量子力学答案

第一章 量子理论基础

1．1 由黑体辐射公式导出维恩位移定律：能量密度极大值所对应的波长m与温度T成反比，即

； m T=b（常量）

并近似计算b的数值，准确到二位有效数字。

解 根据普朗克的黑体辐射公式

vdv8hvc331hvdv， （1）

ekT1以及 vc， （2）

vdvvd， （3）

有

dvdcddv()

v()8hcc1hc5,ekT1这里的的物理意义是黑体内波长介于λ与λ+dλ之间的辐射能量密度。

本题关注的是λ取何值时，取得极大值，因此，就得要求 对λ的一阶导数为零，由此可求得相应的λ的值，记作m。但要注意的是，还需要验证对λ的二阶导数在m处的取值是否小于零，如果小于零，那么前面求得的m就是要求的，具体如下：

8hc1hc1'50 6hchckTekT11ekT 5hckThc11ehc0

kT 5(1ekT)hckT

如果令x=

hckT ，则上述方程为

5(1ex)x

这是一个超越方程。首先，易知此方程有解：x=0，但经过验证，此解是平庸的；另外的一

个解可以通过逐步近似法或者数值计算法获得：x=4.97，经过验证，此解正是所要求的，这样则有

mThcxk

1

把x以及三个物理常量代入到上式便知

mT2.9103mK

这便是维恩位移定律。据此，我们知识物体温度升高的话，辐射的能量分布的峰值向较短波长方面移动，这样便会根据热物体（如遥远星体）的发光颜色来判定温度的高低。

1．2 在0K附近，钠的价电子能量约为3eV，求其德布罗意波长。

解 根据德布罗意波粒二象性的关系，可知

E=hv，

Php2

如果所考虑的粒子是非相对论性的电子（E动ec2），那么

E2e

如果我们考察的是相对性的光子，那么

E=pc

注意到本题所考虑的钠的价电子的动能仅为3eV，远远小于电子的质量与光速平方的乘积，即0.51106eV，因此利用非相对论性的电子的能量——动量关系式，这样，便有

h

p

h2eEhc2ecE1.24109662m

20.511030.71100.71nmm在这里，利用了

hc1.24106eVm

6以及

ec0.5110eV

2最后，对

hc2ecE2

作一点讨论，从上式可以看出，当粒子的质量越大时，这个粒子的波长就越短，因而这个粒子的波动性较弱，而粒子性较强；同样的，当粒子的动能越大时，这个粒子的波长就越短，因而这个粒子的波动性较弱，而粒子性较强，由于宏观世界的物体质量普遍很大，因而波动性极弱，显现出来的都是粒子性，这种波粒二象性，从某种子意义来说，只有在微观世界才能显现。

1．3 氦原子的动能是E长。

解 根据

2

32kT（k为玻耳兹曼常数），求T=1K时，氦原子的德布罗意波

1kK103eV，

3知本题的氦原子的动能为

E32kT32kK1.510eV,

显然远远小于核c2这样，便有

hc2核cE2

631.241099m23.7101.5100.37100.37nmm

这里，利用了

核c493110eV3.710eV

269最后，再对德布罗意波长与温度的关系作一点讨论，由某种粒子构成的温度为T的体系，其中粒子的平均动能的数量级为kT，这样，其相庆的德布罗意波长就为

hchc 222cE2kcT据此可知，当体系的温度越低，相应的德布罗意波长就越长，这时这种粒子的波动性就越明

显，特别是当波长长到比粒子间的平均距离还长时，粒子间的相干性就尤为明显，因此这时就能用经典的描述粒子统计分布的玻耳兹曼分布，而必须用量子的描述粒子的统计分布——玻色分布或费米公布。

1．4 利用玻尔——索末菲的量子化条件，求：

（1）一维谐振子的能量；

（2）在均匀磁场中作圆周运动的电子轨道的可能半径。

已知外磁场H=10T，玻尔磁子MB91024JT1，试计算运能的量子化间隔△E，

并与T=4K及T=100K的热运动能量相比较。

解 玻尔——索末菲的量子化条件为

pdqnh

其中q是微观粒子的一个广义坐标，p是与之相对应的广义动量，回路积分是沿运动轨道积一圈，n是正整数。

（1）设一维谐振子的劲度常数为k，谐振子质量为μ，于是有

Ep2212kx

2这样，便有

2这里的正负号分别表示谐振子沿着正方向运动和沿着负方向运动，一正一负正好表示一个来回，运动了一圈。此外，根据

12Ekx

2p2(E1kx)

2可解出 x2Ek这表示谐振子的正负方向的最大位移。这样，根据玻尔——索末菲的量子化条件，有

3

x12x2(E(E122kx)dxxx()22kx)dxnh



x2(E12x2kx)dxx2(E1kx2x)dxnh

22(E1kx2)dxnh

xx22为了积分上述方程的左边，作以下变量代换；

x2Eksin

这样，便有

22Ecos2d2E2ksinnh

222Ecos2En

2kcosd2h

22E2n2kcosd2h这时，令上式左边的积分为

A，此外再构造一个积分

B22E22ksind

这样，便有

AB22E2E2kdk, （1）

AB22E2kcos2d2E2d(2)2kcos

2Ekcosd,2这里 =2θ，这样，就有

ABEkdsin0 根据式（1）和（2），便有

AEk

这样，便有

Enk2h

 En2hk

2）4

（

nh,k

其中hh2

最后，对此解作一点讨论。首先，注意到谐振子的能量被量子化了；其次，这量子化的能量是等间隔分布的。

（2）当电子在均匀磁场中作圆周运动时，有 R pqBR 这时，玻尔——索末菲的量子化条件就为

2qB

20qBRd(R)nh

 qBR22nh  qBR2nh

又因为动能耐Ep22，所以，有

E(qBR)2qBn2B2qBR2q2

222

nB,nBN其中，MBq2是玻尔磁子，这样，发现量子化的能量也是等间隔的，而且

EBMB

23具体到本题，有

E1091024J910kT

J

根据动能与温度的关系式

E32以及

1kK103eV1.6102222J

22可知，当温度T=4K时，

E1.541.610J9.610J J

当温度T=100K时，

E1.51001.61022J2.41020显然，两种情况下的热运动所对应的能量要大于前面的量子化的能量的间隔。

1．5 两个光子在一定条件下可以转化为正负电子对，如果两光子的能量相等，问要实现实种转化，光子的波长最大是多少？

解 关于两个光子转化为正负电子对的动力学过程，如两个光子以怎样的概率转化为正负电子对的问题，严格来说，需要用到相对性量子场论的知识去计算，修正当涉及到这个过程的运动学方面，如能量守恒，动量守恒等，我们不需要用那么高深的知识去计算，具休到本题，两个光子能量相等，因此当对心碰撞时，转化为正风电子对反需的能量最小，因而所对应的波长也就最长，而且，有

5

Ehvec

2此外，还有

Epchc

于是，有

hc

ec2

2hcec

1.24100.5110366mm

2.4102.41012nm尽管这是光子转化为电子的最大波长，但从数值上看，也是相当小的，我们知道，电子是自然界中最轻的有质量的粒子，如果是光子转化为像正反质子对之类的更大质量的粒子，那么所对应的光子的最大波长将会更小，这从某种意义上告诉我们，当涉及到粒子的衰变，产生，转化等问题，一般所需的能量是很大的。能量越大，粒子间的转化等现象就越丰富，这样，也许就能发现新粒子，这便是世界上在造越来越高能的加速器的原因：期待发现新现象，新粒子，新物理。

第二章波 函数和薛定谔方程

2.1证明在定态中，几率流与时间无关。 证：对于定态，可令

(r，t)(r)f(t)Et (r)ei J(2m  i2mi2m*i)

iiii*EtEtEt*Et*[(r)e（(r)e）(r)e（(r)e）]**[(r)(r)(r)(r)] 可见J与t无关。

2.2 由下列定态波函数计算几率流密度：

1ikr1ikre (2 ) 2e (1)1 rr 从所得结果说明1表示向外传播的球面波，2表示向内(即向原点) 传播的球面波。 解：J1和J2只有r分量

 6

11

在球坐标中 r0rerersin (1) Ji**12m(1111) i2m[1reikr1ikr1ikr1ikrr(re)rer(re)]r0 i[1(111112mrr2ikr)r(r2ikr)]r

0 kmr2rk0mr3r J1与r同向。表示向外传播的球面波。

(2) Ji*22m(22*2) i1ikr1ikr1ikr2m[rer(re)1ikrrer(re)]r0

i2m[1r(11111r2ikr)r(r2ikr)]r0 kkmr2r0mr3r 可见，J2与r反向。表示向内(即向原点) 传播的球面波。

补充：设(x)eikx，粒子的位置几率分布如何？这个波函数能否归一化？ *dxdx

 ∴波函数不能按(x)2dx1方式归一化。

 其相对位置几率分布函数为 21表示粒子在空间各处出现的几率相同。

2.3 一粒子在一维势场

，x0 U(x)0， 0xa ，xa中运动，求粒子的能级和对应的波函数。

解：U(x)与t无关，是定态问题。其定态S—方程

22 d2mdx2(x)U(x)(x)E(x)

在各区域的具体形式为

7

Ⅰ：x0  Ⅱ： 0xa  Ⅲ：xa 22ddd2222mdx2221(x)U(x)1(x)E1(x) ①

2mdx22(x)E2(x) ②

2mdx由于(1)、(3)方程中，由于U(x)，要等式成立，必须

3(x)U(x)3(x)E3(x) ③

1(x)0 2(x)0 即粒子不能运动到势阱以外的地方去。 方程(2)可变为d22(x)2mEdx222(x)0

令k22mE2，得

d2 2(x)dx2k22(x)0

其解为 2(x)AsinkxBcoskx ④

根据波函数的标准条件确定系数A，B，由连续性条件，得 2(0)1(0) ⑤

2(a)3(a) ⑥

⑤ B0 ⑥

A0sinka0

kan ( n 1, 2, 3,) ∴n2(x)Asinax

由归一化条件

(x)2dx1 a得 A2sin2nxdx1

0a由

ambsinaxsinnaxdxa2mn

A2 a

22(x)asinnax k22mE2

2 E22n2ma2n ( n  1,2,3,)可见E是量子化的。

Asinka08

对应于En的归一化的定态波函数为

iEnt2nsinxe, 0xa n(x,t)a a 0, xa, xa #

12.4. 证明（2.6-14）式中的归一化常数是A

a证

（2.6-14）

由归一化，得

1：

nnAsin(xa), a 0, xax a

22ndxaaAsinnaa22na(xa)dxAA2a12aa[1cosA222(xa)]dxnana2 xaA2aacos(xa)dxa

AaAa22nsin(xa)a ∴归一化常数A1a #

2.5 求一维谐振子处在激发态时几率最大的位置。 解：(x)22xe2122x2 2xe2x221(x)1(x)42x222

2  3

xe 令

d1(x)dx 23[2x2x]e23x22

d1(x)dx 0，得

1 x0 x x

 x时，1(x)0。显然不是最大几率的位置。 由1(x)的表达式可知，x0 ， 9

而 d1(x)dx322 23

22[(26x)2x(2x2x)]e44x2222223x224

[(15x2x)]e

d1(x)dx122 x122431e0

可见x是所求几率最大的位置。 #

2.6 在一维势场中运动的粒子，势能对原点对称：U(x)U(x)，证明粒子的定态波函数具有确定的宇称。

证：在一维势场中运动的粒子的定态S-方程为 2d222dx(x)U(x)(x)E(x) ①

将式中的x以(x)代换，得 2d222dx2(x)U(x)(x)E(x) ②

利用U(x)U(x)，得 d222dx(x)U(x)(x)E(x) ③

比较①、③式可知，(x)和(x)都是描写在同一势场作用下的粒子状态的波函数。由于它们描写的是同一个状态，因此(x)和(x)之间只能相差一个常数c。方程①、③可相互进行空间反演 (xx)而得其对方，由①经xx反演，可得③，

 (x)c(x) ④

由③再经xx反演，可得①，反演步骤与上完全相同，即是完全等价的。

 (x)c(x) ⑤ ④乘 ⑤，得

(x)(x)c(x)(x)

可见，c1

c1

当c1时， (x)(x)，(x)具有偶宇称， 当c1时， (x)(x)，(x)具有奇宇称，

当势场满足 U(x)U(x)时，粒子的定态波函数具有确定的宇称。#

2.7 一粒子在一维势阱中

U00, x a U(x)

 0 , x  a22运动，求束缚态(0EU0)的能级所满足的方程。 解法一：粒子所满足的S-方程为

10

2d222dx 按势能U(x)的形式分区域的具体形式为

(x)U(x)(x)E(x)

Ⅰ： Ⅱ：2dd2222dx21(x)U01(x)E1(x) xa ①

2(x)E2(x) axa

2dx2② 2 Ⅲ：d22dx23(x)U03(x)E3(x) ax 整理后，得

Ⅰ： 2(U0E)1210 ④

Ⅱ：. 2 E2220 ⑤

Ⅲ：2(U0E)3 ⑥

230 令 k212(U0E)2 k22E2

2 则

Ⅰ： 1k2110 ⑦

Ⅱ：. 2k2220 ⑧ Ⅲ：3k2110 ⑨ 各方程的解为

k1x1AeBek1x 2Csink2xDcosk2x

k1xFek1x3Ee 由波函数的有限性，有

1()有限  A0)有限  E 0

3(因此 k1x

1Be

Fek1x3 由波函数的连续性，有

k1a1(a)2(a),BeCsink2aDcosk2a (10)

(a),kk1a1(a)21Bek2Ccosk2ak2Dsink2a (11)k

1a2(a)3(a),Csink2aDcosk2aFe (12)2(a)),kk1a3(a2Ccosk2ak2Dsink2ak1Fe (13) 整理(10)、(11)、(12)、(13)式，并合并成方程组，得

③ 11

ek1aBsink2aCcosk2aD00 Bk2cosk2aCk2sink2a D00k1a

k1ek1a

0sink2aCcosk2aDeF0k1a0k2cosk2aCk2sink2aDk1eF0 解此方程即可得出B、C、D、F，进而得出波函数的具体形式，要方程组有非零解，必须

ek1asink2acosk2a0k1a

k1ek2cosk2ak2sink2a00sink2acosk0

2aek1a0k2cosk2akkk1a2sink2a1Bek2cosk2ak2sink2a00ek1asink2acosk2aek1ak2cosk2ak2sink2akk1a1esink2acosk2a0 kk1acosk1a1esink2a2aekkkkk1a2cos2a2sink2ak1e

ek1a[kk1a22k1a1k2ecosk2ak2esink2acosk2a

kk1a2ka1k2esin2ak22ek1sink2acosk2a] kk1a[kek1asinkk1a1e2acosk2ak2ecos21k2a kk1ak1a21esink2acosk2ak2esink2a] e2k1a[2k221k2cos2k2ak2sin2k2ak1sin2k2a] e2k1a[(k222k1)sin2k2a2k1k2cos2k2a] ∵ e2k1a0

∴(k222k1)sin2k2a2k1k2cos2k2a0

即 (k222k1)tg2k2a2k1k20为所求束缚态能级所满足的方程。# 解法二：接（13）式

CsinkaDcoskkk22a2kCcosk2a2Dsink2a

1k1 Csinkk22aDcosk2akCcosk2ak21kDsink2a

1 12

k2k2kcosk2asink2asink2acosk2a1k1k2kcosk2asink2a(k021ksink2acosk2a)1(k2coskk2k2asink2a)(k2acosk2a)1ksin1(k2coskk2k2asink2a)(sink2acosk2a)01k1 (k2coskk2k2asink2a)(sink2acosk2a)01k1k2 2k22k2sink2acosk2asink22ak1k1kcos2k2asink2acosk2a01 (1 k22k2)sin2kk22a 21kcos2k2a01 (k222k1)sin2k2a 2k1k2cos2k2a0#

解法三：

(11)-(13)2kk1a2Dsink2ak1e(BF)

(10)+(12)2Dcoskk1a2ae(BF)

(11)(13)(10)(12)k2tgk2ak1 (a)

(11)+(13)2kik1a2Ccosk2ak1(FB)e

(12)-(10)2Csink2a(FB)eik1a

( 11 )  ( 13 ) ( 12 )  ( 10 )



k 2 ctgk 2 a   k 1

令 k2a，k2a， 则

 tg (c)或 ctg (d)

22(k2k2)2U20a122 (f)

合并(a)、(b)：

tg2kk1k22a2k22 利用tg2k2a2a2tgk2k11tg2k2a

#

解法四：（最简方法-平移坐标轴法） 2 Ⅰ：21U01E1 （χ≤0） Ⅱ：222E2 （0＜χ＜2a） 13

Ⅲ：2 （χ≥223U03E3a）

12(U0E)210 22E2 202(U0E)32302221k110 (1) k12(U0E)2k220 (2) k2E2222束缚态0＜E＜U03k2130 (3)x1Aek1Bek1x2Csink2xDcosk2x 3Eek1xFek1x 1()有限  B03()有限  E 0

因此

k1x1Ae k

3Fe1x 由波函数的连续性，有

1(0)2(0),AD (4)1(0)2(0),k1Ak2C (5)(2a)3(2a),k2Ccos2k2ak2Dsin2k2ak1Fe2ka (6)

122(2a)3(2a),Csin2k2aDcos2k2aFe2k1a ( 7 )(7)代入(6)

Csin2k2aDcos2k2ak2kCcos2k2ak2k2a

1kDsin21 利用(4)、(5)，得 k1kAsin2kAcos2kk2a2aAcos2k22aDsin2k2a2k1A[(k1kk2)sin2k2a2cos2k2a]02k1 A0

(k1kk22k)sin2k2a2cos2k2a01两边乘上(k1k2)即得(k222k1)sin2k2a2k1k2cos2k2a0 #

14

2.8分子间的范德瓦耳斯力所产生的势能可以近似表示为 , x  0 ，  U(x)U0, 0 xa，U1, a xb，

0, b  x ， 求束缚态的能级所满足的方程。

解：势能曲线如图示，分成四个区域求解。 定态S-方程为 2d22dx2(x)U(x)(x)E(x) 对各区域的具体形式为 Ⅰ：221U(x)1E1 (x0) Ⅱ：222U02E2 (0xa) Ⅲ：223U13E3 (axb) Ⅳ：2240E4 (bx) 对于区域Ⅰ，U(x)，粒子不可能到达此区域，故 1(x)0 而 . 2 (U0E)2 ①

220 2 (U1E)32 ②

30 2E4240 ③

对于束缚态来说，有UE0

∴ 222 (U0E)2k120 k12 k222 (U1E)3330 k32

4k2440 k242E/2

各方程的解分别为

k1xBek1x2Ae 3Csink2xDcosk2x

k3xk3x4EeFe 由波函数的有限性，得

4()有限，  E0 ∴ k3x4Fe

由波函数及其一阶导数的连续，得

④ ⑤ ⑥

15

1(0)2(0)  BA ∴ 2A(ek3xek3x3x) ek3x 2(a)3(a)A(ek(a)3(a)Ak1(e 3k3a)Csink2aDcosk2a ⑦

2ek3a)Ckcosk2aDk2sink2a ⑧

k3b 3(b)4(b)Csink2bDcosk2bFe⑨

3(b)4(b)Ck2sink2bDk2cosk2bFk3ekb ⑩ 3k1aa由⑦、⑧，得

k1eek1aDcosk2akk1akCcosk21a2eeCsink2aDcosk2a (11)

由 ⑨、⑩得(k2cosk2b)C(k2sink2b)D(k3sink2b)C(k3cosk2b)D (k2kcosk2bsink22b)C(k

3kcosk2bsink2b)D0 (12)3k1aek1a 令ek1ek1aek1ak，则①式变为

2 (sink2acosk2a)C(cosk2asink2a)D0 联立(12)、(13)得，要此方程组有非零解，必须 k2k2

(kcosk2bsink2b)(3ksink2bcosk2b)30 (sink2acosk2a)(cosk2asink2a)即 (coskk22asink2a)(kcosk2bsink2b)(sink2acosk2a)3 (k2ksink2bcosk2b)03 k2coskk2k2bcosk2a3ksink2bsink2asink2bcosk2a3 sinkk22bsink2aksink2bsink2ak23ksink2bcosk2a)

3 cosk2bsink2acosk2bcosk2a0 sinkk22(ba)(k)cosk2(ba)((k23k1)03 tgk k22(ba)(1k)(k23k)3 把代入即得

tgkkk1ak1a2eek1aek1a2(ba)(1k1ak(k2k1e1a)1a3ekek3kk2eek

1a) 此即为所要求的束缚态能级所满足的方#

附：从方程⑩之后也可以直接用行列式求解。见附页。

程。16

(ek1aek1a)sink2acosk2a0(ek1aek1a)k2k2cosk2ak2sink2a00sink02bcosk2bek3a0kk3a2cosk2bk2sink2bk3ek2cosk2ak2sink2a00(ek1aek1a)sink2bcosk2bek3ak2cosk2bk2sink2bkk3a3esink2acosk2a0  k 1(ek1aek1a)sink2bcosk2bek3ak2cosk2bk2sink2bkk3a3e  (ek1aek1a（)kk3a2k3a2k3ecosk2acosk2bk2esink2a c o s kk3ak2k3a2bk2k3esink2asink2b2ecosk2asink2b）  k k1b1 (eek1b（)kk3bk3b2k3esink2acosk2bk2ecosk2a c o s kk3bk3b2bk3ecosk2asink2bk2esink2asink2b））(ek1aek1a)[k2k3b2k3cosk2(ba)k2sink2(ba)]e (ek1aek1a)[kk3b1k3sink2(ba)k1k2cosk2(ba)]e ek1a[(kk2k3b1k3)k2cosk2(ba)(2k1k3)sink2(ba)]e

ek1a[(k)k2k3b1k32cosk2(ba)(k2k1k3)sink2(ba)]e0 [(k)k2a)]ek3b1k32(k2k1k3)tgk2(bk2k3b

[(k13)k2(k2k1k3)tgk2(ba)]e0

[(k2kk2k1a(k2k2k1a213)e21k3)]tgk2(ba)(k1k3)k2e  ( k 1k3)k20 此即为所求方程。 #

补充练习题一

1、设 (x)Ae1222x(为常数)，求A = ？ 解：由归一化条件，有 1A22x22x2ed( x)A21ed( x)

A21ey22 利用y2dyA1 edy ∴A #

2、求基态微观线性谐振子在经典界限外被发现的几率。 解：基态能量为E012

17

设基态的经典界限的位置为a，则有 E0 ∴a 在界限外发现振子的几率为

12a12212

a0

 

  a   2 2 0 2 2  x  x dx ( dx e e  

0     a

0



2

 2 2  x e  ) 

22a0eeex22dx (偶函数性质d( x))(x)2a0 y221dy2

2[eydy2211ey2dy]2t/22[12xeedt] （令 y12t) 式中 当x122et/22dt为正态分布函数(x)2t/22dt

2时的值(2)。查表得(2)0.92

∴ ∴在经典极限外发现振子的几率为0.16。 #

3、试证明(x)[0.92] 2(10.92)0.16

3e122x2(2x3x)是线性谐振子的波函数，并求此波函数对

33应的能量。

证：线性谐振子的S-方程为

22d122(x)x(x)E(x) ① 2dx2 把(x)代入上式，有

ddx(x)3ddx2[33e122x2(2x3x)]122x233 [x(2x3x)(6x3)]e122x2332

d(x)dx223e(2x9x3)5432122xd54322e(2x9x3) dx3 18

122122xx2543253322xe(2x9x3)e(8x18x) 3(x7)4224223e122x2(2x3x)33

(x7)(x) 把

ddx22(x)代入①式左边，得

左边2d(x)dx22222122x(x)x(x)24222  7 2(x)21222x(x)1222  7 2(x)2（）x(x)4x(x)

227112222  (x)x(x)x(x)2227  (x)2右边E(x)72 当E时，左边 = 右边。 n = 3

(x)为

72。

d3dxe122x2是线性谐振子的波函数，其对应的能量(2x3x)，

33第三章 量子力学中的力学量

3.1 一维谐振子处在基态(x) (1)势能的平均值U (2)动能的平均值T12p22ex222it2，求：

x；

22；

(3)动量的几率分布函数。 解：(1) U122x212122xe12x22dx

12  

222222122142

14

19

nn1)0x2eax2dx135(22n1ana (2) Tp2*212(x)pˆ2(x)dx 112122x2(22x2dx

2e2ddx2)e 2222222(1x)exdx

22[2x222x22edx2xedx] 222] 2[23 222222244

14 或 TEU121414

(3) c(p)*p(x)(x)dx 121222xPx eeidx

1122x2i2ePxdx

 e211 2dx

22(xip2p e2)22221p122(xip2 2222e e2)dx

1p22p2 22222e1e22



动量几率分布函数为 2 (p)c(p)2p1e22

#

3.2.氢原子处在基态(r,,)1er/a0，求：

a30 (1)r的平均值； (2)势能e2r的平均值；

20

(3)最可几半径； (4)动能的平均值；

(5)动量的几率分布函数。 12 解：(1)rr(r,,)2da3re2r/a0r2sin drd d

0000 4a3/a0

00r3a2rdr nax0xedxn!an1

43!a34302a0

2a02)U(e2(e2r)a3212r/a0000r2sin drd d0ree222r/a0a3000ersin drd d0

4e2

a32r/a00er dr04e21e2a3202a0a0

(3)电子出现在r+dr球壳内出现的几率为

(r)dr22242r/a0200[(r,,)]rsin drd da3erdr

0 (r)4a3e2r/a0r2 0 d(r)4dra3(220ar)re2r/a0

0 令

d(r)dr0，  r10, r2, r3a0

当 r10, r2时，(r)0为几率最小位置 2

d(r)22r/a0dr24a3(280ar42r)e

0a02

d(r)82dr2raa3e0

00 ∴ ra0是最可几半径。 2 (4)Tˆ12pˆ222  2  1 21r2 r(rr)sin(sin)1sin22 21

2 T21/a02r/a02)r2sin000a3er(e drd d

0221r/a01d2r/a022000a3e0r2dr[rddr(e)]rsin drd d

2 41r22a3(0a(2rr/a0 dr00a)e

0 4222 (2a022a404a04)2a2

0 (5) c(p)*p(r)(r,,)d i c(p)11r/a20(2)3/20r2dra3eeprcos0sin d0d

0 2r2er/ai0drprcos(2)3/2a300e d(cos)

0 2r2er/aiprco0drs(2)3/2a300ipre

0 2ipripr(2)3/2rer/a0(ee)dr

a30ip0nax0xedxn!an1 2[11

(2)3/2a30ip(1ai(1i]0p)2a0p)2 14ip

2a33ipp20a20(1a22)0444 a02a33a2222

00(a0p) (2a3/20)

(a2p22)20 动量几率分布函数

35 (p)c(p)28a02(a22)4

0p#

3.3 证明氢原子中电子运动所产生的电流密度在球极坐标中的分量是 JerJe0 Je m2e rsinnm

证：电子的电流密度为

22

i JeeJe(2nm*nm*nmnm)

在球极坐标中为

11 er eerrrsin式中er、e、e为单位矢量

iJeeJe[211(eee)nmrrrrsin*nm

11*   nm(eree)rrrsinie[er(2*nm

nm]nm

r*nm*nmr)enm(nm1nmr1*nm 1rnm)e(1rsin*nmrsin*nm

nm)] 中的r和部分是实数。 ie ∴ Je(imnm2rsinnm2im2nm)e emrsin2nme

可见，JerJe0 Jeemrsin2nm

#

3.4 由上题可知，氢原子中的电流可以看作是由许多圆周电流组成的。 (1)求一圆周电流的磁矩。 (2)证明氢原子磁矩为

me2me2c (SI)MMz

(CGS) 原子磁矩与角动量之比为

MLze )2 ( SI e ( C GS)2c

z这个比值称为回转磁比率。

解：(1) 一圆周电流的磁矩为 dMiAJedSA （i为圆周电流，A为圆周所围面积）

em rsin em2nm2dS(rsin)

2rsinnmdS

23

em (2)氢原子的磁矩为 Mrsin22nmdrd (dSrdrd)

dM200em02nm2rsin drd

  emem2em22202nm2rsin drd

0002nm2rsin drdd

(SI) em2c 在CGS单位制中 M

原子磁矩与角动量之比为

MzMzMee ( SI )  (CGS) LzLz2Lz2c#

2L3.5 一刚性转子转动惯量为I，它的能量的经典表示式是H，L为角动量，求与此

2I对应的量子体系在下列情况下的定态能量及波函数： (1) 转子绕一固定轴转动： (2) 转子绕一固定点转动：

解：(1)设该固定轴沿Z轴方向，则有 L2L2Z

ˆ1Lˆ2d 哈米顿算符 HZ2I2Idˆ与t无关，属定态问题) 其本征方程为 (H2222222

d

2Id()E()

d()2IE 2()2d 令 m22IE2，则

d()d2im2 m()0

2 取其解为 ()Ae (m可正可负可为零)

由波函数的单值性，应有

im(2)ime (2)()e

1 即 e ∴m= 0，±1，±2，…

i2m转子的定态能量为Emm2I22 (m= 0，±1，±2，…)

24

可见能量只能取一系列分立值，构成分立谱。 定态波函数为 immAe

A为归一化常数，由归一化条件

1  2*20mmdA20dA22

A1

2 ∴ 转子的归一化波函数为

1m2eim

综上所述，除m=0外，能级是二重简并的。

(2)取固定点为坐标原点，则转子的哈米顿算符为

Hˆ12ILˆ2 Hˆ与t无关，属定态问题，其本征方程为

12ILˆ2Y(,)EY(,) (式中Y(,)设为Hˆ的本征函数，E为其本征值) Lˆ2Y(,)2IEY(,) 令 2IE2，则有

Lˆ2Y(,)2Y(,) 此即为角动量Lˆ2的本征方程，其本征值为 L22(1)2 (0, 1, 2, ) 其波函数为球谐函数Ymm(,)NmP(cos)eim

∴ 转子的定态能量为 E1)2(2I

可见，能量是分立的，且是(21)重简并的。

#

3.6 设t=0时，粒子的状态为

(x)A[sin2kx12coskx]

求此时粒子的平均动量和平均动能。

解：(x)A[sin2kx12coskx]A[12(1cos2kx)12coskx]

A2[1cos2kxcoskx] Ai2kx2[112(ei2kxe)12(eikxeikx)]

A21i2kx2[ei0x2ei2kx12e12eikx12eikx]12可见，动量pn的可能值为0 2k 2k k k

25

动能

pn22的可能值为0 A22k22A 22k22A2 k222 k222

)2 416161616 111112( )A 28888 上述的A为归一化常数，可由归一化条件，得

对应的几率n应为 (A2A2 1nn(A424A216)2A222

∴ A1/ ∴ 动量p的平均值为

pnpnnA2

02k16pn222kA2162kA2162kA2

2016 Tp22n222n 182k222 022k2182

5k8 # 3.7 一维运动粒子的状态是

Axex, 当x0 (x)

 0, 当x0其中0，求：

(1)粒子动量的几率分布函数； (2)粒子的平均动量。

解：(1)先求归一化常数，由

1 (x)dx320Axe222xdx

143/2 ∴A2

A

2 (x)2xe (x0)

(x)0 (x0) c(p)3/22x123eikx(x)dx(xe120)1/223/2xe(ik)x(x)dx

(22)1/2[(ik)xik1ike(ik)xdx

26

(232)1/2x(ik)2(232)1/21(ip3

)2 动量几率分布函数为 (p)c(p)2231(2p22)2231(p)2222x

(2) pˆ(x)dxi(x)p3*4xe3ddx(ex)dx

i4 i4 i43(3x(1x)e22xdx

(xx)e1422xdx

142)

0

#

3.8.在一维无限深势阱中运动的粒子，势阱的宽度为a，如果粒子的状态由波函数 (x)Ax(ax)

描写，A为归一化常数，求粒子的几率分布和能量的平均值。

解：由波函数(x)的形式可知一维无限深势阱的分布如图示。粒子能量的本征函数和本征值为

2nsinx, 0 xa (x)a a 0 , x 0, x a Enn2a2222 (n1， 2， 3， )

2 动量的几率分布函数为(E)Cn Cn

a(x)(x)dx*20sinnax(x)dx

先把(x)归一化，由归一化条件， 12(x)dxa22052a03Ax(ax)dxAx)dx

222a0x(a2axx)dx

222 A2(ax2axa54 A(a32a55)A30a5a530

∴A ∴ Cn  naxx(ax)dx

aa2a0a30a5sin2153[a0nxsinxdxaa0n2xsinxdx]

a 27

215a3[22a2

nxcosnaxa232n33nan2sinxxcosxananaa2a  2nn2axsinx3ann

cosx]0 415n33[1(1)]

2 ∴ (E)Cnn960，n1， 3， 5，  n66

 0，n2, 4, 6, 24066[1(1)]

n2 Eˆ(x)dx(x)Haa0(x)d22ˆ2p2(x)dx

  30a205x(xa)[a22dx302x(xa)]dx

(a330a525

0x(xa)dxa52a33)

a2

3.9.设氢原子处于状态 (r,,)12R21(r)Y10(,)32R21(r)Y11(,)

求氢原子能量、角动量平方及角动量Z分量的可能值，这些可能值出现的几率和这些力学量的平均值。

解：在此能量中，氢原子能量有确定值 E22es2222n 角动量平方有确定值为

2es8222 (n2)

L(1)2 (1) 角动量Z分量的可能值为 LZ10LZ2

其相应的几率分别为

13 ，

44 其平均值为

133 LZ0

444

3.10一粒子在硬壁球形空腔中运动，势能为 , ra; U(r)

0, ra 28

求粒子的能级和定态函数。

解：据题意，在ra的区域，U(r)，所以粒子不可能运动到这一区域，即在这区域粒子的波函数

0 (ra)

由于在ra的区域内，U(r)0。只求角动量为零的情况，即0，这时在各个方向发现粒子的几率是相同的。即粒子的几率分布与角度、无关，是各向同性的，因此，粒子的波函数只与r有关，而与、无关。设为(r)，则粒子的能量的本征方程为 2 1d2rdr(r2ddr)E

令 U(r)rE, k 22E，得

22 dudr2k2u0

其通解为

u(r)AcoskrBsinkr

(r)ArcoskrBrsinkr

波函数的有限性条件知， (0)有限，则 A = 0

∴ (r)Brsinkr

由波函数的连续性条件，有

(a)0  Basinka0

∵B0 ∴kan (n1,2,) kn a

22 ∴ Enn22a2

(r)Brsinnar 其中B为归一化，由归一化条件得

1

0d220da0(r)rsin dra

4B2sin2n20ardr2 aB ∴ B12 a

∴ 归一化的波函数 (r)1sinnar2 ar

3.11. 求第3.6题中粒子位置和动量的测不准关系(x)2(p)2?

#

29

解： p0

p22 T x x2542k

1212coskx]dx0 coskx]dx

22222Ax[sinkx2222Ax[sinkx2 (x)2(p)2(x2x)(p2p) 3.12 粒子处于状态 (x)(122)1/2ixexp[p0x] 242式中为常量。当粒子的动量平均值，并计算测不准关系(x)2(p)2?

解：①先把(x)归一化，由归一化条件，得 1122 x222edx122 (x22)2ed(x22)

2122(122)1/2

∴2 ∴ 是归一化的

1 /

i2 (x)exp[p0xx]

2 ② 动量平均值为

p*(iddx)dxi x2e ip0x 2x2( ip0 x)e ip0x 2x2dx

i( i2p0 x)edx

x2 p0e xdxi xedx

p0

③ (x)2(p)2? x2*xdxxe122 x2xe1 x2dx （奇被积函数）

x2 xdx2xe12e x2dx

 p22

d22*dx dx2e ip0xx2d2idx2ep0xx2 dx

2 (2p0)i2p0xexdx22xe2x dx

30

p21 2(02)0(2)2(2p220)

(x)2x2x212

(p)2p2p2(2p22220)p02

(x)2(p)21212224

#

3.13利用测不准关系估计氢原子的基态能量。

解：设氢原子基态的最概然半径为R，则原子半径的不确定范围可近似取为

rR

由测不准关系

2 (r)2(p)24

得 (p)224R2

对于氢原子，基态波函数为偶宇称，而动量算符p为奇宇称，所以

p0

又有 (p)2p2p2 所以 p2(p)224R2

可近似取 p22R2 2 EP2能量平均值为2esr

2作为数量级估算可近似取

e2sesrR

22则有 E2R2esR

基态能量应取E的极小值，由

E2sR2R3eR20

2得 Re2

s代入E，得到基态能量为 Ee4smin22

补充练习题二

1．试以基态氢原子为例证明：不是Tˆ或Uˆ的本征函数，而是TˆUˆ的本征函数。 31

解：100142(1a0)3/22er/a0 es1 ( ) 2a0)1sin(sin)122ˆTˆUˆT122resr2[r(r2r22sin]

1002122r2r((r12100r3/2)2

(r2a0rr)eer/a0   2   211a01)1r1202r)22(a0)3/2(r/a0a2a(1202a0r)100  常数 100ˆ的本征函数 100不是Tˆ U100esr2100

ˆ的本征函数 可见，100不是Uˆˆ)而 ( T U1002122120(1a0)3/2(1a2202a0r)er/a0esr2100

 2a2100100a0r1002a0r100   1202aˆUˆ)的本征函数。 可见，100是(T

2．证明：L率最大。

6，L的氢原子中的电子，在45和 135的方向上被发现的几

2 解： Wm(,)dYm ∴ Wm(,)Ym Ld

2

6，L的电子，其2, m1

 Y21(,)1581582sincos ei

Y21(,)

sincos ei∴W21(,)Ym当45和 135时 W21

158sincos221532sin2

21532为最大值。即在45，135方向发现电子的几率最大。

32

在其它方向发现电子的几率密度均在0～

1532之间。

3．试证明：处于1s，2p和3d态的氢原子的电子在离原子核的距离分别为a0、4a0和9a0的球壳内被发现的几率最大(a0为第一玻尔轨道半径 )。 证：①对1s态，n1, 0, R1r/a010(a)3/2e

0W2210(r)rR10(r)(13a)4r2e2r/a0

0W2

1032r(1a)4(2rar)e2r/a000 令

W10r0 r10, r 2, r3 a0 易见 ，当r10, r2时，W100不是最大值。

W4210(a0)ae为最大值，所以处于1s态的电子在 ra0处被发现的几率最大。0 ②对2p态的电子n2, 1, R121(2a)3/2rer/2a003a

0214W21(r)r2R21(2a)3r2r2er/a0

03a0W

213rr/a0r124a5r(4a)e00 令

W21r0 r10, r 2, r3 4a0 易见 ，当r10, r2时，W210为最小值。

2W21r2128rr224a5r(12)er/a0

0a0a202

W21124r23e40

r4a24a516a0(123216)e8003a0 ∴ r4a0为几率最大位置，即在r4a0的球壳内发现球态的电子的几率最大。 ③对于3d态的电子 n3, 2, R32(2/21r2r/3a0a)308115(a)e

0WR21632(r)r2321

a781215rer/3a0 W852r

322r/3a0r81215a7r(63a)e00 令

W32r0 r10, r 2, r3 9a0 易见 ，当r10, r2时，W320为几率最小位置。

33

2

W3216r52r62r/3a0r281215a7(15r242)e

0a09a02W81a23210627(9a40)(1536a0

r2r9a8115a00a22)e09a0

1665a3e00 ∴ r9a0为几率最大位置，即在r9a0的球壳内发现球态的电子的几率最大。

4. 当无磁场时，在金属中的电子的势能可近似视为

U(x)0, x0 (在金属内部)U0, x0 ( 在金属外部 )

其中 U00，求电子在均匀场外电场作用下穿过金属表面的透射系数。

解：设电场强度为，方向沿χ轴负向，则总势能为 V(x)e x ( x 0)，

V（x）U0e x （ x  0） 势能曲线如图所示。则透射系数为 Dexp[2x1x2(U0e xE)dx]

2式中E为电子能量。x10，x2由下式确定 p2(U0e xE)0

∴ xU0E2e

令 xU0Eesin2，则有

x1U0E2x2(U0e xE)dx2202(U0E)e2sin dU3  20E2(UE)(cos2e03)

0  2U0E3e2(U0E) ∴透射系数Dexp[2U0E3e2(U0E)]

5．指出下列算符哪个是线性的，说明其理由。

2n ① 4x2ddx2； ②  2 ； ③  K12 解：①4x2ddx2是线性算符

34

2 4 x2d2d2

dx2(c1u1c2u2)4x2ddx2(c1u1)4x2dx2(c2u2) 22

 c214xddx2u1c2d24xdx2u2 ② 2不是线性算符 22222

 [ c1u1c2u2]c1u12c1c2u1u2c2u2  c2

1[u1]c22[u2]n ③是线性算符

K1nNNNN

c1u1c2u2c1u1c2u2c1u1c2u2

K1K1K1K1K1

6．指出下列算符哪个是厄米算符，说明其理由。 d2dx， i ddx ， 4 ddx 2

解： d*dx dx* -ddx* dx当 x，0，0  *d dxddxdx* dx(ddx)* dx d(dx)* dx ddx不是厄米算符 dd*idx dxi* -idx* dx i(d)* dxdx(iddx)* dx

iddx是厄米算符    *4d2d*ddx2 dx4*ddx -4dxdx dx   4 d*d dx4d*2

dxdxdx4 d*dx2 dx   4 d2d2dx2* dx(4dx2)* dx24ddx2是厄米算符7、下列函数哪些是算符

d2dx2的本征函数，其本征值是什么？

①x2

， ② ex， ③sinx， ④3cosx， ⑤sinxcosx

35

解：①

ddx2

222(x)2

∴ x不是 ②

ddx22ddxx22的本征函数。

exe

ddxddx22 ∴ e不是 ③

ddx22x的本征函数，其对应的本征值为1。

(sinx)(cosx)sinx d22∴ 可见，sinx是④

ddx22dx的本征函数，其对应的本征值为－1。

(3cosx)ddx(3sinx)3cosx(3cosx) d22 ∴ 3cosx 是

d22dx的本征函数，其对应的本征值为－1。

ddx22 ⑤dx(sinxcosx)(cosxsinx）sinxcosx

(sinxcosx) ∴ sinxcosx是

ddx的本征函数，其对应的本征值为－1。

ˆieixd的本征函数。 8、试求算符Fdxˆ的本征方程为 解：FˆF F即 ieixddxFix

diFeixdxd(Feixddx)d(Feixddx)

lnFeddxlncˆ是F的本征值） ceFe（F

9、如果把坐标原点取在一维无限深势阱的中心，求阱中粒子的波函数和能级的表达式。

a0, x 2 解： U(x)

, x a2 方程（分区域）：

a Ⅰ：U(x) ∴ I(x)0 (x)

2ix 36

Ⅲ：U(x) ∴ III(x)0 (xa2)

Ⅱ：2d2II2dx2EII

2 dII2Edx22II0

令 k22E2

d2IIdx2k2II0

IIAsinkx()

(a)(a 标准条件：I2II2) (a2)aIIIII(2) ∴ Asin(kx)0

∵ A0 ∴ sin(kx)0 取 kaa20， 即 k2 ∴ II(x)Asink(xa2)

Asinka0  sinka0

∴ kan (n1, 2, ) kan

Asinn(xa), x a ∴ 粒子的波函数为 (x)a22

a0, x  2 粒子的能级为E2n22k22k22a (n1, 2, 3, )

由归一化条件，得 1(x)2dA2a/2a/2sin2na(xa2)dx

A2a/21a/22[1cos2na(xa2)]dx A2a2a/22Aa/2cos2na(xa2)dx a a22asin2n(xa)22AA2na2

a2 37

 ∴ Aa22A

a ∴ 粒子的归一化波函数为

2naasin(x), x aa22 (x)

a0, x  22

10、证明：处于1s、2p和3d态的氢原子中的电子，当它处于距原子核的距离分别为

。 a0、4a0、9a0的球壳处的几率最（a0为第一玻尔轨道半径） 证：1s: (r)10drR102rdr

2 ( 10(r)(

d10dr1a031a03)4e232r/a0rdr

21a01)4re32r/a0

2r/a04(a0)(2rr)re2a0r)e2

8(令

d100，则得

)(11a02r/a0

dr r110 r11a0

d10dr228(1a0)[(11a0332a0r)ra02ra220(1ra0)e2r/a0]

8(

d10dr22r1102)(14ra0)e2r/a0]

0 ∴r110为几率最小处。

d10dr2r11a00 ∴r11a0为几率最大处。

22 2p: 21(r)drR21rdr ( 21(r)(

d21dr124a0512a0)3)r2203r223a0eer/a0rdr

212a0r/a03a

(41a0r)re3r/a0 38

2 d221dr2124a5(18rr/a00ar0a2）r2e]

0令

d21dr0，则得

r210 r224a0

2

d21dr20 ∴

r224a0为最大几率位置。

r224a0 当 0r4a0时， 2

d10dr20 ∴r0为几率最小位置。

2r 3d: 232(r)R32863a098415a7re

0 d32(52r2r)r5e3a0dr898415a73a

00令

d32dr0，得

r310, r329a0

同理可知 r310为几率最小处。

r329a0为几率最大处。

11、求一维谐振子处在第一激发态时几率最大的位置。 解：1221(x)22xe2x 3 (x)21(x)12x2e2x2

d13(x2x3)e2x2dx4

43222x2(1x)xe

2 d13dx2422422(15x2x4)ex

令

d1dx0，得

x110，x22x0

02

d1dx20， ∴ x10为几率最小处。

x10 39

d1dx2x21220， ∴ x2112ex0为几率最大处。

r 6．设氢原子处在(r,,)a0的态（a0为第一玻尔轨道半径），求

a30 ①r的平均值； 2 ②势能er的平均值。

解：①r132ra00a3redr0sin d20d

0 1a0a3321(a0)3(022)4

32a0

2 ②esre212ra34a00redr

0 e2sa0a0a34(2)(2)

0e2 sa

012、粒子在势能为

U1, 当 x0 U0, 当 0xa 当 U2, xa的场中运动。证明对于能量EU1U2的状态，其能量由下式决定：

kansin1kk

2U12U2 （其中k2E2）

证：方程

Ⅰ：2d2I2dx2U1IEII (x0) Ⅱ：2d2II2dx20IIEII (0xA)

2 Ⅲ：d2III2dx2U2IIIEIII (x0)

令 2(U1E)2E2(U2E)2, k2, ,2

40

则得 Ⅰ：d2I2dx2I0 Ⅱ： d2II2k2dxII0 Ⅲ： d2III2dx2III0

其通解为 ICx1eDx1e

IIAsinkx()

xIIIC2eDx2e

利用标准条件，由有限性知

x — , I — 0,D10 x  , III 0,C20

∴ ICx1e

IIAsinkx()

DxIII2e

由连续性知 I(0)II(0)C1Asin I(0)II(0)C1kAcos II(a)III(a)Asin(kx)Dx2e II(a)xIII(a)kAcos(kx)D2e由①、②，得

tgk ⑤

由③、④，得

tg(ka)k ⑥

而tg(ka)tgkatg1tgkatg

把⑤、⑥代入，得

tgkatgtgkatgk1

ktg 整理，得 tgka1k tg

①

② ③

④ 41

ktg tg(nka)1k tg令 tgk

ktg tg(nka)1ktg()

tg ∴ nka

kan

由sinxtgx，得

1tg2xk sinkkk22

1()2k2U2k sinkk

1(k)22k22U1kansin1k1k 2Usin12U2 13、设波函数(x)sinx，求[(d)x]2dx[xddx]?

解：原式[(ddx)x][(ddx)x][xdddx][xdx]

[(ddx)x][sinxxcosx][xddx][xcosx] (sinxxx)x(cosxcosxx)x(xx) sinx2xcosx

14、说明：如果算符Aˆ和Bˆ都是厄米的，那么 (Aˆ+Bˆ)也是厄米的 证： *1(AˆBˆ)2d*1Aˆ2d*1Bˆ2d

2(Aˆ1)*d2(Bˆ1)*d 2[(AˆBˆ)1]*d ∴ Aˆ+Bˆ也是厄米的。

15、问下列算符是否是厄米算符：

①xˆpˆ ②1x2(xˆpˆxpˆxxˆ)

###

42

解：①*1(xˆpˆ)*x2d1xˆ(pˆx2)d （xˆ1)*pˆx2d(ˆpxxˆ1)*2d 因为 ˆpxxˆpˆx ∴ xˆpˆx 不是厄米算符。 ②*11[2(xˆpˆˆ)]1*1*xpˆxx2d21(xˆˆpx)2d21(ˆpxxˆ)2d 12(ˆpxˆ*1*x1)2d2(xˆpˆx1)2d [12(xˆpˆ*xpˆxxˆ))1]2d [12(ˆpxxˆxˆpˆx)1]*2d ∴ 12(xˆpˆxpˆxxˆ)是厄米算符。 ## 16、如果算符ˆ、ˆ满足关系式ˆˆˆˆ1，求证 ①ˆˆ2ˆ2ˆ2ˆ ②ˆˆ3ˆ3ˆ3ˆ2 证： ① ˆˆ2ˆ2ˆ(1ˆ2ˆ)ˆ2ˆ ˆ2ˆˆˆˆ2ˆ ˆ2ˆ(1ˆˆ)ˆ2ˆ 2ˆ ②ˆˆ3ˆ3ˆ(2ˆˆ2ˆ)ˆˆ3ˆ 2ˆ2ˆ2ˆˆˆ3ˆ 2ˆ2ˆ2(1ˆˆ)ˆ3ˆ 3ˆ2 17、求 LˆxPˆxPˆxLˆx? LˆyPˆxPˆxLˆy? LˆzPˆxPˆxLˆz? 解： LˆxPˆxPˆxLˆx(yˆPˆzzˆPˆy)PˆxPˆx(yˆPˆzzˆPˆy) ˆyPˆzPˆxzˆPˆyPˆxPˆxyˆPˆzPˆxzˆPˆy) ˆyPˆzPˆxzˆPˆyPˆxyˆPˆzPˆxzˆPˆyPˆx) = 0

LˆyPˆxPˆxLˆy(zˆPˆxxˆPˆz)PˆxPˆx(zˆPˆxxˆPˆz) zˆPˆ2xxˆPˆzPˆxPˆxzˆPˆzPˆxxˆPˆz) zˆPˆ2xxˆPˆzPˆxzˆPˆ2xPˆxxˆPˆz) (xˆPˆxPˆxxˆ)Pˆz iPˆz

43

LˆzPˆxPˆxLˆz(xˆPˆyyˆPˆx)PˆxPˆx(xˆPˆyyˆPˆx) xˆPˆyPˆxyˆPˆ2xPˆxxˆPˆyPˆxyˆPˆx xˆPˆxPˆyyˆPˆ2xPˆxxˆPˆyyˆPˆ2x (xˆPˆxPˆxxˆ)Pˆy iPˆy 18、 LˆxxˆxˆLˆx? LˆyxˆxˆLˆy? LˆzxˆxˆLˆz? 解： LˆxxˆxˆLˆx(yˆPˆzzˆPˆy)xˆxˆ(yˆPˆzzˆPˆy) ˆyPˆzxˆzˆPˆyxˆxˆyˆPˆzxˆzˆPˆy ˆyPˆzxˆzˆPˆyxˆyˆPˆzxˆzˆPˆyxˆ = 0 LˆyxˆxˆLˆy(zˆPˆxxˆPˆz)xˆxˆ(zˆPˆxxˆPˆz) zˆPˆxxˆxˆPˆzxˆxˆzˆPˆxxˆ2Pˆz zˆ(PˆxxˆxˆPˆx) izˆ LˆzxˆxˆLˆz(xˆPˆyyˆPˆx)xˆxˆ(xˆPˆyyˆPˆx) xˆ2PˆyyˆPˆxxˆxˆ2PˆyyˆxˆPˆx ˆy(xˆPˆxPˆxxˆ) iˆy

第四章 态和力学量的表象

4.1.求在动量表象中角动量L2x的矩阵元和Lx的矩阵元。 i 解：(Lprx)pp(12)3ei(ypˆprzzpˆy)ed

i (1i)3prpr2e(ypzzpy)ed

(13prir2)ei(i)(pzppydyp)epz (i)(p1i（rzppyp)()3pp）d yz2e i(pyppp)(zpp)

zy (L2x)pp*p(x)L2xpd 44

( ( (12)3ipr1212))3eeiprˆzzpˆy)e(yp2iprd

ipr3iprˆzzpˆy)(ypˆzzpˆy)e(ypiprd

eˆzzpˆy)(i)(py(yppziprpzpy)ed

(i)(pypzpzpy)(12)3eˆzzpˆy)e(yppzpziprd

12i（pp）r (py (py22pzpzpypy)(2)3ed

2)(pp)

#

4.2 求能量表象中，一维无限深势阱的坐标与动量的矩阵元。 解：基矢：un(x) 能量：En 对

角

1n22asin22na22x

n2a 元

：

xmma2a0xs2maxia2d n xucosnuducosnuunsinnuc 2a 当时，mn xmna0(sinmax)x(sinna)dx

1a(mn)(mn)xcosxcosxdx0aaa21a[2a(mn)2(mn)ax(mn)cosxsinx]a(mn)a0aa  [aa222(mn)(mn)ax(mn)cosxsinx]

a(mn)a02(1)2mn11122(mn)(mn)a24mn(mn)22(1)mn1 45

pmniiˆun(x)dxium(x)p2*a2a0sinmaxddxsinnaxdx2naa2a0a0sinmaxcosnaxdxn(mn)(mn)sinxsinxdxaaa

na(mn)a(mn)i2cosxcosx

a(mn)a(mn)aina1a2n)1mn(mn)(1)1](m(1)mn1i2mn(m2n2)a

sinmucosnuducos(mn)ucos(mn)u2(mn)2(mn)C #

4.3 求在动量表象中线性谐振子的能量本征函数。 解：定态薛定谔方程为 122222ddp2C(p,t)p2C(p,t)EC(p,t) 2 即 1222d2C(p,t)(Ep2dp2)C(p,t)0

两边乘以

2，得

2 1d21dp2C(p,t)(2Ep)C(p,t)0

令1p p, 1

2E

2

ddC(p,t)(22)C(p,t)0

跟课本P.39(2.7-4)式比较可知，线性谐振子的能量本征值和本征函数为

En(n12) 22 C(p,t)N1piEtne2Hn(p)en式中Nn为归一化因子，即 N1/2n(1/22nn!)

#

046

4.4.求线性谐振子哈密顿量在动量表象中的矩阵元。

22 解：Hˆ12pˆ2122x21222x22x H*ppp(x)Hˆp(x)dx 2 1px1i222

ei(22x22x)epxdx 2i21ip)xdx121(pp)x2(p)2e(p22ix2edx

 p212i2(pp)x2(pp)1222(i)pe2dx

2 p2 1221i(pp)x2(pp)2(i)p2edx

p2(pp)122222p2(pp) p2(pp)122222(pp2p)

#

4.5 设已知在Lˆ2和LˆˆZ的共同表象中，算符Lx和Lˆy的矩阵分别为 010i0 Lx 2101 L20y0i 0102i0i0 求它们的本征值和归一化的本征函数。最后将矩阵Lx和Ly对角化。 解：Lx的久期方程为

20

322200

02 10，2，3 ∴Lˆx的本征值为0，， Lˆx的本征方程 010a1 2101a2a1a2 010a3a3 47

 其中a1a2设为Lˆ的本征函数Lˆ2和Lˆ共同表象中的矩阵 axZ3 当10时，有 010a1 21010a20 010a30a 202a1a30 a3a1，a20

a20a1 ∴ 00 a1 由归一化条件

a1 1**200(a1,0,a1)02a1

a1 取 a11

212 0ˆ0对应于Lx的本征值0 。 12 当2时，有 010 a2101a1a21a2 010a3a312a21a 2(a)a122a1a1a32a22a3 a3a3a11a22a1 ∴ 2a1

a1 由归一化条件

48

a12 1(a*1,2a**1,a1)2a14a

1a1 取 a112

12 ∴归一化的1对应于Lˆx的本征值 212 当2时，有

010 2101a1a1a2a2 010a3a31a21a1a22a1 1(a1a3)a2a22a3

21a3aa1a322a1 ∴ 2a1 a1 由归一化条件

a1 1(a***21,2a1,a1)2a14a1

a1 取 a112

12 ∴归一化的1ˆ对应于Lx的本征值

212 由以上结果可知，从Lˆ2和LˆZ的共同表象变到Lˆx表象的变换矩阵为 49

111222 S011

22111222 ∴对角化的矩阵为LxSLxS 1111201210222 L1110x201102221111021

201112122222111000222 11122120212

1111121222200000 0202000 00200 按照与上同样的方法可得

Lˆy的本征值为0，， Lˆy的归一化的本征函数为 111222 00 i i12221212 从Lˆ2和LˆZ的共同表象变到Lˆy表象的变换矩阵为 11112220122 Si02i2S1i212 112i221211222利用S可使Lˆy对角化

50

000 LySLyS00

00#

4.6求连续性方程的矩阵表示 解：连续性方程为

 J

ti ∴ J(**)

2i而 J(**)

2   ∴ i

i()*i222(**)

1iˆ**Tˆ) (TtˆTˆ*) (*Tt 写成矩阵形式为

ˆˆi()TTt

ˆˆ**i()T(T)TT0t

第五章 微扰理论

5.1 如果类氢原子的核不是点电荷，而是半径为r0、电荷均匀分布的小球，计算这种效应

ˆTˆ*) (*T对类氢原子基态能量的一级修正。

解：这种分布只对rr0的区域有影响，对rr0的区域无影响。据题意知 ˆU(r)U(r) H0 其中U0(r)是不考虑这种效应的势能分布，即 U（r）ze240rZe2

U(r)为考虑这种效应后的势能分布，在rr0区域，

U(r)40r

在rr0区域，U(r)可由下式得出， U(r)eEdr

r 51

1Ze4Ze3rr, (r r0)34r24r3340r0003 E

 Ze 2 ( r  r0)4r0

U(r)eEdreEdr

rr0r0  

Ze223004rZe300r0rrdr2Ze42021r2r0dr

Ze23008r(rr)20Ze40r08r(3r0r) (rr0)

2222ZeZe22(3r0r) (r r0)3ˆ40r HU(r)U0(r)80r0

 0 ( r  r0)ˆHˆ 由于r0很小，所以H(0)r22U0(r)，可视为一种微扰，由它引起的一级修

2正为（基态(0)1(Z330a)1/2Za0e）

E1(1)1(0)*ˆ(0)d H1r0 Z330a2Za00[Ze28r300(3rr)202Ze22Za0r40r]e4rdr

2r ∴ra0，故e41。

∴ E(1)1Ze23300420arr00(3rrr)dr502024Ze230423020ar00rdr

  #

Ze42323300220ar(rr055)Ze420ar0

Ze42100a02Zes5a30r0

r0

25.2 转动惯量为I、电偶极矩为D的空间转子处在均匀电场在中，如果电场较小，用微扰

法求转子基态能量的二级修正。

 解：取的正方向为Z轴正方向建立坐标系，则转子的哈米顿算符为

ˆ Hˆ 取H(0)1ˆ2DLDcos 2I2Iˆ2L1ˆ2ˆDcos，则 L, H2I52

ˆHˆ(0)Hˆ Hˆ视为微扰，用微扰法求得此问题。 由于电场较小，又把Hˆ H(0)的本征值为E(())12I(0)(1) Ym(,)

2 本征函数为 ˆ H(0)0）的基态能量为E（0，为非简并情况。根据定态非简并微扰论可知 0 E0(2) EH0(0)02(0)E

*(0)ˆ(0)*00 HHdYm(Dcos)Y00sin d d

DY*(cos Y00)sin d d m DY*m  (2)043Y1014sin d d

D3D32*Y0 Y10sin d d

1  ' E' H0E(0)0D222I2E(0)3(1)12132DI

22#

ˆ的作用，微扰矩5.3 设一体系未受微扰作用时有两个能级：E01及E02，现在受到微扰HH21a，H11H22b；a、b都是实数。用微扰公式求能量至二级修正阵元为H12值。

解：由微扰公式得

(1) EnHnn En(2)m'HmnE(0)n2(0)mE2

(1)(1)b E02b H22 得 E01H11 E(2)01m'1HmE01E0m'a2E01E02a2

E(2)02m1Hm2E02E0ma22E02E01

∴ 能量的二级修正值为 E1E01b E2E02bE01E02aE02E01

#

5.4设在t0时，氢原子处于基态，以后受到单色光的照射而电离。设单色光的电场可以近似地表示为sin t，及 均为零；电离电子的波函数近似地以平面波表示。求这单色光的最小频率和在时刻t跃迁到电离态的几率。

53

解：①当电离后的电子动能为零时，这时对应的单色光的频率最小，其值为 minhvminEE1 vmines23442

3.31015es246.62102h ②t0时，氢原子处于基态，其波函数为

1r/a0e k 3a013.61.61019Hz

在t时刻， m(12)3/2eipr

eri ti tˆ(t)ersint微扰 H(ee)

2iˆ(ei tei t) Ferˆ 其中F 2i在t时刻跃迁到电离态的几率为

Wkmam(t) am(t)1i2t0eimktdt Hmk Fmkii()ti()tFmkemk1emk1[] mkmk0t(ei(mk)tei(mk)t)dt

对于吸收跃迁情况，上式起主要作用的第二项，故不考虑第一项， am(t)Fmkei(mk)t1mk2

2 Wkmam(t) 4Fmk2Fmk2(ei(mk)t1)(ei(mk)t21)(mk)

sin2212(mk)t2(mk)12)

*ˆkd( 其中FmkmF3/21a30eipr(er2i)er/a0d z（p） 取电子电离后的动量方向为Z方向， 取、p所在平面为xoz面，则有 rxxyyzz

α  (sin)(rsincos)(cos)(rcos)  rsinsincos cosrcos

O

ip rcos11er/a3/2Fmk()e( rsinsincos rcoscos)ed32ix 2a00θ r y 54

Fmk(12)3/21e3a02iip rcosr/a0 0020e(rsinsincos rcoscos)ersindrd d2(12)3/21a302i00e20eip rcos(cos rcossin)e3r/a0drd d

(1)3/21ecos2re3r/a0dr[eip rcoscossin d

2a3002i0ecosir/a0[iip r)2p rp ri22a30r3eep r0ipr(ep2r2(eie)]dr

ecos16p1i22a30ia2

0(13a2p02)7/2 16pecos(a0)2

8(ap22)302 ∴ Win212(mk)tkm4Fmks2()2 mk222275 128pecosa0sin212(mk)t2(a2p202)6(2mk)

#

5.5基态氢原子处于平行板电场中，若电场是均匀的且随时间按指数下降，即

0, 当 t0 0et/, 当 t0(为大于零的参数) 求经过长时间后氢原子处在2p态的几率。

解：对于2p态，1，m可取0, 1三值，其相应的状态为 210 211 211 氢原子处在2p态的几率也就是从100跃迁到210 、 211 、211的几率之和。

由 a1tm(t)iHimkt0mkedt H*21,0100210Hˆ10d0 (Hˆe(t)rcos) R21Y*10e(t)rcos R10Y00d (取方向为Z轴方向) e(t)R32021rR10dr0*0Y10Y00cossind d

(cosY1003Y10) e(t)f200Y*1103Y10sind d

13e(t)f 55

f*0R21(r)R10(r)r3dr256816a0

(122ar 02a)3/2)3/2r43e

03a(10dr0a0 114！2552566a4035a0816a0

H210,100*210Hˆ100d13e(t)f e(t)256a381601282243e(t)a0

H*21,1100e(t)0211rcos100d

e(t)32*0R21rR10dr00Y11cosY00sin d d e(t)R21021r3R10dr00Y*113Y10sin d d

= 0

H*211,100211Hˆ100d e(t)R3*021rR10dr020Y11cosY00sin d d e(t)0Rdr2121r3R1000Y*113Y10sin d d

= 0

由上述结果可知，W1002110， W1002110 ∴ W1s2pW100210W100211W100211 W12100210Hi21t2t021,0100edt

212822(22i21t243)(ea00)t0eet/dt

2ei21tt1 212822222(243)ea0021

212 当t时，

128222211s2p22(243)ea00

212124 其中1121(E2Es4)3 e4s3 e2s1) e2(18338a

0#

5.6计算氢原子由第一激发态到基态的自发发射几率。

56

4esmk2 解： Amkrmk 33c 由选择定则1，知2s1s是禁戒的 故只需计算2p1s的几率

23 21E2E1 (12  而 r212es224143)3es8243

x21y21z21

2p有三个状态，即 210, 211, 211  (1)先计算z的矩阵元 zrcos (z)21m,1000R21(r)R10(r)rdr1mcos Y00d

13 Y00d

*3* fY1*m f (z)21,0100 (z)211,100130 13m0 f

(z)211,1000

 (2)计算x的矩阵元 xrsincosr2sin(eiiei)

(x)21m,100 12120R21(r)R10(r)rdrY1msin (e*3*ei)Y00d

f23Y1m(Y11 Y11)d

*  Y11Y0011638f(m1m1) sin ei

Y1138sin ei

4 (x)21,01000

(x)211,100 (x)211,1001616f f

12i*(3)计算y的矩阵元 yrsinsin (y)21m,100rsin(eiiei)

2i10R21(r)R10(r)rdrY1msin(e*3ei) Y00d

57

12 2if3(m1m1)

1i6f(m1m1)

(y)21,01000

(y)i211,100

6f (y)i211,1006f r22p1s(2f2f2126263f)f2

(4)计算f f*32560R21(r)R10(r)rdr816a0

113 (2a)3/22(3/2r4e2ar03adr

00a)00 116a44！255256272035a0816a0a0343

15 f2239a20

23 A4es2122p1s3 c3r214e2415 s(3es23c383)3239a0

814 23e2s73)2310c( e2

s28e10 s7631.91109s13c

1A5.231010s0.52109s #

215.7 计算氢原子由2p态跃迁到1s态时所发出的光谱线强度。 解：J2p1sN2pA2p1s21 N28 e104s2p337c368 es2 N252142p36es8c3 2110.2eV N25e10s2p36c34a2

0 N92p3.110W

若 N2p109，则 J213.1W #

58

5.8求线性谐振子偶极跃迁的选择定则 解： Amkrmk2xmk2

* xmkmxkdx

由 xk xmk1[k2k1k12k1]

*mndxmn

12 mk1时， xmk0

[km,k1k12m,k1]

即选择定则为 mmk1 #

补充练习三

1、 一维无限深势阱(0xa)中的粒子受到微扰

xa2 ( 0  x)a2 H(x)

a2(1x) ( xa)a2作用，试求基态能级的一级修正。 解：基态波函数（零级近似）为

1(0)2asinax ( 0 xa)

1(0)0 (x0, xa)

∴能量一级修正为 E1(1)1*H1dx

2a2(0)(0) xdx aaa/2aaa/2a222[x(1cosx)dxa(1cosx)dx0a/2aaa

a2   x(1cosx)dx]a/2aa/202xasin2xdx2a2(1x)sin2

2a2[(xxsinx22aa4122a222a/3sinx)0a(xa22  212a2aasinx)a/2(xxsinx2a22a4a22cos2a

x)a/2]a212a 2[aa8222a22(18a2a222)]

122aa2)(2) 2(42a

2、具有电荷为q的离子，在其平衡位置附近作一维简谐振动，在光的照射下发生跃迁。设

59

入射光的能量为I()。其波长较长，求：

① 原来处于基态的离子，单位时间内跃迁到第一激发态的几率。 ②讨论跃迁的选择定则。 （提示：利用积分关系x02neax2135(2n1)22n12a

答：①014qs3222x102I()2qs3I()

②仅当m1时，xmk0，所以谐振子的偶极跃迁的选择定则是m1）

解：①Fˆ12q0x (eq) 22 ∴4q2km342rmkI(mk) 022 4qsr23mkI( ( 令 q 2q22mk) s4)

022 qs0143 (对于一维线性谐振子2x210I()rn～xi)

其中 x*101x0dx 一维线性谐振子的波函数为 122x2n(x)1/22nn!eHn(dx)

∴101222x(1222x22xe)x2edx

222122xe2xdx

222y20yedy

21y2)[(ye0y20edy]

211

242q222222 ∴ s101322I()2qs322I()2qs3I()

② 跃迁几率 x2mk，当xmk0时的跃迁为禁戒跃迁。

xmk*mxkdx

1*m(k12k1k2k1)dx

0, m k1 ( 即 m1)时；0, m k1 ( 即 m1)时.

60

可见，所讨论的选择定则为m1。 #

3、电荷e的谐振子，在t0时处于基态，t0时处于弱电场0et/之中(为常数)，试求谐振子处于第一激发态的几率。

解：取电场方向为x轴正方向，则有

Hˆe xe xet/ 1222x0

e 122x212xe

H10*1H(t)0dx

2222xe(et/0xe)dx

e20t/2e2x2e2x2dx

e02et/[x2x2x2x222e2edx]

e2 0et/12x222edx

eet/2e0et/

2 a1tmkt1(t)i0Hei 10dt

e0tei(  tt)dt

i20 e01ei(  tt)2 i1)

(i1()当经过很长时间以后，即当t时，et/0。

∴ ae01(t)1)

2 i(i222 201a1(t)e0222(221)

e222 02(221)

实际上在t5以后即可用上述结果。 #

第七章 自旋与全同粒子

7.1.证明：ˆxˆyˆzi

61

证：由对易关系ˆxˆyˆyˆx2iˆz 及 反对易关系ˆxˆyˆyˆx0 ， 得 ˆxˆyiˆz 上式两边乘ˆz，得

ˆxˆyˆziˆ2z ∵ ˆ2z1 ∴ ˆxˆyˆzi 7.2 求在自旋态1(Sˆ和Sˆ的测不准关系： 2z)中，Sxy (S22x)(Sy)?

解：在Sˆz表象中1(S)、Sˆ、Sˆ的矩阵表示分别为 2zxy (S11z) ˆ0ˆ0i120Sx210 Sy2i0 ∴ 在1(S2z)态中

Sx1S1(1 0)012x2201100 S2ˆ201112x1S1(1 0)2x220012100 42(S222x)SxSx4

Siy1Sˆ2y1(1 0)022i0100 S2ˆ20ii1y1Sy1(1 0)222i002i020 4(S2222y)SySy4

(S224x)(Sy)16

讨论：由Sˆx、Sˆy的对易关系 [Sˆx，Sˆy]iSˆz 2 要求(S22S2zx)(Sy)4 (Sx)2(S24y)16在1(Sz)态中，S2z2 ∴ (S224 x)(Sy)16

可见①式符合上式的要求。

①

62

7.3.求Sˆix01ˆ2及S010y2i的本征值和所属的本征函数。 0 解：Sˆx的久期方程为 

20 2(2)202

2 ∴ Sˆx的本征值为2。 设对应于本征值

2的本征函数为 1/2a1b 1 由本征方程 Sˆx1/221/2 ，得

01a1210a1 b12b1 b1a1a1b  b1a1

1由归一化条件 1/21/21，得

(a*,a*a111)a1

1

即 2a211 ∴ a111

2 b12对应于本征值

2的本征函数为 11/211 2设对应于本征值2的本征函数为 a21/2 b2由本征方程 Sˆx1/221/2a2b 2 b2a2abb2a2

22由归一化条件，得 (a*a*a22,2)a1 2即 2a21 ∴ a122

2 b212 对应于本征值12的本征函数为 1/2121  63

ˆ的本征值为。其相应的本征函数分别为 同理可求得Sy211111i 1i 2222

7.4 求自旋角动量(cos,cos,cos)方向的投影

ˆSˆcosSˆcosSˆcos Snxyz本征值和所属的本征函数。

ˆ有哪些可能值？这些可能值各以多大的几率出现？Sˆ的平均 在这些本征态中，测量Szz值是多少？

ˆ的矩阵元为 ˆ 表象，S解：在Snz0ˆSn21Sn10cos02ii1cos0200cos 1cos2cosicoscosicos cos其相应的久期方程为

22cos2(cosicos)2(cosicos)2220

cos2即24cos24(coscos)0

2222240 (利用coscoscos1)

2 

2ˆ的本征值为所以Sn。

a设对应于Sn的本征函数的矩阵表示为(Sn)b，则

2coscosicosaabb cos2cosicos212a(cosicos)bcosb

bcosicos1cos

2a**1(a,b)由归一化条件，得11ba22b

2 64

2a2cosicos21cosa1

221cosa1

1cos11(Sn)2cosicos 2(1cos)1cos11(Sn)2cosicos 2(1cos)

(S1cos1cosi012n)2cos02(1cos)1

1cos2cosicos122(1cos)12

1cos1cosicos1(Sn)2202(1cos0)1

1cos2cosicos122(1cos)12

可见， Sˆz的可能值为 2  2

22 相应的几率为 1cos2

coscoscos2(1cos)12

S1cos1cosz22222cos

同理可求得 对应于Sn2的本征函数为

1cos21(S2n)cosicos 2(1cos)

65

ˆ的可能值为  在此态中，S z 相应的几率为

Sz2cos

21cos2

21cos2

1R21(r)Y11(,) 7.5设氢的状态是 23R21(r)Y10(,)2ˆ的平均值； ˆ和自旋角动量z分量S①求轨道角动量z分量Lzzeeˆˆˆ ②求总磁矩 MLS

2的 z分量的平均值（用玻尔磁矩子表示）。

解：ψ可改写成

103R21(r)Y11(,)02R21(r)Y10(,)1 2112R21(r)Y11(,)1(Sz)232R21(r)Y10(,)12(Sz

ˆ的可能值为  0 从ψ的表达式中可看出Lz1434相应的几率为

Lz4

ˆ的可能值为   Sz22132 相应的几率Ci为

44SzCi2Szi2142e344e (4)

Mzee24Lz14eSz242MB

7.6 一体系由三个全同的玻色子组成，玻色子之间无相互作用。玻色子只有两个可能的单粒子态。问体系可能的状态有几个？它们的波函数怎样用单粒子波函数构成？ 解：体系可能的状态有4个。设两个单粒子态为i，j，则体系可能的状态为

1i(q1)i(q2)i(q3) 2j(q1)j(q2)j(q3)

66

31313[i(q1)i(q2)j(q3)i(q1)i(q3)j(q2)i(q2)i(q3)j(q1)]

4[j(q1)j(q2)i(q3)j(q1)j(q3)i(q2)j(q2)j(q3)i(q1)]

(1)(2)(3)7.7 证明S,S,S和A组成的正交归一系。

(1)(1)解：SS[1/2(S1z)1/2(S2z)][1/2(S1z)1/2(S2z)]

1/2(S2z)1/2(S1z)1/2(S1z)1/2(S2z)

1/2(S2z)1/2(S2z)1

S(1)S(2)[1/2(S1z)1/2(S2z)][1/2(S1z)1/2(S2z)] 1/2(S2z)1/2(S1z)1/2(S1z)1/2(S2z)

=0

S(1)S(3)12[1/2(S1z)1/2(S2z)]

[1/2(S1z)1/2(S2z)1/2(S1z)1/2(S2z)]1212[1/2(S2z)1/2(S1z)1/2(S1z)1/2(S2z)

1/2(S2z)1/2(S1z)1/2(S1z)1/2(S2z)][1/2(S2z)1/2(S2z)0]



同理可证其它的正交归一关系。

1(3)(3)SS[1/2(S1z)1/2(S2z)1/2(S1z)1/2(S2z)] 2[1/2(S1z)1/2(S2z)1/2(S1z)1/2(S2z)]1212121212[1/2(S1z)1/2(S2z)][1/2(S1z)1/2(S2z)] [1/2(S1z)1/2(S2z)][1/2(S2z)1/2(S1z)] [1/2(S2z)1/2(S1z)][1/2(S1z)1/2(S1z)] [1/2(S2z)1/2(S1z)][1/2(S2z)1/2(S1z)] 00121

12

7.8 设两电子在弹性辏力场中运动，每个电子的势能是U(r)r。如果电子之间的

22库仑能和U(r)相比可以忽略，求当一个电子处在基态，另一电子处于沿x方向运动的第一激发态时，两电子组成体系的波函数。

67

解：电子波函数的空间部分满足定态S-方程 22(r)U(r)(r)E(r)

2222222(x2y2z2)(r)12r(r)E(r) 2222z)(r)122r22(x2y22(r)E(r)

考虑到 r2x2y2z2，令 (r)X(x)Y(y)Z(z)

222122222(x2y22z2)XYZ2(xyz)XYZEXYZ222(1X2212Y2Xx212x)(2Yx21222y)

(212Z12Zx222z2)E2(21X1222Xx22x)Ex

(212Y1222Yx22y)Ey 2(12Z21222Zx2z)Ez

EExEyEz

1X22x2n(x)NneHn(x)

Y1222ym(y)NmeHm(y)

Z(z)Ne122z2H(z)

122r2nm(r)NnNmNeHn(x)Hm(y)H(z) nm(r)N1222rnNmNeHn(x)Hm(y)H(z)

E3nm(nm2) 其中 Nn1/22nn!， 

对于基态nm0，H01

1220000(r)()3/2e2r

对于沿χ方向的第一激发态n1，m0， H（1x)2 x 0000(r)()3/1222e2r

68

5/2122r21100(r)23xe

2/4两电子的空间波函数能够组成一个对称波函数和一个反对称波函数，其形式为

1S(r1,r2)[0(r1)1(r2)1(r10(r2))]

24122(r221r2)3/2[x2ex12222(r1r2)1e]

4122(r2r212)3/2(x2x1)e

A(r1,r12)2[0(r1)1(r2)0(r2)1(r1)]

412(r2213/2(x2r2)2x1)e 而两电子的自旋波函数可组成三个对称态和一个反对称态，即 (1)3)S、(2)S、(S和A

综合两方面，两电子组成体系的波函数应是反对称波函数，即 独态： 1S(r1,r2)A

)(1)2A(r1,r2三重态： S)(2)3A(r1,r2S

4(3)A(r1,r2)S

主要参考书： [1] 周世勋，《量子力学教程》，高教出版社，1979

[2] 张宏宝编 量子力学教程学习辅导书，高等教育出版社2004.2

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