《量子力学课件(5新)》由会员分享，可在线阅读，更多相关《量子力学课件(5新)（60页珍藏版）》请在金锄头文库上搜索。
1、第五章 微扰理论,返回,（一）近似方法的重要性,前几章介绍了量子力学的基本理论，使用这些理论解决了一些简单问题。如： （1）一维无限深势阱问题； （2）线性谐振子问题； （3）势垒贯穿问题； （4）氢原子问题。 这些问题都给出了问题的精确解析解。然而，对于大量的实际物理问题，Schrodinger 方程能有精确解的情况很少。通常体系的 Hamilton 量是比较复杂的，往往不能精确求解。因此，在处理复杂的实际问题时，量子力学求问题近似解的方法（简称近似方法）就显得特别重要。,5.0 引 言,返回,（二）近似方法的出发点,近似方法通常是从简单问题的精确解（解析解）出发，来求较复杂问题的近似（解析
2、）解。,（三）近似解问题分为两类,（1）体系 Hamilton 量不是时间的显函数定态问题,1.定态微扰论； 2.变分法。,（2）体系 Hamilton 量显含时间状态之间的跃迁问题,1.与时间 t 有关的微扰理论； 2.常微扰。,5.1 非简并定态微扰理论,返回,微扰法不是量子力学所特有的方法，在处理天体运行的天体物理学中，计算行星运行轨道时，就是使用微扰方法。计算中需要考虑其他行星影响的二级效应。例如，地球受万有引力作用绕太阳转动，可是由于其它行星的影响，其轨道需要予以修正。在这种情况下，计算所使用的方法是：首先把太阳和地球作为二体系统，求出其轨道，然后研究这个轨道受其它行星的影响而发生的
3、变化。,可精确求解的体系叫做未微扰体系，待求解的体系叫做微扰体系。假设体系 Hamilton 量不显含时间，而且可分为两部分：,（一）微扰体系方程,H(0) 所描写的体系是可以精确求解的，其本征值 E n (0) ，本征矢 |n(0) 满足如下本征方程：,另一部分 H是很小的（很小的物理意义将在下面讨论）可以看作加于 H(0) 上的微小扰动。现在的问题是如何求解微扰后 Hamilton 量 H 的本征值和本征矢，即如何求解整个体系的 Schrodinger 方程：,当H = 0 时， |n = |n (0) , En = E n (0) ；,当 H 0 时，引入微扰，使体系能级发生移动，由 E
4、 n (0) En ，状态由 |n (0) |n 。,为了明显表示出微扰的微小程度，将其写为：,其中是很小的实数，表征微扰程度的参量。,因为 En 、 |n 都与微扰有关，可以把它们看成是的函数而将其展开成的幂级数：,其中E n (0), E n (1), 2 E n (1), . 分别是能量的 0 级近似，能量的一级修正和二级修正等；,而|n (0), |n (1), 2 |n (2), . 分别是状态矢量 0 级近似，一级修正和二级修正等。,代入Schrodinger方程得：,乘开得：,根据等式两边同幂次的系数应该相等，可得到如下一系列方程式:,整理后得：,上面的第一式就是H(0)的本征方
5、程，第二、三式分别是|n (1) 和|n (2)所满足的方程，由此可解得能量和态矢的第一、二级修正。,现在我们借助于未微扰体系的态矢|n (0)和本征能量 E n (0)来导出扰动后的态矢|n 和能量 En 的表达式。,(1)能量一级修正 E n (1),根据力学量本征矢的完备性假定， H(0)的本征矢|n (0)是完备的，任何态矢量都可按其展开，|n (1) 也不例外。因此我们可以将态矢的一级修正展开为：,akn(1) = ,代回前面的第二式并计及第一式得：,左乘 ,为了求出体系态矢的一级修正，我们先利用扰动态矢|n 的归一化条件证明上式展开系数中an n(1)= 0 （可以取为 0 ）。,
6、基于|n 的归一化条件并考虑上面的展开式，,证：,由于 归一， 所以,an n (1) 的实部为 0。an n (1) 是一个纯虚数，故可令 an n (1) = i （ 为实）。,上式结果表明，展开式中，an n(1) |n (0) 项的存在只不过是使整个态矢量|n 增加了一个相因子，这是无关紧要的。所以我们可取 = 0，即 an n(1) = 0。这样一来，态矢的一级近似为：,与求态矢的一阶修正一样，将|n (2) 按 |n (0) 展开：,与|n (1) 展开式一起代入 关于 2 的第三式,（三）能量的二阶修正,左乘态矢可以看成是未扰动态矢|k(0)的线性叠加。,（2）展开系数 Hk n
7、 /(E n (0) - E k (0) 表明第k个未扰动态矢|k(0)对第n个扰动态矢|n 的贡献有多大。展开系数反比于扰动前状态间的能量间隔，所以能量最接近的态|k(0) 混合的也越强。因此态矢一阶修正无须计算无限多项。,（3）由En = E n (0) + Hn n可知，扰动后体系能量是由扰动前第n态能量E n (0)加上微扰Hamilton量 H在未微扰态|n(0)中的平均值组成。该值可能是正或负，引起原来能级上移或下移。,（4）对满足适用条件,微扰的问题，通常只求一阶微扰其精度就足够了。如果一级能量修正Hn n = 0 就需要求二级修正，态矢求到一级修正即可。,（5）在推导微扰理论的
8、过程中，我们引入了小量，令： H = H(1)只是为了便于将扰动后的定态Schrodinger方程能够按的幂次分出各阶修正态矢所满足的方程，仅此而已。一旦得到了各阶方程后，就可不用再明显写出，把H (1) 理解为H 即可，因此在以后讨论中，就不再明确写出这一小量。,（1）在一阶近似下：,（五）讨论,例1.一电荷为 e 的线性谐振子，受恒定弱电场作用。电场沿 x 正向，用微扰法求体系的定态能量和波函数。,解：,（1）电谐振子Hamilton 量,将 Hamilton 量分成H0 + H 两部分，在弱电场下，上式最后一项很小，可看成微扰。,（2）写出 H0 的本征值和本征函数 E(0), n(0)
9、,（3）计算 En(1),上式积分等于 0 是因为被积函数为奇函数所致。,（六）实例,（4）计算能量二级修正,欲计算能量二级修正， 首先应计算 Hk n 矩阵元。,利用线性谐振子本征函数的递推公式：,对谐振子有； En(0) - En-1(0) = , En(0) - En+1(0) = - ，,由此式可知，能级移动与 n 无关，即与扰动前振子的状态无关。,（6）讨论：,1.电谐振子问题亦可在粒子数表象中求解微扰矩阵元,计算二级修正：,代入能量二级修正公式：,2. 电谐振子的精确解,实际上这个问题是可以精确求解的，只要我们将体系Hamilton量作以下整理：,其中x = x e/2 ，可见，体
10、系仍是一个线性谐振子。它的每一个能级都比无电场时的线性谐振子的相应能级低e22 / 22 ，而平衡点向右移动了e/2 距离。,由于势场不再具有空间反射对称性，所以波函数没有确定的宇称。这一点可以从下式扰动后的波函数n已变成n(0), n+1(0), n-1(0) 的叠加看出。,例2. 设Hamilton量的矩阵形式为：,（1）设c 1，应用微扰论求H本征值到二级近似； （2）求H 的精确本征值； （3）在怎样条件下，上面二结果一致。,解：,（1）c 1，可取 0 级和微扰 Hamilton 量分别为：,H0 是对角矩阵，是Hamilton H0在自身表象中的形式。所以能量的 0 级近似为：,E
11、1(0) = 1 E2(0) = 3 E3(0) = - 2,由非简并微扰公式,得能量一级修正：,能量二级修正为：,准确到二级近似的能量本征值为：,设 H 的本征值是 E，由久期方程可解得：,解得：,(3) 将准确解按 c (, | n 2 , , | n k =,满足本征方程：,于是我们就不知道在k个本征函数中究竟应取哪一个作为微扰波函数的 0 级近似。所以在简并情况下，首先要解决的问题是如何选取 0 级近似波函数的问题，然后才是求能量和波函数的各级修正。,0 级近似波函数肯定应从这k个| n 中挑选，而它应满足上节按幂次分类得到的方程：,共轭方程,（一）简并微扰理论,根据这个条件，我们选取
12、 0 级近似波函数|n(0)的最好方法是将其表示成 k 个| n 的线性组合，因为反正 0 级近似波函数要在| n ( =1, 2, ., k )中挑选。,|n(0) 已是正交归一化,系数 c 由 一 次幂方 程定出,左乘 n | 得：,得：,上式是以展开系数c为未知数的齐次线性方程组，它有不含为零解的条件是系数行列式为零，即,解此久期方程可得能量的一级修正En(1)的k个根：En(1), = 1, 2, ., k. 因为 En = En(0) + E(1)n 所以， 若这k个根都不相等，那末一级微扰就可以将 k 度简并完全消除； 若En (1)有几个重根，则表明简并只是部分消除， 必须进一步
13、考虑二级修正才有可能使能级完全分裂开来。,为了确定能量 En 所对应的0级近似波函数，可以把 E(1)n 之值代入线性方程组从而解得一组c ( = 1,2,.,k.)系数，将该组系数代回展开式就能够得到相应的 0 级近似波函数。,为了能表示出 c 是对应与第 个能量一级修正 En (1) 的一组系数，我们在其上加上角标 而改写成 c 。这样一来，线性方程组就改写成：,例1. 氢原子一级 Stark 效应,（1）Stark 效应,氢原子在外电场作用下产生谱线分裂现象称为 Stark 效应。,我们知道电子在氢原子中受到球对称库仑场作用，造成第n 个能级有 n2 度简并。但是当加入外电场后，由于势场对称性受到破坏，能级发生分裂，简并部分被消除。Stark 效应可以用简并情况下的微扰理论予以解释。,（2）外电场下氢原子 Hamilton 量,
