Sorry, your browser cannot access this site
This page requires browser support (enable) JavaScript
Learn more >

注:本篇中的“轨道”名词均指代数中的概念,而非物理概念

Shankar_ch.10

P249 direct product的定义就是笛卡尔积(笛卡尔积的对象是两个集合)加一个代数运算

至于为何有(10.1.10),得先在新的直积空间中定义元素的加法运算以及标量乘运算(书中没讲,但如何定义是显然的),然后再推出线性……

把原来Hilbert空间中的算符提升(promote)到一个更“大”的直积Hilbert空间中,则需要平凡的扩充:
X1(1)(2)|x1|x2:=|X1(1)x1|I(2)x2
对上述的扩充方法加以推广,定义两个“小”空间的算符的直积为“大”空间中的算符,如式10.1.14,这样上式就写为X1(1)(2)=X1(1)I(2)

Ex 10.1.1

(1) 类似于“无公共数码的轮换可交换”。数学验证只要假设一个态|x1|x2然后按照算符直积的定义代入即可

(2)
(Ω1(1)Γ2(2))(θ1(1)Λ2(2))|x1|x2=(Ω1(1)Γ2(2))(θ1(1)|x1Λ2(2)|x2)=Ω1(1)θ1(1)|x1Γ2(2)Λ2(2)|x2

(3)
[Ω1(1)(2),Λ1(1)(2)](|x1|x2)=Ω1(1)(2)Λ1(1)(2)(|x1|x2)Λ1(1)(2)Ω1(1)(2)(|x1|x2)=Ω1(1)(2)(Λ1(1)|x1|x2)Λ1(1)(2)(Ω1(1)|x1|x2)=Ω1(1)Λ1(1)|x1|x2Λ1(1)Ω1(1)|x1|x2=[Ω1(1),Λ1(1)]|x1|x2
其中最后一步用了直积的线性性质

(4) 只需用
(Ω1(1)(2))2=(Ω1(1)I2(2))×(Ω1(1)I2(2))=(Ω1(1))2I2(2)
以及(1)中可交换的结论即可

Ex 10.1.2

(1) 第一行为例:
第一个位置
(+|+|)σ1(1)(2)(|+|+)=(+|+|)(σ1(1)|+|+)=+|σ1(1)|++|+=a
第二个位置(第四个位置同理)
(+|+|)σ1(1)(2)(|+|)=(+|+|)(σ1(1)|+|)=+|σ1(1)|++|=0
第三个位置
(+|+|)σ1(1)(2)(||+)=(+|+|)(σ1(1)||+)=+|σ1(1)|+|+=b

(2) 同(1)

(3) (1)乘(2)略,另一种方法:
(+|+|)σ1(1)σ2(2)(|+|+)=(+|+|)(σ1(1)|+σ2(2)|+)=+|σ1(1)|++|σ2(2)|+=ae
其余略

其实想验证σ1(1)σ2(2)的矩阵形式就是σ1(1)(2)σ2(1)(2)(不限于二维)可以用Ex 10.1.1 (1)的结论,直接证明两个算符一样:
σ1(1)(2)σ2(1)(2)=(σ1(1)I2(2))(I1(1)σ2(2))=σ1(1)σ2(2)

Ex.10.1.3

(1) 在经典的poisson括号情形,令qk取遍x1,x2pk取遍p1,p2,例如(其余情况类似,略):
{xI,pI}=12k((x1+x2)qk(p1+p2)pk(x1+x2)pk(p1+p2)qk)=12((10)+(10))=1
{xI,pII}=12k((x1+x2)qk(p1p2)pk(x1+x2)pk(p1p2)qk)=12((10)+(10))=0

由于此时
H=pI22m+pII22m+12mω2(xI2+3xII2)
因此量子化后为:
H=PI22m+PII22m+12mω2(XI2+3XII2)
抛弃原来的X1,X2等等,以XI,XII为新的标准,利用对易子定义的postulate II得出PI,PII的表达式……

这样就回到了P254的class A,分解成H1+H2,得出两个本征方程形如10.1.28

(2) 直接量子化为:
H=P122m+P222m+12mω2(X12+X22+(X1X2)2)
在坐标空间中
P1=ix1=i(xIx1xI+xIIx1xII)=i2(xI+xII)
P2=ix2=i(xIx2xI+xIIx2xII)=i2(xIxII)
代入:
P12+P22=22(22xI2+22xII2+2(2xIxII2xIxII))
即为PI2+PII2,而x的部分显然也是一致的

Ex 10.2.1

H|E=E|E22m(2x2+2y2+2z2)ψE(x,y,z)=EψE(x,y,z)
典型的分离变数法,假设ψE(x,y,z)=ψ1(x)ψ2(y)ψ3(z),代入……果然成功,因此分解成三个一样的一维方程

Ex 10.2.2

(1) 同理分成H=Hx+Hy,分离变量法,假设ψ(x,y)=ψ1(x)ψ2(y)因此:
(Hx+Hy)ψ1(x)ψ2(y)=Eψ1(x)ψ2(y)Hxψ1(x)ψ1(x)+Hyψ2(y)ψ2(y)=E=Ex+Ey
拆解成两个一维的方程后,按照原先的讨论即得

(2) 由于原来的一维(x)的情形就有结论正负交替,在nx为偶时,波函数为偶函数,nx为奇时波函数为奇函数。这样,一旦n为偶,nx+ny要么奇加奇,要么偶加偶,对应的两个波函数乘积一定是偶函数;一旦n为奇,nx+ny一定是奇加偶,两个波函数乘积一定是奇函数

(3) isotropic指“各向同性”

此处n=0代表nx=0,ny=0,因此(参考P195)
ψn=0(x,y)=(mωπ)12exp(mω(x2+y2)2)ψnx=1,ny=0(x,y)=2πmωxexp(mω(x2+y2)2)ψnx=0,ny=1(x,y)=2πmωyexp(mω(x2+y2)2)
极坐标就是:
ψn=0(ρ,ϕ)=(mωπ)12exp(mωρ22)ψnx=1,ny=0(ρ,ϕ)=2πmωρcosϕexp(mωρ22)ψnx=0,ny=1(ρ,ϕ)=2πmωρsinϕexp(mωρ22)
显然,在n时,有nx+ny的许多种组合,nx=0n,共n+1种方法,取遍所有简并可能

Ex 10.2.3

(1) 因为可以分离变量,所以完全同上题

(2) parity 指“宇称”,当n为偶时,要么奇+奇+偶,要么偶+偶+偶,因此相乘后波函数是偶宇称;当n为奇时,一定是奇+偶+偶,因此相乘后波函数是奇宇称

前4个态即n=0,1,下面角标数组代表(nx,ny,nz),参考P195
ψ(0,0,0)(x,y,z)=(mωπ)34exp(mω(x2+y2+z2)2)ψ(1,0,0)(x,y,z)=2π34(mω)54xexp(mω(x2+y2+z2)2)ψ(0,1,0)(x,y,z)=2π34(mω)54yexp(mω(x2+y2+z2)2)ψ(0,0,1)(x,y,z)=2π34(mω)54zexp(mω(x2+y2+z2)2)
改写为球坐标:
ψ(0,0,0)(ρ,θ,φ)=(mωπ)34exp(mωρ22)ψ(1,0,0)(ρ,θ,φ)=2π34(mω)54ρsinθcosφexp(mωρ22)ψ(0,1,0)(ρ,θ,φ)=2π34(mω)54ρsinθsinφexp(mωρ22)ψ(0,0,1)(ρ,θ,φ)=2π34(mω)54ρcosθexp(mωρ22)
采用隔板法,当为n时,其实就是n个小球,插入两张隔板的问题(允许隔板塞入两端或同一个位置),因此n+1个空,若两隔板插到同一个位置,共n+1种,若插到不同位置,共Cn+12,相加即为答案(当然在二维的公式基础上拓展而来更易想到,即(i+1),但是在更高维时就涉及平方和、立方和…不如隔板法好计算)

10.3 notes

P262的逻辑我感觉有些问题(也可能是英文理解造成的):

Shankar先假设|a,b|b,a是两个态,张成了简并的二维空间(两个态不同,线性无关),然后加上“对换后变为常数倍”的约束,推导出只能取±1(线性相关,是同一个态)的结论,前后矛盾。实际上,书中先说两者应看成same state vector,但却又用了两者线性组合的形式表达了本征空间中的向量,这一点就很奇怪

因此我参考了Cohen书的14章,其中ABC三节就基本回答了这个问题:核心是区分“物理态”与“数学态”(前者理解成state,后者理解成ket)。对数学态分析时,人为给粒子标号,可以使用|a,b|b,a的形式,认为两者“不同”,其线性组合表示所有可能的数学态

但回到物理问题,真实的物理态只有一个,难道所有这些数学态都能表示这一个物理态吗(交换简并)?答案是不行,“交换简并”会带来灾难

那该如何从这么多的数学态中找出正确的那一个?答案是引入“对称性假设”作为约束

对称性假设:体系含全同粒子时,只有态空间中的某些右矢可以描述真实物理状态,这些物理右矢对于粒子的对换而言,要么完全对称,要么完全反对称

遵循该假设,就消除了“对称简并”(即多个“数学态”对应一个“物理态”)的情况,下面是我认为比较好的体系化的理解:

对于n个全同粒子体系,若有一个数学态|u可在数学上(给各个粒子标号后)描述体系的状态,那么由各种变换组成的群(也就是n元对称群,阶为n!,记为αPα)可以施加在|u上,生成各种新的数学态,分别代表各种标号的粒子互换后的结果,引用“群在集合上的作用”的语言,这些新的数学态组成|u轨道

记轨道中的元素张成的空间为Eu,对称算符S:=1n!αPα的本征空间为ES,反对称算符A:=1n!αεαPα(其中εαPα是奇置换时取1,偶置换时取1)的本征空间为EA,由于SA都是自伴的投影算子,因此本征空间也就是值域,且ES,EA都是Eu子空间

对轨道上的任意元素Pα|u作用投影算子,有:
SPα|u=S|uAPα|u=εαA|u
上述两式表明不论Pα取哪种,Pα|u在作用S(或A)后都相同了,即“投影到对称空间或反对称空间中后,态只有一个(共线)”,等价于“对称空间或反对称空间都是一维的”,这个结论记为引理

对称性假设要求真实态要么对称ES,要么反对称EA,为从各个数学态中找到真实态,我们要做的是先建立起Eu,再找出ES(或EA)这个子空间。但是,会不会因为子空间是大于一维的,以至于还是不能确定成一个态呢?引理告诉我们不会!这样,就唯一确定了一个态。(至于是取ES还是EA,则根据是Boson还是Fermion确定)

(Cohen 14章的C 3.a小节提供了上述步骤的具体操作套路)

回到Shankar,注意里面的符号|x1x2,S实际上代表Cohen中的S|x1x2,已经是对称态了,与|x1x2注意区分

一个曾经困惑我的问题:

Q:美国实验室里有一个势阱,含有一个处于基态的电子,中国实验室里同样的势阱中也有一个处于同样的基态的电子,它们怎么能同时存在?

A:这个问题现在看来很搞笑,一方面,可以解释称都已经说了“美国”和“中国”,说明两个电子可区分(虽然实际上不能);另一方面更好的解释是,题干中的两个电子根本没有处在相同的态,因为它们对X算符的测量值就不同!题面中“处于同样的基态”的说法实际上是误导性的。原因在于,这里的基态指的是“考虑局域的势阱建模,对这个模型而言的基态”。但一旦把两个粒子当成全同粒子考量,当然不能用局域模型,而是得把中美实验室都放进模型中,采用包含两者的模型,这样两者处的态就不一样了。总之,要用Pauli不相容,至少也要让两个Fermion处在相同的位置呀

P273 注:此处εα=±1的取值应当按照奇偶置换理解,如果对标号粒子的一个置换可以表示成奇/偶数个对换的乘积,则称为奇/偶置换。由于对换改变排列逆序数的奇偶性,因此奇/偶置换就是使逆序数奇偶性改变/不变的置换

P274上方 在认为两个H可分时就把波函数写成因式乘积的形式,这就是解pde时就熟悉的分离变数法

Ex 10.3.1

本题就是修改表达式,使得
12(|ϕ|ψ+|ψ|ϕ);|ψ|ψ
两者能放到一个统一的表达式中去,实际上调整一下分母的系数就行(需默认|ϕ,|ψ都是标准态),让两者不等时系数仍然是1/2,相等时系数为1/2
12+2|ψ|ϕ|2(|ϕ|ψ+|ψ|ϕ)

Ex 10.3.2

(按照Cohen中的理解做本题)从表达出各个数学态开始,即,先给粒子标号为1,2,3,然后某一个可能的态就是|u=|1:3,2:3,3:4(表示1,2n=33n=4),下面对这个态|u作用3元对称群S3,得到6个结果(轨道含6个元素),该6者张成数学上的Eu,下面从这个空间中找出唯一的那个真实态:

据boson知,应当作用对称算子S,只取Eu中的ES部分:
SPα|u(for α)=S|u=13!(|1:3,2:3,3:4+|1:3,3:3,2:4+|2:3,1:3,3:4+|2:3,3:3,1:4+|3:3,1:3,2:4+|3:3,2:3,1:4)=13(|1:3,2:3,3:4+|1:3,3:3,2:4+|2:3,1:3,3:4)
再把该向量归一化即可,结果为:
13(|1:3,2:3,3:4+|1:3,3:3,2:4+|2:3,1:3,3:4)

Ex 10.3.3

(1) 三个空,每一个都可填三个态,3×3×3=27

(本题仍按照上题同样的理解)

为回到一般的全同粒子问题,先把三个态确定下来:|u1=|1:a,2:b,3:c|u2=|1:a,2:a,3:b|u3=|1:a,2:a,3:c|u4=|1:b,2:b,3:a|u5=|1:b,2:b,3:c|u6=|1:c,2:c,3:a|u7=|1:c,2:c,3:b|u8=|1:a,2:a,3:a|u9=|1:b,2:b,3:b|u10=|1:c,2:c,3:c,这就是所有数学态的雏形(代表系)。例如对|u1作用3元对称群,就能得到“一个粒子在a,一个粒子在b,一个粒子在c”这一情形对应的所有数学态;对|u2作用3元对称群,就能得到“两个粒子在a,一个粒子在b”这一情形对应的所有数学态……

(2) bosons,答案为代表系中元素的个数:10

因为如刚才所述,各种情况都被一个|ui代表了。|ui所在轨道构成的数学空间Eui,会在对称算子的作用后派出一个真实态(对称算子作用下没有派不出真实态的情况)因此有几个Eui,就有几个真实态

(3) fermions,同上个段落,唯一变的是“反对称算子”替代“对称算子”,这带来一个后果:有些数学空间Eui,在反对称算子的作用后派不出一个真实态(因为作用后变零),这导致和bosons相比,fermions得到的真实态少很多,事实上只有Eu1能派出一个真实态,其他都没有,因此答案为1

当然,本题根本不需这么多讨论,对于fermions,根据不相容原理立马能看出答案是1(只不过,如果(2)(3)问还要写出各个真实态的表达式的话,就要如上述讨论一样了)

Ex 10.3.4

根据5.2.17c式,对一个粒子而言En=2π2n22mL2。此处由于可分离变量,因此Esys=2π2(n12+n22)2mL2

情形一只能n1=n2=1,测得两个粒子在同一个态,这说明不可能是fermions,只能是|1,1

情形二,一个2一个1,如果两次观察不是同个情景,那fermions或bosons都有可能,12(|1,2+|2,1)12(|1,2|2,1);若第二次观察是和1同一批粒子,那就只取前者

Ex 10.3.5

(1) 是自伴的:
x1|x2|P12|x1|x2=x1|x2||x2|x1=δ12δ21
(上式第二个等号来自直积中元素内积的定义)以及
x1|x2|P12|x1|x2=(x1|x2|P12|x1|x2)=(x1|x2||x2|x1)=(δ12δ21)=δ12δ21
(上式第一个等号来自伴随的定义),两个式子一模一样,说明P12P12的矩阵元素一模一样,所以自伴

由于自伴,特征值为实数,而且满足P12=P122恒成立,易知本征值±1

(2)
P12|ω1|ω2=P12(|x1|x2x1|x2|)|ω1|ω2dx1dx2=|x2|x1x1|ω1x2|ω2dx1dx2=|x2|x1(x2|x1|)|ω2|ω1dx1 dx2=|ω2|ω1
因此ES中的元素在P12作用下乘1,EA中的元素在P12作用下乘-1

(3)
P12X1P12|xi|xj=P12X1|xj|xi=xjP12|xj|xi=xj|xi|xj=X2|xi|xj

而任何态都可以用坐标空间的基展开,然后ijcij|xi|xj也满足,因此P12X1P12=X2得证

再类似验证一下X的幂次和XP等也满足该等式,这样推广到任何可用幂级数表示的函数(收敛域内部)就没问题了

(4) (实际上H=P12HP12就是[H,P12]=0,两者可交换的意思,有点像正规化子、共轭的概念)由于(3)中已经得出结论P12Ω(X1,X2,P1,P2)P12=Ω(X1,X2,P1,P2),用对称的H替换上式的Ω,自然得出结论。此外,由于U=eiHtHP12可交换,那么H的多项式乃至级数也和P12可交换,证毕

这样在U(t)作用后,再考察其关于P12的本征值,和先作用P12,再作用U(t)一样,假设一开始就处于反对称态:
P12(U(t)|ψ)=U(t)P12|ψ=U(t)|ψ
说明U(t)|ψ仍处于P12的本征值为-1的本征空间(反对称),不变

Ex 10.3.6

复合物都是由基本粒子构成,基本粒子都已经划分为boson或fermion后,复合物也一定是二者之一:由偶数个fermions构成的总体,在两个复合物粒子对换后,内部有偶数个对换,排序的奇偶性不变,因此乘+1,总体是boson;由奇数个fermions构成的总体,在两个复合物粒子对换后,内部有奇数个对换,排序的奇偶性改变,乘1,总体是fermion

评论

parallax