文档介绍：虿量子力学理论假设蚇量子力学理论是描述微观粒子运动规律的科学,它包含若干基本假设:蒂假设1:波函数ψ肀对于一个微观体系,它的状态和有关情况可以用波函数ψ(x,y,z,t)来表示。ψ是体系的状态函数,是体系中所有粒子的坐标函数,也是时间函数。不含时间的波函数ψ(x,y,z)称为定态波函数。蝿假设2:算符螄对一个微观体系的每个可观测量都对应着一个线性自轭算符。膄假设3:本征态、本征值和Schrodinger方程蝿若某一力学量A的算符A作用于某一状态函数ψ后,等于某一常数a乘以ψ,即衿Aψ=aψ膅那么对ψ所描述的这个微观体系的状态,其力学量A具有确定的数值a,a称为力学量算符A的本征值,ψ称为A的本征态或本征波函数,上式称为A的本征方程。蚂Schrodinger方程是决定体系能量算符的本征值和本征函数的方程,是量子力学中一个基本方程。袂假设4:态叠加原理罿若ψ1,ψ2,…,ψn为某一微观状态的可能状态,由它们线性组合所得的ψ也是该体系的可能状态:薆式中,c1,c2,…,cn为任意常数。莃假设5:Pauli原理薁在同一原子轨道或分子轨道上,至多只能容纳两个电子,这两个电子的自旋状态必须相反。聿电子、原子、分子和光子等微观粒子,具有波粒二象性的运动特征。这一特征体现在以下的现象中,而这些现象均不能用经典理论来解释,由此人们提出了量子力学理论,这一理论就是本课程的一个重要的基础。羆黑体辐射螁黑体是理想的吸收体,也是理想的发射体。当把几种物体加热到同一温度,黑体放出的能量最多。由图中不同温度的曲线可见,随温度增加,Ev增大,且其极大值向高频移动(如右图)。荿以上现象不能用经典理论来解释,后来,Plank提出的能量量子化公式:腿肃其计算得到的Ev值与实验观察到的黑体辐射非常吻合。由此可见,黑体辐射频率为的能量,其数值是不连续的,只能是hv的整数倍即能量量子化。蒃光电效应膈光电效应是光照在金属表面上,是金属发射出电子的现象。腿蒄爱因斯坦的光电效应示意图羁上面两个现象均不能用经典理论来解释,因此人们提出了量子力学理论用以解释跟这两个现象相似的一系列现象。膁波粒二象性艿光(各种波长的电磁辐射)和微观实物粒子(静止质量不为0的电子、原子和分子等)都有波动性(波性)和微粒性(粒性)的两重性质,称为波粒二象性。袅测不准原理蚃测不准原理是由微观粒子本质特性决定的物理量间相互关系的原理,它反映了物质波的一种重要性质。因为实物微粒具有波粒二象性,所以从微观体系得到的信息会受到某些限制。羀量子力学处理微观体系的一般步骤如下:莈根据体系的物理条件,写出它的势能函数,进一步写出Hamilton算符及Schrodingger方程。芆解Schrodinger方程,并根据边界条件求ψn和En。膁描绘出ψn、︱ψn︱等的图形,并讨论其分布特点。蝿由上面求得的,进一步求出各个对应状态的各种力学量的数值,从中了解体系的性质。蒈联系实际问题,对求得的结果加以应用。螇在一维势箱中运动的粒子的Schrodinger方程为:袃螂其解为:薈袄在长、宽、高分别为a、b、c的三维势箱中运动的粒子的Schrodinger方程为:薅薁其解为:蚈芅肂chapter10芀单电子原子的薛定鄂方程螈单电子原子的薛定鄂方程为:蚅螄通过坐标变换,将Laplace算符从直角坐标系(x,y,z)换成球极坐标系(r,θ,ф):肈螈利用变数分离法使ψ(r,θ,ф)变成只含一个变数的函数R(r),Θ(θ)和Φ(ф)的乘积:肆膂在R(r),Θ(θ)和Φ(ф)各个方程中,最简单的是Φ(ф)方程:肁袈利用边界条件、波函数的品优条件和正交归一的要求,可得复函数解:蒇膈m称为磁量子数,其取值是解方程时所得的必要条件。膄解出Φ(ф)方程后,再解出R(r)和Θ(θ)方程,就可以得到单电子原子的波函数ψ(r,θ,ф)了。节下面各图是解方程时所需要用到的坐标系图。袈蚆 艿莈单电子原子的薛定鄂方程为:羆莁通过坐标变换,将Laplace算符从直角坐标系(x,y,z)换成球极坐标系(r,θ,ф):蚀螆利用变数分离法使ψ(r,θ,ф)变成只含一个变数的函数R(r),Θ(θ)和Φ(ф)的乘积:蚅蒁在R(r),Θ(θ)和Φ(ф)各个方程中,最简单的是Φ(ф)方程:肁薈利用边界条件、波函数的品优条件和正交归一的要求,可得复函数解:蒄薁m称为磁量子数,其取值是解方程时所得的必要条件。