Mécanique Quantique III
Page 1. Mécanique Quantique III. Corrigés des exercices et probl`emes exercice il est recommandé d'avoir fait l'exercice 1.2 p.5
Cours de Mécanique Quantique Avec Exercices corrigés
-Cours de Mécanique Quantique Avec Exercices corrigés-. 3emeAnnée PES Physique Exercices : l'effet photoélectrique. Exercice : expérience de Millikan (1916).
Mecanique quantique. Cours et exercices corriges
Introduction. 1. 1.1 Qu'est-ce que la mécanique quantique ? 1. 1.2 Brèves considérations historiques. 2. 1.3 La structure des théories physiques.
Notes de cours sur la mécanique quantique
2 févr. 2015 ... PDF de C. Cohen-T :[Cla88] ou de Serge Haroche [Har02]. Exemple de ... Exercice 7.3.2. @@ à developper @@ Si le potentiel U ( x) est une ...
Mécanique quantique - 3e édition
2 mars 2022 . Introduction à la mécanique quantique. Cours et exercices corrigés. Dunod (2000). Page 15. 2. 1 • Sources de la mécanique quantique a) Onde ...
Mécanique Quantique 1 CORRIGÉ Séance dexercices 4
Mécanique Quantique 1 CORRIGÉ. Séance d'exercices 4 : oscillateur harmonique opérateurs d'echelle et champ électromagnétique quantifié. Exercice 1 â = 1. /. 2.
Exercices et Contrôles Corrigés de Mécanique Analytique et
Figure 1.1 – Syst`eme de treillis. 1.1.2 Exercice. 3. Page 4. Formalisme lagrangien.
Exercices et problème.s corriges
Pour obtenir en mécanique quantique l'opérateur H'(e) en présence du champ E PROBI.EMES CORRIGES DE PHYSIQUE à un facteur de phase prèM. ♢ La probabililé ...
0〉 = 0
discute aussi de la relation formelle entre la mécanique statistique et la mécanique quantique en L'objet de cet exercice est de démontrer la formule de ...
Mécanique Quantique III
extenso les corrigés des exercices et probl`emes proposés `a la fin de chaque chapitre de l'ouvrage Mécanique Quantique tomes I et II.
Cours de Mécanique Quantique Avec Exercices corrigés
Solution. Il faut qu'il y ait absorption totale du rayonnement pour que la loi décrivant l'intensité du rayonnement émis soit universelle.
Mecanique quantique. Cours et exercices corriges
1.4 Aperçu des postulats de la mécanique quantique. 13. 1.5 Premières conséquences importantes. 16. Annexe 1.A : La physique quantique en quelques dates.
Mécanique Quantique 1 —– CORRIGÉ Séance dexercices 1 : États
PHYSH301/2016-2017. Mécanique Quantique 1 —– CORRIGÉ. La première partie de ce document donne la correction détaillée de la séance d'exercice 1 sur les.
Travaux Dirigés de Mécanique Quantique
? on peut étendre ces expressions au cas o`u la dégénérescence est continue. II. Exercices. A) On consid`ere un syst`eme dont l'espace des états qui est
Travaux dirigés de mécanique quantique – L2 ; 2019
Vous devriez trouver des résultats similaires à l'exercice 33. 35 Valeurs moyennes dans un puits infini. Considérer une particule de masse m dans une potentiel
Mécanique Quantique 1 CORRIGÉ Séance déxercices 3 : états
PHYSH301/2014. Mécanique Quantique 1 CORRIGÉ. Séance d'éxercices 3 : états opérateurs et commutateurs. Exercice 1 a). [?. ˆ. A + µ.
Mécanique Quantique 1 CORRIGÉ Séance dexercices 4
Mécanique Quantique 1 CORRIGÉ. Séance d'exercices 4 : oscillateur harmonique opérateurs d'echelle et champ électromagnétique quantifié. Exercice 1.
Mécanique Quantique 1 CORRIGÉ Séance déxercices 8
Mécanique Quantique 1 CORRIGÉ. Séance d'éxercices 8 : Information Quantique. L'unité de base d'information est le bit qui peut prendre deux valeurs
Mécanique Quantique 1 -- CORRIGÉ
La première partie de ce document donne la correction détaillée de la séance d"exercice 1 sur les
états liés du puits carré. La deuxième partie de ce document propose un exercice similaire mais sur
l"oscillateur harmonique. Ceci n"a pas été vu en classe, mais est lié à la matière du cours.
Séance d"exercices 1: États liés du puits carré.PUITS CARRÉ INFINI EN 1 DIMENSION
Exercice a
Notez d"abord que le puits étant infini, il n"admet que des états liés!À l"extérieur du puits, le potentiel étant infini, la fonction d"onde est nulle. Comme la fonction d"onde
doit être continue, on en déduit les conditions limites de la fonction d"onde à l"intérieur du puits :
(0) = (L) = 0 indépendante du temps, en une dimension, qui est donnée par : ~22m@ 2@x2+V(x)
(x) =E (x) Comme le potentiel est nul, cela devient simplement ~22m@ 2@x2 (x) =E (x)
ou encore, en posantk=p2mE=~, @2@x2 (x) =k2 (x):
La solution de cette équation différentielle est donnée par des sinus et cosinus. Ainsi, de façon générale,
la solution est (x) =Asin(kx) +Bcos(kx): En utilisant les conditions limites mentionnées précédemment, on trouve (0) = 0)B= 0 (L) = 0)Asin(kL) = 0)kL=n oùnest un entier positif. Ainsi, (x) =Asin nxL 1 Pour trouver la valeur deAil reste à normaliser la fonction : Z L 0 j (x)j2dx=A2ZL 0 sin nxL dx =A2LZ 1 0 sin2(ny)dyoù on a poséy=x=L =A2LZ 101cos(2ny)2
dy =A2Ly2 sin(2ny)4n 1 0 =A2L2 Puisque la norme de la fonction d"onde vaut1on trouve queA=p2=Let donc n(x) =8 :q2 L sin n xL si0xL0sinon
Notez quenreprésente ici le nombre quantique.
Exercice b
Puisque, de l"exercice précédent on tire quek=p2mE=~etkL=n, on en déduit facilement que les énergies propres du puits infini sont E n=k2~22m=n22~22mL2 . Puisquenest entier, on comprend ici que l"énergie est quantifiée.Remarquez que si le puits carré est de profondeur finieV0, on a une solution (x)non nulle à l"extérieur
du puits, comme on le verra à l"exercice 3. Dans ce cas là, il y aura également un nombre fini d"états
liés.PUITS CARRÉ INFINI EN 3 DIMENSIONS
Exercice a
~22m @2@x2+ +@2@y
2+@2@z
2 +V(3)(x;y;z) (x;y;z) =E (x;y;z) En supposant que la solution a la forme (x;y;z) = 1(x) 2(y) 3(z), on trouve2(y) 3(z)
~22m@2 1(x)@x
2+V1(x) 1(x)
+ 1(x) 3(z) ~22m@2 2(y)@y
2+V2(y) 2(y)
+ 1(x) 2(y) ~22m@2 3(z)@z
2+V3(z) 3(z)
= 2(y) 3(z)(E1 1(x)) + 1(x) 3(z)(E2 2(y)) + 1(x) 2(y)(E3 3(z)) 2où on a posé queE=E1+E2+E3. On a donc 3 fois un problème unidimensionnel qui se ramène en
fait au cas étudié à l"exercice1:~22m@ 2@x2i+Vi(xi)
i(xi) =Ei i(xi) pour i=1,2,3. La solution générale dépend alors de trois nombres quantiquesn1,n2etn3: n1;n2;n3(x;y;z) =r8 L1L2L3sin
n 1xL 1 sin n 2xL 2 sin n 3xL 3Exercice b
En se basant également sur le résultat de l"exercice1, on trouve que les énergies liées sont :
E n1;n2;n3=2~22m n21L21+n22L
22+n23L
23Remarquez que dans ce cas-là, certaines dégénérescences sont possibles.
Exercice c
Ici, on cherche à calculer le nombre d"états quantiqueN(E0)dans la boîte dont l"énergie est inférieure
à une certaine valeurE0. On cherche doncN(E0)tel que n 21L21+n22L
22+n23L
232mE0
2~2On remarque que c"est comme calculer le nombre d"états à l"intérieur d"une sphère de rayon
R=p2mE0~
en sachant que la densité de points estL1L2L3(l"unité de longueur de la coordonnéeiestni=Li).
On approxime le résultat en oubliant que lesnisont entiers et donc il suffit de calculer le volume de
la sphère multiplié par sa densité. Par contre, il ne faut pas oublier que lesnine peuvent être que
positifs et donc on ne prend qu"un huitième du volume de la sphère. :N(E0)18
volumedensité 18 43(2mE0)3=2
3~3L1L2L3
43p30L1L2L3h 3
où à la dernière ligne on a posé que~=h2etp0=p2mE0.p0représente l"impulsion d"une particule
de massemdont l"énergie cinétique estE0.Ainsi, on remarque dans la dernière équation queL1L2L3représente le volume dans l"espace des
positions alors que4p30=3représente le volume dans l"espace des impulsions.Dans une volume arbitraire de l"espace des phases, le nombre d"états quantiques indépendants est en
fait donné parNxyzpxpypzh
3 C"est comme si chaque état se trouvait dans une petit boîte de côtéh.Lorsqu"il s"agit de fermions, cela revient simplement à compter le nombre de particules dans la boîte
jusqu"à une certaine énergie, puisqu"il n"y a qu"une seule particule par niveau (on ne peut pas mettre
plus d"un fermion par petite boîte). Notez également que l"on ne connaît par précisémentxetpà
l"intérieur de la petite boîte. 3PUITS CARRÉ FINI EN 3 DIMENSIONS
Exercice a
H =E ,
~22mr2+V(r) (r) =E (r) où le laplacien en coordonnées sphérique est r 2=1r 2@@r r2@@r +1r 21sin@@
sin@@ +1sin 2@ 2@ 2! ~22mr2@@r r2@@r ~22mr21sin@@
sin@@ +1sin 2@ 2@ 2! +V(r)# (r;;) =E (r;;) En multipliant l"équation par2mr2, on peut rendre l"équation séparable : ~2@@r r2@@r ~21sin@@
sin@@ +1sin 2@ 2@ 2! + 2mr2V(r)# (r;;) = 2mr2E (r;;) ou encore ~2@@r r2@@r + 2mr2V(r)E# |{z} partie radiale (r;;) =~21sin@@
sin@@ +1sin 2@ 2@ 2! |{z} partie angulaire (r;;)Exercice b
[energie] =[p2][2m]=[(~=longueur)2][2m]=~22ma2 où on utilise le fait quexp~pour trouver que l"unité depest celle de~=longueur. Notez qu"on veut rendrerégalement sans dimension. Pour ceci on définit une variabler0=r=aqui est sans dimension. Alors, @@r0=a@@r
et@@r0r02@@r
0=@@r r2@@r ~2@@r 0 r 02@@r 0 +2ma2r02V(r0)E# (r0;;) =~21sin@@
sin@@ +1sin 2@ 2@ 2! (r0;;) ou encore (en renommant r"=r) @@r r2@@r +2ma2~ 2 r2V(r)E#
|{z} partie radiale (r;;) =1sin@@
sin@@ +1sin 2@ 2@ 2! |{z} partie angulaire (r;;) @@r r2@@r +r2V(r)E# |{z} partie radiale (r;;) =1sin@@
sin@@ +1sin 2@ 2@ 2! |{z} partie angulaire (r;;) 4Exercice c
Posons (r;;) =r1ul(r)Yml(
@@r r2@@r +r2V(r)E# r1ul(r)Yml(
1sin@@
sin@@ +1sin 2@ 2@ 2! r1ul(r)Yml(
ou encore ru l(r)" @@r r2@@r +r2V(r)E# r1ul(r) =1Y
ml(1sin@@
sin@@ +1sin 2@ 2@ 2! Y ml( On remarque que la partie gauche de l"équation ne dépend que deralors que la dépendance dela partie droite de l"équation est uniquement angulaire. Cela signifie donc que chacun des côté de
l"équation est égal à une constante. On choisi cette constante comme étantl(l+ 1). Bien sûr, ce
choix n"est pas arbitraire. Il vient du fait que l"équation1sin@@
sin@@ +1sin 2@ 2@ 2! Y ml( ) =l(l+ 1)Yml( où1sin@@
sin@@ +1sin 2@ 2@ 2! =L2 est bien connue et ses solutions sont les harmoniques sphériquesYlmoùlest le nombre quantiqueazimutal etmle nombre quantique magnétique. Rappelez-vous qu"il y a une solution différente pour
chaque valeur demetl. Revenons maintenant à l"équation radiale qui devient ru l(r)" @@r r2@@r +r2V(r)E# r1ul(r) =l(l+ 1)
@@r r2@@r u l(r)r +r2V(r)Eul(r)r =ul(r)r l(l+ 1) @@r r@@r ul(r)ul(r) +r2V(r)Eul(r)r =ul(r)r l(l+ 1) r@2@r2ul(r) +rV(r)Eul(r) =ul(r)r
l(l+ 1) @2@r2+l(l+ 1)r
2+V(r)!
u l(r) =E ul(r) Pour l"ondes, on al= 0et donc l"équation se simplifie en @2@r2+V(r)!
u0(r) =E u0(r)
ou encore u000(r)V0u0(r) =Eu0(r)r <1 u000(r) =Eu0(r)r >1 5Exercice d
Dans ce problème, on cherche les états liés, c"est-à-dire ce qui ont une énergie qui se trouve dans le
puits. On suppose donc queV0< E <0et on pose=pV0+Eet=pE. Ces deux constantes
sont ainsi toujours positive et on peut donc réécrire nos équations u000(r) +V0+E u0(r) = 0r <1
u000(r) +Eu0(r) = 0r >1,u000(r) +2u0(r) = 0r <1
u000(r)2u0(r) = 0r >1
Les solutions de la première équation différentielle sont des exponentielles complexes de la formeeiar
ou encore des fonctioncos(r)etsin(r)alors que les solutions de la seconde équation différentielle
sont des exponentielles réelles de la formeer. Alors, pour avoir des solutions générales (équation
différentielle du second ordre)2 constantes), on écrit : u0(r) =Asin(r) +Bcos(r)r <1 u0(r) =Cer+Derr >1
Pour trouver la valeur des constantes, on utilise les conditions aux bords et les conditions de conti-
nuité : 1. Conditions aux b ords(a) (0)doit être défini)quandr= 0, il faut queu(0) = 0)B= 0 (b) À l"infini, u(r)ne doit pas diverger)le terme enerdoit disparaître)D= 0 2. Conditions de con tinuité(a)La fonction doit être c ontinue)ur<1(r= 1) =ur>1(r= 1))Asin() =Ce (b) La dériv éedoit êt recon tinue)u0r<1(r= 1) =u0r>1(r= 1))Acos() =CeLa condition de continuité nous permet d"écrire A en fonction de C, mais pas de trouver leur valeur.
On trouvera A en utilisant les condition de normalisation dans l"exercice 6. En attendant, en divisant
les deux équations précédentes on trouve : tan() = ,tan(pV0+E) =pV
0+EpEC"est une équation transcendantale. Les valeurs deEqui résolvent cette équations sont les seules
valeurs possibles de l"énergie. En examinant cette équation, on voit bien qu"il y aura un nombre
discret de solutions et non pas une continuité ce qui fait que l"énergie sera quantifiée. Pour trouver
les solutions de cette équation, il faut la tracer (ou la résoudre numériquement) et pour rendre le
problème plus simple, on peut réécrire cette équation en terme deou de: tan( pV02) =rV
021outan() =pV
02 6Exercice e
Pour résoudre l"équation transcendantale, on trace un graphique en fonction de:5101520a-4-22Premièrement, on note qu"on aura une solution chaque fois que0 où, dans la seconde équation, on a écrit C en fonction de A en utilisant les conditions de continuité0(la racine doit être
0, mais comme elle est au numérateur, elle ne peut pas valoir0doncpV
0n"est pas inclus). On
note ensuite qu"on aura une solution chaque fois que la tangente aura une asymptote qui se trouve entre0etpV 0+(pour bien vous en convaincre, tracez le graphique pour différentes valeurs deV0
et observez comment évolue le nombre de solutions) . La tangente, aura une asymptote si tan() =1 ,=(2n+ 1)2 Ainsi, il y aura un état lié si
0 Exercice f
Si on retourne à nos solutionu0(r), on a trouvé : u0(r) =Asin(r)r <1 u 0(r) =Asin()eerr >1
2jY00(;)j2= 1, ,Z
1 0 drju0(r)j2= 1 car les harmoniques sphériques sont déjà normalisées. Ainsi 7 Z 1 0 drju0(r)j2= 1 Z 1 0 drjAj2sin2(r) +Z 1 1quotesdbs_dbs10.pdfusesText_16
[PDF] exercice corrigé méthode de newton
[PDF] exercice corrigé méthode de point fixe
[PDF] exercice corrigé méthode de simpson
[PDF] exercice corrigé méthode de strejc
[PDF] exercice corrigé méthode de trapèze
[PDF] exercice corrigé méthode des centres d'analyse
[PDF] exercice corrigé methode des couts complets
[PDF] exercice corrigé méthode des couts variables
[PDF] exercice corrigé méthode des moindres carrés
[PDF] exercice corrigé méthode des moments
[PDF] exercice corrigé méthode des trapèzes
[PDF] exercice corrigé modele wilson
[PDF] exercice corrigé moment d'une force
[PDF] exercice corrigé moteur à courant continu à excitation indépendante