A.L=h，2h，3h；Lz=0，±h，±2h，±3h
B.L=0，√2h，√6h；Lz=0，±h，±2h
C.L=0，h，2h；Lz=0，±h，±2h
D.L=√2h，√6h，√12h；Lz=0，±h，±2h，±3h
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A.0
B.h
C.h/2
D.√2h
A.E=hν
B.E=nhν，（n=0，1，2，3……）
C.E=1/2nhν，（n=0，1，2，3……）
D.E=（n+1/2）hν=，（n=0，1，2，3……）
粒子在外力場中沿x軸運動，如果它在力場中的勢能分布如附圖所示，對于能量為E＜U0從左向右運動的粒子，若用ρ1、ρ2、ρ3分別表示在x＜0，0＜x＜a，x＞a三個區(qū)域發(fā)現(xiàn)粒子的概率，則有（）。
A.ρ1≠0，ρ2=ρ3=0
B.ρ1≠0，ρ2≠0，ρ3=0
C.ρ1≠0，ρ2≠0，ρ3≠0
D.ρ1=0，ρ2≠0，ρ3≠0
粒子在外力場中沿x軸運動，如果它在力場中的勢能分布如附圖所示，則對于能量為E＞U0向右運動的粒子，（）。
A.在x＜0區(qū)域，只有粒子沿x軸正向運動的波函數(shù)；在x＞0區(qū)域，波函數(shù)為零
B.在x＜0和x>0區(qū)域都只有粒子沿x軸正向運動的波函數(shù)
C.在x＜0區(qū)域既有粒子沿x軸正向運動的波函數(shù)，也有沿x軸負(fù)方向運動的波函數(shù)；在x＞0區(qū)域只有粒子沿x軸正向運動的波函數(shù)
D.在x＜0和x＞0兩個區(qū)域內(nèi)都有粒子沿x軸正向和負(fù)向運動的波函數(shù)
一矩形勢壘如圖所示，設(shè)U0和d都不很大，在Ⅰ區(qū)中向右運動的能量為E的微觀粒子，（）。
A.如果E＞U0，可全部穿透勢壘Ⅱ進(jìn)入Ⅲ區(qū)
B.如果E﹤U0，都將受到x=0處勢壘壁的反射，不可能進(jìn)入Ⅱ區(qū)
C.如果E﹤U0，都不可能穿透勢壘Ⅱ進(jìn)入Ⅲ區(qū)
D.如果E﹤U0，有一定概率穿透勢壘Ⅱ進(jìn)入Ⅲ區(qū)
最新試題
被激發(fā)到n=20激發(fā)態(tài)的氫原子退激時輻射出（）種波長的譜線。（不考慮精細(xì)結(jié)構(gòu)）
?由經(jīng)典物理的Newton定律和Maxwell電磁理論，原子會不穩(wěn)定的，電子（）坍縮到原子核。
熱輻射的峰值波長與輻射體溫度之間的關(guān)系被維恩位移定律：表示，其中b=2.8978×10-3m·K。求人體熱輻射的峰值波長（設(shè)體溫為37℃）。
用分離變量法求解含時Schr?dinger方程，解得定態(tài)能量為E的波函數(shù)的時間項為（）。
應(yīng)用對應(yīng)原理，從Einstein的（）可以唯像地估算光譜線的強度。
利用Schr?dinger方程求解Stark效應(yīng)簡并微擾問題，歸結(jié)為求解（）矩陣的本征值。
?Schr?dinger波動力學(xué)的力學(xué)量部隨時間變化，而量子態(tài)隨時間變化，由此可知Schr?dinger波動力學(xué)實質(zhì)上是（）繪景下坐標(biāo)表象的量子力學(xué)。
設(shè)諧振子的初態(tài)為基態(tài)和第一激發(fā)態(tài)的疊加態(tài)：（1）求出歸一化常數(shù)A；（2）求出諧振子任意時刻的狀態(tài)；（3）計算在態(tài)中能量的期待值。
?Bohr互補性原理是哥本哈根解釋的兩個原理之一，依此原理經(jīng)典概念描述的相互矛盾的物理現(xiàn)象（）出現(xiàn)在同一實驗中。
?Bohm提出了簡化版的量子態(tài)糾纏態(tài)，即兩個自旋為（）原子的糾纏態(tài)。