Как найти волновую функцию стационарного состояния

Уравнение Шредингера вида:

описывает состояние движения микрочастицы, которое неизменно во времени и реализуется при постоянной энергии. Стационарными называют состояния, в которых все наблюдаемые физические величины не изменяются во времени. Надо отметить, что под движением в квантовой механике понимают изменений вообще, а не только перемещение. Движение связано не с пребыванием в стационарном состоянии, а изменением стационарного состояния. Состояние Вселенной в целом не является стационарным, но ее составные части (атомы, к примеру) могут находиться в стационарных состояниях. Но, если атомы находились бы в стационарном состоянии постоянно, и с ними не чего не происходило бы, то о них не было бы ни чего известно, мы не знали бы о их существовании. Так как существование атомов обнаруживается только тогда, когда они изменяют свое стационарное существование. В принципе, только данный переход интересует науку, а не сами стационарные состояния. И так, стационарные состояния никаких событий в физическом мире не представляют, но они дают возможность понять и сделать описание событий, которые происходят в мире. Стационарные состояния — фундамент описания физического мира.

Волновую функцию в стационарных состояниях можно определить как:

где $omega =frac{E}{hbar }$. При этом $Psileft(overrightarrow{r}right)$ не зависит от времени.

При данном описании функции плотность вероятности не изменяется.

Основным свойством стационарного состояния является его единство. Частица принадлежит состоянию в целом, нельзя разделить состояние на части. Нельзя сказать, что при своем движении электрон проходит последовательно разные области пространства. В которых состояние его движения описывают, относящимися к этой области, значениями волновых функций $?.$ Так как невозможно соотнести движение частицы с пребыванием в разных областях пространства и нельзя представить единое во всем пространстве состояние его движения в отдельных частях пространства.

Из физических свойств стационарных состояний следуют математические требования к волновой функции ($Psi(x,y,z)$), которая описывает стационарные состояния.

Математические требования к волновой функции

Волновая функция $Psi (x,y,z)$ является решением дифференциального уравнения (1). При этом ${left|Psi (x,y,z)right|}^2$ — плотность вероятности того, что частица находится в точке с координатами ($x,y,z$). Или ${left|Psi (x,y,z)right|}^2dxdydz$ — вероятность того, что частица находится в объеме $dxdydz$ в окрестности точки ($x,y,z$). Из сказанного выше следует, что волновая функция должна быть непрерывной, однозначной и конечной во всех точках. В том случае, если потенциальная энергия $Uleft(x,y,zright)$ — имеет поверхности разрыва непрерывности, то на таких поверхностях волновая функция $Psi$ и ее первая производная должны быть непрерывными. В областях пространства, где $Uleft(x,y,zright)$ становится бесконечной, волновая функция обращается в ноль. Свойство непрерывности требует, чтобы $Psileft(x,y,zright)$ на границе этой области была равна нулю. Кроме того плотность вероятности (${left|Psi (x,y,z)right|}^2$) должна быть интегрируема.

«Стационарные и нестационарные состояния» 👇

При строгом исследовании стационарных состояний выясняется, что они таковыми не являются. Но решения уравнения Шредингера приводят к существованию строго стационарных состояний, что противоречит результатам экспериментов. В этом проявляется ограниченность уравнений Шредингера, так как они не описывают радиационных переходов.

Нестационарные состояния

В общем случае, когда потенциальная энергия частицы зависит от времени, волновая функция равна $Psi=Psi(x,y,z,t)$ уравнение Шредингера имеет вид:

где $hbar =frac{h}{2}=1,05cdot {10}^{-34}Джcdot с $- постоянная Планка, $m$ — масса частицы, $Uleft(x,y,z,tright)$- потенциальная энергия частицы в силовом поле в котором перемещается частица, $triangle =frac{partial^2}{partial x^2}+frac{partial^2}{partial y^2}+frac{partial ^2}{partial z^2}$ — оператор Лапласа, $Psi=Psi(x,y,z,t)$ — волновая функция частицы, $i=sqrt{-1}$ — мнимая единица.

Уравнение (3) является справедливым для любой частицы, которая движется со скоростью много меньшей скорости света ($vll c, где c $– скорость света в вакууме). Уравнение (3) называют временн$acute{ы}$м уравнением Шредингера (общим уравнением), так как оно содержит производную от волновой функции по времени.

Лекция 9

Гармонический
осциллятор. Уровни энергии и волновые
функции (решение в виде ряда)

Одномерным
гармоническим осциллятором называется
частица, движущаяся в потенциале
,
где

– масса частицы,

– число, имеющее размерность сек^-1
(в случае классического движения частицы
в указанном потенциале величина

имела бы смысл круговой частота колебаний
частицы). Найдем волновые функции и
энергии стационарных состояний
осциллятора.

Стационарное
уравнение Шредингера для осциллятора
имеет вид

(1)

От
координаты

и энергии

перейдем к безразмерным переменным

и
,
используя величины

и
(2)

имеющие
размерности длины и энергии соответственно:

В новых переменных
уравнение Шредингера (1) принимает вид

(3)

Необходимо
найти такие значения

(и, следовательно,
),
при которых уравнение (3) имеет конечные
при всех

решения и сами эти решения. Перейдем к
новой неизвестной функции
:

(4)

Подставляя
это выражение в (3), получим уравнение
для неизвестной функции
:

(5)

Ищем решение
уравнения (5)
в виде степенного ряда

(6)

где

– неизвестные коэффициенты. Подставляя
ряд (6) в уравнение (5), получим

(7)

Меняя
в первом слагаемом индекс суммирования

и собирая одинаковые степени
,
найдем рекуррентное соотношение для
коэффициентов ряда (6)

(8)

Таким
образом, чтобы ряд (6) определял решение
уравнения (5) его коэффициенты должны
быть связаны рекуррентным соотношением
(8). При этом, поскольку соотношение (8)
связывает

и
,
оно связывает отдельно четные и нечетные
коэффициенты. Поэтому

и

могут быть выбраны произвольно (заметим,
что отсюда следует, что ряд (6), (8) определяет
общее решение уравнения (3)). В частности,
ряды с

и

(то есть ряд по четным степеням
)
и

и

(то есть ряд по нечетным степеням)
определяют два линейно независимых
частных решения уравнения (5)).

Чтобы
понять, какой функции отвечает ряд
Тейлора (6), (8), рассмотрим соотношение
(8) при больших
.
Для больших

рекуррентное соотношение (8) имеет вид
(мы пренебрегли числами порядка единицы
по сравнению с большим
):

(9)

Соотношение
(9) для четных индексов отвечает разложению
в ряд Тейлора функции

и

– для нечетных. Это значит, что при больших

(при которых сумма ряда (5) определяется
слагаемыми c большими
)
оба частных решения уравнения (5) содержат
экспоненту
.
Поэтому соответствующие частные решения
уравнения (1)

расходятся при
.

Однако
при некоторых значениях энергии ряд
(6) обрывается, и все коэффициенты, начиная
с некоторого, равны нулю. Действительно,
из (7) следует, что если
,
где

– любое целое неотрицательное число
(или
),
то коэффициент

обращается в нуль. Очевидно, в этом
случае будут равны нулю и коэффициенты
,
,
… . Поэтому в этом случае ряд (6) содержит
конечное число слагаемых той же четности,
что и слагаемое
..
Таким образом, если
,
то одно из частных решений уравнения
(5) сводится к многочлену определенной
четности, а не к функции
,
и, следовательно, соответствующее
частное решение уравнения (1),
,
является ограниченной функцией при
всех значениях координат. Следовательно,
указанные

и

являются собственными значениями и
собственными функциями уравнения (1).

Найдем
явно несколько первых решений. При

(),
обрыв ряда происходит при переходе от
нулевого коэффициента ко второму. То
есть в этом случае коэффициент
.
Ряд же по нечетным степеням

при таком значении

не обрывается, и потому его нужно сделать
равным нулю, взяв коэффициент
.
Поэтому функция

в этом случае – многочлен нулевой степени.
Таким образом, значение

– минимальное собственное значение,
которому отвечает собственная функция

(10)

Следующее
значение энергии, при котором происходит
обрыв ряда (6)

().
В этом случае обращается в нуль коэффициент

.
Ряд по четным степеням

надо сделать тождественно равным нулю,
выбрав
.
Таким образом,

(11)

Аналогично
из соотношения (8) найдем

(12)

и т.д.

Отметим,
что из приведенных выше рассуждений
буквально не следует, что перечисленные
собственные решения исчерпывают все
собственные значения и собственные
функции уравнения (1). Действительно,
так как линейная комбинация двух
неограниченно возрастающих функций
может, вообще говоря, расходиться гораздо
медленнее каждой функции, то можно было
бы ожидать, что при некоторых значениях

определенная линейная комбинация
четного и нечетного частных решений
уравнения (4) будет расходится медленнее,
чем
,
и, следовательно, такие значения

будут собственными значениями уравнения
(1). Это, однако, невозможно одновременно
как на
,
так и на
.
Предлагаем слушателям доказать это
утверждение самостоятельно при домашней
подготовке к следующей лекции.

Таким образом,
собственные значения и собственные
функции осциллятора имеют вид

(13)

где

– многочлены
-ой
степени, которые называются полиномами
Эрмита. При принятой в математике
нормировке полиномы Эрмита отличаются
множителями от многочленов (10)-(12), а
постоянные

равны

(15)

Как
следует из проведенного выше вывода,
полиномы Эрмита с четными индексами
содержат только четные степени
,
с нечетными – нечетные. Это значит, что
собственные функции, отвечающие четным
уровням энергии (нулевому, второму и
т.д.) являются четными функциями
координаты, нечетным уровням (первому,
третьему и т.д.) – нечетными. Этот вывод
согласуется с общим утверждением о
четности собственных функций оператора
Гамильтона в случае четной потенциальной
энергии.

Приведем
в заключение несколько нормированных
собственных функций одномерного
гармонического осциллятора

(16)

(17)

(18)

Знание
собственных значений и собственных
функций гамильтониана гармонического
осциллятора (13) позволяет находить
вероятности различных значений энергии
осциллятора и его среднюю энергию в
любых состояниях, а также строить все
возможные волновые функции осциллятора
в любые моменты времени. Например. Пусть
в момент времени

нормированная волновая функция
гармонического осциллятора имеет вид

(19)

Какие значения может
принимать энергия осциллятора в
последующие моменты времени и с какими
вероятностями? Найти среднюю энергию
гармонического осциллятора как функцию
времени. Какова средняя четность
указанного состояния осциллятора? Как
средняя четность зависит от времени?

Поскольку
потенциальная энергия не зависит от
времени, вероятности различных значений
энергии осциллятора в любом состоянии
не зависят от времени. Поэтому достаточно
вычислить вероятности различных значений
энергии и среднюю энергию осциллятора
в момент времени
.
Чтобы найти эти величины для осциллятора
в рассматриваемом состоянии разложим
начальную волновую функцию этого
состояния по собственным функциям
оператора Гамильтона для гармонического
осциллятора. Так как данная в условии
задачи волновая функция представляет
собой произведение многочлена второй
степени на
,
то в разложении могут быть представлены
только нулевая, первая и вторая собственные
функции гамильтониана осциллятора.
Используя явные выражения для трех
первых собственных функций осциллятора
(16)-(18), легко найти

(20)

Поэтому
энергия осциллятора, находящегося в
рассматриваемом состоянии может
принимать значения
,

и

с вероятностями
,

,

..
Среднюю энергию осциллятора найдем по
формуле теории вероятностей для
математического ожидания

(21)

Так
как собственные функции оператора
Гамильтона

и

являются четными, то они являются и
собственными функциями оператора
четности, отвечающими собственному
значению
,

– собственной функцией оператора
четности, отвечающей собственному
значению
.
Поэтому вероятность обнаружить четность
рассматриваемого состояния осциллятора,
равную +1, есть
,
равную -1, –
.
Отсюда найдем, что средняя четность
рассматриваемого состояния равна

(22)

Разумеется,
вычисление средней четности данного
состояния по квантовомеханической
формуле приводит к тому же результату.
Предоставляем слушателям самостоятельно
в этом убедиться. Вероятности различных
значений четности и средняя четность
от времени не зависят, так как оператор
Гамильтона и оператор четности
коммутируют.

В
том, что средняя четность не зависит от
времени можно убедиться и непосредственно.
Для этого нужно построить волновую
функцию осциллятора в любые моменты
времени по начальной волновой функции
(20) (используя формулу для общего решения
временного уравнения Шредингера) а
затем вычислить среднюю четность по
квантовомеханической формуле для
средних. Предлагаем слушателям проделать
эти вычисления самостоятельно.

6

1