Решение уравнения шредингера для бесконечно глубокого
Аналог классического волнового уравнения был предложен Э. Шредингером в 1925 г. Как и классическое уравнение, уравнение Шредингера связывает производные волновой функции по времени и координате. Уравнение Шредингера описывает поведение любых нерелятивистских систем. На примерах частицы, находящейся в бесконечно глубокой яме, и гармонического осциллятора рассмотрены простейшие квантовые системы, получены дискретные спектры состояний. Возможности описания динамики данных систем ограничены набором квантовых чисел, отражающих универсальные и внутренние симметрии квантовых систем.
4.1. Уравнение Шредингера
В квантовой физике изменение состояния частицы описывается уравнением Шредингера
(4.1) |
где – оператор Гамильтона – аналог классической функции Гамильтона
в которой и заменены операторами импульса x, y, z и координаты , , :
х → = х, y → = y, z → = z,
(4.2) |
Уравнение Шредингера
Зависящее от времени уравнение Шредингера:
где – гамильтониан системы.
Разделение переменных. Запишем Ψ(,t) = ψ()θ(t), где ψ является функцией координат, а θ – функция времени. Если не зависит от времени, тогда уравнение ψ = iћψ принимает вид θψ = iћψθ или
Левая часть является функцией только координат, а правая не зависит от переменной x. Поэтому обе части последнего уравнения должны быть равны одной и той же постоянной, которую обозначим E
θ(t) = exp(−iEt/ћ), ψ() = Eψ() и Ψ(,t) = ψ()exp(−iEt/ћ).
Уравнение ψ() = Eψ() называют стационарным уравнением Шредингера. Для одномерной системы с массой m в поле с потенциалом U(x) оно принимает вид:
или
Для трехмерной системы с массой m в поле с потенциалом U():
−(ћ 2 /2m)Δψ() + U()ψ() = Eψ(),
где Δ – лапласиан.
Так как уравнение Шредингера является линейным уравнением первого порядка по времени, то с его помощью по заданному значению волновой функции Ψ(x, y, z, 0) в момент времени t = 0 можно найти её значение в произвольный момент времени t − Ψ(x, y, z, t).
Уравнение Шредингера для стационарного состояния, когда потенциальная энергия частицы не зависит от времени, имеет вид
ψ() = Eψ(). | (4.3) |
Это уравнение называют стационарным уравнением Шредингера.
Так как в стационарном состоянии
Ψ(,t) = ψ()exp(−iEt/ћ) | (4.4) |
и вероятность найти частицу в момент t в точке x, y, z пропорциональна |Ψ(,t)|, то она
|ψ(x,y,z)| 2 , т.е. не зависит от времени. Аналогично, вероятность обнаружить значение физической величины, характеризующей систему, также не изменяется со временем, поскольку выражается через квадрат модуля волновой функции.
4.2. Частица в одномерной прямоугольной яме с бесконечными стенками
Потенциальная энергия U(x) в прямоугольной яме удовлетворяет следующим условиям:
(4.5) |
Рис.4.1. Прямоугольная яма с бесконечными стенками
Частица находится в области 0 ≤ x ≤ L. Вне этой области ψ(x) = 0. Уравнение Шредингера для частицы, находящейся в области 0 ≤ x ≤ L
(4.6) |
Волновая функция, являющаяся решением уравнения (4.9), имеет вид
ψ(x)= Аsin kx + Bcos kx, | (4.7) |
где k = (2mE/ћ 2 ) 1/2 . Из граничных условий ψ(0) = 0, ψ(L) = 0 и условий непрерывности волновой функции следует
Аsin kL = 0. | (4.8) |
kL = nπ, n = 1, 2, 3, … , то есть внутри потенциальной ямы с бесконечно высокими стенками устанавливаются стоячие волны, а энергия состояния частиц имеет дискретный спектр значений En
n = 1, 2, 3, … | (4.9) |
Частица может находиться в каком-то одном из множества дискретных состояний, доступных для неё.
Каждому значению энергии En соответствует волновая функция ψn(x), которая с учетом условия нормировки
(4.10) |
В отличие от классической, квантовая частица в прямоугольной яме не может иметь энергию
E 2 π 2 /(2mL 2 ). Состояния частицы ψn в одномерном поле бесконечной потенциальной ямы полностью описывается с помощью одного квантового числа n. Спектр энергий дискретный.
Рис. 4.2. Уровни энергии и волновые функции частицы Ψ в бесконечной прямоугольной яме. Квадрат модуля волновой функции |Ψ| 2 определяет вероятность нахождения частицы в различных точках потенциальной ямы.
4.3. Гармонический осциллятор
Положение уровней частицы в потенциальной яме зависит от вида потенциальной ямы. В одномерной потенциальной яме гармонического осциллятора потенциальная энергия имеет вид
(4.11) |
В этом случае одномерное уравнение Шредингера имеет вид
(4.12) |
Допустимые значения полной энергии определяются формулой
En = ћω0(n + 1/2), n = 0, 1, 2, | (4.13) |
В отличие от бесконечной прямоугольной ямы, спектр уровней гармонического осциллятора эквидистантный.
С увеличением массы частицы или размеров области ее локализации квантовое описание частицы переходит в классическое.
Частица в одномерной потенциальной яме
Одномерная прямоугольная яма шириной L:
n = 1, 2, …
Одномерный гармонический осциллятор:
En = ћω0(n + 1/2), n = 0, 1, 2,
4.4. Частица в поле с центральной симметрией
В сферических координатах стационарное уравнение Шредингера для частицы в центральном потенциале U(r) имеет вид
(4.14) |
Решение уравнения (4.14) записываются в виде произведения радиальной и угловой функций
ψ(r,θ,φ) = Rnl(r)Ylm(θ,φ), | (4.15) |
где радиальная функция Rnl(r) и угловая функция Ylm(θ,φ), называемая сферической, удовлетворяют уравнениям
2 Ylm(θ,φ) = ћ 2 l(l +1)Ylm(θ,φ) | (4.16) |
Ylm(θ,φ) = ћ 2 l(l +1)Ylm(θ,φ) | (4.17) |
Уравнение (4.16) определяет возможные собственные значения l и собственные функции Ylm(θ,φ) оператора квадрата момента 2 . Уравнение (4.17) определяет собственные значения энергии Е и радиальные собственные функции Rnl(r), от которых зависит энергия системы (рис. 4.3).
Схема уровней (последовательность и абсолютные значения энергий) зависит от радиальной функции Rnl(r), которая в свою очередь определяется потенциалом U(r), в котором находится частица.
Рис. 4.3. Радиальное распределение вероятности нахождения электрона в кулоновском поле протона (атом водорода). Расстояния даны в боровских радиусах
r0 = ћ 2 /mee 2 ≈ 0.529·10 8 cм.
Решения уравнения |
существуют лишь при определенных значениях квантовых чисел n (радиальное квантовое число), l (орбитальное квантовое число) и m (магнитное квантовое число).
Возможные энергетические состояния системы (уровни энергии) определяются числами n и l и в случае сферически симметричных состояний не зависят от квантового числа m. Число n может быть только целым:
n = 1, 2, …, ∞. Число l может принимать значения 0, 1, 2, …, ∞.
4.5. Орбитальный момент количества движения
Собственные значения L 2 и Lz являются решением уравнений
2 Ylm(θ,φ) = L 2 Ylm(θ,φ) и zYlm(θ,φ) = LzYlm(θ,φ).
Они имеют следующие дискретные значения
L 2 = ћ 2 l(l + 1), где l = 0, 1, 2, 3, …,
Lz = ћm, где m = 0, ± 1, ± 2, ± 3,…, ± l.
Для характеристики состояний с различными значениями орбитального момента l обычно используют следующие обозначения:
Спектроскопические названия орбитальных моментов l
l = 0 | s-состояние |
l = 1 | p-состояние |
l = 2 | d-состояние |
l = 3 | f-состояние |
l = 4 | g-состояние |
l = 5 | h-состояние |
и. т. д. |
Состоянию с l = 0 отвечает сферически симметричная волновая функция. В тех случаях, когда l ≠ 0 волновая функция не имеет сферической симметрии. Симметрия волновой функции определяется симметрией сферических функций Ylm(θ,φ). Имеет место интересное квантовое явление, когда решение сферически симметричной задачи (потенциал описывает сферически симметричную систему) приводит к состояниям, не обладающим сферической симметрией. Таким образом, симметрия уравнений не обязательно должна отражаться в симметрии каждого отдельно взятого решения этих уравнений, а лишь во всей совокупности этих решений.
Для частицы, находящейся в сферически симметричном потенциале, величина орбитального момента количества движения L:
(4.18) |
Обычно, для упрощения, когда говорят о величине орбитального момента количества движения, называют этой величиной квантовое число l, имея в виду, что между l и L имеется однозначная связь (4.18).
Рис. 4.4 Возможные ориентации вектора при квантовом числе l = 2.
Так как величина l может принимать только целочисленные значения 0, 1, 2, 3,…, то и орбитальный момент количества движения L квантуется. Например, для частицы с l = 2 момент количества движения
=
= 6.58·10 -22 √6 МэВ·сек ≈ 2.6·10 — 34 Дж·сек.
Пространственное квантование. Орбитальный момент количества движения является векторной величиной. Так как величина орбитального момента количества движения квантуется, то и направление по отношению к выделенному направлению z, например, к внешнему магнитному полю, также квантуется и принимает дискретные значения Lz = ћm, где m изменяется от +l до –l, т. е. имеет 2l + 1 значений. Например, при l = 2 величина m принимает значения +2, +1, 0, -1, -2 (см. рис. 4.4). Вместе с тем энергия системы не зависит от m, т. е. от направления вектора , что является очевидным следствием сферической симметрии системы.
Состояние частицы, находящейся в сферически симметричном поле, полностью описывается тремя квантовыми числами: n, l и m.
Появление квантовых чисел связано со свойствами симметрии системы. Характер этой симметрии определяет возможные значения квантовых чисел. Очевидно, что система, описываемая функцией e im φ , примет прежнее значение только тогда, когда азимутальный угол φ в результате поворота вокруг оси z примет прежнее значение φ. Этому условию функция e im φ удовлетворяет только в случае, когда величина mφ кратна 2π. Т.е. величина m должна иметь целые значения. Так как необходимо учитывать вращение в двух противоположных направлениях и отсутствие вращения, единственно возможными значениями оказываются m = 0, ±1, ±2, … .
4.6. Спин
Спин − собственный момент количества движения частицы. Между значением вектора спина и квантовым числом спина s выполняется такое же соотношение, как между величиной значением вектора орбитального момента и орбитальным квантовым числом l:
2 = ћ 2 s(s + 1) | (4.19) |
В отличие от орбитального квантового числа l, которое может быть лишь целым числом или нулем, спиновое квантовое число s (в дальнейшем просто спин) может быть как целым (включая нуль), так и полуцелым, т. е. s = 0, 1/2, 1, 3/2, 2, 5/2, … , но при этом для каждой элементарной частицы спин может принимать единственное присущее этому типу частиц значение. Так, спины π-мезонов и К-мезонов равны 0. Спины электрона, протона, нейтрино, кварков и их античастиц равны 1/2. Спин фотона равен 1. Бозоны составляют класс частиц с целым значением спина, спин фермионов имеет полуцелое значение. Спин частицы невозможно изменить, также как её заряд или массу. Это её неизменная квантовая характеристика.
Как и в случае других квантовых векторов, проекция вектора спина на любое фиксированное направление в пространстве (например, на ось z) может принимать 2s + 1 значение:
szћ = ±sћ, ±(s − 1)ћ, ±(s − 2)ћ. ±1/2ћ или 0.
Число sz − это квантовое число проекции спина. Максимальная величина sz совпадает с s. Так как спин электрона равен 1/2, то проекция этого спина может принимать лишь два значения sz = ±1/2. Если проекция +1/2, то говорят, что спин направлен вверх, если проекция -1/2, то говорят, что спин направлен вниз.
4.7. Полный момент количества движения
Полный момент количества движения частицы или системы частиц является векторной суммой орбитального и спинового моментов количества движения.
= + .
Квадрат полного момента имеет значение:
2 = ћ 2 j(j + 1).
Квантовое число полного момента j, соответствующее сумме двух векторов и , может принимать ряд дискретных значений, отличающихся на 1:
j = l + s, l + s −1. |l − s|
Проекция на выделенную ось Jz также принимает дискретные значения:
Число значений проекции Jz равно 2j + 1. Если для и определены единственные значения проекций на ось z lz и sz, то jz также определена однозначно: jz = lz + sz.
4.8. Квантовые числа
Квантовые числа – это целые или дробные числа, которые определяют все возможные значения физической величины, характеризующей различные квантовые системы – атомы, атомные ядра, кварки и другие частицы.
Таблица квантовых чисел
n | Радиальное квантовое число. Определяет число узлов волновой функции и энергию системы. n = 1, 2, …, ∞. |
J, j | Полный угловой момент J и его квантовое число j. Последнее никогда не бывает отрицательным и может быть целым или полуцелым в зависимости от свойств рассматриваемой системы. 2 = ћ 2 j(j + 1). |
L, l | Орбитальный угловой момент L и его квантовое число l. Интерпретация l такая же, как j, но l может принимать только целые значения, включая нуль: l = 0, 1, 2,…. L 2 = ћ 2 l(l + 1). |
m | Магнитное квантовое число. Проекция полного или орбитального углового момента на выделенную ось (обычно ось z) равна mћ. Для полного момента m = ±j, ±(j-1), …, ±1/2 или 0. Для орбитального m = ± l, ± (l-1), …, ±1, 0. |
S, s | Спиновый угловой момент S и его квантовое число s. Оно может быть либо положительным целым (включая нуль), либо полуцелым. s – неизменная характеристика частицы определенного типа. S 2 = ћ 2 s(s + 1). |
sz | Квантовое число проекции спинового момента частицы на выделенную ось. Эта проекция может принимать значения szћ, где sz = ± s, ± (s -1), …, ±1/2 или 0. |
P или π | Пространственная четность. Характеризует поведение системы при пространственной инверсии → — (зеркальном отражении). Полная четность частицы Р = π(-1) l , где π – её внутренняя четность, а (-1) l – её орбитальная четность. Внутренние четности кварков положительные, антикварков — отрицательные. |
I | Изоспин. Характеризует свойство зарядовой инвариантности сильных взаимодействий |
Для обозначения спинового момента часто используют букву J.
Все состояния, в которых может находиться квантовая система, описываются с помощью полного набора квантовых чисел. Так в случае протона в ядре состояние протона описывается с помощью четырех квантовых чисел, соответствующих четырем степеням свободы – трем пространственным координатам и спину. Это
- Радиальное квантовое число n ( 1, 2, …, ∞),
- Орбитальное квантовое число l (0, 1, 2, …),
- Проекция орбитального момента m (± l, ± (l-1), …, ±1, 0),
- Спин протона s =1/2.
Для описания сферически-симметричных систем в квантовой физике используются различные сферически симметричные потенциалы с различной радиальной зависимостью:
- Кулоновский потенциал U = Q/r,
- Прямоугольная потенциальная яма
- Потенциал типа гармонического осциллятора U = kr 2 ,
- Потенциал Вудса-Саксона (с его помощью описываются внутриядерные взаимодействия):
где U0, а и R – положительные константы (R – радиус ядра). Во всех случаях сферически симметричные системы можно описать с помощью набора квантовых чисел n, l, j, jz, однако, в зависимости от радиального вида потенциала энергетический спектр состояний системы будет различным.
Существование сохраняющихся во времени физических величин тесно связано со свойствами симметрии гамильтониана системы. Например, в случае, если квантовая система обладает центральной симметрией U = U(r), то этой системе соответствует сохранение орбитального момента количества движения l и одной из его проекций m. При этом из-за сферической симметрии задачи энергия состояний не будет зависеть от величины m, т. е. состояния будут вырожденными по m.
Наряду с пространственными симметриями, связанными с непрерывными преобразованиями, в квантовой физике существуют и другие симметрии – дискретные. Одной из них является зеркальная симметрия волновой функции относительно инверсии координат (→ —). Оператору инверсии соответствует квантовое число четность, которое может принимать два значения +1 и -1 в зависимости от того, сохраняется ли знак волновой функции при инверсии или меняется на противоположный.
Система тождественных частиц характеризуется еще одной симметрией – симметрией относительно перестановок тождественных частиц. Эта симметрия определяется свойствами частиц, образующих систему. Системы частиц с целым спином (бозонов) описываются симметричными волновыми функциями, системы частиц с полуцелым спином (фермионов) − антисимметричными волновыми функциями.
Задачи
4.1. Вычислите допустимые уровни энергии электрона, находящегося в одномерной прямоугольной потенциальной яме шириной 10 -8 см, протона, находящегося в потенциальной яме 5 Фм, и шарика массой 1 г, находящегося в потенциальной яме 1 см.
4.2. Рассчитать энергию перехода между состояниями 1s и 2s в атоме водорода.
4.3. Найти значение полного момента j для протона в d-состоянии. Каким будет результат измерения полного момента протона в состоянии 1d5/2?
4.4. Найти полный момент (квантовое число j) системы двух нуклонов в s‑состоянии (l = 0).
4.5. Какие значения может иметь полный момент системы j, если
А. Нейтрон и протон находятся в состояниях с |l,s:j>n = |1, 1 /2: 3 /2>, |l,s:j>p = |1, 1 /2: 3 /2>?
Б. Два нейтрона находятся в состояниях с |l,s:j>1 = |1, 1 /2: 3 /2> и |l,s:j>2 = |1, 1 /2: 3 /2>?
4.6. А) Нейтрон находится в p-состоянии. Найти значения полного момента j и возможные значения проекции момента jz. Каким будет результат измерения орбитального момента частицы в этом состоянии? Б) Рассмотрите задачу А) для протона в d-состоянии.
Ответ: А) j = 3/2, 1/2; jz = ±3/2, ±1/2; L = ћ√ l(l +1) = √ 2 ћ;
Б) j = 5/2, 3/2; jz = ±5/2, ±3/2, ±1/2; L = ћ√ l(l +1) = √ 6 ћ
4.7. А) Частица с собственным моментом s = 3/2 находится в состоянии с орбитальным моментом
l = 2. Найти полный момент частицы j.
Б) Частица с собственным моментом s = 1/2 находится в состоянии с орбитальным моментом
l = 3. Определите полный момент частицы j
Ответ: А) j = 7/2 ÷ 1/2; Б) j = 7/2, 5/2
4.8. Протон и нейтрон находятся в состоянии с относительным орбитальным моментом L = 1. Найти полный момент системы J.
Ответ: J = 0, 1, 2
4.9. На оболочке с квантовым числом n = 1, l = 2 находятся протон и нейтрон. Определить их суммарный полный момент J и его проекцию Jz. Изменится ли результат, если на оболочке n = 1,
l = 2 будут находиться два нейтрона?
4.10. Почему возникают вырожденные состояния?
4.11. Написать оператор Гамильтона электронов в атоме He.
4.12. Напишите стационарное уравнение Шредингера в сферической системе координат.
4.13. Какие квантовые числа характеризуют частицу в центрально-симметричной потенциальной яме?
4.14. Покажите, что волновые функции ψ = Aexp(kx −ωt) и ψ = Asin(kx −ωt) не удовлетворяют зависящему от времени уравнению Шредингера.
4.15. Покажите, что волновые функции ψ = Ae i(kx −ωt) и ψ = A(cos(kx −ωt) − sin(kx −ωt))удовлетворяют зависящему от времени уравнению Шредингера.
4.16. Частица находится в низшем состоянии n = 1 в бесконечно глубокой одномерной прямоугольной потенциальной яме размера L.
А) Рассчитайте вероятность обнаружить частицу в интервале Δx = 0.001L при x = 1 /2L, x = 2 /3L, x = L.
Б) Рассмотрите случай, когда частица находится в состоянии n = 2 при тех же значениях x.
Ответ: А) P(L/2) = 0.002; P(2L/3) = 0.0015; P(L) = 0; Б) P(L/2) = 0; P(2L/3) = 0.0015; P(L) = 0
4.17. Частица находится в состоянии n = 2 в бесконечно глубокой одномерной прямоугольной потенциальной яме размера L. Рассчитайте вероятность обнаружить частицу в интервале ( 1 /3L, 2 /3L).
Ответ: P(L/3, 2L/3) = 0.2
4.18. Электрон находится всостонии n = 5 в бесконечно глубокой одномерной прямоугольной потенциальной яме размера L. Рассчитайте вероятность обнаружить электрон в области x от 0.2L до 0.5L.
Ответ: P(0.2L, 0.5L) = 0.3
4.19. Электрон находится в бесконечно глубокой одномерной потенциальной яме. Рассчитайте ширину потенциальной ямы, если энергия состояния n = 1 равна 0.1 эВ.
Ответ: L = 1.9 нм
4.20. Рассчитайте средние значения и 2 > для состояний n = 1, 2, 3 в бесконечно глубокой прямоугольной потенциальной яме.
4.21. Что общего и в чем различие в описании атома водорода в теории Шредингера и в модели Бора?
4.22. Почему энергии атома водорода в теории Шредингера не зависят от орбитального квантового числа l?
4.23. Угловой момент характеризуется квантовым числом l = 3. Какие значения могут принимать Lz и L 2 ?
Ответ: Lz = -3ћ, -2ћ. 3ћ; L 2 = 12ћ 2
4.24. Угловой момент характеризуется квантовым числом l = 3. Какие значения могут принимать Lz и L 2 ?
Решение уравнения Шрёдингера для частицы, находящейся в одномерной бесконечно глубокой потенциальной яме. Анализ решения
Страницы работы
Содержание работы
15. Решение уравнения Шрёдингера для частицы, находящейся в одномерной бесконечно глубокой потенциальной яме. Анализ решения.
Потенциальная яма – ограниченная область пространства, в которой потенциальная энергия частицы меньше, чем за ее пределами.
Рассмотрим состояния частицы, находящейся в одномерной прямоугольной бесконечно глубокой потенциальной яме. Потенциальная энергия частицы в зависимости от координаты x изображена на рисунке 1.
- АлтГТУ 419
- АлтГУ 113
- АмПГУ 296
- АГТУ 267
- БИТТУ 794
- БГТУ «Военмех» 1191
- БГМУ 172
- БГТУ 603
- БГУ 155
- БГУИР 391
- БелГУТ 4908
- БГЭУ 963
- БНТУ 1070
- БТЭУ ПК 689
- БрГУ 179
- ВНТУ 120
- ВГУЭС 426
- ВлГУ 645
- ВМедА 611
- ВолгГТУ 235
- ВНУ им. Даля 166
- ВЗФЭИ 245
- ВятГСХА 101
- ВятГГУ 139
- ВятГУ 559
- ГГДСК 171
- ГомГМК 501
- ГГМУ 1966
- ГГТУ им. Сухого 4467
- ГГУ им. Скорины 1590
- ГМА им. Макарова 299
- ДГПУ 159
- ДальГАУ 279
- ДВГГУ 134
- ДВГМУ 408
- ДВГТУ 936
- ДВГУПС 305
- ДВФУ 949
- ДонГТУ 498
- ДИТМ МНТУ 109
- ИвГМА 488
- ИГХТУ 131
- ИжГТУ 145
- КемГППК 171
- КемГУ 508
- КГМТУ 270
- КировАТ 147
- КГКСЭП 407
- КГТА им. Дегтярева 174
- КнАГТУ 2910
- КрасГАУ 345
- КрасГМУ 629
- КГПУ им. Астафьева 133
- КГТУ (СФУ) 567
- КГТЭИ (СФУ) 112
- КПК №2 177
- КубГТУ 138
- КубГУ 109
- КузГПА 182
- КузГТУ 789
- МГТУ им. Носова 369
- МГЭУ им. Сахарова 232
- МГЭК 249
- МГПУ 165
- МАИ 144
- МАДИ 151
- МГИУ 1179
- МГОУ 121
- МГСУ 331
- МГУ 273
- МГУКИ 101
- МГУПИ 225
- МГУПС (МИИТ) 637
- МГУТУ 122
- МТУСИ 179
- ХАИ 656
- ТПУ 455
- НИУ МЭИ 640
- НМСУ «Горный» 1701
- ХПИ 1534
- НТУУ «КПИ» 213
- НУК им. Макарова 543
- НВ 1001
- НГАВТ 362
- НГАУ 411
- НГАСУ 817
- НГМУ 665
- НГПУ 214
- НГТУ 4610
- НГУ 1993
- НГУЭУ 499
- НИИ 201
- ОмГТУ 302
- ОмГУПС 230
- СПбПК №4 115
- ПГУПС 2489
- ПГПУ им. Короленко 296
- ПНТУ им. Кондратюка 120
- РАНХиГС 190
- РОАТ МИИТ 608
- РТА 245
- РГГМУ 117
- РГПУ им. Герцена 123
- РГППУ 142
- РГСУ 162
- «МАТИ» — РГТУ 121
- РГУНиГ 260
- РЭУ им. Плеханова 123
- РГАТУ им. Соловьёва 219
- РязГМУ 125
- РГРТУ 666
- СамГТУ 131
- СПбГАСУ 315
- ИНЖЭКОН 328
- СПбГИПСР 136
- СПбГЛТУ им. Кирова 227
- СПбГМТУ 143
- СПбГПМУ 146
- СПбГПУ 1599
- СПбГТИ (ТУ) 293
- СПбГТУРП 236
- СПбГУ 578
- ГУАП 524
- СПбГУНиПТ 291
- СПбГУПТД 438
- СПбГУСЭ 226
- СПбГУТ 194
- СПГУТД 151
- СПбГУЭФ 145
- СПбГЭТУ «ЛЭТИ» 379
- ПИМаш 247
- НИУ ИТМО 531
- СГТУ им. Гагарина 114
- СахГУ 278
- СЗТУ 484
- СибАГС 249
- СибГАУ 462
- СибГИУ 1654
- СибГТУ 946
- СГУПС 1473
- СибГУТИ 2083
- СибУПК 377
- СФУ 2424
- СНАУ 567
- СумГУ 768
- ТРТУ 149
- ТОГУ 551
- ТГЭУ 325
- ТГУ (Томск) 276
- ТГПУ 181
- ТулГУ 553
- УкрГАЖТ 234
- УлГТУ 536
- УИПКПРО 123
- УрГПУ 195
- УГТУ-УПИ 758
- УГНТУ 570
- УГТУ 134
- ХГАЭП 138
- ХГАФК 110
- ХНАГХ 407
- ХНУВД 512
- ХНУ им. Каразина 305
- ХНУРЭ 325
- ХНЭУ 495
- ЦПУ 157
- ЧитГУ 220
- ЮУрГУ 309
Полный список ВУЗов
Чтобы распечатать файл, скачайте его (в формате Word).
Решение уравнения Шрёдингера для бесконечно глубокого одномерного прямоугольного потенциального ящика можно записать в виде.
Готовое решение: Заказ №8389
Тип работы: Задача
Статус: Выполнен (Зачтена преподавателем ВУЗа)
Предмет: Физика
Дата выполнения: 28.09.2020
Цена: 209 руб.
Чтобы получить решение , напишите мне в WhatsApp , оплатите, и я Вам вышлю файлы.
Кстати, если эта работа не по вашей теме или не по вашим данным , не расстраивайтесь, напишите мне в WhatsApp и закажите у меня новую работу , я смогу выполнить её в срок 1-3 дня!
Описание и исходные данные задания, 50% решения + фотография:
№1 2.95. Решение уравнения Шрёдингера для бесконечно глубокого одномерного прямоугольного потенциального ящика можно записать в виде ш(x) = C1 ei kx + C2 e– i kx, где . Используя граничные условия и нормировку ш-функции, определить: 1) коэффициенты C1 и C2; 2) собственные значения энергии En. Найти выражение для собственной нормированной ш-функции.
Пусть частица находится в бесконечно глубоком одномерном прямоугольном потенциальном ящике шириной , стенки которого имеют координаты 0 и . Тогда движение частицы возможно только в пределах . Поскольку волновая функция не зависит от времени, то частица движется в стационарном состоянии – с фиксированным значением энергии E.
Если вам нужно решить физику, тогда нажмите ➔ помощь по физике. |
Похожие готовые решения: |
- Радиальная часть волновой функции для электрона в состоянии 3d имеет вид R(r) = a3 • r2 • e – r / 3r1, где r1 = 0,528•10-10 м – первый боровский радиус. Вычислить расстояние, на котором радиальная составляющая вероятности местонахождения имеет максимум в этом случае.
- Состояние частицы, находящейся в бесконечно глубокой потенциальной яме ширины L, задано волновой функцией ш = Ax(L – x). Убедившись, что эта функция удовлетворяет граничным условиям, найти нормировочный коэффициент A.
- Написать уравнение Шредингера для линейного гармонического осциллятора. Учесть, что сила, возвращающая частицу в положение равновесия: f = – вx, в – коэффициент пропорциональности, x – смещение.
- Собственная функция, описывающая состояние частицы в потенциальном ящике, имеет вид . Используя условия нормировки, определить постоянную C.
Присылайте задания в любое время дня и ночи в ➔
Официальный сайт Брильёновой Натальи Валерьевны преподавателя кафедры информатики и электроники Екатеринбургского государственного института.
Все авторские права на размещённые материалы сохранены за правообладателями этих материалов. Любое коммерческое и/или иное использование кроме предварительного ознакомления материалов сайта natalibrilenova.ru запрещено. Публикация и распространение размещённых материалов не преследует за собой коммерческой и/или любой другой выгоды.
Сайт предназначен для облегчения образовательного путешествия студентам очникам и заочникам по вопросам обучения . Наталья Брильёнова не предлагает и не оказывает товары и услуги.
http://vunivere.ru/work22830
http://natalibrilenova.ru/reshenie-uravneniya-shryodingera-dlya-beskonechno-glubokogo-odnomernogo-pryamougolnogo-potentsialnogo-yaschika-mozhno-zapisat-v-vide/