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量子力學(xué)薛定諤圖像與海森堡圖像全同粒子波函數(shù)的交換對(duì)稱性
第11講目錄一、薛定諤圖像與海森堡圖像二、全同粒子三、波函數(shù)的交換對(duì)稱性
四、例題一、薛定諤圖像與海森堡圖像(1)1、經(jīng)典力學(xué)和量子力學(xué)中的力學(xué)量
經(jīng)典力學(xué)中,處于一定狀態(tài)下的每一個(gè)力學(xué)量,若,在每一時(shí)刻都有確定值。
量子力學(xué)中,處于某一狀態(tài)下的某個(gè)力學(xué)量,在每一時(shí)刻,不一定有確定值,除非在該時(shí)刻量子態(tài)是該力學(xué)量的本征態(tài)。一、薛定諤圖像與海森堡圖像(2)2、力學(xué)量的平均值隨時(shí)間演化
當(dāng)體系每個(gè)時(shí)刻波函數(shù)給定后,對(duì)于力學(xué)量可以確定的只有測(cè)值概率分布和平均值。平均值隨時(shí)間演化:平均值:結(jié)論:1、若則:
2、若則:(任意狀態(tài)下)
一、薛定諤圖像與海森堡圖像(3)3、薛定諤圖像
注意:若,但是其平均值以及測(cè)值概率分布是時(shí)間的函數(shù),根源在于,波函數(shù)是隨時(shí)間演化的。算符本身不隨時(shí)間演化波函數(shù)隨時(shí)間演化
力學(xué)量平均值以及測(cè)值概率分布隨時(shí)間演化完全歸因于波函數(shù)隨時(shí)間演化。薛定諤圖像(picture,繪景)一、薛定諤圖像與海森堡圖像(4)4、時(shí)間演化算符
定義一個(gè)時(shí)間演化算符,形式上表示的解:
給出了和初態(tài)聯(lián)系起來(lái)的一個(gè)變換。幺正性概率守恒一、薛定諤圖像與海森堡圖像(5)5、海森堡圖像
隨時(shí)間的變化,可以完全由算符來(lái)承擔(dān),而態(tài)矢量保持為,不隨時(shí)間變化。海森堡圖像(繪景)時(shí)間演化方程:一、薛定諤圖像與海森堡圖像(6)6、總結(jié)
薛定諤圖像(繪景):態(tài)矢量隨時(shí)間演化,力學(xué)量算符不隨時(shí)間變化。
海森堡圖像(繪景)
:態(tài)矢量不隨時(shí)間演化,力學(xué)量算符隨時(shí)間演化。
相互作用圖像(繪景)
:態(tài)矢量和力學(xué)量算符均隨時(shí)間演化。(處理存在相互作用情況)二、全同粒子(1)1、定義
具有完全相同的內(nèi)稟屬性(靜質(zhì)量,電荷,自旋,磁矩,壽命等)的粒子稱為全同粒子。全同性與量子性是緊密相聯(lián)的!
經(jīng)典力學(xué):粒子的性質(zhì)和狀態(tài)可連續(xù)變化,因此很難找到兩個(gè)粒子是全同的。
量子力學(xué):粒子狀態(tài)是量子化的,兩個(gè)量子態(tài)要么完全相同,要么完全不同。沒(méi)有中間狀態(tài)過(guò)渡。三、波函數(shù)的交換對(duì)稱性(1)1、交換對(duì)稱性
考慮氦原子中兩個(gè)電子所組成的體系,哈密頓量:
兩個(gè)電子交換,不變。
交換對(duì)稱性:在由全同粒子組成的多粒子體系中,任何可觀測(cè)量,特別是哈密頓量,對(duì)于任何兩個(gè)粒子交換是不變的。換句話說(shuō),對(duì)于全同粒子多體系,任何兩個(gè)粒子交換不改變其體系的量子態(tài)。交換算符是守恒量
交換不變性由于體系具有交換不變性,時(shí)經(jīng)交換后演化到,應(yīng)等于演化到再進(jìn)行交換,即
由于的任意性,所以
由于任意
即
是運(yùn)動(dòng)常數(shù)。
A.
由于是一運(yùn)動(dòng)常數(shù),因此一開(kāi)始體系處于某種交換對(duì)稱態(tài)下,則以后任何時(shí)刻都處于這態(tài)下;
B.與其他運(yùn)動(dòng)常數(shù)根本不同之處在于,體系要么處對(duì)稱態(tài),要么處于反對(duì)稱態(tài).C.實(shí)驗(yàn)表明:具有自旋為半整數(shù)的粒子體系。當(dāng)兩粒子交換,波函數(shù)反號(hào),即處于反對(duì)稱態(tài);而自旋為整數(shù)的粒子,兩者交換,波函數(shù)不變,即處于對(duì)稱態(tài)。
三、波函數(shù)的交換對(duì)稱性(2)2、交換算符(1)
考慮N個(gè)全同粒子組成體系,波函數(shù):
定義交換算符,表示i
粒子坐標(biāo)和j粒子坐標(biāo)交換。
事實(shí)上,和描述的是同一量子態(tài),因?yàn)榻M成體系的N個(gè)粒子是全同粒子,所有粒子的內(nèi)稟屬性完全相同。為常數(shù)因子
表示第i個(gè)粒子的全部坐標(biāo)三、波函數(shù)的交換對(duì)稱性(3)2、交換算符(2)
有且只有兩個(gè)本征值:對(duì)稱波函數(shù)反對(duì)稱波函數(shù)
根據(jù)交換算符的本征方程,由全同粒子所組成的多粒子體系,其交換對(duì)稱性要求任意兩個(gè)粒子交換后,要么對(duì)稱,要么反對(duì)稱。三、波函數(shù)的交換對(duì)稱性(4)3、兩個(gè)全同粒子組成的體系(1)
考慮兩個(gè)全同粒子(無(wú)相互作用),哈密頓量:交換簡(jiǎn)并;和形式上完全相同。的本征值方程:設(shè)兩個(gè)粒子中有一個(gè)處于態(tài),另一個(gè)處于態(tài)上述兩個(gè)波函數(shù)還不一定具有交換對(duì)稱性。三、波函數(shù)的交換對(duì)稱性(5)3、兩個(gè)全同粒子組成的體系(2)
對(duì)于波色子(自旋為整數(shù)倍的粒子,遵守波色統(tǒng)計(jì)),波函數(shù)對(duì)于粒子交換總是對(duì)稱的:(a):歸一化對(duì)稱波函數(shù)為:(b):歸一化對(duì)稱波函數(shù)為:兩(多)個(gè)全同的波色子可以處于一個(gè)單粒子態(tài)。(激光原理:光子的簡(jiǎn)并。)三、波函數(shù)的交換對(duì)稱性(6)3、兩個(gè)全同粒子組成的體系(3)
對(duì)于費(fèi)米子(自旋為半奇數(shù)倍的粒子,遵守費(fèi)米統(tǒng)計(jì)),波函數(shù)對(duì)于粒子交換總是反對(duì)稱的:(a):歸一化反對(duì)稱波函數(shù)為:(b):歸一化對(duì)稱波函數(shù)為:
泡利不相容原理:不允許有兩個(gè)全同的費(fèi)米子處于同一個(gè)粒子態(tài)。三、波函數(shù)的交換對(duì)稱性(7)4、N個(gè)全同費(fèi)米子組成的體系(1)
首先考慮3個(gè)全同費(fèi)米子(無(wú)相互作用),處于三個(gè)不同的單粒子態(tài):,和。反對(duì)稱波函數(shù)寫(xiě)為:反對(duì)稱化算符三、波函數(shù)的交換對(duì)稱性(8)4、N個(gè)全同費(fèi)米子組成的體系(2)N個(gè)全同費(fèi)米子組成的體系,分別處于態(tài)下,反對(duì)稱波函數(shù)為:
表示N個(gè)粒子的一個(gè)置換。N個(gè)粒子分別排列在N個(gè)單粒子態(tài),共有N!個(gè)排列,所以有N!個(gè)置換。奇置換:,偶置換三、波函數(shù)的交換對(duì)稱性(9)4、N個(gè)全同波色子組成的體系(1)
由于波色子不受泡利不相容原理的限制,即多個(gè)波色子可處于相同的單粒子態(tài),設(shè)個(gè)波色子處在態(tài)上,
對(duì)稱的多粒子波函數(shù)表示為:
只對(duì)處于不同單粒子態(tài)上的粒子進(jìn)行對(duì)換,這種置換共有
歸一化的對(duì)稱波函數(shù)寫(xiě)為:四、例題(1)(a):沒(méi)有交換對(duì)稱性,兩個(gè)粒子波函數(shù)為:
設(shè)有兩個(gè)全同的自由粒子,都處于動(dòng)量本征態(tài)。分三種情況討論它們?cè)诳臻g的相對(duì)距離的概率分布。
令:相對(duì)坐標(biāo),質(zhì)心坐標(biāo)
相對(duì)動(dòng)量,總動(dòng)量
逆變換:四、例題(2)
由于只討論相對(duì)運(yùn)動(dòng),所以只保留相對(duì)運(yùn)動(dòng)波函數(shù):
在距離一個(gè)粒子在的球殼內(nèi)找到另一個(gè)粒子的概率:
為概率密度。四、例題(3)(b):交換反對(duì)稱性波函數(shù)為,當(dāng)粒子1和2交換時(shí),不變,,反對(duì)稱相對(duì)運(yùn)動(dòng)波函數(shù)為
在距離一個(gè)粒子在的球殼內(nèi)找到另一個(gè)粒子的概率:四、例題(4)(c):交換對(duì)稱性波函數(shù)為,當(dāng)粒子1和2交換時(shí),不變,,對(duì)稱相對(duì)運(yùn)動(dòng)波函數(shù)為
在距離一個(gè)粒子在的球殼內(nèi)找到另一個(gè)粒子的概率:四、例題(5)
全同粒子相對(duì)距離的概率分布與其波函數(shù)的交換對(duì)稱性有關(guān),為可觀測(cè)效應(yīng)!四、量子力學(xué)的五個(gè)基本假定基本假定Ⅰ:波函數(shù)假定微觀粒子的狀態(tài)可以被一個(gè)波函數(shù)完全描述,從這個(gè)波函數(shù)可以得出體系的所有性質(zhì)。波函數(shù)一般滿足連續(xù)性、有限性和單值性三個(gè)條件。說(shuō)明:波函數(shù)一般是粒子坐標(biāo)和時(shí)間的復(fù)函數(shù),波函數(shù)的模方代表粒子空間分布的概率密度。
量子力學(xué)的五個(gè)基本假定基本假定Ⅱ:力學(xué)量算符假定力學(xué)量用線性Hermite算符表示。如果在經(jīng)典力學(xué)中有相應(yīng)的力學(xué)量,則在量子力學(xué)中表示這個(gè)力學(xué)量的算符,由經(jīng)典表示式中將動(dòng)量換為動(dòng)量算符得出。表示力學(xué)量的算符有組成完全系的本征函數(shù)。量子力學(xué)的五個(gè)基本假定基本假定Ⅲ:本征值概率及平均值假定將體系的狀態(tài)波函數(shù)用算符的本征函數(shù)展開(kāi)
則在態(tài)中測(cè)量力學(xué)量F得到結(jié)果為的幾率是,測(cè)量結(jié)果在范圍內(nèi)的幾率是。
在任意狀態(tài)上,力學(xué)量的平均值
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