19026

Бесконечно глубокая прямоугольная потенциальная яма. Спектр, стационарные состоя-ния, разложения по собственным функциям гамильтониана, средние

Лекция

Физика

Лекция 8 Бесконечно глубокая прямоугольная потенциальная яма. Спектр стационарные состояния разложения по собственным функциям гамильтониана средние Пусть потенциальная энергия частицы равна бесконечно глубокая потенциальная яма шириной см. рисунок. Най...

Русский

2013-07-11

434.5 KB

32 чел.

Лекция 8

Бесконечно глубокая прямоугольная потенциальная яма. Спектр, стационарные состояния, разложения по собственным функциям гамильтониана, средние

Пусть потенциальная энергия частицы равна

(бесконечно глубокая потенциальная яма шириной , см. рисунок). Найдем собственные значения и собственные функции оператора Гамильтона этой частицы.

Так как в областях  потенциальная энергия обращается в бесконечность, потребуем, чтобы при этих значениях координат волновая функция обращалась бы в нуль (в противном случае средняя потенциальная энергия частицы равнялась бы бесконечности). Далее, так как согласно постулатам квантовой механики волновая функция непрерывна, то в точках  и  волновая функция также равна нулю. Поэтому для нахождения волновых функций и энергий стационарных состояний необходимо решить уравнение

     (1)

в области  с граничными условиями  и .

Как было доказано на предыдущей лекции, все собственные значения должны быть больше минимального значения потенциала, поэтому будем решать уравнение (1) при .

Линейно независимыми частными решениями уравнения (1) при  являются функции  и , где . Поэтому общее решение уравнения (1) имеет вид

     (2)

Из граничного условия при  находим . Из второго граничного условия получаем , то есть либо , либо

,          .       (3)

Первое условие приводит к нулевому решению. Таким образом, ненулевые непрерывные решения уравнения (1), удовлетворяющие граничным условиям, существуют только при значениях , при которых выполнено условие (3), из которого находим

,      (5)

Энергии (5) и являются собственными значениями оператора Гамильтона и согласно постулатам квантовой механики являются возможными наблюдаемыми значениями энергии частицы, находящейся в бесконечно глубокой потенциальной яме. Собственной функцией, отвечающей собственному значению , является функция

    (6)

где

Как и должно быть, постоянная  осталась неопределенной. Она может быть определена из условия нормировки. Легко проверить, что функции

     (7)

нормированы на единицу. Отметим, что эти функции не обладают определенной четностью, несмотря на то, что , поскольку при значениях координат, лежащих вне ямы, все собственные функции равны нулю. Однако если бы яма была расположена симметрично относительно начала координат, то волновые функции стационарных состояний обладали бы определенной четностью. Действительно, в этом случае собственные функции можно получить из (7) с помощью сдвига их аргумента на

 

Знание спектра собственных значений и собственных функций частицы в потенциальной яме позволяет согласно постулатам квантовой механики отвечать на вопросы о возможных значениях энергии частицы в тех или иных состояниях и их вероятностях. Рассмотрим несколько примеров.

Пусть, например, частица в яме в момент времени  имеет волновую функцию

    (8)

(где  - постоянная). Что можно сказать о результатах измерения энергии частицы в момент времени ? Какой будет средняя энергия частицы как функция времени?

Согласно основным принципам квантовой механики для ответа на вопросы такого рода нужно разложить волновую функцию частицы по собственным функциям оператора Гамильтона. Пользуясь известной тригонометрической формулой, представим начальную волновую функцию частицы в виде

    (9)

Формула (9) представляет собой разложение начальной волновой функции по собственным функциям оператора Гамильтона, в котором, таким образом, с равными весами представлены только третья и тринадцатая собственные функции; коэффициенты перед остальными собственными функциями равны нулю. Это значит, что измерения энергии в момент времени  с равными вероятностями  дадут третье и тринадцатое

      (10)

собственные значения. Отсюда легко найти среднюю энергию частицы в этот момент

   (11)

Так как гамильтониан не зависит от времени, то вероятности различных значений энергии и средняя энергия от времени не зависят, и, следовательно, останутся такими же в любой момент времени.

Можно решать и обратные задачи – т.е. по результатам измерения энергий восстанавливать волновую функцию, а по ней находить вероятности возможных значений различных наблюдаемых и их средние значения. Например.

Энергия частицы, находящейся в бесконечно глубокой потенциальной яме, может принимать два значения

    и           (12)

с вероятностями  и  соответственно. Будет ли среднее значение координаты частицы  в этом состоянии зависеть от времени?

Будем рассуждать так. Поскольку гамильтониан частицы не зависит от времени, общее решение временного уравнения Шредингера имеет вид

     (13)

где  и  - собственные значения и собственные функции оператора Гамильтона,  - произвольные постоянные. Поскольку в рассматриваемом состоянии энергия частицы может принимать два значения  и , то в сумме (1) присутствуют  два слагаемых, отвечающие первому и третьему собственным состояниям, а остальные коэффициенты  равны нулю. То есть волновая функция частицы в любые моменты времени имеет вид

    (14)

где , . (Отметим, что по данным условия волновая функция восстанавливается неоднозначно, поскольку не определяется фазовые множители у коэффициентов  и . Тем не менее, эта неоднозначность не помешает однозначно ответить на вопрос задачи). Состояние (14) не является стационарным, поэтому средние значения физических величин в этом состоянии, вообще говоря, зависят от времени. Среднее значение координаты частицы в состоянии (14) можно найти по квантовомеханической формуле для средних

 (15)

(в (15) использована действительность собственных функций). Интегралы в первом и втором слагаемом определяют среднее значение координаты в первом и третьем стационарных состояниях и, следовательно, равны  (это утверждение проверяется с помощью непосредственного вычисления интегралов с использованием собственных функций ). Так как волновые функции стационарных состояний  и  четны относительно середины ямы и ортогональны, то интегралы в третьем и четвертом слагаемом равны нулю. Учитывая, что , получим из (3)

      (16)

То есть среднее значение координаты в данном нестационарном состоянии не зависит от времени. Однако, если бы в разложении начальной волновой функции частицы по собственным функциям гамильтониана содержались бы слагаемые, отвечающие как четным, так и нечетным стационарным состояниям, перекрестные слагаемые в равенстве (15) не обращались бы в нуль и среднее значение координаты частицы зависело бы от времени.

Рассмотрим еще один пример. Пусть волновая функция частица в яме в момент времени  имеет вид

    (17)

Какие значения энергии можно получить при измерениях?

Разложим волновую функцию (17) по собственным функциям Гамильтониана

          (18)

где  - коэффициенты разложения, которые согласно основным принципам квантовой механики и определяют вероятности различных значений энергии. Поскольку собственные функции  - ортонормированны, коэффициенты  можно найти, умножая равенство (18) на собственную функцию и интегрируя

     (19)

Поскольку волновая функция частицы – четна относительно центра ямы (это парабола, обращающаяся в нуль на границах ямы), функции  - четны для нечетных номеров, и нечетны для четных, то интеграл (19) будет отличен от нуля только для нечетных номеров. Следовательно, при измерении энергии в рассматриваемом состоянии можно обнаружить первое (отвечающее основному состоянию), третье, пятое, седьмое и т.д. собственные значения. Второе, четвертое, шестое и т.д. собственные значения при измерениях в рассматриваемом состоянии невозможно.

4


 

А также другие работы, которые могут Вас заинтересовать

41361. Работа ионизационного манометра 266 KB
  Цель работы: Изучить работу ионизационного манометра зависимость ионного тока от изменения различных параметров ток накала напряжение на сетке между катодом и анодом. Таблица зависимости ионного тока от тока накала. мА 300В 50В 260В 50В 300В 33В 29 665 650 651 28 655 642 649 20 631 635 632 18 628 630 628 14 620 622 622 9 609 615 609 5 590 596 589 0 540 540 522 Таблица зависимости ионного тока от напряжения между катодом и анодом . 13 33В 12 50В 13 50В 75 30 5 70 30 65 29 45 28 60 28 ...
41362. Изучение работы форвакуумного насоса 99.5 KB
  Цель работы: определить предельный вакуум и скорость откачки ротационного насоса. Форвакуумная установка: где Б1 – баллон; Б2 – калибровочный баллон (Vк = 2,4 л.); К1 – К7 – краны; РМ – разница давлений (мм.масл.ст.). Для нахождения объема установки используем следующую формулу:
41363. Градуирование электроизмерительных приборов с помощью потенциометра собранного из двух магазинов сопроти 159 KB
  Градуирование электроизмерительных приборов с помощью потенциометра собранного из двух магазинов сопротивления Приборы приспособления: вольтметр магазины сопротивлений нормальный элемент реостаты ключи гальванометр батарея вольтметр.
41364. Определение эдс в термопаре 200.5 KB
  Схема для измерения малых эдс: где g гальванометр класс точности 05; АВ реохорд rАВ = 12  01 Ом lАВ = 1 м.; 1 источник тока для реохорда 15 В; Э эталонная эдс элемент Вестона 101795 В; х измеряемая эдс; r1 реостат для регулировки цены деления реохорда; r2 сопротивление; r3 реостат; М1 опорный спай термопары 00С; М2 рабочий спай термопары.
41365. Определение коэффициента поверхностного натяжения жидкостей 224.5 KB
  Задание 1: метод компенсации разности давлений поверхностного слоя жидкости. d плотность жидкости налитой в манометр в данном случае это вода и d = 10 г см. Задание 2: метод отрыва пузыря внутри жидкости. Установка: где Т насос; Б бутыль для создания давления; Н разность высот жидкости в двух коленах манометра; D глубина на которую опущен капилляр радиус которого равен 002 см.
41366. Определение удельной теплоёмкости жидкости методом лучеиспускания 68 KB
  Определение водяного эквивалента калориметра M0 масса калориметра M1 масса калориметра с холодной водой MI=M1M0 масса холодной воды TI температура холодной воды M2 масса калориметра с горячей и холодной водой T температура смеси MII=M2M1 масса горячей воды TII температура горячей воды M0= 179 г M1= 297 г MI = 118 г TI = 23 C M2 = 332 г Т = 31 С MII = 35 г ТII = 61 С II Основные измерения...
41367. Градуирование электроизмерительных приборов с помощью потенциометра собранного из двух магазинов сопротивления 50.5 KB
  Цель работы: проградуировать вольтметр. Приборы и приспособления: вольтметр , магазины сопротивлений – 4, нормальный элемент – 1, реостаты – 4, ключи –3 , гальванометр – 1, батарея на 2.5-3 В, источник постоянного напряжения для питания градуируемого прибора.
41368. Основные измерения с электронным осциллографом 75.5 KB
  Задание 1: Проверка линейности усилителей осциллографа. U В Y см 6 035 7 05 8 06 10 08 12 085 14 095 18 12 22 15 Задание 2: Градуировка усилителей. U=18 В Задание 3: Проверка внутреннего калибратора напряжения. 17 11 01 18 115 011 20 12 012 21 125 013 23 135 016 Задание 4: Определение чувствительности трубки.
41369. Определение плотности тела правильной формы 70.62 KB
  Цель работы: ознакомление с простейшими измерительными инструментами (штангенциркулем, микрометром, техническими весами, аналитическими весами) и отработка техники вычисления погрешностей, ведения записей, составления отчета.