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5.2.1体系的对称变换 幺正变换在线视频

5.2.1体系的对称变换 幺正变换

下一节:5.2.2 空间平移不变性与动量守恒

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5.2.1体系的对称变换 幺正变换课程教案、知识点、字幕

这一节我们来讲

对称性和守恒量之间的关系

首先讲

什么叫做体系的对称性变换

我们知道有许多物理系统

在一些变换之下是不变的

这种不变性也被称为对称性

那么在量子力学里

系统的状态用

波函数ψ来描写的ψ

随时间的演化

服从薛定谔方程

现在我们假设ψ

受到了某种变换

这个变换有两个条件

第一它不依赖于时间

第二它是可逆的

那么

我们就可以把这个变换

形式的写为ψ变为ψ′

而ψ′是借助一个

算符Q来完成的

那就是ψ′等于Qψ

前面我们讲到

在量子力学里

力学量用算符来代表

现在我们又为算符赋予了

另外一个意义

那就是它代表一个变换

其实这二者是一致的

以后我们就会有一个

进一步的理解

由于我们假设Q是可逆的

所以这个变换

也可以反过来写成为ψ

等于Q的逆作用于ψ′

Q的逆我们表示成为

Q指数上负1

那么什么叫做

系统对于这个变换

是不变的呢

那就是ψ′服从

与ψ相同的运动方程

也就是说

它也满足同样的哈密顿量

H所决定的那个薛定谔方程

就是ihbarψ′对t的偏导数

也等于H作用于ψ′

那么我们知道ψ′

等于Q作用于是ψ

而Q是和时间无关的

所以说把ψ′

代到上面这个方程里边来

就得到底下这个方程

而这个Q可以写在

时间偏导数的左边

然后

我们再考虑到Q是可逆的

所以可以在这个等式的两边

乘以Q的逆算符

于是左边就不再出现

而右边的最左方

出现了一个Q的逆

因些这个地方称为

Q逆HQ作用于ψ

而我们知道ψ

本身是满足原来的

薛定谔方程的

所以说

从这个式子马上就可以得到

Q逆HQ就等于H

再进一步

我们还把这个式子的两边

同时乘以Q

于是左边就变成了Q乘以H

而右边就变成了H乘以Q

再把等式的右边移到左边来

于是就变成了QH减去HQ

而这正好是

Q和H的对易括号

而这个对易括号是等于零的

于是

我们就把这样的一个事实

就是系统在变换Q的作用下

保持不变

取得了一个数学的关系

就是Q和H的对易括号

等于零

对于这种变换

我们就称为系统的对称变换

由于在量子力学里

可观察量

都是和波函数的内积

联系在一起的

比如说

某个力学量的平均值

就是这个力学量算符

和波函数所构成的内积

如此等等

所以

系统在变换之下的不变性

也应该要求在变换之后

波函数的内积保持不变

也就是说在变换之后的

任意两个波函数

比如说ψ′和Φ′

所构成的那个内积

应该等于变换以前的

同样的内积

如果我们把这个变换

代到内积的表达式里边

那么自然是

成为Q作用于ψ和

Q作用于Φ的那个内积

然后就利用所谓的

厄密共轭算符的定义

可以把这个Q拿到右边来

然而要变成它的厄密共轭

于是

这个内积就可以重新写为ψ

与Q厄密共轭

乘以Q作用于Φ的内积

那么根据刚才我们所说的

左边的变换之后的内积

应该等于变换之前的内积

由于这两个波函数

都是任意取定的

所以说我们必须要求

这样的一个算符的乘积

应该是一个单位算符

或者叫做一个恒等变换

于是我们就得到了

Q厄密共轭乘以Q

应该等于单位算符

而在线性代数里

大家都知道

如果有两个矩阵

它们的乘积是单位矩阵的话

那么把它们的次序交换一下

仍然是单位矩阵

这个事实对于算符来说

也是成立的

所以说

不但Q厄密共轭乘以Q

等于单位算符

而且Q乘以Q厄密共轭

也等于单位算符

满足这种条件的变换

我们称为幺正变换

而Q称为幺正算符

当然这里边特别要注意

尽管我们这里也用到了

Q的厄密共轭

但是

幺正条件和厄密条件

是不一样的

厄密条件是Q的厄密共轭

等于Q

而现在呢是Q的厄密共轭

乘以Q等于单位算符

我们来看一看这个

对称变换的条件

那就是

Q和H的对易括号等于零

我们发觉它非常熟悉

因为在形式上

这个条件和

守恒量的那个条件

是完全一样的

因为前面我们讲到了

如果某一个算符代表力学量

记作F它和H是对易的

那么它就是守恒量

因此我们从这个条件

似乎能够得出

Q是一个守恒量的结论

问题是刚才我们已经强调了

守恒量意味着

这个算符应该是厄密的

可是Q满足的幺正条件

不是厄密条件

所以说Q尽管满足这个方程

却不一定是一个守恒量

因为

它不一定是一个厄密算符

那么我们马上就可以想到

我们能不能

利用这样的一个条件

与某种方法产生出来一个

守恒的力学量呢

如果

这个对称变换依赖于一个

连续的实参数

这里边就用到了一个所谓

连续变换的这样一个概念

直接的就理解为

这个变换包含参数

而这个参数可以从零开始

连续的变化

那么

我们就可以利用

下面这个方法

从幺正算符得到厄密算符

主要的是考虑

所谓恒等变换附近的一个

无穷小的邻域

也称之为无穷小变换

也就是说这个Q是单位算符

或者说恒等变换

加上一个i这是虚数单位

ε是一个无穷小的实参数

乘以F

这里的

是一个形式上定义的

一个新的算符

那么我们就可以

把这样的

代入那个幺正条件

也就是说

让Q厄密共轭乘以Q等于I

而现在的Q

是这样的一个表达式

这里边有厄密共轭

使得这个表达式里边的I

变成-I F变成它的厄密共轭

这个Q就是原来那个

无穷小的表达式

由于ε是一个无穷小量

所以说把这样一个乘积

展开以后

我们可以把ε

平方的那一项舍掉不要

于是就变成了

单位算符

加上iε而括号里边是

F-F^dagger

它应该等于单位算符

那么这样一来

这个括号就应该等于零

于是我们就得到了

F是等于F的厄密共轭

也就是说

F是一个厄密的算符

当然由于Q本身是和

H可以对易的

而单位算符

当然和F可以对易

所以它也就导致了

F和H是可以对易的

而同时它又是一个厄密算符

可以代表力学量

于是我们的结论就是

F是一个守恒的物理量

这样我们就从对称性

得到了守恒量

这样的一个算符

称为Q的无穷小算符

或者叫做Q的生成元

当然以上的推导

并没有指定ε

究竟是一个什么样的参数

这也就导致

F并没有完全确定下来

因为

它可以包含任意的常数因子

或者说F的单位是没有确定

量子力学(上)课程列表:

序言

-引言

--引言

第一章 量子力学的历史渊源

-1.1 普朗克的光量子假说

--1.1.1 黑体辐射的能谱

--1.1.2 普朗克假说

--1.1.3 光电效应

--1.1.4 康普顿效应

-1.2 玻尔的原子结构模型

--1.2.1 氢原子光谱和弗兰克-赫兹实验

--1.2.2 玻尔模型

--1.2.3 索末菲量子化条件

-1.3 德布罗意的物质波假说

--1.3.1 德布罗意假说

--1.3.2 微观粒子波动性的实验

-第一章 量子力学的历史渊源--第1周作业

第二章 波函数与薛定谔方程

-2.1波函数

--2.1.1 波粒二象性的意义

--2.1.2 波函数的统计诠释

--2.1.3 波函数的归一化

--2.1.4 态叠加原理

--2.1.5 动量分布几率

--2.1.6 不确定关系

--2.1.7 力学量的平均值和力学量的算符表示

--2.1.8波函数应满足的要求

-第二章 波函数与薛定谔方程--第2周作业

-2.2 薛定谔方程

--2.2.1 薛定谔方程的引入

--2.2.2 几率守恒定律

--*2.2.3量子力学的初值问题 自由粒子的传播子

--2.2.4 定态薛定谔方程 能量本征方程

--2.2.5 非定态 薛定谔方程的一般解

--2.2.6 一般系统的薛定谔方程

--2.2.7 量子力学的表象

--2.2.8 量子力学中的测量 波包坍缩

-第二章 波函数与薛定谔方程--第3周作业

第三章 一维势场中的粒子

-3.1一维运动问题的一般分析

--3.1.1 一维定态薛定谔方程的解的一般特征

--3.1.2 关于一维定态薛定谔方程的解的基本定理

--3.1.3 一维定态的分类 束缚态和非束缚态

--3.1.4一维束缚态的一般性质

-第三章 一维势场中的粒子--第4周作业

-3.2 方势阱

--3.2.1 一维无限深势阱

--3.2.2 对称有限深方势阱

-3.3 δ函数势阱

--3.3.1 函数的定义和主要性质

--3.3.2 一维δ函数势阱中的束缚态

--3.3.3 δ函数势阱与方势阱的关系

-第三章 一维势场中的粒子--第5周作业

-3.4 线性谐振子

--3.4.1 方程的无量纲化和化简

--3.4.2 厄密多项式

--3.4.3 线性谐振子的能级和波函数

-3.5 一维散射问题

--3.5.1 一维散射问题的一般描述方法

--3.5.2 方势垒的量子隧穿

--3.5.3 方势阱的共振透射

-第三章 一维势场中的粒子--第6周作业

-*3.6 δ势的穿透

--3.6.1 δ势垒的穿透

--3.6.2 δ势阱的穿透

-*3.7 周期性势场中的能带结构

--*3.7.1 有限平移不变性,弗洛盖-布洛赫定理

--*3.7.2克勒尼希-彭尼模型,能带的形成

--第三章 一维势场中的粒子--第7周作业

第四章 力学量用算符表示

-4.1 算符及其运算

--4.1.1 基本的和导出的力学量算符

--4.1.2 线性算符

--4.1.3 算符的运算和厄密算符

--4.1.4算符的对易关系

-第四章 力学量用算符表示--第8周作业

-4.2 厄密算符的主要性质

--4.2.1 算符的本证方程

--4.2.2 厄密算符的本征值

--4.2.3 本征函数系的正交性

--4.2.4 简并情形 共同本征函数

--4.2.5 力学量的完备集

--4.2.6 一般力学量的测量几率

--4.2.7 不确定关系的准确形式

-第四章 力学量用算符表示--第9周作业

-4.3 动量本征函数的归一化

--4.3.1 动量本征函数在无穷空间中的归一化

--*4.3.2 动量本征函数的箱归一化

-4.4 角动量算符的本征值和本征态

--4.4.1角动量算符的球坐标表示

--4.4.2 角动量算符z的本征值和本征函数

--4.4.3 角动量平方算符的本征值和本征函数

--4.4.4 球谐函数的基本性质

-第四章 力学量用算符表示--第10周作业

第五章 量子力学中的对称性与守恒量

-5.1 量子力学中的守恒量

--5.1.1 力学量的平均值随时间的演化

--5.1.2 量子力学里的守恒量 好量子数

--*5.1.3 能级简并与守恒量

--*5.1.4 维里定理

-5.2 对称性与守恒量

--5.2.1体系的对称变换 幺正变换

--5.2.2 空间平移不变性与动量守恒

--5.2.3 空间旋转不变性与角动量守恒

--5.2.4 离散对称性及离散守恒量

-第五章 量子力学中的对称性与守恒量--第11周作业

-5.3 全同粒子系统波函数的交换对称性

--5.3.1多粒子体系的描写

--5.3.2 全同粒子的不可区别性

--5.3.3波函数的变换对称性和粒子的统计性质

--5.3.4交换对称或反对称波函数的构成 泡利不相容原理

--5.3.5 自由电子气 费米面

-*5.4 Schrödinger图画和Heisenberg图画

--*5.4.1 薛定谔方程初值问题的形式解

--*5.4.2 薛定谔图画

--*5.4.3 海森堡图画

-第五章 量子力学中的对称性与守恒量--第12周作业

第六章 中心力场

-6.1 中心力场中粒子运动的一般性质

--6.1.1中心力场中薛定谔方程的约化

--6.1.2约化径向方程与一维薛定谔方程的比较

--*6.1.3 二体问题的分解 相对运动

-*6.2 球无限深势阱

--*6.2.1球坐标系中的自由粒子波函数

--*6.2.2球无限深势阱中能级的确定

-第六章 中心力场--第13周作业

-6.3 三维各向同性谐振子

--6.3.1 三维各向同性谐振子在直角坐标系中的解

--6.3.2球坐标系中的解 缔合拉盖尔多项式

-6.4 氢原子和类氢离子

--6.4.1 径向方程的化简及其解

--6.4.2 氢原子和类氢原子的能级和波函数

--6.4.3 氢原子的轨道磁矩 g因子

--6.4.4 碱金属原子的能级

--*6.4.5 电子偶素 电子偶素湮灭的EPR佯谬

第七章 带电粒子在电磁场中的运动

-7.1 带电粒子在电磁场中的薛定谔方程

--7.1.1 带电粒子在电磁场中的经典哈密顿量 正则动量

--7.1.2 带电粒子在电磁场中的薛定谔方程 规范条件

--7.1.3 经典的和量子的规范不变性

-*7.2 朗道能级

--7.2.1 带电粒子在均匀磁场中的经典运动

--7.2.2 带电粒子在均匀磁场中的量子运动 朗道能级

--*7.2.3 朗道能级的简并度

-*7.3 阿哈罗诺夫-博姆(Aharonov-Bohm)效应

--*7.3.1 费曼的路径振幅

--*7.3.2 无线长螺线管的矢量势

--*7.3.3 阿哈罗诺夫-博姆效应和不可积相因子

5.2.1体系的对称变换 幺正变换笔记与讨论

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