量子力学答案周世勋.docx

1、量子力学答案周世勋第一章 量子理论基础11 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与温度T成反比，即 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， （1）以及 ， （2）， （3）有这里的的物理意义是黑体内波长介于与+d之间的辐射能量密度。本题关注的是取何值时，取得极大值，因此，就得要求 对的一阶导数为零，由此可求得相应的的值，记作。但要注意的是，还需要验证对的二阶导数在处的取值是否小于零，如果小于零，那么前面求得的就是要求的，具体如下： 如果令x= ，则上述方程为这是一个超越方程。首先，易知此方程有解：x=0，但经过验证，此解是平

2、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，这样则有把x以及三个物理常量代入到上式便知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。12 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，如果所考虑的粒子是非相对论性的电子（），那么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，因此利用非相对论性的电子的

3、能量动量关系式，这样，便有在这里，利用了以及最后，对作一点讨论，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。13 氦原子的动能是（k为玻耳兹曼常数），求T=1K时，氦原子的德布罗意波长。解 根据，知本题的氦原子的动能为显然远远小于这样，便有这里，利用了最后，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

4、，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。14 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，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其中q是微观粒子的一个广义坐标，p

5、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，于是有这样，便有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，根据可解出 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 为了积分上述方程的左边，作以下变量代换；这样，便有 这时，令上式左边的积分为A，此外再构造一个积分这样，便有 （1）这里 =2，这样，就有 （2）根据式（1）和（2），便有这样，便有 其中最后，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。（

6、2）当电子在均匀磁场中作圆周运动时，有 这时，玻尔索末菲的量子化条件就为 又因为动能耐，所以，有其中，是玻尔磁子，这样，发现量子化的能量也是等间隔的，而且具体到本题，有根据动能与温度的关系式以及可知，当温度T=4K时，当温度T=100K时，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。15 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

7、，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，有此外，还有于是，有 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

8、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 可见无关。2.2 由下列定态波函数计算几率流密度： 从所得结果说明表示向外传播的球面波，表示向内(即向原点) 传播的球面波。 解： 在球坐标中 同向。表示向外传播的球面波。 可见，反向。表示向内(即向原点) 传播的球面波。补充：设，粒子的位置几率分布如何？这个波函数能否归一化？ 波函数不能按方式归一化。 其相对位置几率分布函数为 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 中运动，求粒子的能级和对应的波函数。解：无关，是定态问题。其定态S方程 在各区域的具体形式为 ： ： ：由于(1)、(3)方

9、程中，由于，要等式成立，必须 即粒子不能运动到势阱以外的地方去。 方程(2)可变为 令，得 其解为 根据波函数的标准条件确定系数A，B，由连续性条件，得 由归一化条件 得 由 可见E是量子化的。对应于的归一化的定态波函数为 #2.4. 证明（2.6-14）式中的归一化常数是 证： （2.6-14） 由归一化，得 归一化常数 #2.5 求一维谐振子处在激发态时几率最大的位置。 解： 令，得 由的表达式可知，时，。显然不是最大几率的位置。 可见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：，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

10、 将式中的代换，得 利用，得 比较、式可知，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，因此之间只能相差一个常数。方程、可相互进行空间反演 而得其对方，由经反演，可得， 由再经反演，可得，反演步骤与上完全相同，即是完全等价的。 乘 ，得 可见， 当时，具有偶宇称， 当时，具有奇宇称， 当势场满足时，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 运动，求束缚态()的能级所满足的方程。 解法一：粒子所满足的S-方程为 按势能的形式分区域的具体形式为 ： ： ： 整理后，得 ： ：. ： 令 则 ： ：. ： 各方程的解为 由波函数的有限性，有 因此 由波

11、函数的连续性，有 整理(10)、(11)、(12)、(13)式，并合并成方程组，得 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 即 为所求束缚态能级所满足的方程。#解法二：接（13）式 #解法三：(11)-(13)(10)+(12)(11)+(13)(12)-(10) （b）kactgkk )10()12()13()11(122-=-+ 令 则合并： 利用 # 解法四：（最简方法-平移坐标轴法） ： （0） ： （02） ： （2） 束缚态 因此 由波函数的连续性，有 (7)代入(6) 利用(4)、(5)，得 # 2.8分子间的范德瓦耳斯力所产生的势能可以

12、近似表示为 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 对各区域的具体形式为 ： ： ： ： 对于区域，粒子不可能到达此区域，故 而 . 对于束缚态来说，有 各方程的解分别为 由波函数的有限性，得 由波函数及其一阶导数的连续，得 由、，得 (11)由 、得 (12) 令，则式变为 联立(12)、(13)得，要此方程组有非零解，必须 把代入即得 此即为所要求的束缚态能级所满足的方程。 # 附：从方程之后也可以直接用行列式求解。见附页。 此即为所求方程。 # 补充练习题一1、设 ，求A = ？ 解：由归一化条件，有 利用 # 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 设基态的经典界限的位置为，则有 在界限外发现振子的几率为 )( 220