喀兴林高等量子力学习题EX23-27Word文档下载推荐.doc
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题中所列等式成立即
(1)式成立
对
(2)式变形,左式与右式同时乘以
则
假定
左式=右式
即题设中所列等式成立
#
练习23.4利用23.2与23.3的结果。
(杨涛)
(1)
及
(2)
由可得
假设
(1)式的左式
又
题设中
(1)式成立
据可得:
根据
(2)式我们知:
即
(2)式证毕
练习23.5利用上题结果,证明CG系数的Edmonds形式(23.19)式与(23.20)等价。
(做题人:
韩丽芳)
CG系数的Edmonds形式(23.19)式如下式所示
CG系数的另一种Racah形式(23.20)式如下所示
(1)
而
(2)
由公式
(3)
及
(4)
则
(1)式的最后一项为
将换成得
(5)
将(5)代入
(1)式并和
(2)式比较证得两式等价
即CG系数的Edmonds形式与Racah形式等价。
23.6证明(23.27)式与(23.20)式等价。
(做题人:
CG系数的Racah形式(23.20)式如下所示
CG系数的Wigner形式(23.27)如下所示
(1)
(2)
则
(2)式的最后一项为
(5)
将(5)式代入
(2)式得,再与
(1)式进行比较,证得两式等价,即CG系数的Racah形式与CG系数的Wigner形式。
23.7取,取转动,写出:
(1);
(2)S;
(3)(这三者都是矩阵).(吴汉成)
解:
又
(1)根椐公式:
可得:
所以,
(2)根据CG系数Wigner形式的公式:
可得S的矩阵如下:
表示行序号:
,它们的取值,11表示第一行,10表示第二行,依此类推,-1-1表示第九行。
表示列序号:
,它们的取值,00表示第一列,11表示第二列,依此类推,2-2表示第九列。
(3)因为,所以的矩阵,则的值(把转置后,再取转置后矩阵元的倒数,即得的矩阵元),如下:
jm表示行序号:
jm=00,11,10,1-1,22,21,20,2-1,2-2。
00表示第一行,11表示第二行,依此类推,2-2表示第九行。
表示列序号:
=11,10,1-1,01,00,0-1,-11,-10,-1-1。
11表示第一列,10表示第二列,依此类推,-1-1表示第九列。
23.8证明(23.70)式等号右边的分子
与无关。
(吴汉成)
已知(23.69)式为:
现取m<
j,且把m改为m+1,则上式可改为:
--------------------------------
(1)式
另一方面,根据上升算符的性质:
,可把作用于(23.69)式两边,得:
两边除以,得:
--------------------------
(2)式
(1)
(2)两式比较,得:
此恒等式含有递推关系:
其中,。
现设,则综上所述,得:
-----(3)式
此(3)式表明了:
在范围内,取任意两值和时,该式都是恒等的,即该恒等式与的取值无关,所以证得与无关。
23.9.取,讨论在两种耦合方式中的取值范围与耦合方式无关。
(刘强)
第一种耦合方式:
(利用CG系数不为零的条件)
在和耦合中满足:
(1)
(2)
由(1)
(2)两式得
令得;
第二种耦合方式:
与先耦合成再与耦合,
同理我们可得到
当时,在两种耦合方式中的取值范围都是。
即证得的取值范围与耦合方式无关。
23.10在多粒子系统中,给定和,直接证明与对易。
(刘强)
为两粒子之间的距离,
对于多粒子系统中,给定为一个数值,
则上式=
即
证得与对易。
24.1
(1)写出:
的明显9×
9矩阵形式。
(董廷旭)
(2)利用(24.21)式,由9个计算出(24.22)、(24.23)和(24.24)三式。
解
(1)
(2)
24.2证明除零秩外,所有不可约张量算符的迹都是零。
(董廷旭)?
?
证明:
根据不可约张量算符的定义,我们知道,具有在转动下按球谐函数的规律变换的一组算符作为其分量。
与球谐函数的性质做类比,我们可以通过幺正变换把不可约张量算符的矩阵变成对角阵,而对角元素就是相应本征函数的本征值,又因为其本征值必是2k+1个以原点对称的数,所以本征值的和为零。
从而得到对角矩阵的迹为零。
又因为幺正变换不改变矩阵的迹。
零秩显然本身不为零。
从而我们得出除零秩外,所有不可约张量算符的迹都是零。
练习24.3设已知一个二秩不可约张量的一个分量为式中和为二矢量,,亦同。
求的其余分量。
侯书进)
由公式
并且由已知
得
即求得
同理
即得
由
及由
即求得求的其余分量为
练习24.4采用公式和为不可约张量算符的定义,证明两个不可约张量算符的直积的左方确实是一个不可约张量算符。
两个不可约张量算符和,可以通过它们的直积构成一些新的不可约张量算符
式中的取值为,上式可以简写成
要证明(24.30)式的左方确实是一个不可约张量算符,只需利用定义式及转动群的不可约表示的直积约化关系即可。
24.5
练习24.6采用与角动量的对易关系(24.27)式为不可约张量算符的定义,由此定义直接证明Wigner-Eckart定理.(杜花伟)
证明:
令
则根据(24.27)式
得
对于的每个,由给出个非零态矢量.
所以与无关,因此
练习24.7证明:
宁宏新)
由Wigner-Eckart定理得
因为有的个数为
所以
24.8
24.9
24.10设是电子的轨道和自旋量子数,证明在表象中有:
(仪双喜)
(1)
(1),对于有Wigner—Eckart定理知,
(2),对于有Wigner—Eckart定理知
及证得。
27.1
练习27.2
(1)根据(27.9)式,证明完全性关系:
(2)在表象和表象中,有证明当时有:
(吴汉成)
证:
(1)由(27.9)式可知在位置表象中,有:
,,,
显然有:
,
(完全性)
得证。
(2)由题意可知在表象和表象中,有:
,
得证
27.3
练习27.4由(27.34)式推出(27.35)式。
(吴汉成)
解:
(27.34)式:
两边除以得:
,得证。
练习27.5由(27.30)式证明散射态矢量的正交归一性:
已知:
算符,。
显然得:
()
27.6
27.7
练习27.8讨论(27.30)式中的时间反演态,证明:
(吴汉成)
,则得:
等价(F为函数)
,
显然得:
即:
得证。
练习27.8讨论(27.30)式的时间反演态,证明:
(刘超)
讨论的时间反演态,这一变换的结果是时间变号,并且函数求复共轭。
我们知道动量与时间有关,也与时间有关
又因为
则的时间反演态为
因为为时间反演算符,由时间算符的定义得
即证得
27.9证明(27.39)式可以写成(刘超)
因为
所以
用作用得
同理有
即证得:
可以写成
27.10证明:
。
已知LS方程为
(1)
其中零级格林算符的定义是
(2)
用左乘
(1)的两边得
(3)
由于,故上式可写为
(4)
利用格林算符的定义
(5)
可以把(4)式改写成
(6)
跃迁算符的定义为
(7)
将其代入
(1)得
(8)
比较(8)和(6)得到
(9)
由零级格林算符的定义可知:
(10)
从跃迁算符的定义(7)出发,利用LS方程(6)得到
(11)
此即
(12)
由(10)可知
(13)
将(9)两端取共轭,并利用(10)与(13)的结果,得到
练习27.11.证明(27.58)式.(何贤文)
证明:
利用式(27.30)
式(27.35)
得到
证毕.
练习27.12.证明下列关系成立:
(何贤文)
(1).
(2).
(3).
(4).
练习27.13定义为(杜花伟)
(27.64)
(1)(27.65)
(2)当不含束缚本征态时有
(27.66)
(1)由关系式
得
(2)当不含束缚本征态时,摩勒算符和是幺正算符.
根据
可知
27.14
27.15求自旋1/2的粒子在势中的微分截面及总截面。
(董廷旭)
系统的哈密顿为当r<
a时当r>
a时
因为所以
设入射粒子的能量为,入射方向为Z方向,粒子的自旋在入射方向上的分量
则入射的态矢量为取一级波恩近似
式中
总散射截面
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