量子跃迁 Continuum Speetrum Emission Line Spectrum 玻尔综合了三方面的工作：1，普朗克 Hot Gas 和爱因斯坦的E=hv;2,光谱学经验材 料v=R[1/n2-1/n22]:3,卢瑟福原子模 Cold Gas Absorption Line Spectrum 型。 他认为，在亚微观领域，能量仍然守恒。 并提出了对应原理：即为新理论设置经 n=00 n=4 典极限（相对论也有经典极限）。当跃 迁发生在能量、振动频率等相差极小近 n=3 乎连续的两个定态之间时，应该等同于 经典物理：轨道频率几乎等于辐射频率 。 n=2 。 索末菲根据光谱的精细结构，用椭圆轨 道取代了玻尔的圆轨道。在轨道尺度量 子数n外，增加了体现轨道形状的量子 数k。赛曼效应要求增加轨道方向量子 n=1 数m。 Lyman series Balmer series n1=1 n1=2
量子跃迁 • 玻尔综合了三方面的工作：1，普朗克 和爱因斯坦的E=hv；2，光谱学经验材 料=R[1/n1 2 -1/n2 2 ]；3，卢瑟福原子模 型。 • 他认为，在亚微观领域，能量仍然守恒。 并提出了对应原理：即为新理论设置经 典极限（相对论也有经典极限）。当跃 迁发生在能量、振动频率等相差极小近 乎连续的两个定态之间时，应该等同于 经典物理：轨道频率几乎等于辐射频率。 • 索末菲根据光谱的精细结构，用椭圆轨 道取代了玻尔的圆轨道。在轨道尺度量 子数n外，增加了体现轨道形状的量子 数k。赛曼效应要求增加轨道方向量子 数m
康普顿效应 0 根据经典电磁理论，散射的光波 长是不会改变的。A.H康普顿 (1892~1965)于1922~1923年， 在研究X射线射入石墨，金属等物 质的散射现象时，用光子与静止 暂1表登超后形中角命我类 电子的弹性碰撞解释了散射光波 长的改变，还得出了波长移动的 Compon seaninne 公式，这就是康普顿效应。 。hv/c=p+hv'/c, 。hv+moc2-hv'+mc2 ·得到△=入(1-cos0) ·=(h/mc)(1-cos0) 2为康普顿波长
康普顿效应 • 根据经典电磁理论，散射的光波 长是不会改变的。A.H.康普顿 （1892~1965）于1922~1923年， 在研究X射线射入石墨，金属等物 质的散射现象时，用光子与静止 电子的弹性碰撞解释了散射光波 长的改变，还得出了波长移动的 公式，这就是康普顿效应。 • h/c=p+h’/c， • h+m0 c 2=h’+mc 2 。 • 得到Δλ=λc(1-cosθ) • =(h/mc)(1-cosθ) • λc为康普顿波长
3.Louis de Broglie-Matter Waves E=hw,p= h
3.Louis de Broglie——Matter Waves
物质波理论(1923) 几何光学 质点力学 费马原理：光沿最短路 莫培督原理：粒子运动 径传播 遵守最小作用原理 波动光学 波动力学 vo=moc2h,根据洛伦 E=hw p= h 兹变换得出德布罗意关 系： E=hwp=元
物质波理论（1923） 几何光学 质点力学 费马原理：光沿最短路 径传播 莫培督原理：粒子运动 遵守最小作用原理 波动光学 波动力学 0 =m0 c 2 /h, 根据洛伦 兹变换得出德布罗意关 系：
Erwin Schrodinger-Wave Mechanics 1926年1月-6月，薛定谔以同一题 0i1 OH 0q: 目《作为本征值问题的量子化》发 之Hpm.Ge)= dp,at 表了4篇论文。他通过爱因斯坦关 2 8H OH 8H OH 于量子统计的论文了解德布罗意思 =00 想，从哈密顿-雅可比方程出发， g:a:8g:3n: 引入波函数，作出几何光学-经典 力学与波动光学-波动力学的类比， 建立了薛定谔波动方程： ·(ih/2r)aψ/at=H 1926年5月，薛定谔证明了波动力 学与矩阵力学的等价。 量子力学出现了数学形式追随波动 力学，物理解释追随矩阵力学的局 面
Erwin Schrodinger——Wave Mechanics • 1926年1月-6月，薛定谔以同一题 目《作为本征值问题的量子化》发 表了4篇论文。他通过爱因斯坦关 于量子统计的论文了解德布罗意思 想，从哈密顿-雅可比方程出发， 引入波函数，作出几何光学-经典 力学与波动光学-波动力学的类比， 建立了薛定谔波动方程： • (ih/2π)∂ψ/∂t=Hψ • 1926年5月，薛定谔证明了波动力 学与矩阵力学的等价。 • 量子力学出现了数学形式追随波动 力学，物理解释追随矩阵力学的局 面