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量子力学(第四章)PPT

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第四章 群论和量子力学

第四章 群论和量子力学

第一节 波函数作为不可约表示的基
另外，我们可以看出px和py轨道成对构成了E 表示的基。应该注意，在C3v群的特征标表中坐 标x和y被指明按照E表示变换。因而，函数 sinθcosφ和sinθsinφ按照与x和y同样的方式变换， 根据这一理由，具有本征函数sinθcosφ的p轨道 称为px，具有本征函数sinθsinφ的称为py。此外， 也说明了x和y坐标也表明了px和py轨道的变换性 质。
r31 r32 r33
j1
附录 二
两个矩阵的直积：
两个矩阵的直积和两个矩阵的乘积是不一样 的。如一个(2×2)的方阵与一个(3×3)的方阵其矩 阵的乘积是没有意义的，但其直积却是个(6×6) 的方阵。
附录 二
a11b11 a11b12 a11b13 a12b11 a12b12 a12b13
a11 a21
Hˆ ψi1 Eiψi1 Hˆ ψi2 Eiψi2
Hˆ ψik Eiψik
以操作R作用于波动方程，得：
HˆRˆψil Ei Rˆψil l 1,2,,k
第一节 波函数作为不可约表示的基
但此处Rψil一般可以是ψij的任意线性组合，
即：
k
Rˆ ψil rjlψij j1
对于另一个操作S，类似地有：
jl
j1 l1
第二节 直积
因而若想知道一个表示的特征标(R)，这个表 示是其他两个特征标为χ1(R)和χ2(R)的表示的 直积，则对于群的每个操作R，特征标由下式给 出：
χR χ1Rχ2R
下面以C4v群为例来说明：
C4v
Eˆ
A1
1
A2
1
B1
1
B2
1
E
2
A1A2

量子力学课件：4.1 态的表象

量子力学课件：4.1 态的表象

量子力学 表象
基本矢量
不同表象波函数
→
u1(x), u2(x),..., un(x), ...
a1(t), a2(t),..., an(t), ...
量子状态Ψ(x,t)
态矢量
坐标系 不同坐标系的一组分量 i, j, k, Ax, Ay, Az 矢量 A
所以我们可以把状态Ψ看成是一个矢量——态矢量。 选取一个特定力学量 Q 表象，相当于选取特定的坐标系，
同样
x 在自身表象即坐标表象中对应
有确定值 x’本征函数是
δ(x'-x)。
这可由本征 值方程看出：
所以，在动量表象中， 具有确定动量p’的粒 子的波函数是以动量
p为变量的δ- 函数。
换言之，动量本征函 数在自身表象中是一 个δ函数。
x ( x x) x ( x x)
所以
x ( x) ( x x)
u1(x), u2(x), ..., un(x), ... 是 Q 表象 的基本矢量简称基矢。
波函数
a1 (t )
a2(t)
an(t)
是态矢量Ψ在Q表象中沿各基矢方 向上的“分量”。Q表象的基矢有 无限多个，所以态矢量所在的空 间是一个无限维的抽象的函数空 间，称为Hilbert空间。
设 算符Q的本征值为： Q1, Q2, ..., Qn, ...，
相应本征函数为：u1(x), u2(x), ..., un(x), ...。
将Ψ(x,t) 按 Q 的 本征函数展开：
(x, t) an(t)un( x)
n
若Ψ, un都是归一化的，
则 an(t) 也是归一化的。
证：
1 *( x, t)( x.t)dx
动量表象 C(p,t)=δ(p'-p)exp[-iE't/] C(p)=δ(p'-p)

量子力学-第二版-周世勋PPT课件

量子力学-第二版-周世勋PPT课件
量子力学
QQuuaannttuumm mmeecchhaanniissmm
宝鸡文理学院物理与信息技术系
1
《量子力学》教材与参考书
教材
《量子力学教程》周世勋编，高等教育出版社
参考书及学习网站
1.《 量 子 力 学 教 程 》 曾 谨 言 著 ， （ 科 学 出 版 社,2003年第一版，普通高等教育十五国家级规划教 材）
一个开有小孔的封闭空腔 可看作是黑体。
波
3.的思想。
4.2.海森堡的矩阵力学：
5.在批判旧量子论的基础之上建立起来
6.3.狄拉克表述：
7.更为普遍的形式 10
§1.1经典物理学的困难
Chap.1.绪论 The birth of quantum mechanism
一.经典物理学的成功
十九世纪末期，物理学理论在当时看来己发展到相 当完善的阶段，其各个分支已经建立起系统的理论：
第六章 散射
Ch6. The general theory of scattering
第七章 自旋与全同粒子
Ch7. Spin and identity of particles
第一章 绪论
The birth of quantum mechanism
基本内容
Chap.1.绪论 The birth of quantum mechanism
1.1 经典物理学的困难
The difficult in classical physics
1.2 光的波粒二象性
The duality of light between wave and particle
1.3 微粒的波粒二象性
The duality of small particles between wave and particle

P(四章第四讲)狄拉克符号课件

P(四章第四讲)狄拉克符号课件

n
n
n
( na*nbn n )* *
n
P(四章第四讲)狄拉克符号
波函数归一化
(,)2d3r*d3r1
本征矢的正交归一化
x | x
x|x' (x',x)(xx') ' （-'）
p |p ') (p ',p )(p ' p ) qq' （q-q'）
n | n
mn(um,un)m n lm |l'm ')(Y l'm ',Y lm )ll' m m '
t
P(四章第四讲)狄拉克符号
定义波函数演化算符：
U ˆ(t,t0)(t0)(t) (1 )
作用于 t 0 时刻的态 (t0 ) 得到t时刻的态 (t )
分析：
（1） Uˆ(t0,t0)I
U ˆ(t0,t0)(t0) (t0),
（2）求它的具体形式
i (t) H ˆ(t)
t
i tU ˆ(t,t0 ) (t0 ) H ˆU ˆ(t,t0 ) (t0 ) P(四章第四讲)狄拉克符号
算符的矩阵
设态矢 经算符 F ˆ 的作用后变成态矢 ,即
Fˆ
|1|nn n
F ˆ n n n
mmF ˆnn n
Fmn mFˆ n
bm Fmnan n
b1 F11 F12
b2
F21
F22
P(四章第四讲)狄拉克符号源自a1 a2Schrödinger方程的矩阵形式
P(四章第四讲)狄拉克符号
态矢量在具体表象中的表示 (x) x (p) p
本征态上的展开系数（投影）
n | n

量子力学课件(完整版)

量子力学课件(完整版)

Light beam
metal
electric current
11
能量量子化的假设
造成以上难题的原因是经典物理学认为 能量永远是连续的。
如果能量是量子化的，即原子吸收或发 射电磁波，只能以“量子”的方式进行， 那末上述问题都能得到很好的解释。
12
能量量子化概念对难题的解释
原子寿命 ①原子中的电子只能处于一系列分立的能级之中。
18
当 kT hc（高频区）
E(, T)

2hc2 5
e hc
kT
Wein公式
当 kT hc（低频区）
E(, T)

2c 4
kT
Rayleigh–Jeans公式
19
能量量子化概念对难题的解释
对光电效应的解释
如果电子处于分立能级且入射光的能 量也是量子化的，那么只有当光子的能 量（E =hυ）大于电子的能级差，即E =hυ > En－Em时，光电子才会产生。如 果入射光的强度足够强，但频率υ足够 小，光电子是无法产生的。
2 , k 2 / ,
得到 d 2 0,所以，t x(t)
dk 2 m
物质波包的观点夸大了波动性的一面，抹杀 了粒子性的一面，与实际不符。
45
（2）第二种解释：认为粒子的衍射行为是大 量粒子相互作用或疏密分布而产生的行为。 然而，电子衍射实验表明，就衍射效果 而言， 弱电子密度＋长时间＝强电子密度＋短时间 由此表明，对实物粒子而言，波动性体 现在粒子在空间的位置是不确定的，它是以 一定的概率存在于空间的某个位置。
2
这面临着两个问题：
1、信号电磁波所覆盖的区域包括大量的 元件，每个元件的工作状态有随机性，但 器件的响应具有统计性；

4.1置换群

4.1置换群

SR

T


1 2
2 4
3 5
4 1
53
等效算法（一）
先将S置换的各列次序进行交换，使S第一行排列次 序与R的第二行排列次序一样
S 13
2 1
3 2
4 4
55
R


1 3
2 4
3 5
4 2
15
S


3 2
4 4
5 5
2 1
13
然后用S的第二行代替R的第二行，即得到SR
l 称为轮换长度
轮换常用一行矩阵描写
a1
a2

al


a1 a2
al 1 al
al a1
b1 b1
பைடு நூலகம்
bnl bnl

2. 轮换特点
顺序变化
保持不变
用行矩阵描写轮换时，数字的排列次序不能变，但允 许开头的数字顺序变换（依次按顺序进行变换）
q a b c p a b c p q
置换的轮换结构是由一组配分数来描写的
4. 轮换乘积的计算方法 每一个置换都可分解为无公共客体的轮换的乘积 两个置换相乘时，需要计算两个有公共客体的轮换 的乘积问题
通常认为，只有把置换乘积化为无公共客体的轮换 的乘积，才算把乘积化到了最简单形式
如：先讨论只有一个公共客体的轮换乘积的计算方法
a b c dd e f
然后在余下的数中，任选一数b1，找出它的客体链 (b1,b2,...,bm)客体链，即R中包含一个长度为m的轮换
这两个轮换中无公共客体，乘积次序可交换
按此法继续下去，总能穷尽全部n个客体，从而把置换 R分解为若干没有公共客体的轮换的乘积，乘积次序可交 换

量子力学 周世勋(全套ppt课件)


§2 量子论的诞生
（一）Planck 黑体辐射定律 （二）光量子的概念和光电效应理论 （四）波尔（Bohr）的量子论
（三）Compton 散射 ——光的粒子性的进一步证实
（一）Planck 黑体辐射定律
究竟是什么机制使空腔的原子产生出所观 察到的黑体辐射能量分布，对此问题的研 究导致了量子物理学的诞生。
能 量 密 度
•该式称为 Planck 辐射定律
0
Planck 线
5
10
(104 cm)
对 Planck 辐射定律的
三点讨论：
d

8h
C3
3

exp(h
1 /
kT
)

1
d
•（1）当 v 很大（短波）时，因为 exp(hv /kT)-1 ≈ exp(hv /kT)， 于是 Planck 定律 化为 Wien 公式。

人们自然会提出如下三个问题：
1. 原子线状光谱产生的机制是什么？ 2. 光谱线的频率为什么有这样简单的规律？
nm
3. 光谱线公式中能用整数作参数来表示这一事实启发我们 思考： 怎样的发光机制才能认为原子的状态可以用包含整数值的量来描写。
从前，希腊人有一种思想认为：
自然之美要由整数来表示。例如：
1. Wien 公式
能 量 密 度
Wien 线
0
5
10
(104 cm)
Wien 公式在短波部分与实验还相符合， 长波部分则明显不一致。
（2）光电效应
光照射到金属上，有电子从金属上逸出的现象。 这种电子称之为光电子。试验发现光电效应有 两个突出的特点：
•1.临界频率v0 只有当光的频率大于某一定值v0 时， 才有光电子发射出来。若光频率小于该值时，则不论 光强度多大，照射时间多长，都没有电子产生。光的 这一频率v0称为临界频率。

量子力学课件-薛定谔方程


（3）由上面讨论可知，当体系处于能量本征态时，粒子能量是确定的，就是 能量本征值。
（三）求解定态问题的步骤
• 讨论定态问题就是要求出体系可能有的定态波函数 Ψ( r, t) 和在这些态中的能量 E。其具体步骤如下：
（1）列出定态 Schrodinger方程 （2）根据波函数三个标准 条件求解能量 E 的 本征值问题，得：
若V(r)是库伦场势，则方程的解代表库伦场中粒子的态。
若V(r)是谐振子势场，则方程的解代表谐振子势场中粒子的态。
……
态叠加原理： 一般情况下，如果Ψ1和Ψ2 是体系的可能状态，那 末它们的线性叠加 Ψ= C1Ψ1 + C2Ψ2 也是该体系的一个可能状态. 其中C1 和 C2 是复常数，这就是量子力学的态叠加原 理。

•
（2）几率流密度与时间无关
i J n (r , t ) [nn n n ] 2

i [ n e xp( iE n t / ) n e xp( iE n t / ) 2 n e xp( iE n t / ) n e xp( iE n t / )]
ψ(r)也可称为定态波函数，或可看作是t=0时刻 ψ(r,0)的定态波函数。
能量本征值方程
[ h 2 V ] E 2
ˆ E 表达成 H
（1）上述方程的形式特点是： 一个算符作用于一个函数上等于一个常数乘以该函数， 这种形式的等式在《数学物理方法》中，叫本征值方程， 本征值方程中的那个待求函数叫本征函数， 方程右边的那个与本征函数相乘的常数叫本征值。


i [ n ( r ) n ( r ) n ( r ) n ( r )] 2
作

高等量子力学 第四章 表象理论


K表象：取几个有物理意义的厄米算符构成对易完备组K，用 表象：取几个有物理意义的厄米算符构成对易完备组 ， 表象 它们的共同本征矢量作为基矢： 它们的共同本征矢量作为基矢：
K i = ki i
完备性关系： 完备性关系：
∑i
i
i =1
一、矢量的矩阵表示
ψ = ∑ i i ψ = ∑ i ψi,
i i
容易看出，表象变换虽然改变矢量与算符的矩阵表示， 容易看出，表象变换虽然改变矢量与算符的矩阵表示，但不 的数值。 改变二矢量内积 ψ ϕ 以及 ψ A ϕ 的数值。
§4-3 若干矩阵运算
1、矩阵的迹 ： trA = 、
∑A
i
ii
(4.20) (4.21)
迹的重要性质是 tr ( AB ) = tr ( BA) 2、矩阵的行列式 、 det A = ∑ ε abc⋯n Aa1 Ab 2 AC 3 ⋯ AnN
bb' nn' a' 1 b' 2
∑ ( ∑ε A A ⋯ A )B = ∑ (ε det A)B B ⋯B = ε ∑∑ ε ′ ′ ′ ′ B ′ ⋯ ′ ⋯ B ′ = det A B
a'b'c'⋯n' abc⋯n aa' a'b'c'⋯n' a'b'c'⋯n' a' 1 b' 2 n' N
B ⋯Bn' N
det( AB) = det A ⋅ det B
证明： 证明： det（AB） =
∑ε
abc⋯n
abc⋯n ⋯
abc⋯n
( AB) a1 ( AB) b 2 ⋯ ( AB) nN

第四章第五节 粒子的波动性和量子力学的建立 课件 高二下学期物理人教版(2019)择性必修第三册


物质波的实验验证
1929年，德布罗意因提出物质波的假说获得了诺贝尔物理学奖。 在之后，戴维孙和G. P. 汤姆孙因证实电子波动性获得了1937年的诺贝 尔物理学奖。 G. P. 汤姆孙的父亲 J. J. 汤姆孙因发现电子而获诺贝尔物理学奖，他则 由于验证了电子的波动性而获诺贝尔物理学奖。这是科学史上的一段佳话
人们惊讶地发现，世界具有奇妙的结构，最微观层次和最宏观层次的规律 ，竟有着紧密的联系。核物理的发展，还让人们成功地认识并利用了原子 核反应堆所释放的能量——核能。爱因斯坦说：“这是人们第一次利用太 阳以外的能量。”
量子力学的应用
量子力学推动了原子、分子物理和光学的发展。人们认识了原子的结构， 以及原子、分子和电磁场相互作用的方式。
但它们中的每一个，都是针对一个特定的具体问题，都不是统一的普 遍性理论。
量子力学的建立
值得注意的是，在这 些成功的理论中，普朗克 常量都扮演了关键性的角 色（图4.5-3）。这就预 示着这些理论之间存在着 紧密的内在联系。在它们 的背后，应该存在着统一 描述微观世界行为的普遍 性规律
量子力学的建立
电子的德布罗意波长与X射线的波长具有相近的数量级。前面讲过，X 射线在通过晶体时会发生明显的衍射。
物质波的实验验证
1927年戴维孙和G. P. 汤姆孙分别用单晶和多晶晶体做了电子束衍射 的实验，得到了类似图4.5-1的衍射图样，从而证实了电子的波动性。
概率波
在后来的实验中，人们还进一步观测到了电子德布罗意波的干涉现象 （图4.5-2）。
他写道：“整个世纪①以来，在光学上，与波动方面的研究相比，忽 视了粒子方面的研究；而在实物粒子的研究上，是否发生了相反的错 误呢？是不是我们把粒子方面的图像想得太多，而忽视了波的现象？
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,
Aˆ
t
1 , HˆAˆ ih
1 , Aˆ Hˆ
ih
,
Aˆ
t
1 ih
, Aˆ, Hˆ
,
Aˆ
t
1 ih
Aˆ ,
Hˆ
Aˆ t
(2)
3
如Aˆ 不显含时间 (以t后如不特别声明，都是
指这种力学量)，即 Aˆ 0
t
则
d dt
A
1 ih
Aˆ, Hˆ
(3)
因此，如
Aˆ, Hˆ 0
7
量子力学守恒量的几个重要特征
a. 与经典力学守恒量不同，量子体系的守恒量 并不一定取确定值，即体系的状态并不一定 就是某个守恒量的本征态。一个体系在某时 刻t 是否处于某守恒A量ˆ 的本征态，要根据 初条件决定。若在t 0 Aˆ 时 有确定值，则 以后任何时刻Aˆ 也有确定值。即若体系在初 始时刻处于Aˆ 的某一本征态，则在以后任何 时刻均处在同一本征态。
则
dA 0
(4)
dt
即力学量 Aˆ 在任何态 (t) 之下的平均值都不 随时间改变。还可以进一步证明，在任意态
(t) 下Aˆ 的几率分布也不随时间改变。
4
由于 Aˆ, Hˆ 0
，我们可以选择Aˆ包括Hˆ 和
内的一组力学量完全集，其共同本征态记为
k k( 是一组完备的量子数的标记)，即
Hˆk Ekk , Aˆk Akk
H ih
(t
),
k
k
,
(t)
c.c.
1 ih
(t
),
H
k
k
,
(t
)
c.c.
Ek ih
(t), k 2 c.c. 0
的几率 (6 7)
在量子力学中，如不显含力学量 Aˆ 与体系 的Hamilton量对易，则称为体系的一个守恒 量。按上述分析，量子体系的守恒量，无论 在什么态下，平均值和几率分布都不随时间 改变。
rv
pv,V
(v V
16
对于定态，d rv pv 0
dt
，所以
1 p2 rvV m
即
2T rvV
(9)
式中T p2 2m
是粒子动能，上式即位力定理
17
位力定理特例
设V(x, y, z) x, y是, z
的n次齐次函数
（即V (cx, cy, cz) cnV (x, y, z)
9
b. 量子体系的各守恒量并不一定都可以同时
取确定值。例如中心力场中的粒子，Lˆ 的
三分量都守恒( Lˆi , Hˆ 0, i x, y, z
于 Lˆx , Lˆy , Lˆz
不对易，一般说来它们并不能
时取确定值（角动量 l 0 的态除外）。
10
c. 定态和守恒量的区别 定态是体系的一种特殊的状态，即能量本征 态，而守恒量则是体系的一种特殊的力学量， 它与体系的Hamilton量对易。在定态下，一 切力学量(不显含t ，不管是否守恒量)的平 均值及测量值几率分布都不随时间改变，这 正是称之为定态的理由。而守恒量则是在一 切状态下(不管是否定态)的平均值和测量值 几率分布都不随时间改变，这正是称之为量 子体系守恒量的理由。
8
同样若在t 0 Aˆ 时 无确定 (值rv, 0，) Aˆ 并非 本征态，则在以后由Schrödinger方程给出的 态 (rv,t) 中，测Aˆ 量 也不会有确定值，亦即 相应的态也不是 Aˆ 的本征态，但Aˆ 的平均值 及测值几率的分布不变。由于守恒量具有上 述性质，它的量子数称为好量子数。
1. 守恒量
与经典力学不同，量子力学中， 处于量子态下的体系，在每一时刻， 并非所有力学量都具有确定值，而只 具有确定的几率分布和平均值。
2
力学量 Aˆ 的平均值为
A(t) (t), Aˆ (t)
(1)
所以
d dt
A(t)
t
,
Aˆ
,
Aˆ
t
,
Aˆ
t
Hˆ
ih
,
Aˆ
,
Aˆ
Hˆ
ih
11
2. 能级简并与守恒量的关系
守恒量的应用极为广泛，在处理能量 本征值问题，量子态随时间变化，量子 跃迁以及散射等问题中都很重要。这里 要害是涉及能量简并，它们包括：(a) 能级是否简并？(b)在能级简并的情况 下，如何标记各简并态。
12
定理：设体系两个彼此不对易的守恒量F 和G ，
即F, H 0,G, H ，0 但 F,G ，0 则体系能
15
位力(Virial)定理
当体系处于定态下，关于平均值随时间
的变化，有一个有用的定理，即位力定理。 设粒子处于势场V (rv) 中，Hamilton量为
H p2 V (rv) 2m
考虑 rv pv 的平均值随时间的变化。我们有
ih d rv pv rv pv, H
dt
1 2m
rv
pv,
p2
(5)
于是，体系的任何一态 (t) 均可用k 展开
(t) ak (t) k , ak (t) k , (t) (6)
k
5
在 (t) 态下，在t 时刻测Aˆ量 Ak 得 ak (t) 2 ，而
d dt
ak (t) 2
dak* dt
ak
c.c.
(t
t
)
,
k
k
,
(t
)
c.c.
第四章 力学量随时 间的演化与对称性
本章所讲的主要内容
力学量随时间的演化(4.1) 波包的运动，Ehrenfest定理(4.2) Schrodinger图像与Heisenberg图像(4.3) 守恒量与对称性的关系(4.4) 全同粒子体系与波函数的交换对称性(4.5)
1
§4.1 力学量随时间的演化
级一般是简并的。
证：由于F, H 0， F与 H可以有共同本征函
数
H E , F F
考虑到 G, H 0，故有
HG GH GE EG
即 G 也H是
的本征态，对应于本征E值
。
13
但 G 与 是否同一个量子态？考虑到
F,G 0，一般说来，
FG GF GF FG
即 G 不是 F的本征态。但 是 F的本征态， 因此 G与 不是同一个量子态。但它们又都 是 H的本征值为 E 的本征态，因此能级是简 并的。
14
推论：如果体系有一个守恒量 F ，而体系的 某条能级不简并(即对应于某能量本征值E 只有一个量子态 E)，则 E 必为 F 的本征态。 因为
HF E FH E FE E EF E
即 F E也是 H的本征值为 E 的本征态。但按假 定，能级E 无简并，所以 F E与 E只能是同 一个量子态，因此它们最多可以相差一个常数 因子，记为F，即 F E F E，所以 E也是 F 的本征态(F即本征值)。