量子力學2015第3章一維定態(tài)問題

1、2、設粒子處于一維無限深方勢阱中，證明處于定態(tài)的粒子。討論的情況，并與經典力學計算結果比較。解 根據題意得定態(tài)波函數為： 當時，在經典情況：在區(qū)域內間隔中找到粒子的幾率為，故有 3、設粒子處于無限深方勢阱中，粒子波函數為，為歸一化常數。試求：(1)、歸一化常數，(2)、粒子處于能量本征態(tài)的概率及粒子的平均能量； (3)、設粒子處于基態(tài)，在時刻阱寬突然變?yōu)?，粒子波函數未來得及改變，?，問是否還是能量本征態(tài)？求測得粒子能量仍為的概率。解 (1)、由歸一化條件得：(2)、由及得。計算能量的平均值及能量的平方的平均值: 或者, 利用公式: 以及 得(3)、粒子處于阱寬為勢阱中時，能級和本征函數分別為

2、 、可見不是能量本征態(tài)。當粒子能量為時，對應波函數為由及得 所以，測得粒子能量仍為的概率。4、一維無限深方勢阱中的粒子，設初始時刻處于狀態(tài)，其中和分別為基態(tài)和第一激發(fā)態(tài)。求(1)、和；(2)、能量平均值和能量平方平均值；(3)、能量的漲落；(4)、計算體系的特征時間(即幾率密度隨時間變化的周期)及的值。解 由題意得：粒子處在能量本征態(tài)下具有的能量為。(1)、將初始狀態(tài)波函數按能量本征態(tài)展開知，在本題中展開系數為： 、。對于任意時刻時狀態(tài)為。(2)、解法一由得。同理， 由得。解法二 由平均值公式及能量本征函數的正交歸一性得 (3)、將上面得到的結果代入得(4)、由上面求出的幾率密度表達式得所以，

3、特征時間，從而。5、一維無限深方勢阱中的粒子，設處于態(tài)。求粒子的動量分布。解 根據題意知，波函數和能級分別為： 和由傅立葉變換得粒子的動量幾率分布函數為：6、求不對稱勢中粒子的能量本征值。 或者證明: 對于的狀態(tài)，能量具有關系式：，其中。解 當粒子處在束縛態(tài)。能量本征方程為: 令及, 則能量本征方程變?yōu)?滿足束縛條件的解為: 由處波函數及一階導數連續(xù)得: 由得令，則上式變?yōu)椋?這就是能量關系式， 其中和是待定常數。下面求角度和，由得 ，代入能量關系式，得到最終結果為 。9、設粒子在一維無限深勢阱中運動。求粒子作用于阱壁上的平均壓力。解 在阱寬為無限深勢阱中運動粒子的能量為。設阱壁分別在和處，粒

4、子對阱壁的平均作用力為。假定處阱壁在該力作用下沿正方向移動了距離。粒子對外做功為，它等于粒子的能量減少，即。10、把傳導電子限制在金屬內部的是金屬內勢的一種平均勢，對下列一維模型，試計算情況下，接近金屬表面的傳導電子的反射率。解 能量本征方程為由于粒子從左邊入射，故。(1)、，令及，則能量本征方程變?yōu)?其解為： 在點波函數及其一階導數連續(xù)得：接近金屬表面的傳導電子的反射率為 11、對于任意型的一維位壘（如右圖所示），僅就粒子的入射能量時，證明：關系式總是自動滿足。式中反射系數，是透射系數。證明 由于勢壘是一條任意的曲線， 沒有給定， 則不能確定。 因而無法計算各種幾率流密度。但由圖可知：以及及。由能量本征方程為得 ，其中和由此可得。由粒子幾率流守恒可知：15、設，求反射系數。解 能量本征方程為作變量替換：令，則及，此時能量本征方程變?yōu)?, 其中及。當時，相當于。此時漸進方程為： ， 解得 。對 波函數做變換：令，有及代入能量本征方程得令，則上式變?yōu)槌瑤缀挝?/p>