什么是全同粒子.ppt

全同粒子 本讲介绍多粒子体系的量子力学基本原理 首描述全同粒子体系的波函数 最后以氦原子为例讨论多粒子体系问题 1 全同粒子的基本介绍1 1全同粒子 静质量 电荷 自旋等固有性质完全相同的微观粒子 例如 电子 质子 中子等 在经典力学中 粒量子力学中 微观全同粒子的状态是用波函数来描述 每个粒子的波函数弥散于整个空间 即处于同一数目 而这个概率 或数目 究竟属于体系中的哪几个 是无法确定的 即全同粒子具有不可区分性 这是微观粒子的基本性质之一 1 2全同性原理 由于全同粒子具有不可区分性 则在全同粒子体系中 任意两个可观测的物理效应 该论断称为量子力学中的全同性原理 这是量子力学基本原理之一 1 3哈密顿算符的交换对称性考虑N个全同粒子组成的体系 表示第i个粒子的空间坐标与自旋变量 表示第i个粒子在外场中的能量 表示j粒子的相互作用能量 则体系的哈密顿算符写为 1 任何两个粒子 如第i个与第j个 相互交换后 显然是不变的 记为称为交换算符 它同时交换两个粒子的坐标和自旋 哈密顿算符的这种交换对称性又可记为 2 3 1 4全同粒子波函数的交换对称性 1 对波函数的作用设N个全同粒子体系用波函数描述 则有根据全同性原理 之间最多只能相差一个常数因子 即上式用再作用一次 相当于中的交换复原 即 4 5 6 由此得 所以交换算符的本征值为 2 波函数的交换对称性当 1时 则 表示交换两个粒子后波函数不变 这时的波函数称为对称波函数 记为 当 1时 则 表示交换两个粒子后波函数变号 这时的波函函数对于任何两个粒子的交换 或者是对称的 或者是反另外 由于 可见是守恒量 即全同粒子体系波函数的交换对称性不隨时间而变化 7 1 5全同粒子的分类实验表明 全同粒子体系波函数的交换对称性 与粒子的自旋有确定的联系 1 凡是自旋为整数倍的粒子所组成的全同粒子体系 其波函数对于交换两个粒子总是对称的 例如 介子 粒子 S 0 基态的He S 0 光子 S 1 它们在统计物理中遵从玻色 Bose 爱因斯坦 Einstein 统计规律 称为玻色子 2 凡是自旋为半奇数倍的粒子 所组成的全同粒子体系 其波函数对于交换两个粒子总是反对称的 例如 电子 质子 中子等 S 1 2 它们在统计物理中遵从费米 Fermi 狄拉克 Dirac 统计规律 称为费米子 2全同粒子体系的波函数介绍如何由单粒子波函数来组成全同粒子体系的具有交换对称性的波函数2 1两个全同粒子体系的波函数假设两个全同粒子组成的体系 其中单个粒子的哈密顿算符为 归一化本征函数为 本征值为 则应有对于全同粒子 在形式上是完全相同的 不考虑两粒子的相互作用时 两个粒子体系的哈密顿算符为 8 9 相应的本征方程式中的可以分离成两个单粒子波函数的乘积 因为不考虑相互作用 当第一个粒子处于i态 第二个粒子处于j态时 波函数为它是满足 10 式的解 对应的本征能量当第一个粒子处于j态 第二个粒子处于i态时 波函数为它也是满足 10 式的解 具有同样的本征能量 交换简并 10 11 12 注意 是否具有交换对称性 称波函数构成如下当时 13 14 2 对于费米子 波函数要求对于交换两个粒子是反对称的 归一化的反对称波函数构成如下由上式可以看出 当时 则 所以两个费米子处于同一单粒子态是不存在的 满足泡利不相容原理 不能有两个或两个以上的费米子处于同一状态 15 2 2N个全同粒子体系的波函数设粒子间相互作用可以忽略 单粒子哈密顿量不显含时间 以和表示的第i个本征值和本征函数 则N个全同粒子体系量为对应本征值的本征态体系的本征方程为 16 17 18 由此可见 在粒子无相互作用的情况下 只要求得单粒子的本征值和本征函数 多粒子体系的问题就可以迎刃而解了 但并不满足全同粒子体系波函数交换对称性的要求 还须作变换 1 对于N个玻色子 假定每个粒子都处于不同的单粒子态 则组合中的每一项都是N个单粒子态的一种排列 用来表示这些所有可能的排列之和 总项数应该为 所以玻色子系统的对称波函数是 19 单粒子态的交换不会产生新的结果 故所有可能排列的总项数等于下列组合数所以N个玻色子体系的对称波函数为 例一求三个全同玻色子组成的体系所有可能的状态 解 设三个单粒子态分别为 1 若三个粒子各处于不同状态 共6项 则 2 三粒子中有两个处于相同态 而另一个处于不同态 如则 共3项 有也可以是或等这样的对称波函数共有六个 3 三粒子都处于相同的单粒子态 如则也可以是或这样的对称波函数共有三个 2 对于N个费米子 若它们分别处于态 则反对称的波函数为式中规定了求和号下每一项的符号 若把作为基本排列 第一项 则任一种排列都是基本排列经过每两个粒子的若干次对换而得到 对于偶次对换为正 奇次对换为负 在项中 奇偶次对换各占一半 20 3氦原子多粒子体系的薛定谔方程只能近似求解 这里我们讨论氦原子 两个电子 通过此例 即反映角动量耦合的规律 又表现全同粒子的特性 同时介绍微扰法在多体问题的应用 氦的原子核带电 不考虑核的运动 即视为两个全同粒子的体系 以和分别表示两个电子的坐标和自旋 系统的哈密顿量为等式右边最后一项表示两个粒子的相互作用能量 中不含自旋变量 即粒子的轨道和自旋是相互独立的 21 氦原子的定态波函数可以写成坐标与自旋分离变量的形式可见 在不考虑轨道和自旋相互作用的情况下 问题归结为两电子体系的轨道运动和两电子体系的自旋运动 但由于电子属于费米子 故必须是反对称的 这就要求 1 是对称的 是反对称的 或 2 是反对称的 是对称的 3 1两个电子的自旋函数 1 从角动量耦合理论考虑 单粒子态只有和现在的问题是 故耦合后的总角动量 22 可见 对应的耦合态矢有三个 对应的耦合态矢有一个 2 从全同粒子波函数的要求出发 由于单粒子态只有 忽略二个电子自旋之间相互作用 两个电子的自旋波函数可以取共同本征函数四个 23 24 它们是正交归一完备系 是无耦合表象基矢 任意二个电子体系波函数都可以用它们展开 是对称自旋波函数 但电子自旋函数分别为 25 证明以上自旋函数都是自旋总角动量平方与其在轴上的投影的共同本征函数 因由电子自旋一讲中例一可知 26 27 上关系适用于每一个电子 但各自算符只对自身波函数有作用 所以以即是 的共同本征函数 相应的本征值为和 相应的量子数为 28 29 其它同理可得 将结果列表如下 3 2氦原子的轨道运动采用微扰法 将两电子间的库仑作用视为微扰 即 1 坐标波函数的零级近似由 31 可见 是两个类氢原子哈密顿量之和 所以它的本征值是二者能量和 本征函数是两个类氢原子波函数之积 则 30 31 32 归一化的对称本征函数为归一化的反对称本征函数为它们可作为的本征函数的零级近似 33 34 2 基态能量的一级修正因为两个电子都处于基态 所以能量的一级修正为 35 36 上式说明 基态能量的一级修正是电荷密度分布为的电子与电荷密度分布为的电子相互作用的库仑能量 这样氦原子基态能量的一级近似为 37 3 激发态能量的一级修正平均电荷密度为的电子与平均电荷密度为的电子间的相互作用库仑能 38 39 两电子的交换能最后写出激发态能量的一级近似它们分别对应零级近似的对称和反对称波函数 尽管K和J实质上都属于两电子的库仑作用 但交换能没有简单的经典对应 它完全属于波函数的对称性所导致的一种量子效应 交换能的大小 主要依赖于两个电子波函数的重叠程度 40 41 3 3氦原子的反对称波函数由