北京大学量子力学课件-第23讲.ppt

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1、第二十三讲Ⅰ.自旋(1)考虑自旋后，状态和力学量的描述A.  自旋波函数（电子的自旋态）对于的本征方程为在其自身表象而相应本征态的表示为是的本征值为的本征态在表象中的表示；是的本征值为的本征态在表象中的表示。显然正交对于任何一旋量在表象中，其表示为而和可由与标积获得B.考虑自旋后状态的描述由于电子除了之外，还有第四个动力学变量，它的特点仅取二个值，而。所以，可在表象中表示体系波函数。对处于某状态的体系可按自旋波函数展开。代表体系处于而自旋向上的几率密度代表体系处于而自旋向下的几率密度如同一般变量可分离型一样，当对和是变量可分离型的，则其特解为则表象中的表示为若是归一

2、化的态矢量，则C．考虑自旋后，力学量的表述在表象中，直接由在表象中表示来获得表象中的表示对任一算符的平均值为（2）考虑自旋后，电子在中心势场中的薛定谔方程A.动能项在非相对论极限下，电子的动能为当计及电子的自旋后，波函数是两分量。并注意到我们有而置于电磁场中时，则B.自旋－轨道耦合项由Dirac方程可以证明，当电子在中心力场中运动，哈密顿量（在非相对论极限下）中将出现自旋－轨道耦合项（Thomas项）（核提供的库仑屏敝场和自旋的作用导致），C．电子置于电磁场中的哈密顿量D.处于中心场中的电子，并置于电磁场中的薛定谔方程为应该注意，在表象中，这时是两分量的，即（1，2

3、，3项是对角矩阵）Ⅱ.碱金属的双线结构引进电子自旋后，我们就能够利用量子力学理论来解释原子光谱中的复杂结构及在外电磁场中的现象（1）总角动量A.总角动量引入：当考虑电子具有自旋后，电子在中心力场中的 Hamiltonian为由于自旋－轨道耦合项，和都不是运动常数.因此，()不能构成力学量完全集但即引入而由于有心势所以，彼此对易因此可作为力学量的完全集（如无，可选）B.的共同本征矢的表示（在表象中）1.它是的本征函数取2．它们是的本征函数因此3．由在()表象中矩阵表示即得的本征值由此可见，取确定值，而不具有确定值，它们取值为事实上，上述就是基矢以基矢展开。即从A表象B

4、表象a,b就是平常称的幺正变换系数于是在中心势中，考虑了电子的自旋，则其特解例：电四极矩电四极矩算符在原子物理和原子核物理中，测量的电四极矩给出的值的定义为（对于一个电荷均匀分布的带电体，其大小，符号，反映了体系的形状）先看由而注意到与自旋无关，而是正交的由此可见，时，，这是由于算符是角动量为2的算符。当它作用于后，态将从当，则将,所以,与正交。因此，这时在带电体外，显示“电荷”是球形分布。（2）碱金属的双线结构碱金属原子有一个价电子，它受到来自原子核和其他电子提供的屏蔽库仑场的作用。所以，价电子的哈密顿量为如选力学量完全集（运动常数的完全集）则由于可表为因为吸引势

5、（它为负值，）所以即。因此，根据Hellmann-Feynman定理可证能级这即观测到纳光谱的双线结构。§7.4两个自旋为的粒子的自旋波函数，，纠缠态(1)表象中,两各自旋为的粒子的自旋波函数设：两粒子的自旋分别为。显然，如选表象，则可能的态为(2)表象中两自旋为的粒子的自旋波函数如令则满足角动量的对易关系并有可选为力学量的完全集由令是的本征态，所以于是有这时有四个态显然而由因此当直接得即即所以是交换算符因此它们被称为纠缠态。纠缠态：体系的态矢量仅能表示为它的各部分态矢量直乘的叠加态为自旋三重态（对称的）为自旋单态（反对称的）当两自旋为的全同粒子，其相互作用对空间坐

6、标和自旋变量是变量可分离时，则特解为但是，这并不是体系可处的状态。微观世界还有一重要规律，使体系波函数不能完全任意选择，这就是微观粒子的全同性问题。(3)表象中两自旋为的粒子的自旋态--Bell基若取显然于是可选的共同本征态作为两自旋为粒子的自旋态它们也都是纠缠态§7.5全同粒子交换不变性－波函数具有确定的交换对称性各种微观粒子有一定属性，具有一定质量、电荷、自旋，人们根据它的属性的不同分别称为电子，质子，介子，，等等。实验证明每一种粒子，都是完全相同的（如两个氢原子中的质子或电子都一样）。经典物理中，我们能按轨道来区分同一类粒子。但从量子力学的观点来看，情况就发生

7、变化。它的描述不能用轨道概念，而只能用波函数或根