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文檔簡介
1、薛丁格方程式薛丁格方程式(英語:Schrödinger equation)是由奧地利物理學家薛丁格在1926年提出的一個用於描述量子力學中波函數的運動方程式1,被認為是量子力學的奠基理論之一。薛丁格方程式主要分為含時薛丁格方程式與不含時薛丁格方程式。含時薛丁格方程式相依於時間,專門用來計算一個量子系統的波函數,怎樣隨著時間演變。不含時薛丁格方程式不相依於時間,可以計算一個定態量子系統,對應於某本徵能量的本徵波函數。波函數又可以用來計算,在量子系統裏,某個事件發生的機率幅。而機率幅的絕對值的平方,就是事件發生的機率密度。薛丁格方程式的解答,清楚地描述量子系統裏,量子尺寸粒子的統計性量子
2、行為。量子尺寸的粒子包括基本粒子,像電子、質子、正子、等等,與一組相同或不相同的粒子,像原子核。薛丁格方程式可以轉換為海森堡的矩陣力學,或費曼的路徑積分表述(path integral formulation)。薛丁格方程式是個非相對論性的方程式,不能夠用於相對論性理論。海森堡表述比較沒有這麼嚴重的問題;而費曼的路徑積分表述則完全沒有這方面的問題。雖然,含時薛丁格方程式能夠啟發式地從幾個假設導引出來。理論上,我們可以直接地將這方程式當作一個基本假定。在一維空間裏,一個單獨粒子運動於位勢 中的含時薛丁格方程式為 ;(1)其中, 是質量, 是位置
3、, 是相依於時間 的波函數, 是約化普朗克常數, 是位勢。類似地,在三維空間裏,一個單獨粒子運動於位勢 中的含時薛丁格方程式為 。(2)假若,系統內有 個粒子,則波函數是定義於 -位形空間,所有可能的粒子位置空間。用方程式表達, 。其中,波函數 的第 個參數是第 個粒子的位置。所以,第 個粒子的位置是 。不含時薛丁格方程式不相依於時間,又稱為本徵能量薛丁格方程式
4、,或定態薛丁格方程式。顧名思義,本徵能量薛丁格方程式,可以用來計算粒子的本徵能量與其它相關的量子性質。應用分離變數法,猜想 的函數形式為 ;其中, 是分離常數, 是對應於 的函數稍回兒,我們會察覺 就是能量代入這猜想解,經過一番運算,含時薛丁格方程式 (1) 會變為不含時薛丁格方程式: 。類似地,方程式 (2) 變為 。愛因斯坦詮釋普朗克的量子為光子,光波的粒子;也就是說,光波具有粒子的性質,一種很奇奧的波粒二象性。他建議光子的能量與頻率成正比。在相對論裏,能量與動量之間的關係跟
5、頻率與波數之間的關係相同,所以,連帶地,光子的動量與波數成正比。1924年,路易·德布羅意提出一個驚人的假設,每一種粒子都具有波粒二象性。電子也有這種性質。電子是一種波動,是電子波。電子的能量與動量決定了它的物質波的頻率與波數。1927年,柯林頓·戴維孫和雷斯特·革末將緩慢移動的電子射擊於鎳晶體標靶。然後,測量反射的強度,偵測結果與X射線根據布拉格定律 (Bragg's law) 計算的繞射圖案相同。戴維森-革末實驗徹底的證明了德布羅意假說。薛丁格夜以繼日地思考這些先進理論,既然粒子具有波粒二象性,應該會有一個反應這特性的波動方程式,能夠正確地描
6、述粒子的量子行為。於是,薛丁格試著尋找一個波動方程式。哈密頓先前的研究引導著薛丁格的思路,在牛頓力學與光學之間,有一種類比,隱蔽地暗藏於一個察覺裏。這察覺就是,在零波長極限,實際光學系統趨向幾何光學系統;也就是說,光射線的軌道會變成明確的路徑,遵守最小作用量原理。哈密頓相信,在零波長極限,波傳播會變為明確的運動。可是,他並沒有設計出一個方程式來描述這波行為。這也是薛丁格所成就的。他很清楚,經典力學的哈密頓原理,廣為學術界所知地,對應於光學的費馬原理。藉著哈密頓-亞可比方程式,他成功地創建了薛丁格方程式。薛丁格用自己設計的方程式來計算氫原子的譜線,得到了與用波耳模型計算出的能級相同的答案。但是,
7、薛丁格對這結果並不滿足,因為,索末菲已經將波耳模型加以延伸成為索末菲模型,從而正確地計算出氫原子光譜線精細結構常數的相對論性修正;而薛丁格方程式則不具備相對論不變性,因而無法準確給出符合相對論的結果。薛丁格試著用相對論的能量動量關係式,來尋找一個相對論性方程式(現今稱為克萊因-戈爾登方程式,被奧斯卡.克萊因和沃爾特.戈爾登於1926年首先發表)。以描述電子的相對論效應。薛丁格計算出這方程式的定態波函數。可是,相對論性的修正與索末菲的公式有分歧。雖然如此,他認為先前非相對論性的部分,仍舊含有足夠的新結果。因此,決定暫時不發表相對論性的修正,只把他的波動方程式與氫原子光譜分析結果,寫為一篇論文。1
8、926年,正式發表於物理學界2。從此,給予了量子力學一個新的發展平臺。薛丁格方程式漂亮地解釋了 的行為,但並沒有解釋 的意義。薛丁格曾嘗試解釋 代表電荷的密度,但卻失敗了。1926年,就在薛丁格第四篇的論文發表之後幾天,馬克斯·玻恩提出機率幅的概念,成功地解釋了 的物理意義3。可是,薛丁格本人一直不承認這種統計或機率的表示方法,和它所伴隨的非連續性波函數塌縮。就像愛因斯坦的認為量子力學是基本為確定性理論的統計近似,薛丁格永遠無法接受哥本哈根詮釋。在他有生最後一年,他寫給馬克斯·玻恩的一封
9、信內,薛丁格清楚地表明了這看法。含時薛丁格方程式的啟發式導引,建立於幾個前提:(1) 粒子的總能量 可以經典地表達為動能 與勢能 的和: ;其中, 是動量, 是質量。特別注意,能量 與動量 也出現於以下兩個關係方程式。(2) 1905年,愛因斯坦於提出光電效應時,指出光子的能量 與對應的電磁波的頻率 成正比:其中, 是普朗克常數, 是角頻率。(3) 1924年,路易·德布羅意提出德布
10、羅意假說,說明所有的粒子都具有波的性質,可以用一個波函數 來表達。粒子的動量 與伴隨的波函數的波長 有關: ;其中, 是波數。用向量表達, 。波函數以複值平面波來表示1925年,薛丁格發現平面波的相位,可用一個相位因子來表示: 。他想到 ,因此 。並且相同地由於 ,因此得到 。再由古典力學的公式,一個粒子的總能為 ,質量為 ,在勢能 處移動: 。薛丁格得到一個單一
11、粒子在一維空間有位能之處移動時的方程式: 。薛丁格的導引思考一個粒子,運動於一個保守的位勢 。我們可以寫出它的哈密頓-亞可比方程式 ;其中, 是哈密頓主函數。由於位勢顯性地不相依於時間,哈密頓主函數可以分離成兩部分: ;其中,不相依於時間的函數 是哈密頓特徵函數, 是能量。將哈密頓主函數公式代入粒子的哈密頓-亞可比方程式,稍加運算,可以得到 ;哈密頓主函數隨時間的全導數是 。思考哈密頓主函數 的一個常數的等值曲面 。這常數的等值曲面
12、60; 在空間移動的方程式為 。所以,在設定等值曲面的正負面後, 朝著法線方向移動的速度 是 。這速度 是相速度,而不是粒子的移動速度 : 。我們可以想像 為一個相位曲面。既然粒子具有波粒二象性,試著給予粒子一個相位與 成比例的波函數: ;其中, 是常數, 是相依於位置的係數函數。將哈密頓主函數的公式代入 波函數,成為 。注意到 的因次必須是頻率,薛丁格
13、突然想起愛因斯坦的光電效應理論 ;其中, 是約化普朗克常數, 是角頻率。設定 ,粒子的波函數 變為 ;其中, 。 的波動方程式為 。將 波函數代入波動方程式,經過一番運算,得到 。注意到 。稍加編排,可以導引出薛丁格方程式: 。線性方程式主條目:態疊加原理薛丁格方程式是一個線性方程式。滿足薛丁格方程式的波函數擁有線性關係。假若 與 是某薛丁格方程式的解。設定
14、60;,其中, 與 是任何常數。則 也是一個解。證明根據不含時薛丁格方程式 (1) , , 。線性組合這兩個方程式的解,。所以, 也是這含時薛丁格方程式的解,證明含時薛丁格方程式是一個線性方程式。 類似地,我們可以證明不含時薛丁格方程式是一個線性方程式。實值的本徵態不含時薛丁格方程式的波函數解答,也符合線性關係。但在這狀況,線性關係有稍微不同的意義。假若兩個波函數 與 都是某不含時薛丁格方程式的,能量為 的解答,則這兩個不同的波函數解答為簡併的。
15、任何線性組合也是能量為 的解答。 。對於任何位勢,都有一個明顯的簡併:假若波函數 是某薛丁格方程式的解答,則其共軛函數 也是這薛丁格方程式的解答。所以, 的實值部分或虛值部分,都分別是解答。我們只需要專注實值的波函數解答。這限制並不會影響到整個不含時問題。轉移焦點到含時薛丁格方程式,兩個複共軛的波,以相反方向移動。給予某含時薛丁格方程式的解答 。其替代波函數是另外一個解答: 。這解答是複共軛對稱性的延伸。稱複共軛對稱性為時間反轉。么正性在量子力學裡,對於任何事件,所有可能產生的
16、結果的機率總和等於 1 ,稱這特性為么正性。薛丁格方程式能夠自動地維持么正性。用波函數表達, 。(3)為了滿足這特性,必須將波函數歸一化。假若,某一個薛丁格方程式的波函數 尚未歸一化。由於薛丁格方程式為線性方程式, 與任何常數的乘積還是這個薛丁格方程式的波函數。設定 ;其中, 是歸一常數,使得 。這樣,新波函數 還是這個薛丁格方程式的解答,而且, 已經被歸一化了。在這裡,特別注意到方程式 (3) 的波函數 相依於時間,而隨著位置的積分仍舊可能相依
17、於時間。在某個時間的歸一化,並不保證隨著時間的演化,波函數仍舊保持歸一化。薛丁格方程式有一個特性:它可以自動地保持波函數的歸一化。這樣,量子系統永遠地滿足么正性。所以,薛丁格方程式能夠自動地維持么正性。 證明總機率隨時間的微分表達為 。(4)思考含時薛丁格方程式, 。其複共軛是 。所以,代入方程式 (4) ,在無窮遠的極限,符合物理實際的波函數必須等於 0 。所以, 。薛丁格方程式的波函數的歸一化不會隨時間而改變。完備基底能量本徵函數形成了一個完備基底。任何一個波函數可以表達為離散的能量本徵函數的線性組合,或連續的能量本徵函數的積分。這就是數學的譜定理(
18、spectral theorem) 。在一個有限態空間,這表明了厄米算符的本徵函數的完備性。主條目:相對論量子力學薛丁格方程式並沒有將相對論效應納入考慮範圍內。對於伽利略變換,薛丁格方程式是不變的。 對於勞侖茲變換,薛丁格方程式的形式會改變。為了要包含相對論效應,必須將薛丁格方程式做極大的改變。試想能量質量關係式, ;其中, 是光速, 是靜止質量。直接地用這關係式來推廣薛丁格方程式: 。或者,稍加編排, ;其中, , 是達朗伯特算符。這方程式,稱為克萊因-戈爾登方程式,是勞侖茲不變式。但是,它是一個時間的二階方程式。所以,不
19、能成為波函數的方程式。並且,這方程式的解答擁有正頻率和負頻率。一個平面波函數解答遵守 ;其中, 是角頻率,可以是正值或負值。對量子力學來說,正負角頻率或正負能量,是一個很嚴峻的問題,因為無法從底端限制能量的最低值。雖然如此,加以適當的詮釋,這方程式仍舊能夠正確地計算出相對論性的,自旋為零的粒子的波函數。保羅·狄拉克發明的狄拉克方程式,是時間的一階微分方程式,一個專門描述自旋-½粒子量子態的波函數方程式:,其中,是自旋-½ 粒子的質量, 與 分別是空間和時間的坐標。狄拉克方程式方程式仍舊存在負能量的解答。
20、為了要除去這麻煩的瑕疵,必須用到多粒子圖案,把波動方程式當作一個量子場的方程式,而不是一個波函數的方程式。因為,相對論與單粒子圖案互不相容。一個相對論性粒子不能被侷限於一個小區域,除非粒子的數量變為無窮多。假若,一個粒子被侷限於一個長度為 的一維盒子裏,根據不確定性原理,動量的不確定性 。假若,因為粒子的動量足夠的大,質量可以被忽略,則能量的不確定性大約為 。當盒子的長度 等於康普頓波長 時,能量的不確定性等於粒子的質能 。當盒子的長度 小於
21、康普頓波長時,我們無法確定盒子內只有一個粒子。因為,能量的不確定性,足夠從真空製造更多的粒子。我們用來測量盒子內粒子位置的機制,也可以從真空製造更多的粒子。解析方法,一般來說,解析薛丁格方程式會用到下述這些方法:· 量子微擾理論· 變分原理· 量子蒙特·卡羅方法· 密度泛函理論· WKB 近似與半經典擴展對於某些特殊的狀況,可以使用特別方法:· 有分析解的量子力學系統列表· 哈特里-福克方法與越哈特里福克方法。· 離散Delta位勢阱方法編輯自由粒子主條目:自由粒子當位勢為 0 時,薛丁格方程式為
22、0;。解答是一個平面波: ,其中, 是波向量, 是角頻率。代入薛丁格方程式,這兩個變數必須遵守以下關係:。由於粒子存在的機率必須等於 1 ,波函數 必須先歸一化,然後才能夠表達出正確的物理意義。對於一般的自由粒子而言,這不是一個問題。因為,自由粒子的波函數,在位置或動量方面,都是局部性的。在量子力學裏,一個自由粒子的動量與能量不必須擁有特定的值。自由粒子的波函數可以表示為一個波包的函數。: ;其中,積分的區域是所有的 -空間。為了簡化計算,只思考一維空間, ;其中,因子 是由傅立葉變換的常規
23、而設定,振幅 是線性疊加的係數函數。逆反過來,係數函數可以表達為 ;其中, 是波函數在時間 的函數形式。所以,知道波函數在時間 的形式 ,借由傅立葉變換,我們可以推演出波函數在任何時間的形式 。一維諧振子主條目:量子諧振子Wave functions of a quantum harmonic oscillator能量最低的八個束縛本徵態的波函數表徵 () 。橫軸表示位置 。此圖未經歸一化。在一維諧振子問題中,一個質量為
24、的粒子,受到一位勢 。此粒子的哈密頓算符 為 ;其中, 為位置。為了要找到能階以相對應的能量本徵態,我們必須找到本徵能量薛丁格方程式: 。我們可以在座標基底下解這個微分方程式,用到冪級數方法。可以見到有一族的解: 。最先八個解(n = 0到5)展示在右圖。函數為厄米多項式 (Hermite polynomials) : 。相應的能階為 。值得注意的是能譜,理由有三。首先,能量被量子化(quantized),而只能有離散的值,即 乘以1/2, 3/2, 5/2等等。這是許多量子力學系統的特徵。再者,可有的最低能量(當n = 0)不為零,而是 ,被稱為基態能量或零點能量。在基態中,根據量子力學,一振子執行所謂的零振動,且其平均動能是正值。這樣的現象意義重大但並不那麼顯而易見,因為通常能量的零點並非一個有意義的物理量,因為可以任意選擇;有意義的是能量差。雖然如此,基態能量有許多的意涵,特別是在量子重力。最後一個理由式能階值是等距的,不像波耳模型或盒中粒子問題那樣。球對稱位勢主條目:球對稱位勢一個單粒子運動於球對稱位勢的量子系統,可以用薛丁格方程式表達為;其
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