、实际存在于空间的一种波动。 而德布罗意波(物质波)是一种概率波。简单的说，是为了描述微观粒子的波动性而引入的一种方法。

7. x p r K=2 1 s x K=1 1 电子束 . . . d r K=0 o 2 K=1 s 2 L 17-1 图 K=2 §17-2 德布罗意波的实验验证 戴维逊-革末单晶电子衍射实验 约恩孙的单缝电子衍射实验 缪仁希太特-杜开尔双缝电子干涉实验

8. 例题17-1(1)电子动能Ek=100eV；(2)子弹动量p=6.63×106kg.m.s-1, 求德布罗意波长。 解(1)因电子动能较小，速度较小，可用非相对论公式求解。 =1.23Å h= 6.63×10-34 (2)子弹: = 1.0×10-40m 可见，只有微观粒子的波动性较显著；而宏观粒子(如子弹)的波动性根本测不出来。

9. 例题17-2用5×104V的电压加速电子，求电子的速度、质量和德布罗意波长。例题17-2用5×104V的电压加速电子，求电子的速度、质量和德布罗意波长。 解 因加速电压大，应考虑相对论效应。 =1.24×108(m/s) =10×10-31 (kg) mo=9.11×10-31 (kg) =0.0535Å

10. 例题17-3为使电子波长为1Å，需多大的加速电压？例题17-3为使电子波长为1Å，需多大的加速电压？ 解 因电子波长较长，速度较小，可用非相对论公式求解。 =150V m=9.11×10-31 h= 6.63×10-34

11. x . . . 单能电子束  y 图17-2 §17-4 不确定关系 波和粒子是两个截然不同的概念。既然微观粒子具有明显的波粒二象性,那么采用经典力学的方法描述微观粒子,就将受到限制。 先考虑中央明纹。电子衍射前， px=0, py=p 缝后, 由于衍射, 落在中央明纹范围内的电子动量 的不确定范围为 0≤px≤psin

12. x . . . 单能电子束  y 图17-2 即电子在x方向上动量的不确定量为 px= psin 对第一级衍射暗纹，有 xsin = , 其中x—缝宽 于是 就得  xpx= h 若计及更高级次的衍射, 应有  xpx h 对y和z分量,也有类似的关系。

13. (17-4) (17-5)  xpx h(17-3) 还可写为 实际上上述公式只用于数量级的估计,所以这些公式所反映的物理内涵是相同的。 式(17-3)[(17-4),(17-5)]称为不确定关系，又称测不准关系。

14.  xpx h(17-3) 1.不确定关系式(17-3)表明： 微观粒子的坐标测得愈准确( x0)，动量就愈不准确(px)； 微观粒子的动量测得愈准确(px0)，坐标就愈不准确( x)。 但这里要注意，不确定关系 不是说微观粒子的坐标测不准； 也不是说微观粒子的动量测不准； 更不是说微观粒子的坐标和动量都测不准； 而是说微观粒子的坐标和动量不能同时测准。

15. 为什么微观粒子的坐标和动量不能同时测准? 这是因为微观粒子的坐标和动量本来就不同时具有确定量。 这本质上是微观粒子具有波粒二象性的必然反映。 由上讨论可知，不确定关系是自然界的一条客观规律,不是测量技术和主观能力的问题。 4.不确定关系提供了一个判据： 当不确定关系施加的限制可以忽略时，则可以用经典理论来研究粒子的运动。 当不确定关系施加的限制不可以忽略时，那只能用量子力学理论来处理问题。

16. 例题17-4估算氢原子中电子速度的不确定量。 解 电子被束缚在原子球内, 坐标的不确定量是x=10-10m(原子的大小), 按不确定关系:  xpx h,则电子速度的不确定量为 电子速度的不确定量是如此之大！ 可见,微观粒子的速度和坐标不能同时准确测定。 这也表明，不确定关系施加的限制不允许我们用经典理论来研究氢原子的问题，像氢原子这样的微观粒子只能用量子力学理论来处理。

17. 例题17-5子弹质量m=0.1kg , 速度测量的不确定量是x=10-6 m/s (应当说这个测量够精确的了！)，求子弹坐标的不确定量。 解 按不确定关系:  xpx h,则子弹坐标的不确定量为 可见, 子弹的速度和坐标能同时准确测定。 这表示，不确定关系施加的限制可以忽略，像子弹这样的宏观物体可以用经典理论来研究它的运动。

18. 例题17-6波长=5000Å的光沿x轴正方向传播，波长的不确定量为=10-3Å，求光子坐标的不确定量。例题17-6波长=5000Å的光沿x轴正方向传播，波长的不确定量为=10-3Å，求光子坐标的不确定量。 解光子的动量 按不确定关系:  xpx h,则光子坐标的不确定量为

19. 例题17-7用不确定关系估算氢原子的最小能量。例题17-7用不确定关系估算氢原子的最小能量。 解电子在氢原子内运动时, x=r 最小的动量:

20. 求得 E有极小值的必要条件是 =0

21. §17-3 波 函 数 一.波函数 对微观粒子，由于不确定关系施加的限制不可以忽略，它的速度和坐标不能同时确定，因此微观粒子的运动状态,不能用坐标、速度、加速度等物理量来描述。 由于微观粒子具有波粒二象性，这就要求在描述微观粒子的运动时，要有创新的概念和思想来统一波和粒子这样两个在经典物理中截然不同的物理图像。波函数就是作为量子力学基本假设之一引入的一个新的概念。 量子力学认为：微观粒子的运动状态可用一个复函数(x,y,z,t)来描述，函数(x,y,z,t)—称为波函数。

22. x p r K=2 1 s x K=1 1 电子束 . . . d r K=0 o 2 K=1 s 2 L 17-3 图 K=2 二.波函数的统计解释 波动观点 粒子观点 明纹处: 电子波强(x,y,z,t)2大, 电子出现的概率大; 暗纹处: 电子波强(x,y,z,t)2小, 电子出现的概率小。 可见，波函数模的平方(x,y,z,t)2与粒子在该处附近出现的概率成正比。

23. (17-6) 1926年,玻恩(M.Born)首先提出了波函数的统计解释： 波函数模的平方(x,y,z,t)2表示粒子在t 时刻在(x,y,z)处的单位体积中出现的概率，即概率密度。 而(x,y,z,t)2 dxdydz  表示粒子在t 时刻在(x,y,z)处的体积元dxdydz中出现的概率。 玻恩对波函数的这种统计解释，把微观粒子的波粒二象性作出了完美的描述。 1.因为在整个空间内粒子出现的概率是1, 所以有 上式一般称为波函数 的归一化条件。波函数都应当是归一化的。

24. 2.波函数的标准条件 由于一定时刻在空间给定点粒子出现的概率是唯一的, 并且应该是有限的(具体说应该小于1), 在空间不同点处,概率分布应该是连续的,不能逐点跃变或在任何点处发生突变。 因此，波函数 的标准条件应该是：单值、有限、连续 。 应当指出，物质波与经典物理中的波动是不同。对机械波,y表示位移;对电磁波,y表示电场E或磁场B，波强与振幅A的平方成正比。 在量子力学中,物质波不代表任何实在的物理量的波动, 波的振幅的平方(x,y,z,t)2表示粒子在t 时刻在(x,y,z)处的单位体积中出现的概率。

25. 在量子力学中微观粒子的运动状态是用波函数(x,y,z,t)来描述的。 但描述微观粒子运动状态的波函数(x,y,z,t)又到那里去寻找呢？ 答案是：求解薛定谔方程。

26. §17-5 薛定谔方程 一.自由粒子的波函数和薛定谔方程 根据德布罗意关系式,能量为E和动量为p的自由粒子与一单色平面波相联系,波长和频率为 =h/p, v=E/h 由波动理论可知, 频率为v、波长为、沿x方向传播的单色平面波的波动方程为 写为复数形式就是 这就是自由粒子的波函数。

27. 粒子在空间某处出现的概率密度为 由此可见,概率密度不随时间而改变,是一种稳定状态,简称定态。 下面研究自由粒子的波函数满足什么方程。

28. 自由粒子势能为零，在非相对论情况下有 在以上式子中消去p, E，就得

29. 二.定态薛定谔方程 若粒子在某势场V中运动, 则粒子的总能量应为

30. 设

31. (17-7) 于是就得 这是薛定谔方程的一般形式。 —拉普拉斯算符 —哈密顿算符 于是薛定谔方程的一般形式可写为

32. 并注意到 将上式两端除以 得 若势能V不显含时间t ,则 =E

33. 其解 (17-8) 另一方程: 上式称为定态薛定谔方程。

34. (17-8) 波函数： 概率密度： 概率密度不随时间而改变,是一种稳定状态,即为定态。

35.   0 V(x)  o x L 图17-4 (x)=o §17-6 一维无限深方势阱 设质量为m的粒子,只能在0<x<L的区域内自由运动,粒子在这种外力场中的势能函数为 在阱外,粒子出现的概率为零,故

36.   0 V(x)  o x L 令 有 图17-4 在阱内,定态薛定谔方程为 它的通解是： (x)=Csin(kx+) 式中C，是由边界条件决定的常数。

37.   V(x) o x L 于是 图17-4 (x)=Csin(kx+) 由于Ψ(x)在x=0处必须连续,所以有  Ψ(0)= Csin =0,  =0 故波函数：(x)=Csinkx 又由于Ψ(x)在x=L处也必须连续, 所以又有  Ψ(L)=CsinkL=0 故 kL=n (n=1,2,……) (n=0, (x)=0;而n为负数与正数表达同样的概率,所以n=1,2,…...)

38. (n=1,2,……) 于是 (n=1,2,……) (17-9) 1.能量是量子化的。 可见，粒子的能量只能取不连续的值，这叫做能量量子化。整数n叫做量子数。 当n=1 是粒子的基态能级。这表明,阱内不可能有静止的粒子,这与经典理论所得结果是不同的。因为根据经典理论, 粒子的最低能量可以为零。E1又称为零点能。

39. 得 (17-10) 2.粒子在势阱内的概率分布形成驻波 波函数：(x)=Csinkx， 由归一化条件 于是归一化波函数为

40. E3 E2 E1 o L x 图17-5 根据经典的概念,在势阱内各处,粒子出现的概率是相同的。 量子力学给出粒子出现在势阱内各点的概率密度为 (n=1,2,……) 这一概率密度是随x改变的,粒子在有的地方出现概率大,在有的地方出现的概率小,而且概率分布还和量子数n有关。

41. 又 例题17-8设质量m的微观粒子在宽度为L的一维无限深方势阱中运动，其波函数为 求：(1)粒子的能量和动量；(2)概率密度最大的位置。 解 (1) 量子数n=3,粒子的能量:

42. 有极大值的充要条件是 E3 E2 解得 E1 o L x 图17-5 (2)概率密度最大的位置。 粒子出现在势阱内各点的概率密度为

43. Vo, V 0, Vo    令 a o x 图17-6 有 *§17-7 一维势垒 隧道效应 设电子在势场中沿x方向运动, 其势能函数为

44. Vo, V 0, Vo    a o x 图17-6 1,3(x)=Csin(kx+) 在区和 区, 在电子能量E<Vo的情况下, 区: 可见,电子在三个区域都有出现的概率。就是说，沿x方向运动的电子可以从左向右自由穿过势垒。 这种E<Vo的电子穿过势垒的现象称为隧道效应。

45. V Vo    a o x 图17-6 隧道效应已经为实验证实，并获得许多实际应用。 如半导体隧道二极管； 现代杰作：1986年获诺贝尔物理奖的扫描隧道显微镜等。

46. (17-15) (17-16) §17-8 电子自旋 1921年，斯特恩(O.Stern)和盖拉赫(W.Gerlach)实验证明，电子除了绕核运动外,还有自旋。 应当指出，电子的自旋是一种量子力学效应，不是机械的自转。 用量子力学理论可以证明，电子自旋角动量为 自旋角动量在任意方向(例如z轴正向)的分量Sz满足下面的量子化条件： 自旋磁量子数:

47. z  0

48. (与时间无关) §17-9 量子力学对氢原子的描述 设原子核不动，电子是在原子核的库仑场中运动,其势能为 波函数应满足的条件：单值、连续、有限、 归一化。

49. 波函数应满足的条件：单值、连续、有限、 归一化。 由于V(r)呈球对称, 显然取球坐标较方便。取原子核为坐标原点，其定态薛定谔方程为

50. (17-12) Ψ(r,,)是球坐标中的波函数, 可以分离变量：  Ψ(r, , ) =R(r)()Φ()(17-11) 在E<0(束缚态)的情况下求解上述方程，可得如下结论： 一. 能量量子化 为使波函数满足标准条件，电子(或说是整个原子)的能量只能是 (主量子数: n=1,2,……) 这和玻尔理论的结果一致。