文档介绍：§ 波函数的统计解释
一. 波动-粒子二重性矛盾的分析
物质粒子既然是波,为什么长期把它看成经典粒子,没犯错误?
实物粒子波长很短,一般宏观条件下,波动性不会表现出来。到了原子世界(原子大小约1A),物质波的波长与原子尺寸可比,物质微粒的波动性就明显的表现出来。
传统对波粒二象性的理解:
(1)物质波包会扩散, 电子衍射,波包说夸大了波动性一面。
(2)大量电子分布于空间形成的疏密波。电子双缝衍射表明,单个粒子也有波动性。疏密波说夸大了粒子性一面。
对波粒二象性的辨正认识:微观粒子既是粒子,也是波,它是粒子和波动两重性矛盾的统一,这个波不再是经典概念下的波,粒子也不再是经典概念下的粒子。在经典概念下,粒子和波很难统一到一个客体上。
二. 波函数的统计解释
1926年玻恩提出了几率波的概念: 在数学上,用一函数表示描写粒子的波,这个函数叫波函数。波函数在空间中某一点的强度(振幅绝对值的平方)和在该点找到粒子的几率成正比。既描写粒子的波叫几率波。
描写粒子波动性的几率波是一种统计结果,即许多电子同一实验或一个电子在多次相同实验中的统计结果。
几率波的概念将微观粒子的波动性和粒子性统一起来。微观客体的粒子性反映微观客体具有质量,电荷等属性。而微观客体的波动性,也只反映了波动性最本质的东西:波的叠加性(相干性)。
描述经典粒子:坐标、动量,其他力学量随之确定;
描述微观粒子:波函数,各力学的可能值以一定几率出现。
设波函数描写粒子的状态,波的强度,则在时刻t、在坐标x到x+dx、y到y+dy、z到z+dz的无穷小区域内找到粒子的几率表示为, 应正比于体积和强度

归一化条件:在整个空间找到粒子的几率为1。

归一化常数可由归一化条件确定

重新定义波函数,
叫归一化的波函数。

在时刻t、在坐标(x,y,z)点附近单位体积内找到粒子的几率称为几率密度,用
表示,则

归一化的波函数还有一不确定的相因子;
只有有限时才能归一化为1。
经典波和微观粒子几率波的区别:
(1) 经典波描述某物理量在空间分布的周期变化,而几率波描述微观粒子某力学量的几率分布;
(2) 经典波的波幅增大一倍,相应波动能量为原来四倍,就变成另一状态了;而微观粒子在空间出现的几率只决定于波函数在空间各点的相对强度,将几率波的波幅增大一倍并不影响粒子在空间各点出现的几率,即将波函数乘上一个常数,所描述的粒子的状态并不改变;
(3) 对经典波,加一相因子,状态会改变,而对几率波,加一相因子不会引起状态改变。
问题:设波函数为,求在()范围找到粒子的几率。
问题:在球坐标系中,粒子波函数表示为,求(a)在球壳中找到粒子的几率。(b)在方向的立体角中找到粒子的几率。
 
§ 态迭加原理
波函数的统计解释是波粒二象性的一个表现。微观粒子的波粒二象性还可以通过量子力学的一个基本原理:态迭加原理表现。经典的波是遵从迭加原理的,两个可能的波动过程与的线性迭加也是一个可能的波动过程。波的干涉、衍射现象可用波的迭加原理解释。
量子力学的态迭加原理:如果和是体系的可能状态,那么它们的线性迭加:( 是复数)也是这个体系的一个可能状态。
电子双缝衍射:设表示电子穿过上面窄缝到达屏的状态,设表示电子穿过下面窄缝到达屏的状态。表示电子穿过两个窄缝到达屏的状态,则有,电子在屏上某点出现的几率可表示为

正是干涉项的存在,才有了衍射条纹。
经典的态具有正交性,而量子态具有相干性。
推广到更一般情况:当是体系的可能状态,他们的线性迭加:
(是复数)
也是这个体系的一个可能状态。
经典力学质点运动:初始状态(位置、速度) 任意时刻质点的状态
量子力学波函数: 初始状态波函数
任意时刻波函数的状态
§ 薛定谔方程
薛定谔在1926年建立了薛定谔方程
对波函数所满足的方程的要求:
(1) 线性方程,迭加原理的要求;
(2) 方程系数不含状态参量(动量、能量),各种可能的状态都要满足方程。
建立过程:自由粒子波函数所满足的方程推广到一般。
自由粒子的波函数为平面波:

对时间求偏微商:
对坐标求二次偏微商:
同理得: , ,
将以上三式相加: ,
利用自由粒子的能量和动量的关系,我们可得到自由粒子波函数所满足的微分方程:

上式中劈形算符: ,
如存在势能,能量和动量的关系是: ,
波函数应满足的微分方程是;

这个方程称为薛定谔方程。
由建立过程可以看出,只需对能量动量关系进行如下代换:

,
就可得到薛定谔方程。
注意:薛定谔方程是建立起来的