球对称位势

球对称位势乃是一种只与径向距离有关的位势。许多描述宇宙相互作用的基本位势,像重力势电势,都是球对称位势。这条目只讲述,在量子力学里,运动于球对称位势中的粒子的量子行为。这量子行为,可以用薛定谔方程表达为

其中,普朗克常数是粒子的质量是粒子的波函数位势是径向距离,能量

由于球对称位势只与径向距离有关,与天顶角、方位角无关,为了便利分析,可以采用球坐标来表达这问题的薛定谔方程。然后,使用分离变数法,可以将薛定谔方程分为两部分,径向部分与角部分。

薛定谔方程

采用球坐标 ,将拉普拉斯算子 展开:

 

满足薛定谔方程的本征函数 的形式为:

 

其中,   ,都是函数。  时常会合并为一个函数,称为球谐函数 。这样,本征函数 的形式变为:

 

角部分解答

参数为天顶角 、方位角 的球谐函数 ,满足角部分方程

 

其中,非负整数 角动量角量子数 (满足 )是角动量对于z-轴的(量子化的)投影。不同的  给予不同的球谐函数解答 

 

其中, 虚数单位 伴随勒让德多项式,用方程定义为

 

  勒让德多项式,可用罗德里格公式表示为

 

径向部分解答

将角部分解答代入薛定谔方程,则可得到一个一维的二阶微分方程:

 (1)

设定函数 。代入方程(1)。经过一番繁杂的运算,可以得到

 (2)

径向方程变为

 (3)

其中,有效位势 

这正是函数为 ,有效位势为 的薛定谔方程。径向距离 的定义域是从  。新加入有效位势的项目,称为离心位势

为了要更进一步解析方程(2),必须知道位势的形式。不同的位势有不同的解答。

实例

在这里,有四个很特别、很重要的实例。这些实例都有一个共同点,那就是,它们的位势都是球对称的。因此,它们的角部分解答都是球谐函数。这四个实例是:

  1.  :原方程变为亥姆霍兹方程 ,使用球谐函数为正交归一基,解析真空状况实例。这实例可以做为别的实例的基础。
  2.  时, ;否则, :这实例比第一个实例复杂一点,可以描述三维的圆球形盒子中的粒子的量子行为。
  3.  :研讨三维均向性谐振子的实例。在量子力学里,是少数几个存在简单的解析解的量子模型。
  4.  :关于类氢原子束缚态的实例,也有简单的解析解。

真空状况实例

思考 的状况,设定 ,在设定无量纲的变数

 

代入方程(2),定义 ,就会得到贝塞尔方程,一个二阶常微分方程

 

贝塞尔方程的解答是第一类贝塞尔函数 ;而 是第一类球贝塞尔函数
(真空解的边界条件要求原点的函数值有限,因此在原点趋于无穷的第二类球贝塞尔函数项的系数必须为零):

 (4)

在真空里,一个粒子的薛定谔方程(即自由空间中的齐次亥姆霍兹方程)的解,以球坐标来表达,是球贝塞尔函数与球谐函数的乘积:

其中,归一常数  是非负整数, 是整数,  是实数, 

这些解答都是角动量确定态的波函数。这些确定态都有明确的角动量。

波函数归一化导引

波函数的角部分已经归一化,剩下来必须将径向部分归一化。径向函数的归一化条件为

 

根据球贝塞尔函数的封闭方程

 

其中,  克罗内克δ

所以, 。取平方根,归一常数 

球对称的三维无限深方形位势阱

思考一个球对称的无限深方形阱,阱内位势为0,阱外位势为无限大。用方程表达:

 

其中, 是球对称阱的半径。

立刻,可以察觉,阱外的波函数是0;而由于阱内的薛定谔方程与真空状况的薛定谔方程相同,波函数是球贝塞尔函数 。为了满足边界条件,波函数必须是连续的。匹配阱内与阱外的波函数,球贝塞尔函数在径向坐标 之处必须等于0:

 

设定  阶球贝塞尔函数 的第 个0点,则 

那么,离散的能级 

 

薛定谔方程的整个解答是

 

其中,归一常数 

波函数归一化导引

波函数的角部分已经归一化,剩下来必须将径向部分归一化。径向函数的归一化条件为

 

将球贝塞尔函数与第一类贝塞尔函数的关系方程(4)代入积分:

 

设定变数 ,代入积分:

 

根据贝塞尔函数的正交归一性方程

 

其中,  克罗内克δ 表示 的第 个0点。

注意到 的第 个0点 也是 的第 个0点。所以,

 

取平方根,归一常数 

三维均向谐振子

三维均向谐振子的位势为

 

其中, 角频率

阶梯算符的方法,可以证明N维谐振子的能量是

 

所以,三维均向谐振子的径向薛定谔方程是

 (5)

设定常数 

 

回想 ,则径向薛定谔方程有一个归一化的解答:

 

其中,函数 广义拉盖尔多项式 是归一化常数:

 

本征能级 的本征函数 ,乘以球谐函数 ,就是薛定谔方程的整个解答:

 

其中 。假若 是偶数,设定 ;否则,设定 

导引

在这导引里,径向方程会被转换为广义拉盖尔微分方程。这方程的解是广义拉盖尔多项式。再将广义拉盖尔多项式归一化以后,就是所要的答案。

首先,将径向坐标无量纲化,设定变数 ;其中, 。则方程(5)变为

 (6)

其中, 是新的函数。

 接近0时,方程(6)最显著的项目是

 

所以,  成正比。

又当 无穷远时,方程(6)最显著的项目是

 

因此,  成正比。

为了除去 在原点与无穷远的极限性态,达到孤立解答函数的形式的目的,必须使用 的替换方程:

 

经过一番运算,这个替换将微分方程(6)转换为

 (7)
转换为广义拉盖尔方程

设定变数 ,则微分算子为

 
 

代入方程(7),就可得到广义拉盖尔方程:

 

其中,函数 

假若, 是一个非负整数,则广义拉盖尔方程的解答是广义拉盖尔多项式:

 

因为 是非负整数,要求

  1.  
  2.   同时为奇数或同时为偶数。这证明了前面所述 必须遵守的条件。
波函数归一化

回忆到 ,径向函数可以表达为

 

其中, 是归一常数。

 的归一条件是

 

设定 。将  代入积分方程:

 

应用广义拉盖尔多项式的正交归一性,这方程简化为

 

因此,归一常数可以表达为

 

应用伽马函数的数学特性,同时注意  的奇偶性相同,可以导引出其它形式的归一常数。伽马函数变为

 

在这里用到了双阶乘 (double factorial)的定义。

所以,归一常数等于

 

类氢原子

类氢原子只含有一个原子核与一个电子,是个简单的二体系统。两个物体之间,互相作用的位势遵守库仑定律

 

其中, 真空电容率 原子序 单位电荷量 是电子离原子核的径向距离。

将位势代入方程(1),

 

这方程的解答是

 

其中,  近似于玻尔半径 。假若,原子核的质量是无限大的,则 ,并且,约化质量等于电子的质量,  是广义拉盖尔多项式,定义为[1]

 

其中, 拉盖尔多项式,可用罗德里格公式表示为

 

为了满足 的边界条件, 必须是正值整数,能量也离散为能级 。随着量子数的不同,函数  都会有对应的改变。为了要结束广义拉盖尔多项式的递回关系,必须要求 

知道径向函数 与球谐函数 的形式,就可以写出整个类氢原子量子态的波函数,也就是薛定谔方程的整个解答:

 

导引

为了要简化薛定谔方程,设定能量与长度的原子单位 (atomic unit)

 
 

将变数  代入径向薛定谔方程(2):

 (8)

这方程有两类解答:

  1.  :量子态是束缚态,其本征函数是平方可积函数。量子化的 造成了离散的能量谱。
  2.  :量子态是散射态,其本征函数不是平方可积函数。

这条目只讲述第(1)类解答。设定正实数  。代入方程(8):

 (9)

 接近0时,方程(9)最显著的项目是

 

所以,  成正比。

又当 无穷远时,方程(9)最显著的项目是

 

因此,  成正比。

为了除去 在原点与无穷远的极限性态,达到孤立解答函数的形式的目的,必须使用 的替换方程:

 

经过一番运算,得到 的方程:

 

其中, 

假若, 是个非负整数  ,则这方程的解答是广义拉盖尔多项式

 

采用Abramowitz and Stegun的惯例[1]。无量纲的能量是

 

其中,主量子数 满足 ,或 

由于 ,径向波函数是

 

能量是

 

参阅

  • 自由粒子
  • 无限深方形阱
  • 有限深方形阱
  • 有限位势垒
  • Delta位势阱
  • Delta位势垒
  • 有心力
  • 量子隧穿效应
  • 盒中气体

参考文献

  1. ^ 1.0 1.1 Abramowitz, Milton; Stegun, Irene A. (编), Chapter 22, Handbook of Mathematical Functions with Formulas, Graphs, and Mathematical Tables, New York: Dover, 1965, ISBN 0-486-61272-4 
  • Griffiths, David J. Introduction to Quantum Mechanics (2nd ed.). Prentice Hall. 2004. ISBN 0-13-111892-7.