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。
二次量子化方法
4
•
•
3 i1
( xi
(
)
xi
)
•
t
3 i1
(xi )
xi
将上式带入动力学方程可得
S t2 dt t1
dx
t
•
3
i1
xi
((xi
)
)
0
5
由于 任意，所以上式可得出
3
t• i1xi ((xi))0
我们引入广义坐标相联系的广义动量
(x,t)
•
6
•
场的哈密顿密度 (x,,t)
总的哈密顿量
H dx
系统的动力学 方程
•
•
•
3 i 1
xi
(
( xi
)
)
7
薛定谔波场的量子化
薛定谔方程
2
•
•
2 (x ,t) V (x ,t) (x ,t) i (x ,t)
2 u
为经典场的波动方程，但它是一个复数场，所以又存在
22Vi•
2u
本证函数集
a(x)k(x)
1 eikx
15
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)
16
利用变换关系和算符对易关系得出
b a (t ), b (t )
0
b
a
(t )
这里将外势场视为实数场
8
拉氏密度
i
2
V
2u
拉氏密度需要将它代入拉式方程中得到上面的薛定谔方程
高量12--二次量子化
21
§31 产生算符和消灭算符
§31-1 定义
讨论B表象，以单粒子算符B的本征矢量{|b>}为基础。
一、产生算符a+(b)
首先定义一个什么粒子都没有的状态|0>（真 空态），从而确定了一个n=0的一维空间R0。定义 一个算符a+(b)，用它来得出n=1,2,3,…等系统的B 表象的基矢：
22
a b 0 1;b a b 1; b 2 2;bb a b 2; b b 3 3;bb b a b n; b b b n 1 n 1;bb b b
这正是Pauli不相容原理。
8
3. 并不是在基矢中 b , b ,, b 分别取一切值 的都是不同的基矢，其中有不少基矢实际上 是相同的，例如对三粒子系统，对称的 |3;b1b2b3>和|3;b1b3b2>是相同的基矢，而反对 称的|3;b1b2b3>和|3;b1b3b2>则相差一个负号，
3
1
b
2
3
b
1
2
b
3
2
b
1
1
b
2
3
b
3; b b b A 1 (1) p P b 3! P b b
b
b
b
b
b
b
b
b
b
b
b
b
b
)
b
1
2
3
1 (b 3!
2
1
2
3
b
1
3
2
b
2
1
3
b
b
3
b
二次量子化粒子数算符和哈密顿量算符对易关系
二次量子化是量子力学中的一个重要概念，它将系统的宏观描述从波函数转换为了场算符。
在二次量子化中，粒子数算符和哈密顿量算符是非常重要的概念，它们之间的对易关系对于描述物质的性质和行为有着重要的意义。
本文将从二次量子化的基本理论入手，探讨粒子数算符和哈密顿量算符之间的对易关系的意义及其在物理学中的应用。
一、二次量子化的基本理论二次量子化是对一次量子化的推广，它主要应用于多体系统的描述。
在一次量子化中，系统的状态由单粒子波函数描述，而在二次量子化中，系统的状态则由多个单粒子波函数乘积构成的波函数描述。
二次量子化的基本思想是将粒子视为一个场，而不是单个粒子，场的激发态就是粒子数不同的态。
在二次量子化中，系统的态可以用多个产生算符作用在真空态上得到。
二、粒子数算符和哈密顿量算符粒子数算符是用来描述系统中粒子的数目的算符，它作用在系统的态矢量上得到系统中粒子的数目。
而哈密顿量算符则是描述系统的能量的算符，它是系统动力学性质的标量函数。
粒子数算符和哈密顿量算符在二次量子化中有着重要的地位，它们之间的对易关系对于描述系统的行为和性质有着重要的意义。
三、粒子数算符和哈密顿量算符的对易关系在二次量子化中，粒子数算符和哈密顿量算符之间的对易关系可以用来描述系统的性质。
粒子数算符和哈密顿量算符之间的对易关系可以用来确定系统的基态能量和激发态能量。
在一个系统中，如果粒子数算符和哈密顿量算符对易，那么系统的粒子数是守恒的，在准经典极限下，这就相当于系统的宏观性质。
而如果粒子数算符和哈密顿量算符不对易，那么系统的粒子数就不是守恒的，这就相当于系统的量子性质。
四、粒子数算符和哈密顿量算符对易关系的应用粒子数算符和哈密顿量算符对易关系在物理学中有着广泛的应用。
它们可以用来描述凝聚态物质中的超流、超导、玻色-爱因斯坦凝聚等现象。
它们还可以用来描述量子场论中的费米子、玻色子以及它们之间的相互作用。
粒子数算符和哈密顿量算符对易关系还可以用来描述量子信息学中的量子比特、量子纠缠、量子密度矩阵等量子信息学的现象。
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 matlab
在量子力学中，二次量子化是一种处理多体量子系统的方法，通过将多体波函数表
示为多个产生算符和湮灭算符的乘积的形式，从而简化问题的处理。
在MATLAB 中，可以使用量子力学工具箱（Quantum Mechanics Toolbox）来进行二次量子化的计算和模拟。
以下是一个简单的示例代码，演示如何在MATLAB 中进行二次量子化的计算：
定义产生算符和湮灭算符
a = ctranspose([0 1; 0 0]);
adag = [0 0; 1 0];
% 定义多体波函数
psi = [1; 0; 0; 0];
计算二次量子化表示
psi_second_quantized = a * psi;
上述代码中，我们首先定义了产生算符 a 和湮灭算符adag，然后定义了一个简单的多体波函数psi。
接下来，我们使用产生算符对多体波函数进行二次量子化表示的计算，得到了psi 在二次量子化表示下的结果psi_second_quantized。
需要注意的是，实际的二次量子化计算可能涉及到更复杂的多体系统和算符操作，因此在实际应用中可能需要更复杂的代码和计算过程。
MATLAB 的量子力学工具
箱提供了丰富的量子力学计算工具和函数，可以帮助进行更复杂的二次量子化计算和模拟。
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
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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 )
s
反对称波函数：
1 (q1 , q2 , q3 ) (q2 , q3 , q1 ) (q3 , q1 , q2 ) (q1 , q2 , q3 ) 6 (q2 , q1 , q3 ) (q1 , q3 , q2 ) (q3 , q2 , q1 )
的不同取值，就标志了电子处在不同的量子态。
全同性原理的最根本意义在于：应该用处于某一个量 子态的粒子的数目来描写体系的状态，而不是用它的 坐标，动量等来描述。应该将多粒子体系的问题由
原来的表象（例如：坐标表象，动量表象等）经过表象
变换后，换到粒子数表象中进行讨论。
5
何谓粒子数表象？ 粒子数表象用第一个量子态中有n1个粒子，第二个 量子态中有n2个粒子……来表征。只能说某一个 量子态中有几个粒子,但不能明确指明是那几个粒子。 这种用粒子数表象来 讨论全同粒子系统的方法， 称为二次量子化方 法。
A
13
若忽略N个粒子间的相互作用，则N个全同粒子 的波函数为N个单粒子波函数的乘积。即：
(q1, q2...qN ) (q1) (q2 )... N (qN )
1. 多粒子体系波函数的二次量子化表示 对全同粒子的体系而言，N个粒子构成的状态可以 有以下三种表示形式：
,
s 用对称波函数 描述的全同粒子体系：
玻色子体系（Bose）, 自旋量子数是 的整数倍 （光子， 介子……），遵守Fermi-Dirac统计.
8
用反对称波函数 A 描述的全同粒子体系： 费米子体系（Fermi）, 自旋量子数是 的半整数倍
（电子，质子，中子……），遵守Bose-Einstain统计. 举例： 有N个全同粒子体系的波函数 (q1, q2 qi q j qN )
1
＝ (q1, q2 qi q j qN )
Pij (q1, q2 qi q j qN )＝ (q1, q2 q j qi qN )
s 则 ―对称波函数（当两粒子交换，波函数不变，
即处于对称态）
10
若 1 ，则：
(q1, q2 qi q j qN ) ＝ (q1, q2 q j qi qN ) P ij
,
1
N 2 ,...
(q1, q2 ,...qn ) | 1,2 ,... n | n1, n2 ,...n
（1）组态空间的多粒子体系波函数
,
1
N 2 ,...
(q1, q2 ,...qn )表示组态空间中的N体波函数，
它是有N个单粒子态构成的，对费米子而言它是 反对称的波函数，对玻色子来说它是对称波函数。
22
k n1 , k n2 ... k nN
1 2 N
所以为了避免对全同粒子进行编号，可以脱离具体的表象， 采用粒子数表象（粒子填布数表象）－占有数表象 （occupation particle number representation） 全同玻色子体系的量子态可用下列右矢表示：
(q1, q2...qN )
ni!
i
N!
p
P[ k1 (q1 ) k 2 (q2 )... k N ( q N )]
n1 n2 nN
归一化系数 ni! n1!n2!nN! P－处于不同单粒子态的粒子进行置换
21
ni N ) 归一化的对称波函数： 粒子数 n1 , n2 ... nN ( i ni! s (q ) (q )... ( q )] n1n2n3...nN (q1, q2...qN ) N! P[
（3）粒子数表象中的多粒子体系波函数
| n1 , n2 ,...n 也可表示N个粒子的状态，具体来说，
就是在第k个单粒子态上有nk个粒子，称为粒子数 表象中的态矢。对N个粒子的体系而言：
n
i 1
k
N
对于费密子体系， nk＝0，1；对玻色子体系， nk可取不同的值。
17
2.N个全同费米子体系的波函数
引进一个置换算符 Pij ：
(q1, q2 qi q j qN ) ＝ (q1, q2 q j qi qN ) P ij
9
(q1, q2 qi q j qN ) ＝ (q1, q2 q j qi qN ) P ij
P 显然： ij
若
2
1 ，P ij 的本征值 1
s
1 (q1 , q2 ) (q2 , q1 ) 反对称波函数： (q1 , q2 ) 2
A
12
N=3 有6个量子态：
(q1, q2 , q3 )
(q2 , q1, q3 )
(q2 , q3 q1 )
(q3 , q1, q2 )
(q3 , q2 , q1 )
1
N 2 ,...
(q1, q2 ,...qn ) | 1,2 ,... n | n1, n2 ,...nn
其中qi表示第i个粒子的全部坐标和自旋变量，j 表示粒子的第j个单粒子状态相应的全部量子数， nk表示第k个单粒子态上的粒子数。
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1. 多粒子体系波函数的二次量子化表示
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1. 多粒子体系波函数的二次量子化表示
,
1
N 2 ,...
(q1, q2 ,...qn ) | 1,2 ,... n | n1, n2 ,...n
（2）福克空间的多粒子体系波函数
| 1 , 2 ,... n 表示N个粒子占据了用量子数 1 , 2 ,... n 标志的N个单粒子态，它并不考虑
根据斯莱特（slater）行列式的性质，可以看出： （1） 交换任意两个粒子的坐标（ q1 q2），相当
。 于交换行列式的两列元素，行列式将改变符号，
A 即 是反对称的。
（2） 若有两个或两个以上的粒子的单粒子态相同，
A 0 则行列式中两行元素相同，所以 例如：
结论：对于全同费米子体系，处于每个粒子态上的
哪个单粒子态被哪一个粒子占据，显然，这 与全同粒子的不可区分性是一致的，称
| 1 , 2 ,... n 是福克空间的一个态矢。
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1. 多粒子体系波函数的二次量子化表示
,
1
N 2 ,...
(q1, q2 ,...qn ) | 1,2 ,... n | n1, n2 ,...n
i p k1 1 k2 2 kN N n1 n2 nN
归一化系数
ni! n1!n2!nN!
P－处于不同单粒子态的粒子进行置换
因为对全同粒子的编号是没有意义的。所以利用 坐标表象来描述全同粒子的量子态是比较麻烦的。 只需要把处于每个单粒子态上的粒子个数交待清楚，
则全同粒子的量子态可以完全确定。
N=2
A (q1 , q2 )
1 (q1 ) (q2 ) (q2 ) (q1 ) 2 1 (q1 ) (q1 ) 2 (q2 )
( q2 )
N=3
1 (q1 , q2 , q3 ) (q2 ) 3! (q3 )
A
(q1 )
数目不能超过1，此即Pauli原理。
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3.N个全同玻色子体系的波函数 对于N个全同玻色子体系，波函数对任何两个粒子 的交换是对称的。所以可以有多个粒子处于同一个 单粒子态。 单粒子态 k1 , k2 ... kN n1 , n2 ... n N 粒子数
( ni N )
i
s
n1n2n3 ...nN
ˆ j，q ˆ i ]= iij [ p
给这些算符找一些作用对象，用来描述系统的量子状态。
二次量子化方法：是从单粒子的量子理论出发， 通过类似的方法建立全同粒子系统的量子化方法。 用产生和湮灭算符来表示力学量的算符和波函数， 称之为二次量子化方法。
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何谓全同粒子？
各种微观粒子有一定属性，具有一定质量、电荷、 自旋…人们根据它们的属性不同分别称为电子，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）。 质量、电荷、自旋等所有内禀属性都相同的粒子叫 做全同粒子。例如：所有的电子都是全同粒子，所 有的质子也是全同粒子，但质子和电子不是全同粒 子。既然全同粒子的内禀固有属性都相同，它们之 间完全不可区分，对粒子就不能进行编号。这和经 典力学不同。