薛定谔方程能严格求解的情况不多（一维谐振子,氢原子）.ppt

第五章 微扰理论 第五章 微扰理论 5.1 非简并定态微扰 5.1 非简并定态微扰 5.1 非简并定态微扰 5.1 非简并定态微扰 5.1 非简并定态微扰 5.1 非简并定态微扰 5.1 非简并定态微扰 5.1 非简并定态微扰 5.1 非简并定态微扰 5.1 非简并定态微扰 5.1 非简并定态微扰 5.1 非简并定态微扰 5.1 非简并定态微扰 5.1 非简并定态微扰 5.1 非简并定态微扰 5.1 非简并定态微扰 5.1 非简并定态微扰 5.1 非简并定态微扰 5.1 非简并定态微扰 5.1 非简并定态微扰 5.1 非简并定态微扰 5.1 非简并定态微扰 5.1 非简并定态微扰 * * 本章介绍：在量子力学中，由于体系的哈密顿算符往往比较复杂，薛定谔方程能严格求解的情况不多（一维谐振子，氢原子）。因此，引入各种近似方法就显得非常重要，常用的近似方法有微扰论，变分法，WKB（半经典近似），Hatree-Fock自恰场近似等。本章将介绍微扰论和变分法。 本章将先讨论定态微扰论和变分法，然后再讨论含时微扰以及光的发射和吸收等问题。 5.1 非简并定态微扰论 5.2 简并定态微扰论 5.3 氢原子的一级Stark效应 5.4 变分法 5.5 氦原子基态 5.6 含时微扰 5.7 跃迁几率和黄金费米规则 5.8 光的发射与吸收 5.9 选择定则 附录： 氦原子基态计算过程 第五章 微扰理论 本节将讨论体系受到外界与时间无关的微小扰动时，它的能量和波函数所发生的变化。 假设体系的哈密顿量不显含时间，能量的本征方程 满足下列条件： 可分解为 和 两部分，而且 远大于 。 （5.1.1） （5.1.2） 的本征值和本征函数已经求出，即 的本征方程 （5.1.3） 中，能级 和波函数 都是已知的。微扰论的任务就是从 的本征值和本征函数出发，近似求出经过微扰 后， 的本征值和本征函数。 3. 的能级无简并。严格来说，是要求通过微扰论来计算它的修正的那个能级无简并的。例如我们要通过微扰计算 对 的第 个能级 的修正，就要求 无简并，它相应的波函数只有 一个。其他能级既可以是简并的，也可以是无简并的。 4. 的能级组成分离谱。严格说来，是要求通过微扰来计算它的修正的那个能级 处于分离谱内， 是束缚态。 在满足上述条件下，定态非简并微扰论的目的是从已知的 的本征值和本征函数出发求 的本征值和本征函数。为表征微扰的近似程度，通常可引进一个小参数 ，将 写成 ，将 的微小程度通过 的微小程度反映出来。体系经微扰后的薛定谔方程是 （5.1.4） 将能级 和波函数 按 展开： （5.1.5） 分别表示能级 和波函数 的零级、一级、二级、……修正。将上面展开式代入定态薛定谔方程，则有： （5.1.6） 比较上式两端 的同次幂，可得： （5.1.7） 零级近似显然就是无微扰时的定态薛定谔方程。 同样， 还可以列出准确到 等各级的近似方程。 一级修正 将上式代入一级修正式中 将一级修正波函数 按 系展开 （5.1.8） （5.1.9） 以 左乘上式并对全空间积分后，利用本正函数系的正交归一性，有 （5.1.10） 记 可得： （5.1.11） 当 时，得 （5.1.12） 当 时，得 （5.1.13） 注意， （5.1.13）式只有在 时成立。 对此，利用 的归一化，在准确到 数量级后，有 （5.1.14） 又因为 归一，即 ，则 （5.1.15） 即 （5.1.16） 二式表明 必为纯虚数，即 为实数 准确到 的一级近似， 微扰后体系的波函数是 （5.1.17） 上式表明， 的贡献无非是使波函数增加了一个无关重要的相位因子，不失普遍性，可取 因此，准确到一级，体系的能级和波函数是 （5.1.18） （5.1.19） 上两式表明，准确到一级近似， 在无微扰能量表象中的对角元和非对角元分别