量子力学-薛定谔方程
量子力学:薛定谔方程

电子作为一个整体,只能在某处出现,决不会一半出现 在某处,而另一半出现在另外,这就是它的粒子性的表现。 但是,电子在某处出现的概率,却由波的强度来决定,这 就是它的波动性的表现。
实物粒子也具有波粒二象性
电子在空间某处出现的概率正比于物质波的强度
即微观粒子的物质波是概率波。
则物质波的概率密度为:
(t,x,y,z) C Ψ(t,x,y,z)
2
•由归一化条件
Ω
w(t,x,y,z)dxdydz
1
Ω 2
C Ψ(t,x,y,z) dxdydz 1
2 Ω
( 全空间)
C 得:
Ψ(t,x,y,z) dxdydz
ω(t,x,y,z)
Ψ(t,x,y,z)
2 Ω
2
物质波的概率密度:
Ψ(t,x,y,z) dxdydz
引入归一波函数 Φ(t,x,y,z) 令: Φ(t,x,y,z) CΨ(t,x,y,z)
2m
描述粒子运动的波函数和粒子所处条件的关系 首先由薛定谔得出,称为薛定谔方程。
一.动量为P.能量为E的自由粒子的薛定谔方程的建立 一维自由粒子物质波的波函数
( t , x ) 0e
求导
i ( Et p x x )
( x ,t ) - i E( x ,t ); t
p2 E U( t , x, y,z ) 2m
与上同样推导:
2 i U t 2m
概率振幅 概率密度
2. 用电子双缝衍射实验说明概率波的含义
两缝同时打开
依次打开一个缝
a.双缝同时打开
(1)入射强电子流 (2)入射弱电子流 概率波的干涉结果
电子确是粒子,但电子 的去向是完全不确定的, 一个电子到达何处完全 是概率事件 这种概率在一定条件下 (经双缝)有确定的规律 在波强强度较强的地方, 单个事件发生的概率大; 在波强强度较弱的地方单 个事件发生的概率小
-薛定谔方程

§12-6 薛定谔方程德布洛意关于物质波的概念传到苏黎世后,薛定谔作了一个关于物质波的报告。
报告后, 德拜(P.Debye)评论说:有了波,就应有一个波动方程。
几个月后,薛定谔果然提出了一个波方程,这就是后来在量子力学中著名的薛定谔方程。
薛定谔方程是量子力学的动力学方程,象牛顿方程一样,不能从更基本的方程推导出来,它是否正确,只能由实验检验。
一、薛定谔方程 1 一维薛定谔方程1)一维自由运动粒子(无势场)设:一维自由运动粒子,无势场,不受力,动量不变。
一维自由运动粒子的波函数(前已讲)ψ(x , t ) = ψ0 e -i(2π/h ) (Et - px )由此有再利用 可得此即一维自由运动粒子(无势场)的含时薛定谔方程。
2)若粒子在势场U (x , t ) 中运动由 有此即一维自由运动粒子在势场中的含时薛定谔方程。
3)定态薛定谔方程若粒子在恒定势场U = U (x )中运动,微观粒子的势能仅是坐标的函数,与时间无关,可把上式中的波函数分成坐标函数与时间函数的乘积,即2222ip x hp x hψψψψ∂=∂∂=-∂22p E m=222282h h i m x tψψππ∂∂-=∂∂22p p E E m =+222282p h h E i m x tψψψππ∂∂-+=∂∂2(,)()()()iEt hx t x f t x eπψϕϕ-==式中 ψ =ψ (x , t )是粒子在势场U = U (x , t )中运动的波函数。
将ψ =ψ (x , t ) = ψ(x )T (t )代入得一维定态薛定谔方程式中ψ =ψ (x )是定态波函数,它所描写的粒子的状态称作定态,是能量取确值的状态。
定态的概率密度ψ(x ,t ) ψ*(x ,t ) = ψ (x ) ψ *(x ) 定态下的概率密度和时间无关。
在量子力学中用薛定谔方程式加上波函数的物理条件,求解微观粒子在一定的势场中的运动问题(求波函数,状态能量,概率密度等)。
量子物理薛定谔方程

方程左
端为: i
1 df (t) E
f (t) dt
其解为 f (t) CeiEt /
2
其右端 [ 2 V ( x)]u( x) Eu( x) 2m
方程的解 ( x, t) u( x)eiEt /
定态薛定谔方程 或哈密顿方程 P54 2.3.12式
2
定态薛定谔方 [ 2 V (x)]u(x) Eu(x) (x, t) u(x)eiEt / h
2
2m
2
( x, t)
p2
2m
( x, t)
Ek
( x, t)
其中
2 2 2 2 x2 y2 z2
拉普拉斯算符
Ek
p2 2m
p2 px2 py2 pz2
粒子的动能
由于自由粒子不受外力,没有势能,它的总能量就是它的动
能,即
E
Ek
p2 2m
所以
i
(x,t)
t
E
( x, t )
Ek
( x, t )
14
徐光宪
1920
88
神经外科专家 化学家
15
谷超豪
1926
83
数学家
16 截止22000191年20名孙家最栋高科学技术奖192获9 得者获奖时平80 均年龄81.85火岁箭(卫星岁专家数
总和1637岁),最小的64岁,最大的92岁。
17
师昌绪
1920
90
金属学及材料专家
2010
18
王振义
1924
其目的是通过处理简单的波动方程获 得对量子现象的具体而直观的理解。
如果势能函数不含时间,即对于定态势能场,则有
V (x,t) V (x)
薛定谔方程 量子力学

薛定谔方程量子力学
薛定谔方程是描述量子力学中粒子的运动和态演化的方程。
它由奥地利物理学家埃尔温·薛定谔于1925年提出,被认为是量子力学的基本方程之一。
薛定谔方程的一般形式如下:
iħ∂Ψ/∂t = HΨ
其中,i是虚数单位,ħ是约化普朗克常数,Ψ是波函数(描述粒子的态),t是时间,H是哈密顿算符(描述粒子能量和势能的算符)。
薛定谔方程是一个时间相关的偏微分方程,它描述了波函数随时间的演化。
通过求解薛定谔方程,我们可以得到粒子的波函数随时间的变化规律,从而了解粒子的能谱、位置概率分布等物理性质。
薛定谔方程是量子力学的核心方程之一,为我们理解微观领域的粒子行为提供了重要的工具。
它在量子力学的各个领域中都有广泛的应用,比如描述电子的行为、原子和分子的结构以及固体物理等。
量子物理第二章薛定谔方程

量⼦物理第⼆章薛定谔⽅程第2章薛定谔⽅程·德布洛意关于物质波的概念传到苏黎世后,薛定谔作了⼀个关于物质波的报告,报告后,德拜(P.Debye)评论说:有了波,就应有⼀个波动⽅程。
⼏个⽉后,薛定谔果然提出了⼀个波⽅程,这就是后来在量⼦⼒学中著名的薛定谔⽅程。
·薛定谔⽅程是量⼦⼒学的动⼒学⽅程,象⽜顿⽅程⼀样,不能从更基本的⽅程推导出来;它是否正确,只能由实验检验。
§1 薛定谔⽅程的建⽴(⼀种⽅法)⼀、薛定谔⽅程 1.⼀维薛定谔⽅程 · ⼀维⾃由运动粒⼦⽆势场,不受⼒,动量不变。
· ⼀维⾃由运动粒⼦的波函数(前已讲)由此有· 再利⽤可得此即ψ ? x = ( )P ψi h2ψ ? x 2 P 2h 2= -( ) ψ P 22m E = ? t= i h ( ) ψ (x , t )h 22m - ( ) ψ (x , t ) ?x 22⼀维⾃由运动粒⼦(⽆势场)的薛定谔⽅程·推⼴到若粒⼦在势场U (x , t ) 中运动由有⼀维薛定谔⽅程式中ψ =ψ (x , t )是粒⼦在势场U = U (x , t ) 中运动的波函数·和经典关系相⽐较,只要把P 22mE = +U (x , t ) P 22m E = +U (x , t )再作⽤到波函数ψ(x, t)上,即可得到上述⽅程。
2.三维薛定谔⽅程式由⼀维⽅程推⼴可得三维薛定谔⽅程式·拉普拉斯算符·当 U (r , t ) = 0时,⽅程的解,即三维⾃由运动粒⼦的波函数· 波函数的叠加原理薛定谔⽅程是ψ的线性微分⽅程;若ψ1、ψ2是⽅程的解,则 c 1ψ1 + c 2ψ2也是⽅程的解。
(c 1 、c 2是常数)★ E.Schrodinger & P.A.M.Dirac荣获1933年Nobel Prize (for the discovery of new productive forms of atomic theory)2 x 2 2y 22≡ + + ?2z 2⼆、定态薛定谔⽅程 1.⼀维定态薛定谔⽅程若粒⼦在恒定势场U = U (x ) 中运动(含常数势场U = U 0 )薛定谔⽅程式可⽤分离变量法求解。
薛定谔方程

薛定谔方程(Schrodinger equation)是由奥地利物理学家薛定谔提出的量子力学中的一个基本方程,也是量子力学的一个基本假定,其正确性只能靠实验来检验。
它是将物质波的概念和波动方程相结合建立的二阶偏微分方程,可描述微观粒子的运动,每个微观系统都有一个相应的薛定谔方程式,通过解方程可得到波函数的具体形式以及对应的能量,从而了解微观系统的性质。
1定义薛定谔方程薛定谔方程(Schrodinger equation)又称薛定谔波动方程(Schrodinger wave equation)在量子力学中,体系的状态不能用力学量(例如x)的值来确定,而是要用力学量的函数Ψ(x,t),即波函数(又称概率幅,态函数)来确定,因此波函数成为量子力学研究的主要对象。
力学量取值的概率分布如何,这个分布随时间如何变化,这些问题都可以通过求解波函数的薛定谔方程得到解答。
这个方程是奥地利物理学家薛定谔于1926年提出的,它是量子力学最基本的方程之一,在量子力学中的地位与牛顿方程在经典力学中的地位相当。
薛定谔方程是量子力学最基本的方程,亦是量子力学的一个基本假定,其正确性只能靠实验来确定。
2方程概述量子力学中求解粒子问题常归结为解薛定谔方程或定态薛定谔方程。
薛定谔方程广泛地用于原子物理、核物理和固体物理,对于原子、分子、核、固体等一系列问题中求解的结果都与实际符合得很好。
薛定谔方程仅适用于速度不太大的非相对论粒子,其中也没有包含关于粒子自旋的描述。
当涉及相对论效应时,薛定谔方程由相对论量子力学方程所取代,其中自然包含了粒子的自旋。
.薛定谔提出的量子力学基本方程。
建立于1926年。
它是一个非相对论的波动方程。
它反映了描述微观粒子的状态随时间变化的规律,它在量子力学中的地位相当于牛顿定律对于经典力学一样,是量子力学的基本假设之一。
设描述微观粒子状态的波函数为Ψ(r,t),质量为m的微观粒子在势场V(r,t)中运动的薛定谔方程为。
薛定谔方程

1936年他回到奥地利任格拉茨大学理论物理教授。不到两年,奥地利被纳粹并吞后,他又陷入了逆境。1939 年10月流亡到爱尔兰首府都柏林,就任都柏林高级研究所所长,从事理论物理研究。在此期间还进行了科学哲学、 生物物理研究,颇有建树。出版了《生命是什么》一书,试图用量子物理阐明遗传结构的稳定性。1956年薛定谔 回到了奥地利,被聘为维也纳大学理论物理教授,奥地利政府给予他极大的荣誉,设定了以薛定谔命名的国家奖 金,由奥地利科学院授予。
背景与发展
1900年,马克斯·普朗克在研究黑体辐射中作出将电磁辐射能量量子化的假设,因此发现将能量与频率关联 在一起的普朗克关系式。1905年,阿尔伯特·爱因斯坦从对于光电效为hν;其中,因子h是普朗克常数。这一点子成为后来波粒二象性概念的早期路标之一。 由于在狭义相对论里,能量与动量的关联方式类似频率与波数的关联方式,因此可以揣测,光子的动量与波长成 反比,与波数成正比,以方程来表示这关系式。
主量子数n和能量有关的量子数。原子具有分立能级,能量只能取一系列值,每一个波函数都对应相应的能量。 氢原子以及类氢原子的分立值为:
,n越大能量越高电子层离核越远。
希尔伯特空间与薛定谔方程
一般,物理上将物理状态与希尔伯特空间上的向量(vector),物理量与希尔伯特空间上的算符相对应。这 种形式下的薛定谔方程为
薛定谔方程、量子力学简介

薛定谔方程、 (49)薛定谔方程、量子力学简介
由归一化条件求C 由归一化条件求 归一化条件 归一化条件
∫−∞ ψ
∞
2
dx = ∫ ψψ dx = 1
* 0
a
∫
a
0
nπ C sin xd x = 1 a
2 2
C=
2 a
2 nπ ψ ( x) = sin x , (0 ≤ x ≤ a ) a a 2 nπ x) n =1,2,3,4,5,L sin( ψ(x) = a 势 内 阱 a
自由粒子
(v << c )
E = Ek
2
∂Ψ i2π =− EΨ ∂t h
2
2
p = 2mE k
一维运动自由粒子 的含时薛定谔方程
h ∂ Ψ h ∂Ψ − =i 2 2 8 π m ∂x 2 π ∂t
薛定谔方程、 (49)薛定谔方程、量子力学简介
若粒子在势能为 Ep 的势场中运动
2 2
E = Ek + Ep
薛定谔方程、 (49)薛定谔方程、量子力学简介
一、薛定谔方程(1925 年) 薛定谔方程( 思考】 【思考】 波函数来自哪个方程? 波函数来自哪个方程? 薛定谔方程
特殊情况 一般情况 .. 薛定谔( 薛定谔(Erwin Schrodinger,1887~1961) ) 奥地利物理学家. 奥地利物理学家 1926年建立了以薛定谔方程为基础的波 1926年建立了以薛定谔方程为基础的波 动力学,并建立了量子力学的近似方法 动力学 并建立了量子力学的近似方法 . 年间, 量子力学 建立于 1923 ~ 1927 年间, 两个等价的理论:矩阵力学和波动力学 力学和波动 两个等价的理论:矩阵力学和波动力学 相对论量子力学( 狄拉克): ):描述高速运 相对论量子力学(1928 年,狄拉克):描述高速运 动的粒子的波动方程 .
量子力学中的薛定谔方程和量子力学

薛定谔方程的物理意义
它决定了粒子在给定势能下 的波函数和概率密度
薛定谔方程是描述量子力学中 粒子运动状态的偏微分方程
薛定谔方程是量子力学的基本 方程之一,是理解和预测物质
行为的关键工具
薛定谔方程的解可以揭示粒子 的能量、动量和角动量等属性
薛定谔方程的解 法
分离变量法
分离变量法:将薛定谔方程中的波 函数分离为空间和动量两个部分, 从而简化求解过程
无法处理量子纠缠 和量子误差问题
在某些情况下会导 致波函数塌缩的不 确定性问题
不能解释量子纠缠现象
不能解释量子纠缠现象 无法描述粒子间的相互作用 对初始条件的敏感性 无法预测量子系统的长期演化
量子力学的其他 重要概念和方程
波函数的概念和性质
波函数定义:描 述微观粒子状态 的函数
波函数的性质: 概率幅、复数、 归一化
波函数的物理意义: 微观粒子在空间中 的概率分布
波函数与薛定谔方 程的关系:薛定谔 方程用于求解波函 数的演化
量子态的概念和描述
定义:量子态是量子力学中一个物理系统的状态,由波函数描述
特性:量子态具有叠加性和相干性,即一个量子态可以表示为其他量子态的线性 组合,且不同量子态之间存在干涉现象 描述方法:通常使用波函数来描述量子态,波函数满足薛定谔方程,并具有归一 化条件
为
薛定谔方程的应 用
在原子物理中的应用
解释原子光谱的线型
描述原子状态的波函数
揭示原子能级的分布规律
预测原子辐射和吸收光子的 过程
在固体物理中的应用
描述电子行为: 薛定谔方程是描 述固体中电子行 为的基石。
计算能带结构: 通过求解薛定谔 方程,可以计算 出固体的能带结 构。
薛定谔方程

薛定谔方程(Schrödinger equation)是一个由奥地利物理学家薛定谔在1926年描述量子力学中波函数的运动方程[1],被认为是量子力学的奠基理论之一。
薛定谔方程主要分为含时薛定谔方程与不含时薛定谔方程。
含时薛定谔方程相依于时间,专门用来计算一个量子系统的波函数,怎样随着时间演变。
不含时薛定谔方程不相依于时间,可以计算一个定态量子系统,对应于某本征能量的本征波函数。
波函数又可以用来计算,在量子系统里,某个事件发生的概率幅。
而概率幅的绝对值的平方,就是事件发生的概率密度。
薛定谔方程的解答,清楚地描述量子系统里,量子尺寸粒子的统计性量子行为。
量子尺寸的粒子包括基本粒子,像电子、质子、正电子、等等,与一组相同或不相同的粒子,像原子核。
薛定谔方程可以转换为海森堡的矩阵力学,或费曼的路径积分表述 (path integral formulation) 。
薛定谔方程是个非相对论性的方程,不能够用于相对论性理论。
海森堡表述比较没有这么严重的问题;而费曼的路径积分表述则完全没有这方面的问题。
目录[隐藏]• 1 含时薛定谔方程• 2 不含时薛定谔方程• 3 历史背景与发展• 4 含时薛定谔方程导引o 4.1 启发式导引▪ 4.1.1 假设▪ 4.1.2 波函数以复值平面波来表达波函数o 4.2 薛定谔的导引• 5 特性o 5.1 线性方程▪ 5.1.1 证明o 5.2 实值的本征态o 5.3 幺正性▪ 5.3.1 证明o 5.4 完备基底• 6 相对论性薛定谔方程•7 解析方法•8 实例o8.1 自由粒子o8.2 一维谐振子o8.3 球对称位势▪8.3.1 角部分解答▪8.3.2 径向部分解答•9 参阅•10 参考文献•11 外部链接[编辑] 含时薛定谔方程虽然,含时薛定谔方程能够启发式地从几个假设导引出来。
理论上,我们可以直接地将这方程当作一个基本假定。
在一维空间里,一个单独粒子运动于位势中的含时薛定谔方程为;(1)其中,是质量,是位置,是相依于时间的波函数,是约化普朗克常数,是位势。
薛定谔方程

② 若势能V(r)具有某一不连续间断点或间断面, 则波函数及其一阶导数在该点或面处也处处连续。
③ 若势能V(r)具有一阶奇点,则波函数必须连 续,其一阶导数可以不连续。
讨论:
1、薛定谔方程也称波动方程,描述在势场U中粒 子状态随时间的变化规律。
2 、建立方程而不是推导方程,正确性由实验验 证。薛定谔方程实质上是一种基本假设,不能 从其他更基本原理或方程推导出来,它的正确 性由它解出的结果是否符合实验来检验。
§2.3 薛定谔方程
② 若势能V(r)具有某一不连续间断点或间断面,则波函数及其一阶导数在该点或面处也处处连续。 薛定谔方程是量子力学的基本假定之一,是整个波动学的基础,不是推导出来的,它与牛顿方程在经典里写中的地位相仿。 ① 若势能V(r)处处连续,则波函数及其一阶导数也处处连续。 1、薛定谔方程也称波动方程,描述在势场U中粒子状态随时间的变化规律。 ② 若势能V(r)具有某一不连续间断点或间断面,则波函数及其一阶导数在该点或面处也处处连续。 3、薛定谔方程是线性方程。 薛定谔方程是量子力学的基本假定之一,是整个波动学的基础,不是推导出来的,它与牛顿方程在经典里写中的地位相仿。
Quantum mechanics 在利用算符对应规则时,这些算符不具有坐标变换的不变性,例如,对极坐标
Quantum mechanics 薛定谔方程是量子力学的基本假定之一,是整个波动学的基础,不是推导出来的,它与牛顿方程在经典里写中的地位相仿。 在利用算符对应规则时,这些算符不具有坐标变换的不变性,例如,对极坐标 ② 若势能V(r)具有某一不连续间断点或间断面,则波函数及其一阶导数在该点或面处也处处连续。 三、关于薛定谔方程的说明 ① 若势能V(r)处处连续,则波函数及其一阶导数也处处连续。 3、薛定谔方程是线性方程。 是微观粒子的基本方程,相当于牛顿方程。 2 、建立方程而不是推导方程,正确性由实验验证。 4、自由粒子波函数必须是复数形式,否则不满足自由粒子薛定谔方程。 ① 若势能V(r)处处连续,则波函数及其一阶导数也处处连续。
量子力学中的薛定谔方程与波函数解析

量子力学中的薛定谔方程与波函数解析在量子力学中,薛定谔方程(Schrodinger Equation)是描述微观粒子行为的基本方程。
它以奥地利物理学家厄尔温·薛定谔(Erwin Schrodinger)的名字命名,是量子力学理论的核心。
薛定谔方程的一般形式为:iħ∂Ψ/∂t = -ħ²/2m ∇²Ψ + VΨ其中,i是虚数单位,ħ是普朗克常量除以2π,∂Ψ/∂t表示波函数关于时间的偏导数,m是粒子的质量,∇²Ψ表示波函数的拉普拉斯算子,V是势能函数,Ψ表示波函数。
波函数Ψ是描述量子粒子的状态的数学函数。
它包含了粒子的位置、动量、自旋等信息。
根据量子力学的基本假设,波函数Ψ的模的平方|Ψ|² 可以解释为在不同位置找到粒子的概率密度。
薛定谔方程是一个偏微分方程,求解它得到的波函数解析表达式可以提供关于粒子行为的重要信息。
然而,对于复杂系统,薛定谔方程的解析求解并不容易。
因此,通常采用数值方法或近似方法进行求解。
对于简单系统,我们可以得到薛定谔方程的解析解。
以一维简谐振子为例,假设势能函数V(x) = 1/2 mω²x²,其中ω是振动频率。
代入薛定谔方程,可以得到一维简谐振子的波函数解析解:Ψ(x) = (mω/πħ)^(1/4) * exp(-mωx²/2ħ) * H(n) ((mω/ħ)^(1/2)x)其中H(n)是埃尔米特多项式(Hermite Polynomial),n为非负整数。
除了一维简谐振子,薛定谔方程的解析解还可以得到其他简单系统的波函数解。
例如,无限深势阱、方势垒、氢原子等都有其特定的波函数解析表达式。
对于更复杂的系统,如多粒子体系或相互作用系统,薛定谔方程的解析解非常困难。
这时,我们常常采用数值方法,如薛定谔方程的数值求解算法(如分裂算子法、变分法等)来获得波函数的近似解。
总之,薛定谔方程与波函数解析是量子力学研究中的重要内容。
量子力学:薛定谔方程

ikx
Be
ikx
由边界条件,可得:
Ae Ae
ika ika
(a ) 0 ( a ) 0
Be
ika ika
0 0
Be
方程组具有非零解的条件是系数行列式应等于零
即
e e
ika
e
ika ika
ika
0
sin 2 ka 0
两缝同时打开
依次打开一个缝
b .双缝依次打开 上缝打开, p 1 ; 1 1 2=P1 2 2=P2 c.同时打开
p 22 1
2 2
下缝打开
p 2 ; 2
2
p 12 p 1 p 2 1
2 2
22 1 2
p 2 2 p 12
( r ) 满足的方程即是定态薛定谔方程。
2 ( t , r ) f ( t ) ( r )
2
代入薛定锷方程
i t
2
( t ,r ) t
f ( t ) (r ) t
2
U
2
2m
f(t ) 2 i ( r ) f ( t ) ( r ) Uf ( t ) ( r ) t 2m 两边同除 ( r ) f ( t )
其中:
En h t
a
n
( x, t)
n
(x) e
1 a
cos
nx 2a
e
i
En
2
2
n
2
8 ma
概率密度:
w ( x ) n ( x ) 1 a cos 1 sin a
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
量子力学——薛定谔方程

U(r) 力F
• 初始状态(依赖于实验制备)决定任意 T 时 刻的状态,即“态的演化过程”是确定的。
t=0
t=T
x
多粒子(N个粒子)情况
非定域性:
整个体系的 状态用3N个 空间坐标和 一个时间坐 标描述。
2. 几率守恒定律与几率流密度
• 由薛定谔方程导出一个反映几率守恒的定 律,从而引入几率流密度概念。
该满足以下三个条件:
• (1)单值性;
• (2)有限性;
• (3)连续性。
• 连续性通常意味着
和
都连续,
但在势能有无穷大跳跃的地方,
允许不连续。
§2.3 一维运动问题的一般分析
1. 一维定态薛定谔方程的解的一般性质
二阶常微分方程,容易求解 它的解有如下的规律
Wronskian定理
•若 能量相同),则
3. 一维束缚态的一般性质
• 先引入一个概念-简并与非简并 – 如果对一个给定的能量,只有一个线性独立的波 函数存在(即只有一个状态),则称该能级是非 简并的,否则称它是简并的,其线性独立的波函 数的个数称为它的简并度。
线性独立的定义:对常数c1,c2
一维束缚态不简并定理
• 定理:一维束缚态必是非简并态( 可以由Wronskian定理证明)。
都是方程的解(
( c 是与 x 无关的常数),
称为Wronskian定理。
Wronskian定理的证明
证明:定态方程的两个解满足
另外两个定理
• 共轭定理:若 的解,则
能量E相同)。
是定态行薛定谔程 也是该方程的解(且
• 反射定理:对 势),那么若
(原点对称的 是该方程的解,则
也是该方程的解(且能量E相同)。
第一章_薛定谔方程

山东大学研究生教材量子化学讲义山东大学理论化学所冯大诚张冬菊2010年9月目录绪论第一章:薛定谔方程第二章:量子化学的基本理论第三章:角动量第四章:微扰与变分第五章:多电子原子第六章:分子轨道法第七章:电子相关和后SCF方法第八章:密度泛函理论第九章:分子性质的计算绪论1.什么是量子化学?化学是研究物质的组成、结构、性质及其变化规律的一门学科。
我们主要在原子-分子这个层次上研究物质的化学性质和化学反应。
电子、原子核这些微观物体的相互作用使原子组成了分子、形成了晶体、液体等形态的物质。
所以,化学学科的研究对象归根结底是电子、原子核等微观物体的相互作用。
而微观物体的运动规律,我们已经了解清楚,这就是在1925到1926年间发展起来的量子力学。
量子化学就是用量子力学的理论和方法来研究化学问题。
由于量子力学是微观化学物质所遵循的根本规律,所以,量子化学是整个化学学科的理论基础。
实际上,量子化学的研究成果也已经深入到化学学科的各个分支。
2.量子化学的发展简况1927年, W. Heitler和F. London用量子力学方法研究了氢分子,人们往往把这作为量子化学的发端。
几十年来,量子化学的发展可以分为两个阶段。
第一阶段是1960年代以前。
该阶段量子化学的主要成果在形成概念和理论方面,其中包括Pauling的价键理论;以Hunt, Slater及Mulliken为代表的分子轨道理论、配位场理论;Eyring的过渡态理论; 在具体计算方面则有Hartree等对原子轨道能量的计算。
第二阶段,1960年代至今。
在这个阶段,由于电子计算机技术的飞速发展,人们可以把分子轨道理论的计算应用于几乎所有的各类分子,计算它们的性质、分析它们的反应。
另一方面,新的理论如密度泛函理论和新的计算方法也得到了广泛的应用。
现在,量子化学的理论和计算已经深入到化学的各个分支学科。
●物理化学、量子化学被用于计算:(1)分子的各种热力学函数,如熵、焓和自由能等;(2)分子构型和性质,如键长、键角、电偶极距、转动势垒、异构化能等;(3)计算化学反应的速率常数;(4)解释分子间相互作用以及分子和固体中的成键情况。
薛定谔方程的内容

薛定谔方程的内容薛定谔方程是量子力学中的基本方程,描述了微观粒子的运动和行为。
它是由奥地利物理学家埃尔温·薛定谔在1925年提出的,为量子力学的发展做出了重要贡献。
薛定谔方程的一般形式可以写作:iħ∂Ψ/∂t = HΨ其中,i是虚数单位,ħ是普朗克常数的约化形式,Ψ是波函数,t 是时间,H是哈密顿算符。
这个方程描述了波函数随时间的变化,并通过哈密顿算符来描述粒子的能量。
薛定谔方程的解决了经典物理学无法解释的一些现象,例如电子在原子轨道中的稳定性和光谱线的出现等。
通过求解薛定谔方程,可以得到粒子的波函数,从而了解其位置和动量的概率分布。
薛定谔方程的解可以是复数形式,其中实部表示波函数的振幅,而虚部表示波函数的相位。
波函数的模的平方给出了在给定位置找到粒子的概率密度。
这种概率解释是量子力学与经典力学的一个重要区别,体现了量子粒子的波粒二象性。
薛定谔方程在解释微观粒子行为方面有着广泛的应用。
例如,它可以用来描述电子在晶体中的行为,从而解释材料的导电性和光学性质。
薛定谔方程也被用于描述分子的结构和反应,以及原子核的性质等。
薛定谔方程的求解是一个复杂的过程,通常需要使用数值方法或近似方法来获得解析解。
由于方程中包含了时间变量,因此需要指定初始条件来确定波函数的演化。
在实际应用中,研究者通常会利用计算机模拟来求解薛定谔方程,以获得粒子在不同条件下的行为。
薛定谔方程的提出使得量子力学得以发展,并取得了许多重要的成果。
它为我们理解微观世界的规律提供了一个强大的工具。
通过研究薛定谔方程,我们可以更好地理解和解释量子力学中一系列奇特的现象,如量子纠缠、量子隧道效应和量子叠加态等。
薛定谔方程是量子力学的基石,它描述了微观粒子的运动和行为。
通过求解薛定谔方程,可以得到粒子的波函数,从而了解其位置和动量的概率分布。
薛定谔方程的提出为量子力学的发展做出了重要贡献,为我们揭示了微观世界的奥秘。
量子力学中的动力学方程

量子力学中的动力学方程量子力学是描述微观粒子行为的理论框架,其核心是动力学方程。
动力学方程描述了体系在时间演化中的规律,而量子力学的动力学方程则基于薛定谔方程和海森堡方程。
本文将探讨量子力学中的动力学方程及其应用。
1. 薛定谔方程薛定谔方程是量子力学中最重要的动力学方程之一,它描述了量子体系的时间演化。
薛定谔方程的一般形式为:iℏ∂Ψ/∂t = HΨ其中,i是虚数单位,ℏ是约化普朗克常数,Ψ是波函数,H是哈密顿算符。
薛定谔方程说明了波函数随时间的演化符合线性定律。
2. 海森堡方程与薛定谔方程不同,海森堡方程是描述量子体系的运动方程,它不涉及波函数。
海森堡方程的一般形式为:dA/dt = (1/iℏ) [A, H]其中,A是动力学变量的算符,H是哈密顿算符。
海森堡方程描述了算符随时间的演化。
3. 动力学方程的应用薛定谔方程和海森堡方程是量子力学中重要的基本方程,它们在各个领域的研究中被广泛应用。
3.1. 原子物理学在原子物理学中,动力学方程用于描述原子的能级结构和电子的行为。
通过求解薛定谔方程,可以得到原子的能级和波函数分布,进而理解光谱现象和原子之间的相互作用。
3.2. 凝聚态物理学在凝聚态物理学中,动力学方程被用于研究固体材料的电子结构和宏观性质。
通过薛定谔方程的数值解和近似方法,可以计算出电子的能带结构、磁性行为以及导电性等重要物理性质。
3.3. 量子计算与量子信息动力学方程在量子计算和量子信息领域起着关键作用。
通过研究量子系统的时间演化,可以实现量子计算中的逻辑操作和量子通信中的量子态传输。
4. 小结量子力学中的动力学方程,即薛定谔方程和海森堡方程,是描述量子体系时间演化的基本工具。
这些方程在原子物理学、凝聚态物理学以及量子计算与量子信息等领域中有着广泛的应用。
通过研究动力学方程,我们可以深入了解微观世界的规律,为实验验证和技术应用提供理论基础。
简而言之,“量子力学中的动力学方程”是研究量子体系时间演化的核心内容,薛定谔方程和海森堡方程是具体的数学表达式,它们在各个物理学领域中扮演着重要的角色。
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Lecture 10-11Schrödinger(薛定谔)equationsPrior to 1925 quantum physics was a “hodgepodge” of hypotheses, principles, theorems and recipes . It was not a logically consistent theory.Once we know this wavefunction we know “everything” about the system!Part 1Dynamic EquationsIf we know the forces acting upon the particle than,according to classical physics , we know everything about a particle at any moment in the future.22,(),()d r F ma F U r U r m dt ==-∇-∇=r r r r r r r r22221()()0E r E r c t∂∇-=∂r r r r A differential equation by itself does not fully determine theunknown function ()(,)r t or E r t r r r .Part 2Dynamic Equation of Wave function---- Schrödinger equations用21()sin cos 2x kx kx ψ⎡⎤=+⎢⎥⎣⎦描述的粒子,只能有5种动量取值,分别是0,2,2,,k k k k -- ,对应的几率分别是11111,,,,28888,这些几率总和应该为1。
()()1111111()0220,2888811111()128888ki i i k i i p P p p k k k k P p ====⋅+⋅+-⋅+⋅+-⋅==++++=∑∑h h h h 1212(),()1(),()1(),()1k ki i i i i x P x x P x x p x xd x x p x dx x x xd x x d ψψ=======⇒=∑∑⎰⎰⎰⎰¡¡¡¡Do we have the same recipe for calculation of average momentum by using wave function in position representation? Yes, of course, we have!To find the expectation (average) value of p , we first need to represent p in terms of x and t . Consider the derivative of the wave function of a free particle with respect to x:0001(,)exp ()p i x t p x E t ⎡⎤ψ=-⎢⎥⎣⎦h We find that0000000000**000(,)(,)(,)(,)(,)()(,)(,)(,)(0)δ∂ψ=ψ⇒ψ=ψ∂∂==ψ-ψ=ψψ=∂∂-∂⎰⎰p p p p p p p p i x t p x t x t p x t x p p x t i x t dx p x t x t dx i xp x h h h This suggests we define the momentum operator asThe expectation value of the momentum is20022220221()sin cos 2()()()()()=()()()()()ψϕϕϕϕϕ------⎡⎤=+⎢⎥⎣⎦=--++--++k k k k k k k k k k k k x kx kx C x C x C x C x C x x x x x x h h h h h h h h h h h h1()px i p x e ϕ=h ()()111111()022028888===⋅+⋅+-⋅+⋅+-⋅=∑ki i i p P p p k k k k h h h h So,we can not have definite values for the dynamical variables, such as the momentum, when the state of a particle is determined by the wave function with respect to x. We have to find the other way to describe thedynamical variables in Quantum Mechanics.For every dynamical variable or any observable thereis a corresponding Quantum Mechanical OperatorPhysical Quantities →OperatorsOperators are important in quantum mechanics. All observables have corresponding operators.Operators ↔Symbols for mathematical operation✧ The position x is its own operator ˆxx =. Done. Other operators are simpler and just involve multiplication 22x x x x ∧==⋅. ✧ The potential energy operator is just multiplication by V(x).✧ The momentum operator is defined as ˆp i x ∂=-∂h00000002211ˆˆˆˆ1()()[11ˆ(()](())()222ˆ()()())ˆ()()1ˆ()2pp xipp x p xp xix x piix px p pp xix p pp p ppx eipip x i e p eexp x p xx xpT x p p x p p x xpxx eT x T xϕϕϕϕμμμϕϕϕϕϕϕϕμϕ=====⎛⎫∂-=-==⎪∂⎝⎭===hh hhhhh()px xϕ=h000000001(,)exp()1ˆ(,)exp()(,)ˆ(,)(,)pp pp pix t p x E ti iEE x t i p x E t i x ttE x t E x t⎡⎤ψ=-⎢⎥⎣⎦∂⎧⎫⎡⎤⎛⎫ψ=-=ψ-⎬ ⎪⎢⎥∂⎝⎭⎣⎦⎭ψ=ψhh hh h Eigenvalue equation of an operatoreigenvalueDeriving the Schrödinger Equation using operators: This was a plausibility argument, not a derivation. We believe the Schrödinger equation not because of this argument, but because its predictions agree withexperiments.Schrödinger EquationNotes:The Schrödinger Equation is THE fundamental equation of Quantum Mechanics.There are limits to its validity. In this form it applies only to a single, non-relativistic particle (i.e. one withnon-zero rest mass and speed much less than c.)●On the left hand picture 13 velocity vectors of an individual fly are shown; the chain●On the right hand picture the same 13velocity vectors are assigned to 1 fly each todemonstrate that the ensemble average yields the same result, i.e. <v e> = 0,provided that each and every fly does the same thing on average.●i.e. time average = ensemble average. The new subscripts "e" and "r" denote ensemble and space, respectively. This is a simple version of a very far reaching concept in stochastic physics known under the catch word "ergodic hypothesis".●As long as every fly does - on average - the same thing, the vector average overtime of the ensemble is identical to that of an individual fly - if we sum up a fewthousand vectors for one fly, or a few million for lots of flies does not make anydifference. However, we also may obtain this average in a different way:●We do not average one fly in time obtaining <v i>t , but at any given time all flies inspace.●This means, we just add up the velocity vectors of all flies at some moment in timeand obtain <v e>r , the ensemble average. It is evident (but not easy to prove for general cases) thata) Schrödinger equation is a linear homogeneous partialdifferential equation.b) The Schrödinger equation contains the complex number i.Therefore its solutions are essentially complex (unlikeclassical waves, where the use of complex numbers isjust a mathematical convenience.)c) The wave equation has infinite number of solutions,someof which do not correspond to any physical or chemical reality.1. For an electron bound to an atom/molecule, the wavefunction must be everywhere finite, and it must vanish in the boundaries2. Single valued3. Continuous4. Gradient (dψ/dr) must be continuous5. ψψ*dτ is finite, so that ψ can be normalizedd) Solutions that do not satisfy these properties(above)DONOT generally correspond to physicallyrealizable circumstances.e) Conditions on the wave function(波函数的三个基本条件——有限、单值、连续)1. In order to avoid infinite probabilities, the wave functionmust be finite everywhere.2. The wave function must be single valued.3. The wave function must be twice differentiable. Thismeans that it and its derivative must be continuous. (An exception to this rule occurs when V is infinite.)4. In order to normalize a wave function, it must approachzero as x approaches infinity.f) Only the physically measurable quantities must be real.These include the probability, momentum and energy.Can think of the LHS of the Schrödinger equation as a differentialoperator that represents the energy of the particle ?This operator is called the Hamiltonian of the particle , and usually given the symbolˆH.Hamiltonian is a linear differential operator .222ˆ(,)2d V x t H m dx ⎡⎤-+ψ≡ψ⎢⎥⎣⎦h Kineticenergy Potential energyHence there is an alternative (shorthand) form for thetime-dependent Schrödinger equation:Part 3Time-independent Schrödinger equation (TISE), i.e.stationary state(定态)Schrödinger equationSuppose potential is independent of time(),()U x t U x =Look for a separated solution, substitute (,)()()x t x T t ψψ=into• This only tells us that T(t) depends on the energy E . It doesn’t tell us what the energy actually is. For that we have to solve the space part.• T(t) does not depend explicitly on the potential U(x). But there is an implicit dependencebecause the potential affectsthe possible values for the energy E .This is the time-independent Schrödinger equation (TISE) or so-called stationary state Schrödinger equation.Solution to full TDSE isEven though the potential is independent of time the wavefunction still oscillates in time . But probability distribution is static()()2*//2*,,()()()()()iEt iEt P x t x t x e x e x x x ψψψψψ+-=ψ===h hFor this reason a solution of the TISE is known as a StationaryState(定态)Stationary state Schrödinger Equation Notes:• In one-dimension space, the TISE is an ordinary differential equation (not a partial differential equation)• The TISE is an eigenvalue equation for the Hamiltonianoperator:ˆ()()Hx E x ψψ=Part 4 Probability current density and continuity equation Definition of probability current densityIn non-relativistic quantum mechanics, the probability current of the wave function Ψ is defined asin the position basis and satisfies the quantum mechanical continuity equationwith the probability density defined as.If one were to integrate both sides of the continuity equation with respect to volume, so thatthen the divergence theorem implies the continuity equation is equivalent to the integral equationwhere the V is any volume and S is the boundary of V. This is the conservation law for probability in quantum mechanics.In particular, if is a wavefunction describing a single particle, theintegral in the first term of the preceding equation (without the time derivative) is the probability of obtaining a value within V when the position of the particle is measured. The second term is then the rate at which probability is flowing out of the volume V. Altogether the equation states that the time derivative of the change of the probability of the particle being measured in V is equal to the rate at which probability flows into V. Derivation of continuity equationThe continuity equation is derived from the definition of probability current and the basic principles of quantum mechanics. Suppose is the wavefunction for a single particle in the positionbasis (i.e. is a function of x, y, and z). Thenis the probability that a measurement of the particle's position will yield a value within V. The time derivative of this iswhere the last equality follows from the product rule and the fact that the shape of V is presumed to be independent of time (i.e. the time derivative can be moved through the integral). In order to simplify this further, consider the time dependent Schrödinger equationand use it to solve for the time derivative of :When substituted back into the preceding equation for this gives.Now from the product rule for the divergence operatorand since the first and third terms cancel:If we now recall the expression for P and note that the argumentof the divergence operator is justthis becomeswhich is the integral form of the continuity equation .The differential form follows from the fact that the preceding equation holds for all V, and as the integrand is a continuousfunction of space, it must vanish everywhere:For all whole space we have()()2lim lim 0lim lim 0V V V V V S V S dV j dV t j dV j ds →∞→∞→→∞→∞⎛⎫∂ψ ⎪=-∇⋅= ⎪∂⎝⎭∇⋅=⋅=⎰⎰⎰⎰⎰⎰⎰⎰⎰⎰⎰r r r r rwhich meansthat must be continuousat any positionin the whole space.So the wavefunction and its derivative must be continuous.(An exception to this rule occurs when V is infinite.)One more, if the(,)()Et i x t x e ϕ-ψ=hand ()x ϕis real, the probability current*Im ()()0j x x m ϕϕ⎡⎤=∇≡⎣⎦r r h over the whole 1D space which means j r is always continuous whatever the wavefunction ()x ϕand its derivative ()x ϕ'are continuous or not. However, ()x ϕhas to be continuous for an acceptable physical solution for that the probability density is uniquely defined(唯一确定). As to ()x ϕ', it may not be continuous especially at the point where the potential energy is infinite.It is easy to prove that ()x ϕ' has to be continuous at the point 0x where the potential energy just has a limited high step.Have a fun!。