有志による某国立高専某学科某クラスのページ。夏休み中の連絡とかにも使ってください。課題に迷ったらココ!
カテゴリ
以前の記事
2015年 02月 2014年 08月 2014年 03月 2014年 01月 2012年 05月 2011年 04月 2010年 09月 2010年 01月 2009年 12月 2009年 09月 2009年 08月 2009年 07月 2009年 06月 2009年 05月 2009年 04月 2009年 02月 2009年 01月 2008年 12月 2008年 11月 2008年 10月 2008年 05月 2008年 02月 2008年 01月 2007年 12月 2007年 11月 2007年 10月 2007年 09月 2007年 08月 2007年 07月 フォロー中のブログ
メモ帳
最新のトラックバック
ライフログ
検索
タグ
その他のジャンル
ファン
記事ランキング
ブログジャンル
画像一覧
|
どうもalthoughことツクねです。
一部表記等異なる部分があるかもしれません。俺は括弧を多用するのが好きです。 1. 原子核からの距離r~(r+dr)の間に電子を見出す確立:P P∝{R_{nl}(r)}^{2}*4πr^{2}dr 水素原子のIS電子の波動関数 R_{nl}(r)=u_{1,0,0}=1/(sqrt(π)*a_{0}^{3/2})*exp(-r/a_{0})=C*exp(-r/a_{0}) として電子を見出す確立の最大条件はdP/dt=0であるから dP/dr=(d/dr)({R_{nl}(r)}^{2}*4πr^{2}) =(d/dr)({C*exp(-r/a_{0})}^{2}*4πr^{2}) =4πC^{2}(d/dr){{exp(r/a_{0})}^{2}*r^{2}} =4πC^{2}(d/dr){r^{2}*exp(-2r/a_{0})} =4πC^{2}(2r*exp(-r/a_{0})+(r^{2}*(-2/a_{0})exp(-2r/a_{0}))) =4πC^{2}*(2-(2r/a_{0}))r*exp(-2r/a_{0}) =0 ∴2-(2r/a_{0})=0 r=a_{0} 水素原子の1s電子を見出す確立は、ボーア半径a_{0}で最大となる。 2. 軌道角運動量演算子^L^{2}の固有値l(l+1)~h^{2}より 軌道角運動量ベクトルLの大きさLはL=|L|=sqrt(L^{2})=sqrt(l(l+1))*~h=sqrt(2)~h 起動磁気量子数m_{l}はn>l≧|m_{l}|より m_{l}=-1,0,1…(整数) 軌道角運動量演算子^L_{z}の固有値m_{l}~hより 軌道角運動量ベクトルLのz方向成分L_{z}はL_{z}=m_{l}~h ∴L_{z}=-~h,0,~h 3方向に限定される。 3. スピン量子数sは固有値数2s+1=2よりs=1/2 スピン角運動量演算子^s^{2}の固有値s(s+1)~h^{2}よりスピン角運動量の大きさsは s=sqrt(s(s+1))*~h=(sqrt(3)/2)~h スピン磁気量子数m_{s}は|m_{s}|≦sよりm_{s}=±1/2 (半整数) スピン角運動量演算子^s_{z}の固有値m_{s}~hよりスピン角運動量のz成分s_{z}は s_{z}=m_{s}~h=±1/2~h 4. 一般の電子のエネルギー準位は1s,2s,2p,3s,3p,4s,3d,4p,5s,4d,5p,6s,4f,5d,6p,7s,5f,6d ゲルマニウムGe(Z=32)の電子配置 1s^{2},2s^{2},2p^{6},3s^{6},3d^{10},4s^{2},4p^{2} であるからゲルマニウムGeのエネルギー準位は以下のようになる 1s,2s,2p,3s,3p,4s,3d,4p #
by m0511xx
| 2009-02-15 00:20
| 応用物理
【a】
・時間を含まない定常状態のシュレディンガー方程式より {{-h^{2}/(2*m)}*{(d^{2}/(d*x^{2}))+(d^{2}/(d*y^{2}))+(d^{2}/(d*z^{2}))+U(x,y,z)}u(x,y,z)=E*u(x,y,z) ・箱の中のポテンシャル:U=0 ・箱の中の波動関数:u(x,y,z)=C*sin(k_{x}*x)*sin(k_{y}*y)*sin(k_{z}*z)として {{-h^{2}/(2*m)}*{(d^{2}/(d*x^{2}))+(d^{2}/(d*y^{2}))+(d^{2}/(d*z^{2}))+U(x,y,z)}u(x,y,z) ={-h^{2}/(2*m)}*{(d^{2}/(d*x^{2}))+(d^{2}/(d*y^{2}))+(d^{2}/(d*z^{2}))}*C*sin(k_{x}*x)*sin(k_{y}*y)*sin(k_{z}*z) ={-h^{2}/(2*m)}*{(d^{2}/(d*x^{2}))*C*sin(k_{x}*x)*sin(k_{y}*y)*sin(k_{z}*z)+(d^{2}/(d*y^{2}))*C*sin(k_{x}*x)*sin(k_{y}*y)*sin(k_{z}*z)+(d^{2}/(d*z^{2}))*C*sin(k_{x}*x)*sin(k_{y}*y)*sin(k_{z}*z)} ={-h^{2}/(2*m)}*(-k*x^{2}-k*y^{2}-k*z^{2})*C*sin(k_{x}*x)*sin(k_{y}*y)*sin(k_{z}*z) ={h^{2}/(2*m)}*(k*x^{2}+k*y^{2}+k*z^{2})*u(x,y,z) =E*u(x,y,z) よって ・E={h^{2}/(2*m)}*(k*x^{2}+k*y^{2}+k*z^{2}).....// 【b】 ・問題の一般解を微分して、 1階):(du)/(dr)=(d/dr)*{A*exp(-Cr)}=-C*A*exp(-Cr)=-Cu 2階):(d^{2}*u/d*r^{2})*(d/dr)*(du/dr)=(d/dr)*{-C*A*exp(-Cr)}=C^{2}*u ・この解をシュレディンガー方程式に代入して、 {{h^{2}/(2*m_{e})}*(C^[2]+(2/r)*(-C))+(E+(e^{2}/(4*π*ε_{0}*r)))}*u(r)=0 {(h^{2}*C^{2}/(2*m_{e})+E)+((e^{2}/(4*π*ε_{0}))-((h^{2}*C)/m_{e}))*(1/r)}*u(r)=0 ・任意のu(r)に対して成立させるためには、各()=0になる必要があるの ・左辺第二項より、 ((e^{2}/(4*π*ε_{0}))-((h^{2}*C)/m_{e}))=0 .....C=(m_{e}*e^{2})/(4*π*ε_{0}*h^{2}) ・左辺第一項より、 (h^{2}*C^{2}/(2*m_{e})+E)=0 .....E=-(h^{2}*C^{2})/(2*m_{e})=-(m_{e}*e^{4})/(2(4*π*ε_{0})^{2}*h^{2}) とすれば、シュレディンガー方程式満たすことができる。 // #
by m0511xx
| 2009-02-05 10:34
| 応用物理
SREです。最小自乗法のプログラム載せます。
ちなみに見やすいように若干プログラムに訂正を加えてあります。 #include #include #define N 1 #define N1 N+1 #define M 5 double x[M]={1.0,2.0,3.0,4.0,5.0}; double f[M]={2.0,2.5,2.9,3.5,4.4}; double A[N1][N1],y[N1]; int leastsq(void); int sweep(void); int main(void) { int i,j,sw; double xx,wk,wg; sw=leastsq(); for(i=0;i if(sw) { printf("x="); scanf("%lf",&xx); wk=0.0; for(i=0;i wg=1.0; for(j=0;j { wg=wg*xx; } wk=wk+y[i]*wg; } printf("y=c+b+x^2…+a*x^N=%f\n",wk); } return 0; } int sweep(void) { int i,j,k,pivot_row; double p,q,big,temp; for(k=0;k for(i=0;i<(N1-k);i++) { big=fabs(A[k][k]); if(big big=fabs(A[k+i][k]); pivot_row=k+i; } } if(big==0.0) { printf("このプログラムにおいて入力された配列は適用範囲外と認識されました。\n"); return 0; } if(k!=pivot_row) { for(j=0;j temp=A[k][j];A[k][j]=A[pivot_row][j];A[pivot_row][j]=temp; } temp=y[k];y[k]=y[pivot_row];y[pivot_row]=temp; } p=A[k][k]; for(i=0;i A[k][i]=A[k][i]/p; } y[k]=y[k]/p; for(i=0;i q=A[i][k]; if(i!=k) { for(j=0;j A[i][j]=A[i][j]-q*A[k][j]; } y[i]=y[i]-q*y[k]; } } } return 1; } int leastsq() { double wk,wg1,wg2; int i,j,k,m; for(i=0;i for(j=i;j wk=0.0; for(k=0;k wg1=1.0; for(m=0;m { wg1=wg1*x[k]; } wg2=1.0; for(m=0;m wg2=wg2*x[k]; } wk=wk+wg1*wg2; } A[i][j]=wk; A[j][i]=wk; } } for(i=0;i wk=0.0; for(k=0;k wg1=1.0; for(m=0;m { wg1=wg1*x[k]; } wk=wk+wg1*f[k]; } y[i]=wk; } sweep(); return 1; } #
by m0511xx
| 2009-02-05 10:07
積分の辺りが少し微妙というか打ち込み方がこれでいいのか全体的に微妙・・・
まあ自己責任でですよね。(記事最下部に追記あり) [a] 時間を含まない定常状態のシュレディンガー方程式より、 エネルギーの固有方程式は、^Hu_{x}=Eu(x)であるから、 ^Hu_{1}(x)=E_{1}u_{1},^Hu_{2}(x)=E_{2}u_{2} 従って、 ^Hu_{c}(x)=^H{a_{1}u_{1}(x)+a_{2}u_{2}(x)} =a_{1}(^H(x))u_{1}+a_{2}(^H)u_{2}(x) =a_{1}E_{1}u_{1}(x)+a_{2}E_{2}u_{2}(x) =a_{1}E_{1}u_{1}(x)+a_{1}E_{2}u_{1}(x)+a_{2}E_{1}u_{2}(x)a_{2}E_{2}u_{2}(x) =(E_{1}+E_{2})(a_{1}u_{1}(x)+a_{2}u_{2}(x)) =E_{c}u_{c} (ここで直交性より、E_{1}u_{2}(x)=E_{}u_{1}(x)=0を用いた) [b] 規格化条件(int(ψ^{*}ψ)dxdydz=1)より、 int(u_{n}(x))^{*}(u_{n}(x))dx=1 int_{+∞}^{-∞}(C_{1}^{2}sin^{2}(k_{n}x)dx) =C_{1}^{2}(int_{0}^{L}(sin^{2}(πnx/L)dx)) =C_{1}^{2}(int_{0}^{L}((1-cos(2πnx/L))dx/2)) =(C_{1}^{2}/2)*(x-(sin(2πnx/L)/(2πn/L)))[0,L] =(C_{1}^{2}/2)*(L-sin(2nπ)/(2nπ/L)) =C_{1}^{2}L/2…(sin(2nπ)=0) (C_{1}^{2}L/2)=1,C_{1}=±sqrt(2/L) ここで正値を取り、C_{1}=sqrt(2/L) 波動関数は、 u_{n}(x)=sqrt(2/L)*sin(k_{n}x) =sqrt(2/L)*sin(πnx/L) (n=1,2,...) 追記。 #
by m0511xx
| 2009-02-04 22:02
| 応用物理
|