在一维无限深势阱中运动的粒子例题

《电子工程物理基础》课后习题参考答案第一章 微观粒子的状态1-1一维运动的粒子处在下面状态(0,0)()0(0)xAxe x x x λλψ-⎧≥>=⎨<⎩①将此项函数归一化；②求粒子坐标的概率分布函数；③在何处找到粒子的概率最大? 解：（1）由归一化条件，可知22201xAx edx λ∞-=⎰，解得归一化常数322A λ=。

所以归一化波函数为：322(0,0)()0(0)xxex x x λλλψ-⎧⎪≥>=⎨⎪<⎩（2）粒子坐标的概率分布函数为：32224(0,0)()()0(0)xx e x w x x x λλλψ-⎧≥>==⎨<⎩（3）令()0dw x dx =得10x x λ==或，根据题意，在x=0处，()w x =0，所以在1x λ=处找到粒子的概率最大。

1-2若在一维无限深势阱中运动的粒子的量子数为n 。

①距势阱的左壁1/4宽度内发现粒子概率是多少? ②n 取何值时，在此范围内找到粒子的概率最大?③当n→∞时，这个概率的极限是多少?这个结果说明了什么问题?解：（1）假设一维无限深势阱的势函数为U （x ），0x a ≤≤，那么在距势阱的左壁1/4宽度内发现粒子概率为：22440211()()(sin )sin422a a n n P x x dx x dx a a n ππψπ===-⎰⎰。

（2）当n=3时，在此范围内找到粒子的概率最大，且max 11()+46P x π=。

（3）当n→∞时，1()4P x =。

此时，概率分布均匀，接近于宏观情况。

1-3一个势能为221()2V x m x ω=的线性谐振子处在下面状态2212()()x m x Aeαωψα-=求：①归一化常数A ；②在何处发现振子的概率最大；③势能平均值2212U m x ω=。

解：（1）由归一化条件，可知2221x A e dx α+∞--∞=⎰，得到归一化常数4A απ=。

{范例14.6} 一维无限深势阱中的粒子的波函数
如图所示，有一质量为m的粒子 在一维势阱中运动，势函数为
V(x)
0 (0 x a) (x 0或x a)
由于曲线像“井”且深度无限，因而形象地称为一维
无限深势阱。求粒子的能量、波函数和概率密度。
[解析]由于势能曲线与时间无关，所以属于定态问题。 ∞
由于波函数是连续的，在x = 0处有ψ(0) = 0，所以B = 0。
{范例14.6} 一维无限深势阱中的粒子的波函数
如图所示，有一质量为m的粒子 在一维势阱中运动，势函数为
V(x)
0 (0 x a) (x 0或x a)
由于曲线像“井”且深度无限，因而形象地称为一维
无限深势阱。求粒子的能量、波函数和概率密度。ψ(x) = Asinkx
在x = a处也有ψ(a) = 0，所以Asinka = 0， ∞
∞
由于A不恒为零，所以ka = nπ。
k只能取不连续的值，用kn表示，则 kn = nπ/a (n = 1，2，3，…) n称为量子数。
可 得
En
kn2h 2 2m
π2h 2 2ma2
n2
(n = 1，2，3，…)O
要使问题有解，粒子的能量只能取分立的值，
或者说能量是量子化的，En称为能量的本征值。
n能=量1最状低态的称状为态基，态最，低也能就量是为粒子E1
2h 2 2ma2
h2 8ma2
x a 其他态称
为激发态， E2称为第 一激发态。
{范例14.6} 一维无限深势阱中的粒子的波函数
ψ(x) = Asinkx，
En
kn2h 2 2m
π2h 2 2ma2
∞
由于势阱无限高，粒子不能运动到势阱之外，

第一章1-1一维运动的粒子处在下面状态(0,0)()0(0)xAxe x x x λλψ-⎧≥>=⎨<⎩①将此项函数归一化；②求粒子坐标的概率分布函数；③在何处找到粒子的概率最大?解：（1）由归一化条件，知⎰∞λ-=02221e A dx x x得到 归一化常数λλ=2A 所以 归一化波函数为⎩⎨⎧<>λ≥λλ=ψλ-)0(0)0,0(2)(x x xe x x（2）粒子坐标的概率分布函数{32224(0,0)0(0)()()xx e x x w x x λλλψ-≥><==（3）令 ()0dw x dx = 得到 10,x x λ==，根据题意x =0处，()0w x =，所以1x λ=处粒子的概率最大。

1-2若在一维无限深势阱中运动的粒子的量子数为n 。

①距势阱的左壁1/4宽度内发现粒子概率是多少? ②n 取何值时，在此范围内找到粒子的概率最大?③当n→∞时，这个概率的极限是多少?这个结果说明了什么问题?解：（1）距势阱的左壁1/4宽度，即x 的取值范围是-a ~-a /2，发现粒子概率为：2sin 2141|sin |2]cos 1[2sin 12/2/2/2/2ππππππn n )a x (a n n a 2a 1ax dx )a x (an 2a 1dx )a x (a n a )x P(a aa a a aa a -=+-=+-=+=--------⎰⎰ （2）n=3时，在此范围内找到粒子的概率最大π6141max+=)x (P 。

（3）当n→∞时，41=)x P(。

这时概率分布均匀，接近于宏观情况。

1-3一个势能为221()2V x m x ω=的线性谐振子处在下面状态，2212()()x m x Aeαωψα-=求①归一化常数A ；②在何处发现振子的概率最大；③势能平均值2212U m x ω=解：（1）利用泊松积分π=⎰-∞∞--dx e x 2由归一化条件：4/1222111111222παπααααα===∴===⎰⎰∞-∞--∞-∞--A A dt e A dt dx t x dx e A tx，即，则令（2） 振子的概率密度 222|)(|)(x e x x w απαψ-==令0)(=dxx dw ，即;0,02*)(222==-*-x x e xαπαα振子出现的概率最大位置是x =0。

a A 6.设 V (r ) = − + 2 , (a, A > 0) ,求粒子能 r r
量本征值。
解：取守恒量完全集为 ( H , L , Lz ) ，其共 同本征函数为 χ (r ) Ylm (θ , ϕ ) ψ (r , θ , ϕ ) = R(r )Ylm (θ , ϕ ) = r χ (r ) 满足的径向方程
ψ ( x) =
1 2π
∫ ϕ ( P ')e
i − ( p '+ p ) x
dp ' = e
i − xp
ψ 0 ( x)
⎛α ⎞ 其中 ψ 0 ( x) = ⎜ π ⎟ ⎝ ⎠
2
1/ 4
e
−α 2 x 2 2
⎛ mω ⎞ α =⎜ ⎟ ，故有 ， ⎝ ⎠
2 p2 − 2 mω
1/ 2
P = ∫ψ ( x)ψ ( x)dx = e
任何位置，单位体积内测到一个粒子的概 率为1. 若沿用上面的方法来求归一化系 数，则会出现
∫
∞
−∞
Ae
2 − ikx ikx
e dx = ∫ A dx = ∞ ⋅ A
2 −∞
∞
2
要使积分为1，必须A=0，因此波函数不能 归一，只能归一为δ函数。
1 ∫−∞ 2π exp {−ik ′x} exp {ikx} dx = δ (k − k ′)
⎛a⎞ 2 2 设归一化的本征态为 ⎜ ⎟ ， a + b = 1则 b⎠ ⎝ 由本征方程
⎛ B −iA ⎞ ⎛ a ⎞ ⎛a⎞ ⎜ ⎟⎜ ⎟ = λ ⎜ ⎟ ⎝ iA − B ⎠ ⎝ b ⎠ ⎝b⎠
可以解出本征态为
Ψ± ⎡ ⎤ 1 =⎢ ⎥ 2 2 2 2 ⎢ ⎣ A + (B ∓ A + B ) ⎥ ⎦

习题课021 第2章 一维势场中的粒子1.例题（一维势阱系列题I ）①质量为μ的粒子在一维无限深势阱 ⎪⎩⎪⎨⎧>∞≤≤<∞=ax a x x x V 00)( 中运动,求出粒子的能级和对应的波函数。

解：本征值方程： ⎪⎩⎪⎨⎧><=≤≤=-a x x a x E dx d ,0,00,2222ψψψμ⎪⎩⎪⎨⎧><≤≤=a x 0, x ,0a x 0,sin 2x an a nπψ),3,2,1n (a2n E 2222n =μπ=，（有三种一般解的形式可令。

）其含时波函数为：⎪⎩⎪⎨⎧><≤≤=ax 0, x ,0ax 0,e)sin(2),(i -tE n n x an a t x πψ②粒子处于基态，则找到粒子的概率密度为最大的位置是哪里？ 解：在区间ax 0≤≤内求x aaπψω2211sin2||==的极大值，结果为x=a/2③设粒子处于一维无限深势方阱中（如图），证明处于能量本征态)(x n ψ的粒子， 2a x =）（）（22226112πn ax x -=-。

讨论∞→n 的情况，并与经典力学计算结果比较。

[解]写出归一化波函数：()⎪⎩⎪⎨⎧<<<>=ψ)0(,sin 2),0(,0a x a xn a a x x x n π 先计算坐标平均值：xdx axn axdx ax n axdx x aaan ）（⎰⎰⎰-==ψ=222cos11sin2ππ 利用公式： 2cos sin cos ppx ppxx pxdx x +-=⎰22cos 22sin 221022a a x n n a a x n x n a xa x a=⎪⎭⎫ ⎝⎛-⎪⎭⎫⎝⎛-=ππππ计算均方根值用()x x x x x ，）（222-=-已知，可计算2xdx axn x adx ax n x adx x x aan ）（⎰⎰⎰-==ψ=2222222cos11sin2ππ 利用公式pxppx x ppx x ppxdx x sin 1cos 2sin 1cos 3222-+=⎰ （5）有 aa x n x n a a x n n a x n a x a x 0222222cos 222sin 22311πππππ⋅⎪⎭⎫ ⎝⎛-⎥⎥⎦⎤⎢⎢⎣⎡⎪⎭⎫ ⎝⎛--=222223πn aa-=()22222222223⎪⎭⎫⎝⎛--=-=-a n aaxx x x π）（ 2222212πn aa-=在经典力学的一维无限深势阱问题中，因粒子局限在（0，a ）范围中运动，各点的概率密度看作相同，由于总概率是1，概率密度a1=ω。

05级2学分A一、回答下列问题（每题5分，共30分）1 十九世纪末期人们发现了哪些不能被经典物理学所解释的新的物理现象？2 什么是束缚态？什么是定态？3 试述电子具有自旋的实验证据。

4 写出量子力学五个基本假设中的任意三个。

5 表示力学量的厄米算符有哪些特性？6一维空间两粒子体系的归一化波函数为),(21x x ψ，写出下列概率： 发现粒子1的位置介于x 和dx x +之间（不对粒子2进行观测） 二、本题满分10分设单粒子定态波函数为 )(1)(ikr ikrkbe e rr +=-ψ，试利用薛定谔方程确定其势场。

三、本题满分12分利用厄米多项式的递推关系和求导公式：()()()02211=+--+x nH x xH x H n n n ，()()x nH x H n n12-=' 证明：一维谐振子波函数满足下列关系：)](21)(2[1)(11x n x n x x n n n +-++=ψψαψ /)],(21)(2[)(11ωαψψαψm x n x n dx x d n n n =+-=+-已知一维谐振子的波函数为：()()21212!2,⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛==-n N x H eN x n n n xn n πααψα四、本题满分12分一粒子在一维无限深势阱⎪⎩⎪⎨⎧>∞≤≤<∞=a x a x x x U ,,0,0,0,)（ 中运动，求粒子的能级和相应的归一化波函数。

五、本题满分12分已知氢原子的电子波函数为)(),()(41),,,(2/11131z z nlmm s Y r R s r s χϕθϕθψ=)(),()(432/12032z s Y r R -+χϕθ。

求在ψ态中测量氢原子能量E 、2L 、z L 、2s 、z s 的可能值和这些力学量的平均值。

六、本题满分14分一维运动的粒子处于状态⎪⎩⎪⎨⎧<≥=-0,00)(,x x Axe x x λψ 之中, 其中0>λ, A 为待求的归一化常数, 求：(1) 归一化常数;(2) 粒子坐标的平均值和粒子坐标平方的平均值; (3) 粒子动量的平均值和粒子动量平方的平均值。

量子力学例题第二章一．求解一位定态薛定谔方程1．试求在不对称势井中的粒子能级和波函数[解] 薛定谔方程:当, 故有利用波函数在处的连续条件由处连续条件:由处连续条件:给定一个n 值,可解一个, 为分离能级.2．粒子在一维势井中的运动求粒子的束缚定态能级与相应的归一化定态波函数[解]体系的定态薛定谔方程为当时对束缚态解为在处连续性要求将代入得又相应归一化波函数为:归一化波函数为:3分子间的范得瓦耳斯力所产生的势能可近似地表示为求束缚态的能级所满足的方程[解]束缚态下粒子能量的取值范围为当时当时薛定谔方程为令解为当时令解为当时薛定谔方程为令薛定谔方程为解为由波函数满足的连续性要求,有要使有非零解不能同时为零则其系数组成的行列式必须为零计算行列式,得方程例题主要类型: 1.算符运算; 2.力学量的平均值; 3.力学量几率分布.一. 有关算符的运算1.证明如下对易关系(1)(2)(3)(4)(5)[证](1)(2)(3)一般地,若算符是任一标量算符,有(4)一般地,若算符是任一矢量算符,可证明有(5)=0同理：。

2.证明哈密顿算符为厄密算符[解]考虑一维情况为厄密算符, 为厄密算符,为实数为厄密算符为厄密算符3已知轨道角动量的两个算符和共同的正交归一化本征函数完备集为,取: 试证明: 也是和共同本征函数, 对应本征值分别为: 。

[证]。

是的对应本征值为的本征函数是的对应本征值为的本征函数又:可求出:二.有关力学量平均值与几率分布方面1.(1)证明是的一个本征函数并求出相应的本征值；(2)求x在态中的平均值[解]即是的本征函数。

本征值2.设粒子在宽度为a的一维无限深势阱中运动，如粒子的状态由波函数描写。

求粒子能量的可能值相应的概率及平均值【解】宽度为a的一维无限深势井的能量本征函数注意:是否归一化波函数能量本征值出现的几率 , 出现的几率能量平均值另一做法3 .一维谐振子在时的归一化波函数为所描写的态中式中，式中是谐振子的能量本征函数，求（1）的数值；2）在态中能量的可能值，相应的概率及平均值；（3）时系统的波函数；（4）时能量的可能值相应的概率及平均值[解](1) , 归一化，，，（2），，；，；，；（3）时，所以：时，能量的可能值、相应的概率、平均值同（2）。

一维无限深方势阱中粒子动量概率分布引出的问题在量子力学中，无限深方势阱问题是一个简化理想化的问题。

无限正方形势阱是有限大小的正方形势阱。

井内电势为0，井外电势无穷大。

在阱中，粒子可以不受任何力地自由移动。

但是阱壁无限高，粒子完全被约束在阱里。

通过 schr\ddot{o}dinger 方程的解答，明确地呈现出某些量子行为，这些量子行为与实验的结果相符合，然而，与经典力学的理论预测有很大的冲突。

特别令人注目的是，这些量子行为是自然地从边界条件产生的，而非人为勉强添加产生的。

这解答干净利落地展示出，任何类似波的物理系统，自然地会产生量子行为；无限深方势阱问题的粒子的量子行为包括：1.能量的量子化:粒子量子态的本征函数，伴随的能量不是任意的，而只是离散能级谱中的一个能级。

2.基态能量:一个粒子允许的最小能级，称为基态能量，不为零。

3.节点:与经典力学相反，薛定谔方程预言了节点的存在。

这意味着在陷阱的某个地方，发现粒子的概率为零。

这个问题再简单，也能因为能完整分析其薛定谔方程，而导致对量子力学更深入的理解。

其实这个问题也很重要。

无限深正方形势阱问题可以用来模拟许多真实的物理系统，例如直的极细纳米线中导电电子的量子行为。

为了简化问题，本文从一维问题出发，讨论了粒子只在一维空间中运动的问题。

一个粒子束缚于一维无限深方势阱内，阱宽为 l 。

势阱内位势为0，势阱外位势为无限大。

粒子只能移动于束缚的方向（ x 方向）。

一维无限深方势阱的本征函数 \psi_{n} 于本征值 e_{n} 分别为\psi_{n}=\sqrt{\frac{2}{l}}sin(\frac{n\pi x}{l})e_{n}=\frac{n^2 h^2}{8ml^2}其中， n 是正值的整数， h 是普朗克常数， m 是粒子质量。

一维不含时薛定谔方程可以表达为-\frac{\hbar^2}{2m}\frac{d^2\psi(x)}{dx^2}+v(x)\psi(x)= e\psi(x)其中， \psi(x) 是复值的、不含时的波函数， v(x) 是跟位置有关的位势， e 是正值的能量。

2. 在有心引力势场k/r中运动的粒子的定态薛定谔方程为
2 2m k ( E ) 0 。 2 r
3.粒子在一维无限深势阱中运动，其基态波函数(x, t)为
Ψ ( x, t ) 2 a sin πx a e
2 2 2 = x , t U x , t x , t 2x 2 1 x, t U x, t ( x, t ) 2m x 2 m U ( x, t ) 2 2x 2 1 m


令上两式相等，得势函数
1
第二十三章
薛定谔方程
一 选择题 1. 已知粒子在一维无限深势阱中运动，其波函数为
x
1 a cos 3πx 2a
a ≤ x ≤ a
那么粒子在x=5a/6处出现的概率密度为 （ A ） A. 1/(2a) B. 1/a C. 1 / 2a D. 1 / a 2. 关于量子力学中的定态，下面表述中错误的是 （ B ） A. 系统的势函数一定与时间无关 B. 系统的波函数一定与时间无关 C. 定态具有确定的能量 D. 粒子在空间各点出现的概率不随时间变化 二 填空题 1. 设粒子的定态波函数为(x,y,z)，则在x(x+dx)范围内找到粒子的概率表达式 为 wx dx
t 2 2 x, t U x, t x, t ，势 2m x 2
2
解：将波函数为 x, t A exp( x 2 i t ) 代入方程的左边，得到
i x, t x, t t
将波函数为 x, t A exp( x 2 i t ) 代入方程的右边，得到
4. 粒子在一维无限深势阱中运动，其波函数为：
n x 2 a sin nπx a

狄拉克(1928)提出了相对论性的狄拉克方程，它们是量 子力学的基本方程，二人分享了1933年诺贝尔物理学奖。
§12.6.1 自由粒子薛定谔方程
粒子在 x 方向匀速直线运动，E、px 不变
i p x x E t Y x , t Y0e p2 2Y x , t x 2 Y x , t 2

x 2Y x , t 2

2 p xY x , t
算符(operator) —— 对波函数的运算、变换或操作。
例如
Y x，t ：算符 代表对波函数关于 t 求导； t t Y x，t ：算符 代表对波函数关于 x 求导； x x
ˆ ˆ xY x，t xY x，t ：算符 x 代表用 x 乘波函数；
§12.7.1 无限深方势阱中的粒子
一、一维无限深势阱 金属中自由电子的运动，是被限制在 一个有限的范围 —— 称为束缚态。 作为粗略的近似，我们认为这些电子在一维无限深势 阱中运动，即它的势能函数为
问题的提出：
德拜：问他的学生薛定谔能不 能讲一讲 De Broglie 的 那篇学位论文呢？ 一月以后：薛定谔向大 家介绍了德布罗意的论文。 德拜提醒薛定谔：“对于波，应该有一个波动方程”。 由于经典力学根本没有涉及波粒二象性，微观粒子运动 遵循的方程肯定不能由经典力学导出，它必须根据实验现象 重新建立。 薛定谔(1926)提出了描述微观粒子运动规律的非相对论 性的薛定谔方程.。
由上面可以看出：
Y ( x, t ) ~
2
2 i t ( x )e
( x)
2
即此时，概率密度也可以用 |(x) |2 来表示，即在定态下概率分 布不随时间改变，这正是定态这一名称的由来。(x) 称为定态 波函数。

量子力学初步1. 设描述微观粒子运动的波函数为(),r t ψ，则ψψ*表示______________________________________；(),r t ψ须满足的条件是_______________________________；其归一化条件是_______________________________.2. 将波函数在空间各点的振幅同时增大D 倍，则粒子在空间的分布概率将_______________________________. (填入：增大D 2倍、增大2D 倍、增大D 倍或不变)3. 粒子在一维无限深方势阱中运动（势阱宽度为a ），其波函数为()()30x x x a a πψ=<<粒子出现的概率最大的各个位置是x = ____________________.4. 在电子单缝衍射实验中，若缝宽为a =0.1 nm (1 nm = 10-9 m)，电子束垂直射在单缝面上，则衍射的电子横向动量的最小不确定量y p ∆= _________N·s.(普朗克常量h =6.63×10-34 J·s)5. 波长λ= 5000 Å的光沿x 轴正向传播，若光的波长的不确定量λ∆= 10-3 Å，则利用不确定关系式x p x h ∆∆≥可得光子的x 坐标的不确定量至少为_________.6. 粒子做一维运动，其波函数为()000xAxe x x x λψ-≥=≤式中λ>0，粒子出现的概率最大的位置为x = _____________.7. 量子力学中的隧道效应是指______________________________________ 这种效应是微观粒子_______________的表现.8. 一维无限深方势阱中，已知势阱宽度为a ，应用测不准关系估计势阱中质量为m 的粒子的零点能量为____________.9. 按照普朗克能量子假说，频率为ν的谐振子的能量只能为_________；而从量子力学得出，谐振子的能量只能为___________.10. 频率为ν的一维线性谐振子的量子力学解，其能量由下式给出：______________________，其中最低的量子态能量为__________，称为“零点能”.11. 根据量子力学，粒子能透入势能大于其总能量的势垒，当势垒加宽时，贯穿系数__________；当势垒变高时，贯穿系数________. (填入：变大、变小或不变)12. 写出以下算符表达式：ˆx p=__________；ˆH =__________；ˆyL =__________. 13. ˆx与ˆx p 的对易关系[]ˆˆ,x x p 等于__________. 14. 试求出一维无限深方势阱中粒子运动的波函数()()sin 1,2,3,n n xx A n a πψ==的归一化形式. 式中a 为势阱宽度.15. 利用不确定关系式x x p h ∆∆≥，估算在直径为d = 10-14 m 的核的质子最小动能的数量级.（质子的质量m =1.67×10-27 kg ， 普朗克常量h =6.63×10-34 J·s ）16. 已知粒子处于宽度为a 的一维无限深方势阱中运动的波函数为(),1,2,3,n n x x n a πψ==试计算n =1时，在x 1=a /4 → x 2=3a /4 区间找到粒子的概率.17. 一维无限深方势阱中的粒子，其波函数在边界处为零，这种定态物质波相当于两段固定的弦中的驻波，因而势阱的宽度a 必须等于德布罗意波半波长的整数倍。

后
ˆ ψ ( x, t ) = −ih ( p (t ) = (ψ ( x, t ), p
案
网
=
3 x 0 −iωt 3 x 0 iωt 3 e + e = x 0 cos ωt 4 2 4 2 2 2
3 1 d 3 d 1 ψ 0 ( x)e −iωt / 2 + ψ 1 ( x)e −i 3ωt / 2 , ψ 0 ( x)e −iωt / 2 + ψ 1 ( x)e −i 3ωt / 2 ) 2 2 dx 2 dx 2
a −a
1 32a π π x cos x sin xdx = 2a a a 9π 2
所以，有
x (t ) =
E − E1 1 32a −i ( E2 − E1 ) t / h 32a [e + e i ( E2 − E1 ) t / h ] = cos 2 t 2 2 2 9π h 9π
3-2 粒子在一维无限深势阱（0<x<a）中运动，已知初始波函数，ψ ( x,0) = cx(a − x) ，c为 归一化常数，请确定c，并计算各能量本征值(En)的测量概率以及 E , ΔE. 解:
ψ n ( x) =
3π
ww
∴ψ ( x,0) = 2 =
于是：
1
sin 2 x = 2
e iϕ − e − iϕ 2 2 ) = 2i 3π 2 3 1 (
w.
3
1 inϕ e 2π
kh
1 2π (2 − e i 2ϕ − e −i 2ϕ )
=
由E =
课
后
2 1 1 − 3 2π 6
2
答
ψ ( x, t ) =
课
后

注意：若波函数是偶宇称，则取“+”；若波函数是奇宇称，则 注意：若波函数是偶宇称，则取“ ；若波函数是奇宇称， 取“-”。且阱内外波函数应连续，如图所示。 。且阱内外波函数应连续，如图所示。
ψ
ψ
−a / 2
x a/2
−a / 2
x
a/2
（1）对偶宇称
cos kx ψ = ce −α x ceα x
ψ ′′ + k 2ψ = 0
cos kx ψ ∼ sin kx
2 2µ E k = 2 ℏ
具有确定宇称。 因为 U ( − x) = U ( x ) ，所以 ψ 具有确定宇称。 因此 偶宇称 奇宇称
由于该问题归一化很麻烦，通常不归一化，而把系数取为1 由于该问题归一化很麻烦，通常不归一化，而把系数取为1。
′ ′ ψ 2 (a) = ψ 3 (a)
A sin ka = Ce −αa Ak cos ka = −Cα e −α a
tan ka = − k / α
tan ka = − k / α
tan
E 2µE a=− U0 − E ℏ2
此即能量本征值满足的超越方程。 此即能量本征值满足的超越方程。该方程只能数值求解或用作图法 求解。 求解。 讨论： 讨论： （1） 若 U 0 → ∞ ，则
因此
中的粒子， 4.对处于 δ 势阱 U = −U 0δ ( x ) (U 0 > 0) 中的粒子，讨论其束缚 态能级和波函数。 态能级和波函数。 U 2µ x 0 ψ ′′ + 2 [ E + U 0δ ( x )]ψ = 0 解：
ℏ
0 因为 δ ( x) = ∞
x≠0 x=0
所以
E > 0 为游离态， E < 0 为束缚态。 为游离态， 为束缚态。 因为 U ( x) 为偶函数，所以 ψ ( x ) 具有确定的宇称。 为偶函数， 具有确定的宇称。

量子力学试题（一）及答案 一. （20分）质量为m 的粒子，在一维无限深势阱中 中运动，若0=t 时，粒子处于状态上，其中，()x n ϕ为粒子能量的第n 个本征态。

（1） 求0=t 时能量的可测值与相应的取值几率；（2） 求0>t 时的波函数()t x ,ψ及能量的可测值与相应的取值几率 解：非对称一维无限深势阱中粒子的本征解为 （1） 首先，将()0,x ψ归一化。

由可知，归一化常数为于是，归一化后的波函数为 能量的取值几率为能量取其它值的几率皆为零。

（2） 因为哈密顿算符不显含时间，故0>t 时的波函数为（3） 由于哈密顿量是守恒量，所以0>t 时的取值几率与0=t 时相同。

二. （20分）质量为m 的粒子在一维势阱中运动()00>V ，若已知该粒子在此势阱中有一个能量2V E -=的状态，试确定此势阱的宽度a 。

解：对于02<-=V E 的情况，三个区域中的波函数分别为 其中，在a x =处，利用波函数及其一阶导数连续的条件 得到 于是有此即能量满足的超越方程。

当021V E -=时，由于故40ππ-=n a mV， ,3,2,1=n最后，得到势阱的宽度三.（20分）设厄米特算符Hˆ的本征矢为n ，{n 构成正交归一完备系，定义一个算符（1） 计算对易子()[]n m U H,ˆ,ˆ； （2） 证明()()()p m U q p U n m U nq ,ˆ,ˆ,ˆδ=+；（3） 计算迹(){}n m U,ˆTr ； （4） 若算符A ˆ的矩阵元为nm mn A A ϕˆ=，证明 解：（1）对于任意一个态矢ψ，有 故（2）()()()p m U q p U n m U nq q p n m ,ˆ,ˆ,ˆδϕϕϕϕ== （3）算符的迹为（4）算符 而四. （20分）自旋为21、固有磁矩为s γμ=（其中γ为实常数）的粒子，处 于均匀外磁场k 0 B B =中，设0=t 时，粒子处于2=x s 的状态，（1） 求出0>t 时的波函数；（2） 求出0>t 时x sˆ与z s ˆ的可测值及相应的取值几率。

n
∴ψ n 也为 e iA 的本征函数，对应的本征值为 e ia
3. 在一组正交归一的基矢 1 ， 2 ， 3 所张成的矢量空间里， 定义了
1 0 0 1 0 0 H = hw 0 − 1 0 ， B = b 0 0 1 0 0 1 0 1 0
PDF 文件使用 "pdfFactory" 试用版本创建
E1 = hw
1 0 0 ， E 2 = E3 = −hw ，三个归一化本征矢为 0 ， 1 ， 0 0 0 1
p x = − ih N
∞ 2 n
−∞
−α 2 x 2 2
∫e
−α 2 x 2 2
d H n (αx ) e dx
−α 2 x 2 2
H n (αx ) dx = 0
因为函数 e
H n (αx ) 的一 阶导 数的 奇偶性与其自身 的 奇偶性
相反，故被积函数为奇函数。因此
n
PDF 文件使用 "pdfFactory" 试用版本创建
证明： ∵ A 为厄米矩阵， ∴ A + ∵ e iA = ∑ i
n n
=A (−i ) n n + (−i ) n n (A ) = ∑ A = e −iA n! n ! n
e iA 为么正矩阵
n!
An ，
ˆ 的矩阵表示 ∴在 A 表象中， A
1 0 0 − 1
b11 b12 B = 设 B 在 A 的表象中的矩阵表示为 b b 21 22
1 ˆ2 = B ˆB ˆ = 1得 B = 2 ˆ 2 = 1 ，且 A ˆ +B ˆA 由A 3 −iδ e 2 3 iδ e 2 1 − 2

量子力学的诞生1.1设质量为m 的粒子在一维无限深势阱中运动，⎩⎨⎧<<><∞=a x ax x x V 0,0,0,)( 试用de Broglie 的驻波条件，求粒子能量的可能取值。

解：据驻波条件，有 ),3,2,1(2=⋅=n n a λn a /2=∴λ （1）又据de Broglie 关系λ/h p = （2）而能量(),3,2,12422/2/2222222222==⋅===n ma n a m n h m m p E πλ （3）1.2设粒子限制在长、宽、高分别为c b a ,,的箱内运动，试用量子化条件求粒子能量的可能取值。

解：除了与箱壁碰撞外，粒子在箱内作自由运动。

假设粒子与箱壁碰撞不引起内部激发，则碰撞为弹性碰撞。

动量大小不改变，仅方向反向。

选箱的长、宽、高三个方向为z y x ,,轴方向，把粒子沿z y x ,,轴三个方向的运动分开处理。

利用量子化条件，对于x 方向，有()⎰==⋅ ,3,2,1,xx xn h n dx p即 h n a p x x =⋅2 （a 2：一来一回为一个周期）a h n p x x 2/=∴,同理可得， b h n p y y 2/=, c h n p z z 2/=,,3,2,1,,=z y x n n n粒子能量⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛++=++=222222222222)(21c n b n a n mp p p m E zy x z y x n n n zy x π ,3,2,1,,=z y x n n n1.3设质量为m 的粒子在谐振子势2221)(x m x V ω=中运动，用量子化条件求粒子能量E 的可能取值。

提示：利用)]([2,,2,1,x V E m p n nh x d p -===⋅⎰ )(x V解：能量为E 的粒子在谐振子势中的活动范围为 a x ≤ （1） 其中a 由下式决定：2221)(x m x V E a x ω===。

Hˆ
z
n3
(
z
)

En3 n3
(z)
例2. 电荷为q 的谐振子，受到沿 x 向外电场 的作用，其势场为：
V (x) 1 2 x2 qx
2 求能量本征值和本征函数。
解：Schrodinger方程：
d2 dx2

( x)

2
2
[E
V
( x)]
( x)

0
（1）解题思路
(1)、在 (x, x dx) 范围内找到粒子的概率,
dy (x, y, z) 2 dz dx


(2)、在 ( y1, y2 ) 范围内找到粒子的概率,

dx
y2 dy

(x, y, z) 2 dz
y1

(3)、在 (x1, x2 ) 及 (z1 , z2 ) 范围内找到粒子的概率.
2 ei2x/ , 5 ei2x / ,
3 3ei(2x ) / , 6 (4 2i)ei2x / .
2.已知下列两个波函数

1
(
x)


A
sin
n 2a
(
x

a)
0
| x | a | x | a
n 1, 2,3,

2
(
x)


如果系统 Hamilton 量可以写成
Hˆ Hˆ x Hˆ y Hˆ z
则必有：
因此，设能量本征方程的解为：
E Ex Ey Ez
( x) ( y) (z)
En1n2n3 En1 En1 En1