周世勋量子力学习题及解答

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量子力学答案-周世勋

量子力学答案-周世勋

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 λ与温度T 成反比,即m λ 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dv echv d kThv v v 11833-⋅=πρ, (1) 以及 c v =λ, (2)λρρd dv v v -=, (3)有,118)()(5-⋅=⋅=⎪⎭⎫ ⎝⎛-=-=kThc v v ehc cd c d d dv λλλπλλρλλλρλρρ这里的λρ的物理意义是黑体内波长介于λ与λ+d λ之间的辐射能量密度。

本题关注的是λ取何值时,λρ取得极大值,因此,就得要求λρ 对λ的一阶导数为零,由此可求得相应的λ的值,记作m λ。

但要注意的是,还需要验证λρ对λ的二阶导数在m λ处的取值是否小于零,如果小于零,那么前面求得的m λ就是要求的,具体如下:01151186'=⎪⎪⎪⎭⎫⎝⎛-⋅+--⋅=-kThc kT hc e kT hc e hcλλλλλπρ ⇒ 0115=-⋅+--kT hce kThc λλ ⇒ kThce kT hc λλ=--)1(5 如果令x=kThcλ ,则上述方程为x e x =--)1(5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xkhc T m =λ 把x 以及三个物理常量代入到上式便知K m T m ⋅⨯=-3109.2λ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 ,λhP =如果所考虑的粒子是非相对论性的电子(2c E e μ<<动),那么ep E μ22= 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eV 61051.0⨯,因此利用非相对论性的电子的能量——动量关系式,这样,便有ph =λ nmm m E c hc E h e e 71.01071.031051.021024.1229662=⨯=⨯⨯⨯⨯===--μμ在这里,利用了m eV hc ⋅⨯=-61024.1以及eV c e 621051.0⨯=μ最后,对Ec hc e 22μλ=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。

周世勋 量子力学 卷一 第三版课后习题解答

周世勋  量子力学 卷一 第三版课后习题解答

量子力学习题及解答第一章 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 λ与温度T 成反比,即m λ 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dv e chv d kThv v v 11833-⋅=πρ, (1)以及 c v =λ, (2)λρρd dv v v -=, (3)有,118)()(5-⋅=⋅=⎪⎭⎫ ⎝⎛-=-=kThc v v ehc cd c d d dv λλλπλλρλλλρλρρ这里的λρ的物理意义是黑体内波长介于λ与λ+d λ之间的辐射能量密度。

本题关注的是λ取何值时,λρ取得极大值,因此,就得要求λρ 对λ的一阶导数为零,由此可求得相应的λ的值,记作m λ。

但要注意的是,还需要验证λρ对λ的二阶导数在m λ处的取值是否小于零,如果小于零,那么前面求得的m λ就是要求的,具体如下:01151186'=⎪⎪⎪⎭⎫⎝⎛-⋅+--⋅=-kT hc kT hc e kT hc e hcλλλλλπρ ⇒ 0115=-⋅+--kT hce kThc λλ ⇒ kThce kT hc λλ=--)1(5 如果令x=kThcλ ,则上述方程为x e x =--)1(5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xkhc T m =λ把x 以及三个物理常量代入到上式便知K m T m ⋅⨯=-3109.2λ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 ,λhP =如果所考虑的粒子是非相对论性的电子(2c E e μ<<动),那么ep E μ22= 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eV 61051.0⨯,因此利用非相对论性的电子的能量——动量关系式,这样,便有ph =λ nmm m E c hc E h e e 71.01071.031051.021024.1229662=⨯=⨯⨯⨯⨯===--μμ在这里,利用了m eV hc ⋅⨯=-61024.1以及eV c e 621051.0⨯=μ最后,对Ec hc e 22μλ=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。

《量子力学教程》周世勋_课后问题详解

《量子力学教程》周世勋_课后问题详解

量子力学课后习题详解 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 λ与温度T 成反比,即m λ 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dv echv d kThv v v 11833-⋅=πρ, (1) 以及c v =λ, (2)λρρd dv v v -=, (3)有,118)()(5-⋅=⋅=⎪⎭⎫ ⎝⎛-=-=kThc v v ehc cd c d d dv λλλπλλρλλλρλρρ这里的λρ的物理意义是黑体波长介于λ与λ+d λ之间的辐射能量密度。

本题关注的是λ取何值时,λρ取得极大值,因此,就得要求λρ 对λ的一阶导数为零,由此可求得相应的λ的值,记作m λ。

但要注意的是,还需要验证λρ对λ的二阶导数在m λ处的取值是否小于零,如果小于零,那么前面求得的m λ就是要求的,具体如下:01151186'=⎪⎪⎪⎭⎫⎝⎛-⋅+--⋅=-kT hc kThce kT hc ehcλλλλλπρ⇒ 0115=-⋅+--kThc ekThcλλ⇒ kThcekThcλλ=--)1(5 如果令x=kThcλ ,则上述方程为 x e x =--)1(5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xkhc T m =λ 把x 以及三个物理常量代入到上式便知K m T m ⋅⨯=-3109.2λ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 ,λhP =如果所考虑的粒子是非相对论性的电子(2c E e μ<<动),那么ep E μ22= 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eV 61051.0⨯,因此利用非相对论性的电子的能量——动量关系式,这样,便有ph =λnmm m E c hc E h e e 71.01071.031051.021024.1229662=⨯=⨯⨯⨯⨯===--μμ在这里,利用了m eV hc ⋅⨯=-61024.1以及eV c e 621051.0⨯=μ最后,对Ec hc e 22μλ=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。

量子力学教程习题答案周世勋

量子力学教程习题答案周世勋

解:
= 1
= 0
*
= 0
同理可证其它的正交归一关系。
*
1
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
2
独态:
*
三重态:
单击添加文本具体内容简明扼要地阐述你的观点
单击此处添加副标题
*
解:电子波函数的空间部分满足定态S-方程
*
*
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
*
*
*
*
*
*
*
*
*
*
*
*
*
*
*
*
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
式中
02
为归一化因子,即
03
求线性谐振子哈密顿量在动量表象中的矩阵元。
01
解:
02
*
第五章 微扰理论
*
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《量子力学教程》 习题解答
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《量子力学教程》 习题解答说明 为了满足量子力学教学和学生自学的需要,完善精品课程建设,我们编写了周世勋先生编写的《量子力学教程》的课后习题解答。本解答共分七章,其中第六章为选学内容。 第一章 第二章 第三章 第四章 第五章 第六章 第七章
*
01
第一章 绪论
第七章 自旋和全同粒子
03
第三章 力学量的算符表示
单击此处添加正文
05
第五章 微扰理论
单击此处添加正文
02
第二章 波函数和薛定谔方程
单击此处添加正文
04
第四章 态和力学量的表象
单击此处添加正文

量子力学教程(第二版)周世勋习题解答

量子力学教程(第二版)周世勋习题解答

0 0 e k1a
0
k 2 sin k 2 a k 1 Be k1a
k 2 cos k 2 a k 2 sin k 2 a 0 e k1a sin k 2 a k 2 cos k 2 a sin k 2 a k 1e k1a sin k 2 a
d 21 ( x) dx2
#
x
1 2
4 3 1 1 2 0 , 可见 x 是所求几率最大的位置。 e
9
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
10
2.7 一粒子在一维势阱中
U 0 0, U ( x) 0,
x a x a
运动,求束缚态( 0 E U 0 )的能级所满足的方程。 解:粒子所满足的 S-方程为
2 d 2 ( x) U ( x) ( x) E ( x) 2 dx2
按势能U ( x) 的形式分区域的具体形式为
在各区域的具体形式为 Ⅰ: x 0 Ⅱ: 0 x a
2 d 2 1 ( x) U ( x) 1 ( x) E 1 ( x) 2m dx2 2 d 2 2 ( x) E 2 ( x) 2m dx2


4
Ⅲ: x a
2 d 2 3 ( x) U ( x) 3 ( x) E 3 ( x) 2m dx2
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。 ④
( x) c ( x)
④乘 ⑤,得

(x) (x) c 2 (x) (x) , 可见, c 2 1 ,所以 c 1

周世勋量子力学习题及解答

周世勋量子力学习题及解答

量子力学习题及解答第一章 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 λ与温度T 成反比,即m λ 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dv e chv d kThv v v 11833-⋅=πρ, (1)以及 c v =λ, (2)λρρd dv v v -=, (3)有,118)()(5-⋅=⋅=⎪⎭⎫ ⎝⎛-=-=kThc v v ehc cd c d d dv λλλπλλρλλλρλρρ这里的λρ的物理意义是黑体内波长介于λ与λ+d λ之间的辐射能量密度。

本题关注的是λ取何值时,λρ取得极大值,因此,就得要求λρ 对λ的一阶导数为零,由此可求得相应的λ的值,记作m λ。

但要注意的是,还需要验证λρ对λ的二阶导数在m λ处的取值是否小于零,如果小于零,那么前面求得的m λ就是要求的,具体如下:01151186'=⎪⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛-⋅+--⋅=-kThc kThc e kT hc ehcλλλλλπρ ⇒ 0115=-⋅+--kThc ekThcλλ⇒ kThcekThc λλ=--)1(5 如果令x=kThcλ ,则上述方程为 x e x =--)1(5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xkhc T m =λ 把x 以及三个物理常量代入到上式便知K m T m ⋅⨯=-3109.2λ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 ,λhP =如果所考虑的粒子是非相对论性的电子(2c E e μ<<动),那么ep E μ22= 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eV 61051.0⨯,因此利用非相对论性的电子的能量——动量关系式,这样,便有ph =λnmm m E c hc E h e e 71.01071.031051.021024.1229662=⨯=⨯⨯⨯⨯===--μμ在这里,利用了m eV hc ⋅⨯=-61024.1以及eV c e 621051.0⨯=μ最后,对Ec hc e 22μλ=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。

量子力学教程习题答案周世勋

量子力学教程习题答案周世勋
《量子力学教程 (jiàochéng)》
习题解答
1
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《量子力学教程》 习题(xítí)解答说明
• 为了满足量子力学(liànɡ zǐ lìxué)教学和学生 自学的需要,完善精品课程建设,我们编写了 周世勋先生编写的《量子力学(liànɡ zǐ lìxué) 教程》的课后习题解答。本解答共分七章,其 中第六章为选学内容。
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
2
d 2 (x) U (x) (x) E (x)
2m dx2
在各区域的具体形式为
Ⅰ: x 0
2 2m
d2 dx2
1
(
x)
E A2 2 nh nh , n 0,1,2, 2T
6
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(2)设磁场垂直于电子运动方向,受洛仑兹力作用作匀速圆周运动。由evB v2 ,得 R v
R
eB
再由量子化条件 pdq nh,n 1,2,3,,以, p Rv R2 eBR 2分别表示广义坐标和相应的
广义动量,所以相积分为
0
0.024A (电子的康普顿波长)。
8
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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)
( r )e
i
Et
J
i
( * * )
2m
i
[
( r )e
i
Et

( r )e
i

量子力学教程习题答案周世勋

量子力学教程习题答案周世勋
2xe 2
2
1(x) 1(x) 2
4 2 2
x 2e 2x2
2 3 x e2 2x2
d1 (x) 2 3 [2x 2 2 x3 ]e 2x2
dx
令 d1(x) 0 ,得 dx
x 0
x1
x
由1(x) 的表达式可知, x 0,x 时,1(x) 0 。显然不是最大几率的位置。
2m
i
[
( r )
*
(
r
)
*
( r )
(r)]
2m
可见 J与t 无关。
9
2.2 由下列定态波函数计算几率流密度:
(1) 1
1 ei k r r
(2) 2
1 e i k r r
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J 2只有r分量
而 d 21 (x) 2 3 [(2 6 2 x 2 ) 2 2 x(2x 2 2 x3 )]e2x2
dx 2
4 3 [(1 5 2 x 2 2 4 x 4 )]e 2x2
d 21(x) dx2
x 1
4 3 2
1 0, e
可见 x 1
是所求几率最大的位置。
2
#
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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
在球坐标中
r0
r
e
1 r
e
1 r s i n
(1)
J1
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(
1
* 1
1* 1 )
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量子力学答案完整版周世勋第三版

量子力学答案完整版周世勋第三版

找了好久才找到的,希望能给大家带来帮助量子力学习题及解答第一章 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 λ与温度T 成反比,即m λ 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dv e chv d kThv v v 11833-⋅=πρ, 〔1〕以及 c v =λ, 〔2〕λρρd dv v v -=, 〔3〕有,118)()(5-⋅=⋅=⎪⎭⎫ ⎝⎛-=-=kThc v v ehc cd c d d dv λλλπλλρλλλρλρρ这里的λρ的物理意义是黑体内波长介于λ与λ+d λ之间的辐射能量密度。

此题关注的是λ取何值时,λρ取得极大值,因此,就得要求λρ 对λ的一阶导数为零,由此可求得相应的λ的值,记作m λ。

但要注意的是,还需要验证λρ对λ的二阶导数在m λ处的取值是否小于零,如果小于零,那么前面求得的m λ就是要求的,具体如下:01151186'=⎪⎪⎪⎭⎫⎝⎛-⋅+--⋅=-kT hc kT hc e kT hc e hc λλλλλπρ ⇒ 0115=-⋅+--kT hce kThc λλ ⇒ kThce kT hc λλ=--)1(5 如果令x=kThcλ ,则上述方程为x e x =--)1(5第一章绪论这是一个超越方程。

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xkhc T m =λ 把x 以及三个物理常量代入到上式便知K m T m ⋅⨯=-3109.2λ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。

量子力学习题解答-周世勋

量子力学习题解答-周世勋

周世勋《量子力学教程》习题解答第一章 习题解答1.由黑体辐射公式导出维恩位移律:能量密度极大值所对应的波长m λ与温度T 成反比,即b T m =λ(常数)。

并近似计算b 的数值,准确到两位有效数字。

解:由能量密度的公式:185-⋅=λλλλπλρkT hc ed hcd则由0=λρλd d 解得m λ: 2256181185⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛-⋅-⋅--⋅⋅-=λλλλλλπλπλρkT hc kT hckT hc e e kT hc hce hc d d 0511186=⎪⎪⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛---⋅=λλλλλπkT hc kT hckT hc e ekT hc e hc 即 051=--λλλkT hckT hce e kT hc 令x kT hcm=λ,则 051=--x xe xe 解得 97.4=x所以 )(29.097.41038.110999.210626.6161027K cm kx hc T m ⋅=⨯⨯⨯⨯⨯==--λ 2.在K 0附近,钠的价电子能量约为eV 3,求其德布罗意波长。

解:01019303409.7)(1009.7106.131091.0210626.62A m mE h P h K=⨯=⨯⨯⨯⨯⨯⨯===----λ3.氦原子的动能是kT E 23=(k 为玻尔兹曼常数),求K T 1=时,氦原子的德布罗意波长。

解:氦原子的动能)(1007.211038.1232323J E --⨯=⨯⨯⨯=,氦原子的质量kg kg M 27271068.61067.14--⨯=⨯⨯=,所以102327346.12)(106.121007.21068.6210626.62A m mEh =⨯=⨯⨯⨯⨯⨯==----λ4.利用玻尔——索末菲量子化条件,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T H 10=,玻尔磁子T J M B /10924-⨯=,试计算动能的量子化间隔E ∆,并与K T 4=及K T 100=的热运动能量相比较。

量子力学教程习题答案周世勋

量子力学教程习题答案周世勋

2 n a
a
A2a
∴归一化常数 A 1 a
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2.5 求一维谐振子处在激发态时几率最大的位置。
解: (x)
1 2x2
2xe 2
2
1(x) 1(x) 2
4 2
2
x 2e 2x2
2 3 x e2 2x2
d1 (x) 2 3 [2x 2 2 x3 ]e 2x2
dx
• 第一章 第二章 第三章 第四章 第五章 第六章 第七章
2
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目录(mùlù)
• 第一章 绪论 • 第二章 波函数和薛定谔方程(fāngchéng) • 第三章 力学量的算符表示 • 第四章 态和力学量的表象 • 第五章 微扰理论 • 第六章 弹性散射 • 第七章 自旋和全同粒子
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《量子力学教程 (jiàochéng)》
习题解答
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• 为了满足量子力学(liànɡ zǐ lìxué)教学和学生 自学的需要,完善精品课程建设,我们编写了 周世勋先生编写的《量子力学(liànɡ zǐ lìxué) 教程》的课后习题解答。本解答共分七章,其 中第六章为选学内容。
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k mr3
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同向。表示向外传播的球面波。
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周世勋量子力学习题答案(七章全)

周世勋量子力学习题答案(七章全)

第一章 绪论1.1 由黑体辐射公式导出维思位移定律,能量密度极大值所对应的波长m λ与温度T 成反比,即b T m =λ (常数),并近似计算b 的数值,准确到二位有效值。

[解]:由黑体辐射公式,频率在ν与ννd +之间的辐射能量密度为ννπνρννd ec hd kTh 11833-=由此可以求出波长在λ与λλd +之间的能量密度λλρd )( 由于 λν/c =, λλνd cd 2+=因而有:λλπλλρλd ehcd kT hc 118)(5-=令λkT hc x =所以有: 11)(5-=xe Ax λρ (44558c h T k A π=常数) 由 0)(=λλρd d 有0)1(115)(254=⎥⎦⎤⎢⎣⎡---=λλλρd dxe e x e x A d d x x x于是,得: 1)51(=-x e x该方程的根为 965.4=x因此,可以给出,k hcxk hc T m 2014.0==λ即b T m =λ (常数)其中 k hcb 2014.0=2383410380546.110997925.21062559.62014.0--⨯⨯⨯⨯⨯=k m ⋅⨯=-310898.2[注]根据11833-=kTh ec h νννπρ 可求能量密度最大值的频率:令kT h x ν=113-=xe Ax νρ (23338h c T k A π=) 0]11[3=-=ννρνd dxe Ax dx d d d x因而可得 131=⎪⎭⎫ ⎝⎛-x e x此方程的解 821.2=xh kTh kTx 821.2max ==νb T Tb '=⇒'=-1max max νν其中34231062559.610380546.1821.2821.2--⨯⨯=='h k b 1910878.5-⋅︒⨯=s k这里求得m ax ν与前面求得的m ax λ换算成的m ν的表示不一致。

《量子力学教程》周世勋课后答案

《量子力学教程》周世勋课后答案

量子力学课后习题详解第一章 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 λ与温度T 成反比,即m λ 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dv echv d kThv v v 11833-⋅=πρ, (1) 以及 c v =λ, (2)λρρd dv v v -=, (3)有,118)()(5-⋅=⋅=⎪⎭⎫ ⎝⎛-=-=kThc v v ehc cd c d d dv λλλπλλρλλλρλρρ这里的λρ的物理意义是黑体内波长介于λ与λ+d λ之间的辐射能量密度。

本题关注的是λ取何值时,λρ取得极大值,因此,就得要求λρ 对λ的一阶导数为零,由此可求得相应的λ的值,记作m λ。

但要注意的是,还需要验证λρ对λ的二阶导数在m λ处的取值是否小于零,如果小于零,那么前面求得的m λ就是要求的,具体如下:01151186'=⎪⎪⎪⎭⎫⎝⎛-⋅+--⋅=-kT hc kThce kT hc ehcλλλλλπρ⇒ 0115=-⋅+--kThc ekThcλλ⇒ kThcekThc λλ=--)1(5 如果令x=kThcλ ,则上述方程为 x e x =--)1(5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xkhc T m =λ把x 以及三个物理常量代入到上式便知K m T m ⋅⨯=-3109.2λ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 ,λh P =如果所考虑的粒子是非相对论性的电子(2c E e μ<<动),那么ep E μ22= 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eV 61051.0⨯,因此利用非相对论性的电子的能量——动量关系式,这样,便有ph=λnmm m E c hc E h e e 71.01071.031051.021024.1229662=⨯=⨯⨯⨯⨯===--μμ在这里,利用了m eV hc ⋅⨯=-61024.1以及eV c e 621051.0⨯=μ最后,对Ec hc e 22μλ=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。

《量子力学教程》周世勋课后答案

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量子力学课后习题详解第一章 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 λ与温度T 成反比,即m λ 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dv echv d kThv v v 11833-⋅=πρ, (1) 以及 c v =λ, (2)λρρd dv v v -=, (3)有,118)()(5-⋅=⋅=⎪⎭⎫ ⎝⎛-=-=kThc v v ehc cd c d d dv λλλπλλρλλλρλρρ这里的λρ的物理意义是黑体内波长介于λ与λ+d λ之间的辐射能量密度。

本题关注的是λ取何值时,λρ取得极大值,因此,就得要求λρ 对λ的一阶导数为零,由此可求得相应的λ的值,记作m λ。

但要注意的是,还需要验证λρ对λ的二阶导数在m λ处的取值是否小于零,如果小于零,那么前面求得的m λ就是要求的,具体如下:01151186'=⎪⎪⎪⎭⎫⎝⎛-⋅+--⋅=-kT hc kThce kT hc ehcλλλλλπρ⇒ 0115=-⋅+--kThc ekThcλλ⇒ kThcekThc λλ=--)1(5 如果令x=kThcλ ,则上述方程为 x e x =--)1(5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xkhc T m =λ把x 以及三个物理常量代入到上式便知K m T m ⋅⨯=-3109.2λ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 ,λh P =如果所考虑的粒子是非相对论性的电子(2c E e μ<<动),那么ep E μ22= 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eV 61051.0⨯,因此利用非相对论性的电子的能量——动量关系式,这样,便有ph=λnmm m E c hc E h e e 71.01071.031051.021024.1229662=⨯=⨯⨯⨯⨯===--μμ在这里,利用了m eV hc ⋅⨯=-61024.1以及eV c e 621051.0⨯=μ最后,对Ec hc e 22μλ=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。

周世勋 量子力学 卷一 第三版课后习题解答

周世勋  量子力学 卷一 第三版课后习题解答

量子力学习题及解答第一章 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 λ与温度T 成反比,即m λ 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dv e chv d kThv v v 11833-⋅=πρ, (1)以及 c v =λ, (2)λρρd dv v v -=, (3)有,118)()(5-⋅=⋅=⎪⎭⎫ ⎝⎛-=-=kThc v v ehc cd c d d dv λλλπλλρλλλρλρρ这里的λρ的物理意义是黑体波长介于λ与λ+d λ之间的辐射能量密度。

本题关注的是λ取何值时,λρ取得极大值,因此,就得要求λρ 对λ的一阶导数为零,由此可求得相应的λ的值,记作m λ。

但要注意的是,还需要验证λρ对λ的二阶导数在m λ处的取值是否小于零,如果小于零,那么前面求得的m λ就是要求的,具体如下:01151186'=⎪⎪⎪⎭⎫⎝⎛-⋅+--⋅=-kT hc kT hc e kT hc e hcλλλλλπρ ⇒ 0115=-⋅+--kT hce kThc λλ ⇒ kThce kT hc λλ=--)1(5 如果令x=kThcλ ,则上述方程为x e x =--)1(5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xkhc T m =λ把x 以及三个物理常量代入到上式便知K m T m ⋅⨯=-3109.2λ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 ,λhP =如果所考虑的粒子是非相对论性的电子(2c E e μ<<动),那么ep E μ22= 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eV 61051.0⨯,因此利用非相对论性的电子的能量——动量关系式,这样,便有ph =λ nmm m E c hc E h e e 71.01071.031051.021024.1229662=⨯=⨯⨯⨯⨯===--μμ在这里,利用了m eV hc ⋅⨯=-61024.1以及eV c e 621051.0⨯=μ最后,对Ec hc e 22μλ=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。

量子力学教程高等教育出版社周世勋课后答案详解

量子力学教程高等教育出版社周世勋课后答案详解

量子力学课后习题详解第一章 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 λ与温度T 成反比,即m λ 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dv echv d kThv v v 11833-⋅=πρ, (1) 以及 c v =λ, (2)λρρd dv v v -=, (3)有,118)()(5-⋅=⋅=⎪⎭⎫ ⎝⎛-=-=kThc v v ehc cd c d d dv λλλπλλρλλλρλρρ这里的λρ的物理意义是黑体内波长介于λ与λ+d λ之间的辐射能量密度。

本题关注的是λ取何值时,λρ取得极大值,因此,就得要求λρ 对λ的一阶导数为零,由此可求得相应的λ的值,记作m λ。

但要注意的是,还需要验证λρ对λ的二阶导数在m λ处的取值是否小于零,如果小于零,那么前面求得的m λ就是要求的,具体如下:01151186'=⎪⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛-⋅+--⋅=-kThc kThc e kT hc ehcλλλλλπρ ⇒ 0115=-⋅+--kThc ekThcλλ⇒ kThcekThc λλ=--)1(5 如果令x=kThcλ ,则上述方程为 x e x =--)1(5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xkhc T m =λ 把x 以及三个物理常量代入到上式便知K m T m ⋅⨯=-3109.2λ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 ,λh P =如果所考虑的粒子是非相对论性的电子(2c E e μ<<动),那么ep E μ22=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eV 61051.0⨯,因此利用非相对论性的电子的能量——动量关系式,这样,便有ph=λnmm m E c hc E h e e 71.01071.031051.021024.1229662=⨯=⨯⨯⨯⨯===--μμ在这里,利用了m eV hc ⋅⨯=-61024.1以及eV c e 621051.0⨯=μ最后,对Ec hc e 22μλ=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。

量子力学答案课后 习题答案详解(周世勋)

量子力学答案课后 习题答案详解(周世勋)

量子力学习题及解答第一章 量子理论基础1.1。

解 根据普朗克的黑体辐射公式dv echv d kThv v v 11833-⋅=πρ, 以及 c v =λ, (2)λρρd dv v v -=, (3)有,118)()(5-⋅=⋅=⎪⎭⎫ ⎝⎛-=-=kThc v v ehc cd c d d dv λλλπλλρλλλρλρρ这里的λρ的物理意义是黑体内波长介于λ与λ+d λ之间的辐射能量密度。

本题关注的是λ取何值时,λρ取得极大值,因此,就得要求λρ 对λ的一阶导数为零,由此可求得相应的λ的值,记作m λ。

但要注意的是,还需要验证λρ对λ的二阶导数在m λ处的取值是否小于零,如果小于零,那么前面求得的m λ就是要求的,具体如下:01151186'=⎪⎪⎪⎭⎫⎝⎛-⋅+--⋅=-kT hc kThc e kT hc ehcλλλλλπρ ⇒ 0115=-⋅+--kThc ekThcλλ⇒ kThcekThcλλ=--)1(5 如果令x=kThcλ ,则上述方程为 x e x =--)1(5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xkhc T m =λ 把x 以及三个物理常量代入到上式便知K m T m ⋅⨯=-3109.2λ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 解 根据德布罗意波粒二象性的关系,可知E=hv ,λhP =如果所考虑的粒子是非相对论性的电子(2c E e μ<<动),那么ep E μ22= 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eV 61051.0⨯,因此利用非相对论性的电子的能量——动量关系式,这样,便有ph =λ nmm m E c hc E h e e 71.01071.031051.021024.1229662=⨯=⨯⨯⨯⨯===--μμ在这里,利用了m eV hc ⋅⨯=-61024.1以及eV c e 621051.0⨯=μ最后,对Ec hc e 22μλ=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。

周世勋量子力学教程习题解答

周世勋量子力学教程习题解答
解: J1和J 2只有r分量
在球坐标中

=
r r0
∂ ∂r
+
r eθ
1 r
∂ ∂θ
+
r eϕ
1 r sinθ
∂ ∂ϕ
(1)
r J1
=
ih 2m
(ψ1∇ψ1*
−ψ 1*∇ψ 1 )
=
ih [1 eikr 2m r
∂ ∂r
(1 e−ikr ) − r
1 r
e−ikr
∂ ∂r
(1 r
eikr
r )]r0
=
广义动量,所以相积分为
∫ ∫ pϕdϕ=
2π 0
pϕdϕ=2πµRv=2πeBR2 =nh,
n=1,2,L,由此得半径为
R=
nh , n=1,2,L。 eB
电子的动能为
E=
1 µv2 2
=12µeµBR2
=
1 e2B2 2µ
enhB=nµBB
动能间隔为 ∆E=µBB=9×10−23J
热运动能量(因是平面运动,两个自由度)为 E=kT,所以当 T=4K时, E=4.52×10−23J ;当
q = Asin(ωt +ϕ) 速度为 q′ = Aωcos(ωt +ϕ),动量为 p = µq′ = Aµωcos(ωt +ϕ),则相积分为
∫ ∫ ∫ pdq= A2µω2 T cos2(ωt +ϕ)dt= A2µω2 T (1+cos(ωt +ϕ))dt = A2µω2T = nh, n = 0,1,2,L
−ψ
*
(rr )e

i h
Et∇(ψ
(
rr)e
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量子力学习题及解答第一章 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 λ与温度T 成反比,即m λ 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dv e chv d kThv v v 11833-⋅=πρ, (1)以及 c v =λ, (2)λρρd dv v v -=, (3)有,118)()(5-⋅=⋅=⎪⎭⎫ ⎝⎛-=-=kThc v v ehc cd c d d dv λλλπλλρλλλρλρρ这里的λρ的物理意义是黑体波长介于λ与λ+d λ之间的辐射能量密度。

本题关注的是λ取何值时,λρ取得极大值,因此,就得要求λρ 对λ的一阶导数为零,由此可求得相应的λ的值,记作m λ。

但要注意的是,还需要验证λρ对λ的二阶导数在m λ处的取值是否小于零,如果小于零,那么前面求得的m λ就是要求的,具体如下:01151186'=⎪⎪⎪⎭⎫⎝⎛-⋅+--⋅=-kT hc kThce kT hc ehcλλλλλπρ ⇒ 0115=-⋅+--kThc ekThcλλ⇒ kThcekThc λλ=--)1(5 如果令x=kThcλ ,则上述方程为 x e x =--)1(5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xkhc T m =λ 把x 以及三个物理常量代入到上式便知K m T m ⋅⨯=-3109.2λ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 ,λhP =如果所考虑的粒子是非相对论性的电子(2c E e μ<<动),那么ep E μ22= 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eV 61051.0⨯,因此利用非相对论性的电子的能量——动量关系式,这样,便有ph =λnmm m E c hc E h e e 71.01071.031051.021024.1229662=⨯=⨯⨯⨯⨯===--μμ在这里,利用了m eV hc ⋅⨯=-61024.1以及eV c e 621051.0⨯=μ最后,对Ec hc e 22μλ=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kT E 23=(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eV K k 3101-=⋅,知本题的氦原子的动能为,105.123233eV K k kT E -⨯=⋅==显然远远小于2c 核μ这样,便有Ec hc 22核μλ=nmm m37.01037.0105.1107.321024.19396=⨯=⨯⨯⨯⨯⨯=---这里,利用了eV eV c 962107.3109314⨯=⨯⨯=核μ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Tkc hc Ec hc 2222μμλ==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124109--⋅⨯=T J M B ,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⎰=nh pdq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22212kx p E +=μ这样,便有)21(22kx E p -±=μ 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221kx E =可解出 kEx 2±=± 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⎰⎰-++-=--+-x x x x nh dx kx E dx kx E )21(2)()21(222μμ⇒nh dx kx E dx kx E x x x x =-+-⎰⎰+--+)21(2)21(222μμ⇒hn dx kx E x x 2)21(22=-⎰+-μ为了积分上述方程的左边,作以下变量代换;θsin 2kEx =这样,便有h n k E d E 2sin 2cos 2222=⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛⎰-θθμππ⇒⎰-=⋅222cos 2cos 2ππθθθμh n d k E E⇒h nd kE 2cos 2222=⋅⎰=ππθθμ这时,令上式左边的积分为A ,此外再构造一个积分⎰-⋅=222sin 2ππθθμd kE B这样,便有⎰⎰--⋅=-⋅=⋅=+22222cos 2,22ππππθθμμπθμd kE B A kE d kE B A (1)⎰⎰--==2222,cos )2(2cos ππππϕϕϖθθμd kEd kE这里ϕ =2θ,这样,就有0sin ==-⎰-ππϕμd kEB A (2)根据式(1)和(2),便有kE A μπ=这样,便有h n kE 2=μπ⇒ kh n E μπ2=,k nhμ=其中π2h h =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B q Rυυμ=2⇒ qBR p ==μυ这时,玻尔——索末菲的量子化条件就为⎰=πθ20)(nh R qBRd⇒ nh qBR =⋅π22 ⇒ nh qBR =2又因为动能耐μ22p E =,所以,有μμ22)(2222R B q qBR E ==,22B nBN q nB qBn =⋅==μμ其中,μ2q M B =是玻尔磁子,这样,发现量子化的能量也是等间隔的,而且 B BM E =∆具体到本题,有J J E 232410910910--⨯=⨯⨯=∆根据动能与温度的关系式kT E 23=以及J eV K k 223106.1101--⨯==⋅可知,当温度T=4K 时,J J E 2222106.9106.145.1--⨯=⨯⨯⨯=当温度T=100K 时,J J E 2022104.2106.11005.1--⨯=⨯⨯⨯=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2c hv E e μ==此外,还有λhcpc E ==于是,有2c hce μλ=⇒2c hc e μλ=nmm m 31266104.2104.21051.01024.1---⨯=⨯=⨯⨯= 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 ()r ()r ()r ([m2i ]e )r (e )r (e )r (e )r ([m2i )(m 2i J e)r ( )t (f )r ()t r (**Et iEt i **Et i Et i **Etiψψψψψψψψψψψψψψψ∇-∇=∇-∇=∇-∇===-----)()(,可见t J 与 无关。

2.2 由下列定态波函数计算几率流密度: ikr ikr e re r -==1)2( 1)1(21ψψ 从所得结果说明1ψ表示向外传播的球面波,2ψ表示向(即向原点) 传播的球面波。

解:分量只有和r J J 21在球坐标中 ϕθθϕθ∂∂+∂∂+∂∂=∇sin r 1e r 1e r r 0r mrk r mr k r r ik r r r ik r r m i r e rr e r e r r e r m i mi J ikr ikr ikr ikr30202201*1*111 )]11(1)11(1[2 )]1(1)1(1[2 )(2 )1(==+----=∂∂-∂∂=∇-∇=--ψψψψ r J 1与同向。

表示向外传播的球面波。

rmrk r mr k r )]r 1ik r 1(r 1)r 1ik r 1(r 1[m 2i r )]e r 1(r e r 1)e r 1(r e r 1[m 2i )(m2i J )2(3020220ik r ik r ik r ik r *2*222-=-=---+-=∂∂-∂∂=∇-∇=--ψψψψ可见,r J与2反向。

表示向(即向原点) 传播的球面波。

补充:设ikxe x =)(ψ,粒子的位置几率分布如何?这个波函数能否归一化?∞==⎰⎰∞∞dx dx ψψ*∴波函数不能按1)(2=⎰∞dx x ψ方式归一化。

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