二次量子化
量子力学知识：量子物理中的二次量子化
量子力学知识：量子物理中的二次量子化二次量子化是一种广泛应用于量子物理中的数学形式，它是一种用二次量子化方程描述多体问题的方法。
在量子力学中，一个粒子的运动是由波函数描述的，而多个粒子的运动则需要用到多粒子波函数。
如果我们考虑三个粒子的问题，那么我们需要用到三粒子波函数。
多体问题包括原子、分子、晶体、凝聚体等，研究多体问题可以帮助我们更深入地理解物质。
传统的一次量子化方法只能描述单个粒子的运动情况，而在多体问题中，我们需要更高维度的描述。
我们需要考虑所有粒子之间的量子相互作用，这些相互作用不能由波函数描述。
为了解决这个问题，科学家们提出了二次量子化方法，这种方法可以帮助我们更好地处理多体问题。
二次量子化的基本思想是将多种粒子基态的相互作用转化为多个不同粒子状态之间的相互作用。
这种转化可以使原本复杂的多体问题简化为一个更简单的问题。
通过将多体波函数的二次量子化形式写出来，我们可以得到一些有关多体相互作用的重要信息。
在二次量子化方法中，我们首先定义一个产生和湮灭粒子的算符，这些算符能够在多粒子系统中产生或消灭一个粒子，从而形成新的多粒子系统。
接着我们定义一个Hamilton算子，这个算子描述了整个多体系统的能量和动量。
我们可以将多体波函数写成这些产生和湮灭算符的乘积形式，并将Hamilton算子表示为这些算符的多项式，从而得到一个描述多体相互作用的二次量子化方程。
二次量子化方法不仅可以帮助我们更好地处理多体问题，还可以帮助我们理解许多量子现象。
例如，通过二次量子化方法，我们可以更好地理解玻色-爱因斯坦凝聚现象。
在这种凝聚体中，所有粒子都处于同一个量子态，它们的波函数相干性非常强。
如果我们考虑这种相干性，那么我们可以把所有粒子看做一个巨大的波函数。
二次量子化方法可以将这个波函数的形式写出来，并帮助我们理解这个现象的同时，还可以为我们提供其他更深层次的信息。
除了玻色-爱因斯坦凝聚现象，二次量子化方法还可以用于解释许多其他量子现象，例如超流性、超导性等。
二次量子化基础
二次量子化基础大体思想一次量子化大体方程为Schr odinger 方程 ψψμψ),(222t r V t i +∇-=∂∂. 任意状态),(t x ψ可在Hilbert 空间按基矢)(x i ϕ展开为 ∑=)()(),(x t a t x i i ϕψ,基矢)(x i ϕ可为某不含时Hamiltonian 的本征态)()()()(2)(22r E r r U r r H i i i i i ϕϕϕμϕ=+∇-=.二次量子化的大体思想确实是将按基矢)(x i ϕ展开的Schr odinger 方程（或其它场方程）的解),(t x ψ看做场算符，展开系数+i i a a ,为相应于单粒子态)(x i ϕ的湮灭算符和产生算符。
1. Hartree-Fock 自洽场方式H-F 方式是一种有效的近似方式，在计算原子中电子壳模型势和原子核壳模型势时取得较好结果。
这种方式便于作独立粒子近似，即设粒子近似独立地在其它粒子的平均场中运动。
考虑由N 个全同Fermi 子组成的系统, 设粒子间有二体彼此作用，Hamiltonian 为∑∑≠+⎥⎦⎤⎢⎣⎡+∇-=i ji j i i i r r V t r V m H ),(21),(222 （1）计及互换反对称性，试探波函数可表或Slater 行列式)()( )()()()()()()(!1),,2,1(21N 2221212111N N N N N q q q q q q q q q N N ϕϕϕϕϕϕϕϕϕψ =（2）式中i ϕ为正交归一的单粒子态。
利用（2），能量平均值为∑⎰⎥⎦⎤⎢⎣⎡+∇->==<*i i ir t x V m r x d H H )(),(2)(||223ϕϕψψ∑⎰⎰∑⎰⎰≠**≠**''''-''''+ji j i j i ji j i j i r r r r V r r x xd d r r r r V r r x xd d )()(),()()(21)()(),()()(213333ϕϕϕϕϕϕϕϕ （3）利用散度定理和i ϕ在边界为零，上式第1项为⎰∑∇•∇*i i x d mϕϕ322 , 即⎰∑⎰∑⎰∑=∇•∇+∇=∇•∇***iii ii i i i x d x d x d 0)(3323ϕϕϕϕϕϕ. 证明：N =2时，)]()()()([2112212211r r r r ϕϕϕϕψ-=, )]()()()([21||12212211231321r r r r x d x d ****->=∇<⎰⎰ϕϕϕϕψψ )]()()()([1221221121r r r r ϕϕϕϕ-∇•)]()()()( )()()()()()()()( )()()()([2112211221211121122221122111212211211122222313r r r r r r r r r r r r r r r r x d x d ϕϕϕϕϕϕϕϕϕϕϕϕϕϕϕϕ∇+∇-∇-∇=********⎰⎰利用i ϕ的正交归一性，对r 2积分后得⎰∇+∇>=∇<**)],()()()([21||1221121121111321r r r r x d ϕϕϕϕψψ 同理⎰∇+∇>=∇<**)]()()()([21||2222222122212322r r r r x d ϕϕϕϕψψ 因此，略去x 和r 的下脚标后，有∑⎰∑=*=∇=>∇<2123212)()(21||i i i j jr r x d ϕϕψψ （4） ⎰⎰****->=<),()]()()()([21|),(|212112************r r V r r r r x d x d r r V ϕϕϕϕψψ )]()()()([12212211r r r r ϕϕϕϕ-⎰⎰****+=)]()(),()()()()(),()()([21122121122122112122112313r r r r V r r r r r r V r r x d x d ϕϕϕϕϕϕϕϕ)]()(),()()()()(),()()(22112112211221212211r r r r V r r r r r r V r r ϕϕϕϕϕϕϕϕ****--（5）此即（3）式中后两项的展开形式，证毕。
二次量子化理论
s 2 s1 SM
2 s- S
就是说，这时交换两粒子，使系统自旋波函数多出 (- 1)
。可是，另一方面，根据自旋与
对 称 性的 关系的相对论量子力学 结论，这 全同双 粒子系统的 总波 函 数在粒子交换时 应出
(- 1)2 s （ s 为整数时 + 1 ，半整数时 - 1 ，前者对应玻色子系统对称波函数，后者对应费米子
y PN (x N ) 】 Sy P1 (x1 )y P2 (x2 )L
2． 两个全同粒子体系 a） 设这个系统由费米在组成，所以它的总波函数必定相对于两粒子交换为反对称的， 即，如交换坐标是对称的，则交换自旋就必定是反称的，反之亦然。如果忽略一些小的相对 论效应， 则系统的哈密顿可分解为空间部分与自旋部分之积， 这样系统的波函数就可以写成 一个空间部分和一个自旋部分的乘积——可分离自旋变量，那么自旋部分波函数被合成为
k
由y nA 表达式得到一个重要结论：如果在 n1 , n 2 , L 中有任何两个数值相同，系统的 1 , n2 ,L 反对称波函数将为零，只当它们全部都不同时，系统的反对称的波函数才不为零，由此，费 米子系统中，不可能有两个（或更多个）粒子在同一时刻处于同一态上，这就是“泡利不相 容原理（1925） ” 。 <玻色子体系> 与费米子体系不同，玻色子体系是由对称波函数描述的，于是不存在泡利不相容原理 那样的现象，所以同一个单粒子态上可以被不止一个粒子所占据，就是说， n1 , n 2 , L 中有 些是相同的（就它们是态编号来说） ，或 n1 , n 2 , L 可以大于 1（就它们是粒子数来说） 。 一个特殊的基本的对称态可表为
S yn (x1 , x 2 , Lx N ) = 1 , n2 ,L
二次量子化
二次量子化说到二次量子化得先说说粒子得统计法，微观粒子按照统计法可分为波色子和费米子统计法。
波色子统计法；相同粒子时不可分辨的。
而同时处在亦个单粒子态上的粒子数不受限制。
所谓得不可分辨性时指粒子的交换不改变系统得状态。
泡利不相容原理，不可能由俩个或者多个电子同时处在亦个态上。
实验表明：具有整数得自旋值得粒子遵从波色统计，具有半整数得自旋粒子则遵从费米统计。
用12(,......)n ϕεεε代表N 个相同粒子得ε表象得波函数在交换粒子时状态保持不变。
因而波函数只能改变亦个 常数因子。
即()()121212,......,......n n ϕεεελεεε= 121λ= 俩此交换这对粒子，得2121λ= 故121λ=± 1213141.........n λλλλ===可知波函数只能时全对称或全反对称得。
由叠加原理可知，对一定系统来说，波函数空间或者只包含全对称函数或者全反对称函数。
由此波函数得对称或者反对称取决于粒子得类型。
按照粒子得这个性质，可以把它们分为两类。
一类粒子得多体波函数时全对称得，另亦类粒子得多体波函数时反对称得。
例如一种最简单得全对称波函数是()()()12.........n αααϕεϕεϕε这个波函数表示任意N 个粒子处在同一个单离子态上，可见这种类型得粒子时波色子。
不难看出，表示系统中由俩个或者多个相同粒子处在同一个单粒子态得波函数对于这些粒子得交换必然述对称得。
因此与系统的全反对称波函数正交，即时说，在全反对称波函数描写得状态夏发现俩个或者多个粒子处于同一个单粒子态得概率等于零。
可见由全反对称波函数描述得粒子遵从泡利不相容原理。
二次量子化就是亦数学形式，通过生产算符和消灭算符作用在一个N 粒子B 值确定得状态上，所得状态时在原状态增加或者减少一个亦个B 值为b 得粒子。
产生算符和消灭算符由于()12.....N N 得全部允许值决定一组正交归一和完备得基本右矢12.....N N ，这组右矢可以看做广义态矢量空间得亦组算符得共同本征右矢，而12N N 时各个算符得本征值。
06_二次量子化
⊗ ni i ⊗ ni +1
i +1
...
对态的作用
a n1...ni ... = ni + 1 n1...(ni + 1)... ai n1...ni ... = ni n1...(ni − 1)... ...ni ...n1 ai+ = ...(ni − 1)...n1 ...ni ...n1 ai = ...(ni + 1)...n1 ni ni + 1
e λ a ae − λ a = a − 2 λ a + , e
λa +2
2 +2 +2
+
+
+
+
+
+
二、玻色子系统的二次量子化 三、费米子系统的二次量子化 四、波场的二次量子化
e λa a + e − λa = a + + 2λ a
2 2
f ( a , a )e
+
− λa +2
2
= f ( a − 2λ a , a )
全同费米子的全反称波函数一般形式（无相互作用）
由于泡利不相容原理的存在，要求粒子数不大于态的数目。
根据全同粒子系统的特点，人们发展了一种使用Fock空间处 理全同粒子系统的方法，就是二次量子化。 二次量子化的引入：Dirac(1927);Wigner,Jordan(1928) “二次量子化”的含义：
+
代入哈密顿量表达式，有
1⎞ ⎛ ˆ H = hω ⎜ a + a + ⎟ 2⎠ ⎝
作线性变换：
a= mω 2h
引入算符粒子数算符N ：
二次量子化方法
•
•
3 i 1
( xi
)
(
xi )
•
t
3 i 1
( xi
)
xi
将上式带入动力学方程可得
S t2 dt t1
dx
t
•
3 i 1
xi
(
( xi
)
)
0
由于 任意，所以上式可得出
3
t
•
i1
xi
( (
)0 xi )
我们引入广义坐标相联系的广义动量
本证函数集
a (x) k (x)
1 eik x
利用的正交归一性 a (x) (x)dx
可得算符展开式是逆变换关系
a (x) (x, t)dx ba (t)
a (x) (x, t)dx ba (t)
利用变换关系和算符对易关系得出
ba (t ), b (t ) 0
ba
(t
)
,
b
V dx (x)x (x)
b a
b
V
其中矩阵元
V
dx
(
x)V
(
x)
动力学方程
二次量子化中的力学量是通过场算符来构造的，如果一次量子化中采用薛定谔绘景， 那么二次量子化采用海森堡绘景
F t
1
i
F
(t
),
H
以算符是运动方 程为例
(x,t)
t
1
i
( x, t ),
H
(t)
量子场的哈密顿算符 H (t) dx (t)H (x) (t)
( x, t )
•
•
场的哈密顿密度 (x, , t)
二次量子化
1 p P[ (q1 ) (q2 )... N (qN )] N! p
P－置换算符 p 1 是置换P的奇偶性。
斯莱特（slater）行列式
19
(q1 ) (q2 ) ... (qN ) 1 (q1 ) (q2 ) ... (qN ) A ...(q1 , q2 ...qN ) N! (q1 ) (q2 ) ... (qN )
＝ (q1, q2 qi q j qN )
则 ―反对称波函数 A（当两粒子交换，波函数反号， 即处于反对称态）
11
s A ？以N=2,N=3为例： 如何构造 ，
(q1, q2 ), (q2 , q1 ) N=2 有2个量子态：
1 (q1 , q2 ) (q2 , q1 ) 对称波函数： (q1 , q2 ) 2
n1 个粒子处于 1 态； n 2 个粒子处于 2 态……。 但它不可能告诉你，哪一个粒子处于 1 态，那
一个粒子处于 2 态，等等。
4
注意：全同性原理只是说全同粒子不可区分，不可编号，
但并不是说它们的量子态不可区分。例如：氢原子中电
子的波函数用 n,l , m, ms 表示，n,l ,m,m s 四个量子数
(q1 )
(q1 )
(q2 ) (q2 ) (q3 ) (q3 )
18
推广：在坐标表象中，N个全同费米子的归一化的 量子态：
(q1 ) 1 (q1 ) A ...(q1 , q2 ...qN ) N ! (q1 )
(q2 ) ... (qN ) (q2 ) ... (qN ) (q2 ) ... (qN )
二次量子化
二次量子化二次量子化又叫正则量子化，是对量子力学的一种新的数学表述。
普通的量子力学方法只能处理粒子数守恒的系统。
但在相对论量子力学中，粒子可以产生和湮灭，普通量子力学的数学表述方法不再适用。
二次量子化通过引入产生算符和湮灭算符处理粒子的产生和湮灭，是建立相对论量子力学和量子场论的必要数学手段。
相比普通量子力学表述方式，二次量子化方法能够自然而简洁的处理全同粒子的对称性和反对称性，所以即使在粒子数守恒的非相对论多体问题中，也被广泛应用。
然而，现在的二次量子化理论反映物质埸的特征是不够全面的。
其一：只用作为埸的自由度的广义坐标，是一维的无穷多个指标的广义坐标，也就是说尽管是多个指标，它在空间的自由度却仅有一维。
无穷多个指标的广义坐标，只分别对应无穷多个光量子，描写它们一维的状态。
为了描写物质埸的矢量性，物质埸的自由度的广义坐标也应该是多维的广义坐标，必须把推广成，对应物质埸在处的振动的动量，对应物质波的几率密度，即传统的二次量子化理论中的态函数。
在各类物理文献（包括科普）中，我们都能经常看到一个术语，即二次量子化，一般指场量子化或从量子力学到量子场论的这个“提升”过程。
然而，所谓的二次量子化其实是一个错误的概念，至少是一个应该被摒弃的不恰当的概念，其产生及仍被使用有着一定的历史根源。
但这并不仅仅是历史错误被认识后人们懒得改变的习惯用法，否则也没有特别说明的必要了，而是依然存在于物理文献中的误解，它还在误导着更多的人。
量子场论的产生是这样一个过程。
物理学家们首先建立了基于平直时空点粒子的量子力学，以薛定谔方程来描述，然后为了统一量子力学和狭义相对论，或者说为了找到符合狭义相对性原理的量子力学，他们认为有必要“推广”薛定谔方程，从而找到了克莱恩－戈登方程和狄拉克方程等等并认为他们就是“推广”的薛定谔方程，进一步研究发现这些方程的变量并不是描述点粒子的动力学量，而是所谓的场，一类在时空每一点都有取值的函数，对这类场进行量子化最终促成了量子场论—同时满足狭义相对论和量子力学的新理论的诞生。
高等量子力学 课件 【ch03】二次量子化方法
粒子数表象
于是谐振子哈密顿算符用声子数算符可记为
应当注意，这里的n 是算符。 上面的讨论并未涉及状态随时间的演化问题，或者说我们仅仅讨论了初始时刻的状态描述。 由于在粒子数表象 中我们将状态记为产生算符作用在真空态的形式(见式(3.9)),所以方便的是使 真空态不随时间改变，而使力学量 随时间改变，因此常采用海森伯绘景。在海森伯绘景中， 一维 自由谐振子湮灭算符b(t)所满足的动力学方程为
粒子数表象
历史上最早定义的相干态为谐振子相干态，它是谐振子的一些量子力学状态，处于这些态中 的粒子按 量子力学规律运动，与在同一势场中具有相同能量的经典粒子的简谐运动最为接近。为简单起见，我们 讨论一维运动。经典谐振子的运动规律xc(t)与其能量表达式为
式中， x0 为振幅， 为角频率， 为初相。为了与量子力学进行比较，将上述二式改写为
为了在粒子数表象中进行各种计算，需要引进粒子产生算符和湮灭算符。利用它们，就可以 把粒子数表象
的基矢及各种类型的力学量方便地表示出来，而且在各种计算中，只需利用这些产 生算符和湮灭算符的基
本对易关系，量子态的置换对称性即可自动得到保证。为了初学者方便， 在引进产生算符和湮灭算符之
前，简单回顾一下一维谐振子的代数解法中的升算符和降算符概念。
其中矩阵元为
压缩算符的意义
如果V 与时间有关， 当然也可能与时间有关。在特殊情况下，若V 与时间无关，则 可取 一次量子化理
论中的单粒子哈密顿算符 的本征态，相应的本征值为Ea,于是有
。这时，量子场
哈密顿算符式(3.85)可简化为
求式(3.87)的本征值和本征矢是一个二次量子化方案中的问题。其中，
的第一行与第二行相同，行列式等于零，即
。这表明这样的体系状态不存在。这正是泡利
二次量子化与场量子化
二次量子化与场量子化量子力学是描述微观世界中粒子行为的理论，其在理论物理学中占据着重要的地位。
而在量子力学的发展过程中，二次量子化和场量子化这两个概念也扮演着重要的角色。
本文将介绍这两个概念的背景、原理以及应用。
一、二次量子化的背景和原理1. 量子力学的初步建立量子力学是基于波粒二象性的理论，创立之初描述的是单个粒子的行为。
例如，薛定谔方程可以描述单个粒子的波函数演化。
然而，当牵扯到多粒子系统时，用波函数描述将变得复杂而困难。
2. 多粒子系统的场量子化为了处理多粒子系统，物理学家引入了场的概念，将多粒子系统的态用场的概念来刻画。
场的量子化将多粒子系统的态描述从波函数改为算符，进而引入了二次量子化的概念。
3. 二次量子化的原理二次量子化是在场量子化的基础上发展起来的，它在处理多粒子系统中具有巨大的优势。
在二次量子化中，波函数被替代为算符，物理量也相应地被替代为算符。
通过引入产生算符和湮灭算符，我们可以方便地描述多粒子系统中的粒子数变化。
二次量子化使得处理多体量子系统的问题更加简洁和有效。
二、场量子化的背景和原理1. 场的概念场是指空间中的某一物理量在各点上取值的函数。
例如，电磁场、量子场等都是以空间位置为参数的函数。
2. 场量子化的目的场量子化的目的是将传统的经典场理论转化为满足量子力学要求的理论。
在量子场论中，场是算符，而其本征态则是粒子的态矢量。
3. 场量子化的原理场量子化的基本原理是将经典场的变量替换为算符，同时引入对易关系和正则量子化条件。
通过这种方式，我们可以得到满足量子力学要求的场的量子理论，从而描述多粒子系统的行为。
三、二次量子化和场量子化的应用1. 二次量子化在凝聚态物理中的应用二次量子化在凝聚态物理学中具有重要的应用价值。
例如，在超导理论中，通过二次量子化的方法可以很方便地描述库伦相互作用和超导电子之间的相互作用。
2. 场量子化在粒子物理学中的应用场量子化在粒子物理学中也有广泛的应用。
量子力学中的二次量子化
量子力学中的二次量子化量子力学是描述微观粒子行为的一种物理学理论，它描述了量子系统的波函数演化，并通过概率的方式预测微观粒子的性质和行为。
然而，传统的量子力学在描述复杂系统时存在一些困难，无法解释多粒子系统的相互作用等问题。
为了解决这些问题，二次量子化发展起来，并成为现代理论物理学的重要分支。
二次量子化是在量子力学的基础上，对多粒子系统进行重新诠释和描述的一种方法。
它通过引入二次量子算符，将粒子的波函数表示为一个算符的形式，使得描述多粒子系统的运算和计算更加方便和简洁。
在二次量子化中，系统中的每个粒子都由一个纯态或者混合态的波函数来描述，它们之间通过升降算符产生或湮灭算符消灭来描述相互作用。
在二次量子化的框架下，我们可以方便地处理多粒子系统的对称性和反对称性问题。
通过引入费米子和玻色子的概念，对应于自旋为1/2的粒子和自旋为整数的粒子，我们可以简洁地描述系统中粒子的统计行为。
费米子遵循泡利不相容原理，即同一量子态不能同时存在多个费米子，而玻色子则不存在这个限制。
二次量子化的框架也为描述相互作用提供了一种便捷的方式。
通过引入相互作用哈密顿量，我们可以方便地描述不同粒子之间的相互作用强度和形式。
这为研究多粒子系统的相互作用行为提供了一种便捷和统一的描述方法，使得我们可以更深入地理解和研究微观粒子之间的相互作用和耦合。
除了对多粒子系统的描述外，二次量子化还在量子场论中起着重要的作用。
量子场论是描述自然界基本粒子相互作用的理论，是粒子物理学的核心理论之一。
二次量子化的思想在量子场论中被广泛应用，使得我们能够描述和研究场的量子化过程，进一步理解与粒子的相互作用和宏观性质。
总结起来，二次量子化在量子力学的基础上建立了一种更加方便和统一的方法来描述多粒子系统的行为。
它通过引入二次量子算符和升降算符，使得多粒子系统的描述和计算更加简洁和方便。
二次量子化不仅为解决多粒子系统的相互作用问题提供了一个框架，还在量子场论中起到了重要的作用。
第八章二次量子化
（1）与场量ψ (r,t) 对应的正则共轭动量场为
π
(r,t)
=
∂L ∂ψ (r,t)
=
i=ψ
*(r,t)
（2）Hamilton 量 Hamilton 密度为
h = πψ − L = =2 ∇ψ * ⋅ ∇ψ + ∇ψ *ψ 2µ
对上式积分，得场的 Hamilton 量
H
=
∫
hdr=∫ drψ
* (r , t ) −
1 φ j (q1) N! "
φ j (q2 ) "
" "
φ
j
(qN "
)
.
φk (q1) φk (q2 ) " φk (qN )
若粒子自旋与轨道作用可以忽略，则体系的波函数可以写成坐标函数和自旋函数之积，即
Φ
K (r1s1
,
K r2
s2
,",
K rN
sN
)
=
φ
K (r1
,
K r2
,",
K rN
)
χ
i
N！
P
Pφi (q1)φ j (q2 )"φk (qN ) .
P 表示 N 个粒子在波函数中的某一排列， ∑ 表示对所有的排列求和, ni 代表单粒子哈密顿 P
算符第 i 个本征态的粒子数。
130
b、费米子体系波函数的形式为
φi (q1) φi (q2 ) " φi (qN )
Φ A (q1, q2 ,", qN ) =
§8.3 薛定谔场对易规则的二次量子化 一、二次量子化的两条规则 规则一：将普通场量函数替换为非对易的场算符。
12二次量子化方法
[第12讲]“一次量子化”与“二次量子化”━━ “古怪”与“不古怪”I，前言II，量子力学的建立━━“无厘头”的一次量子化III, Maxwell场协变量子化━━需要“鬼光子”的一次量子化1，Lorentz规范下协变形式量子化2, 不定度规、负模态、鬼光子3、附加条件━━“协变性要求有鬼，条件保证了看不见它们” IV，“ Schrödinger 场”的二次量子化━━其实不古怪1，“ Schrödinger 场”的“经典”场论2，“ Schrödinger 场”按对易规则二次量子化3，“Schrödinger 场”按Jordan-Wigner规则二次量子化4，将两种二次量子化结果转入粒子数表象5, 与全同多体量子力学的等价性━━所以不古怪6，二次量子化中对易规则选择问题V，自作用“ Schrödinger 场”的二次量子化━━再次的不古怪1, 自作用“ Schrödinger 场”的二次量子化2，转入粒子数表象3，转入坐标表象VI，二次量子化方法评论━━可以理解的古怪※ ※ ※I, 前 言学过量子力学的人都知道，文献和书中经常会遇到说法：经典力学经过“一次量子化”“过渡到”量子力学。
其实，从科学观点看，这个“一次量子化”实在是个“无厘头”的东西。
然而，古怪并不到此为止，更有甚者：在量子力学中，再经过 “第二次量子化”，还可以从单粒子量子力学转向建立相对论量子场论。
并且理论与实验还广泛符合，十分成功！本讲专门谈谈这两个古怪。
结论是: 一次量子化是“无厘头”的古怪，二次量子化的基础是波粒二象性，是理性的不古怪。
II ，量子力学的建立━━“无厘头”的一次量子化先简单重复一下“一次量子化”具体内容：将牛顿力学的力学量转化为作用到系统状态空间上的算符（开始了“无厘头”的逻辑飞跃！），同时也就得到坐标和动量的对易规则，构成算符的非对易代数：()ˆˆˆ,,ˆˆ,,,,i j i j r r p p i E E i t x p i i j x y z δ∂⎧→→=-∇→=⎪∂⎨⎪⎡⎤==⎣⎦⎩接着再将牛顿力学能量等式()22p E V r m=+对应地转化成算符方程，作用到表征状态的实变数复值函数(),r t ψ上，就得到状态运动方程：()()()2,,2r t i V r r t tm ψψ∂⎛⎫-=∆+ ⎪∂⎝⎭现在得到了算符的非对易运算规则，又有了状态运动方程，再添加一点与实验测量和物理解释有关的辅助公设，就能建立起非相对论量子力学。
二次量子化简介
• “二次量子化 二次量子化”： 二次量子化
ˆ 一次量子化中力学量的平均值( H )→算符( H ) 对于场的量子化来说， ˆ 的算符性来源于场变量的算符 H 化，即 ∗ +
ˆ ψ (x ) → ψ (x )
ˆ ψ (x ) → ψ (x )
二次量子化一般选用粒子数表象
原因：采用坐标表象描述全同粒子系统的量子态比复杂利用它进行计 算也很不方便，事实上，对于全同粒子编号是没有意义的，只需要把处于 每个单粒子态上的粒子数 (n1 , n2 ,⋅ ⋅ ⋅, nN ) 交待清楚，全同粒子系的量子态就完 全确定了。 全同Bose子体系的量子态可以用下列右矢来标记：
n1n 2 ⋅ ⋅ ⋅ n N
对于Fermi子体系，Pauli原理要求粒子态上的粒子数为1或0，若 n nα = nβ ⋅ ⋅⋅ = 1 其余单粒子态上无粒子， i = 0 ，则量子态可记为：
n α = 1, n β = 1,⋅ ⋅ ⋅
简记为
αβγ
⋅⋅⋅
α , β , γ ⋅ ⋅ ⋅ 指被粒子占据的单粒子态。
α
二次量子化后
ψˆ ( x , t ) = ψˆ +
ˆ+ ˆ 其中 bα为态粒子的产生算符，bα 为态粒子的湮没算符，
∗ ˆ bα (t ) = ∫ ϕα ( x ) ˆ ( x, t )dx ψ ˆ b + (t ) = ϕ ( x ) ˆ + ( x, t )dx ψ
∑ bˆα ϕ α (x ) α ˆ ( x , t ) = ∑ bα ϕ α ( x ) α
1.在经典理论中取连续值谱的物理量，在量子力学中变为 离散值谱的现象 2.参照系统的经典运动规律写出量子运动规律的方法
• “一次量子化 一次量子化”： 一次量子化
二次量子化哈密顿对角化
二次量子化哈密顿对角化二次量子化哈密顿对角化是一个用于研究量子波函数的理论框架，它的主要目的是对于能量本征值的计算和相关的振荡频率进行预测。
该理论基于量子场论和量子力学，给出了对于粒子运动和量子态的描述。
接下来，我们将详细地介绍二次量子化哈密顿对角化的步骤。
步骤一：哈密顿量的写法二次量子化哈密顿对角化的第一步是确定哈密顿量的写法。
哈密顿量可以写成产生算符和湮灭算符的二次型表达式的和，即H = ∑[H(nm) * a^+n * an + 1/2 ∑(H(mnpq) * a^+m * a^+n * an * am)]其中，a^+n是产生算符，an是湮灭算符，H(nm)表示每个模式的单粒子哈密顿量，H(mnpq)是相互作用哈密顿量。
步骤二：对角化哈密顿量二次量子化哈密顿对角化的第二步是对角化哈密顿量。
对角化是一个数学技巧，它可以将哈密顿量化为一组基矢的形式，其中每个基矢对应着一个不同的能量本征态。
具体来说，我们可以使用一组相互作用的自由粒子基矢来对角化哈密顿量。
这些基矢可以表示为产生算符和湮灭算符的乘积形式，它们被称为“准粒子”自由态。
步骤三：简化哈密顿量二次量子化哈密顿对角化的第三步是简化哈密顿量。
简化可以通过将哈密顿量化为自由基矢的形式来实现。
自由基矢是由相同的粒子数的自由粒子基矢组成的非相互作用态。
对于简化后的哈密顿量，它由两部分组成：一个单粒子部分和一个相互作用部分。
步骤四：计算有效汇流二次量子化哈密顿对角化的第四步是计算有效汇流。
有效汇流指的是关于基矢分量的一阶和二阶修正。
为了使求解有效汇流问题更加简单，我们可以引入“费曼图”技术来帮助求解。
费曼图技术是一种计算有效汇流的图像方法。
步骤五：解决动量不守恒的问题二次量子化哈密顿对角化的最后一步是解决动量不守恒的问题。
动量不守恒的问题是由于许多物理现象（如相互作用）导致的。
为了解决这个问题，我们可以引入一个称为Lamb-Dicke附加项的项。
该项允许动量不守恒，同时仍然保持哈密顿量的对角形式。
库仑相互作用的二次量子化
库仑相互作用的二次量子化二次量子化是量子场论的一种表述方式，可以更方便地处理量子力学中的粒子场相互作用问题。
库仑相互作用就是一种粒子之间的相互作用方式，它可以用二次量子化的方式描述。
以下是具体的讲解：一、二次量子化的概念1. 一次量子化一次量子化是指将单个粒子的量子力学描述中的波函数用一个算符表示，即将波函数写成对应的算符关系，并用这些算符来描述系统的状态。
比如说，单个粒子的一次量子化可以用波函数描述。
2. 二次量子化当我们处理多个粒子相互作用问题时，波函数的表示方法就显得非常笨重。
这时，我们可以采用二次量子化的方式描述系统。
这种方法将每个粒子的波函数视为一个场，用算符表示这些场，从而可以更方便地表示多个粒子之间的相互作用。
二次量子化可以将描述粒子的波函数从一阶升级到二阶，简化了粒子场的描述。
二、库仑相互作用的描述库仑相互作用是一种电荷相互作用，即两个粒子之间由于它们的电荷而产生的相互作用力。
这种相互作用可以通过二次量子化的方式来描述。
以下是具体的过程：1. 利用二次量子化描述粒子场粒子场可以用产生算符和湮灭算符表示。
产生算符表示产生一个粒子的波函数，湮灭算符表示消灭一个粒子的波函数。
以电子场为例，它的产生算符为$a^\dagger(\mathbf{r},t)$，湮灭算符为$a(\mathbf{r},t)$。
同时，还定义了电子的费米子性质，即它们不会在同一个状态里。
2. 库仑相互作用的二次量子化表示库仑相互作用可以表示为：$\hat{H}_{\text{int}}=\frac{1}{2}\int{d^3r_1d^3r_2}a^\dagger(\mathbf{r_ 1})a^\dagger(\mathbf{r_2})V(\mathbf{r_1}-\mathbf{r_2})a(\mathbf{r_2})a(\mathbf{r_1})$这里的$V(\mathbf{r_1}-\mathbf{r_2})$是两个粒子之间的库仑相互作用势。
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12
§2 N个全同粒子体系的波函数 ——粒子数表象
13
由上得知：
• Fermi子
A k1 ...kN
(q1...qN
)
• Bose子
s n1 ...nN
(q1...qN
)
1
N!
P
P P[k1 (q1)k2 (q2 )...kN (qN )]
N
ni !
i1
N!
P
P[k1 (q1)...kN (qN )]
14
Slater行列式
● 全同粒子具有不可分辨性→ 全同多粒子体系的波函数必须满足交换对称性
† 费米子—交换反对称→泡利不相容原理 † 玻色子—交换对称
15
坐标表象带来的繁琐
由上述表达式可以看出，描述全同粒子系的量子态 在坐标表象下的繁琐，故引入粒子数表象， 即，无需进行编号， 只需单粒子态上的粒子数交代清楚即可， 为此，此全同粒子系的量子态也随之确定。 对于Bose子，脱离q表象，有
A k1k2
(q1, q2 )
1 2
(1
P12 )k1
(q1 ) k
2
(q2
)
1 2
[
k1
(q1
)
k
2
(q
2
)
k1
(q
2
)
k
2
(q1
)]
1 k1 (q1) k1(q2 ) 2 k 2 (q1) k 2 (q2 )
以上式知，若k1=k2,则
A k1k2
(q1, q2 )
即此种态不存在，
Pauli原理。（不能有两个全同的Fermi子处于同一个
满足[ai , ai ] 1，[ai , a j ] [ai , a j ] 0 其归一化能量本征态为
n1n2...
n1
1 !n2
!..
(a1
)n1
(a2
)n2
...
0
, (在i态上有ni个Bose子）
^
同时，为粒子数算符 ni aiai 的本征态，本征值为ni , 也为总粒子数算符的本征态，其对任一两个Bose子的交换是对称的
6
一般性考虑，扩展至N个粒子的全同体系，
(q1, q2 , , qN ) 若Pij表示第i 和j粒子的交换算符，则 Pij(q1, q2 , qi q j , qN ) (q1, q2 , q j qi , qN ) Pij与描述的量子态完全一致，最多差一因子，
Pij , Pij2 2,且有，Pij2 1 2 1, 1,
为奇置换或偶置换
P
定义
1 N!
P
PP,
成为反对称化算子。
11
(q1...qN
)
N
ni !
i1
N!
P
P[k1 (q1)...kN (qN )]
其中，P表示只对处于不同状态的粒子进 行对换而构成的置换。
这样表示出的波函数比较繁琐，甚至说 没必要。因为全同粒子本来无需编号，但是 要写出这样的波函数又不得不编号。
类似的有，
a n1n2...n ... n 1 n1n2...(n 1)...
a n1n2...n ... n n1n2...(n 1)...
18
Fermi子体系的描述
同样地，对于Fermi子,结合Pauli 原理， 脱离表象后，
n 1, n 1...n 1... 11...1...
... ...
其中P12 为粒子1和2的交换算符。
5
二、全同粒子系的坐标表象
首先考虑两个全同粒子组成的体系，
该体系以波函数 (q1, q2 )描述，q1, q2分别为两个
粒子的'全部'坐标. 当两个粒子交换时，
(q1, q2 ) P12 (q1, q2 ) (q2 , q1)
两个量子态有何不同？粒子角色对调，同一量子态
再考虑其，一个单粒子态最多只允许占据一个粒子，
... ... a a a ... 0 ,
a , a , a 分别表示各态上的粒子产生算符，
19
考虑到，交换反对称性要求，
... ...
a a a ... 0 a a a ... 0
(a a a a ) ... 0
Fermi子的产生算符满足反对易关系，即为 a a a a [a , a ] 0
即， Pij有两个本征值，
7
Pij (对称）; Pij (反对称）
为全同粒子系的关系式， 即，全同粒子系的交换对称性给予系统的波函数 以极大的限制。即要求对于其中的任何两个粒子的 交换, 或为，对称，或为，反对称。 [Pij , H ] 0
Pij为守恒量
8
Pauli原理
设两个全同粒子组成的体系，
考虑其Hamilton 量，H h(q1) h(q2 ),
h(q)k (q) kk (q),
1.交换对称（bose子）
s k1k2
(q1, q2 )
1 2
(1
P12 )k1
(q1 ) k
2
(q 2
)
1 2
[
k1
(q1
)
k
2
(q
2
)
k1
(q
2
)
k
2
(q1
)]
9
2.交换反对称性（Fermi 子）
1. 全同粒子的交换对称性 何为全同粒子？
2. 全同性与量子化的概念区别于经典
4
一、多粒子体系的哈密顿量
●对哈密顿量的分析
例，氦原子中两个电子组成的体系：
2
H hˆi p12 / 2m p22 / 2m 2e2 / r1 2e2 / r2 e2 / r1 r2 i 1
交换两个电子，H显然不变，即有， [P12 , H ] 0,
但粒子态）
10
推广至N个Fermi 子体系，
A k1... kN
(q1...qN
)
1 k1 (q1)
...
N! k N (q1)
... ...
k1(qN ) k N (qN )
A k1... kN
(q1...qN
)
1 N!
P
P P[k1 (q1)k2 (q2 )...kN (q N )]
其中，P表示N个粒子的某个置换，
二次量子化
1
●全同多粒子体系难以用通常的波函数处理 →发展了二次量子化方法
† 引入粒子占有数表象—用各单粒子态填充 的粒子数描述状态；交换对称性自动满足
† 基本算符：粒子的产生算符和消灭算符 † 任意态矢和力学量均可用它们表示 † 有系统的法则计算力学量的矩阵元
2
§1 全同粒子系的量子态描述
3
●为什么要引入粒子数表象？
n1n2...nN , (粒子数表象或Fock表象）
16
同样地，对于Fermi子,结合Pauli 原理， 脱离表象后，
n 1, n 1...n 1... 11...1 ...
... ...
为在粒子数表象中进行各种计算，下面引入粒子产 生算符和湮灭算符
17
Bose子体系
引入单粒子i态的粒子湮灭与产生算符ai , ai，