量子泡沫也叫时空泡沫（spacetime foam），是惠勒（John Wheeler*）1955年根据量子力学提出的概念。量子泡沫是极小尺度（普朗克长度量级）下量子振荡的定性描述。在这么小的时空尺度下，不确定关系使粒子和能量瞬间产生，然后湮灭。随着我们讨论时空尺度的缩小，虚粒子能量将增加。根据爱因斯坦的广义相对论，能量将使时空弯曲，这意味着足够小尺度下能量的“泡沫”式涨落将大到足以在较大尺度下观测到相对平滑时空的显著偏离。但我们必须有一个量子引力理论才能指出在什么样的尺寸下才能出现这样的量子泡沫，现有的各种量子理论不能精确地描述这么小尺度下的物理。
量子泡沫被认为是由非常高能量的虚粒子产生的。虚粒子概念出现于量子场论中，当粒子发生相互作用时，虚粒子短暂地产生并湮灭；尽管虚粒子从未被实际观测到，但根据虚粒子概念预言的效应被实际观测到了。虚粒子可被认为在真空中短暂地产生并湮灭，这种真空涨落会影响真空的性质，导致非零能量即真空能的存在；按量子力学概念，这是一种零点能。
卡西米尔效应是两平行板间真空中虚粒子行为的体现。普通的量子场论并不处理能量大到足以使时空弯曲的虚粒子，所以量子泡沫是对量子力学基本概念在非常小时空尺度下具有极高能量虚粒子的推广。
泡沫状的时空就像大风暴掀起的复杂激流。一些物理学家认为其中会形成虫洞；并猜测我们的宇宙可能会通过虫洞连接到其它的宇宙。
* John Archibald Wheeler with Kenneth Ford. Geons, Black Holes, and Quantum Foam. 1995 ISBN 0-393-04642-7.
2008年3月10日星期一
角动量和自旋
经典角动量是这样定义的：`L = r times p`，如果我们把r, p看作是算符`hat r`，`hat p`，我们就得到了量子力学中角动量算符的定义：`hat L = hat r times hat p`。
我们可以计算`hat L`各分量`hat L_x`, `hat L_y`, `hat L_z`间的对易关系，并得到如下性质：
`[hat L_x, hat L_y] = i hbar hat L_z`, `[hat L_y, hat L_z] = i hbar hat L_x`, `[hat L_z, hat L_x] = i hbar hat L_y`
`[hat L_x, hat L^2] = [hat L_y, hat L^2] = [hat L_z, hat L^2] = 0`
根据不确定关系（测不准原理），我们无法同时精确获得`L_x`, `L_y`的测量值，但我们可同时获得`L_z`和`L^2`的测量值。因此我们预期可求解出以下方程：
`hat L^2 |lambda, mu:) = lambda |lambda, mu:)`
`hat L_z |lambda, mu:) = mu |lambda, mu:)`
对这种形式方程的求解在数学上叫做本征值问题，可以通过求解偏微分方程得出，其结果是：
`hat L^2 |l, m:) = l(l+1)hbar^2 |l, m:)`
`hat L_z |l, m:) = m hbar |l, m:)`
这里：`m=0, pm 1, pm 2, ... pm l`, `l = 0, 1, 2, ...`。即角动量量子数`l`只能取整数。
我们还可以通过角动量算符的对易关系求解这个本征值问题，形式上得出相同的结果，但我们发现这样计算出的结果对`l`的要求可以是半奇数，即：`1/2, 3/2, ...`。
角动量量子数为整数的情形，我们可以用经典角动量的图像来理解，如行星围绕太阳运动，行星具有轨道角动量。但对于角动量量子数为半奇数情形，我们无法还原为经典角动量的图像。但我们发现有一种新的物理现象，必须使用角动量量子数为`1/2`的理论来解释，这就是自旋。
斯特恩-盖拉赫实验
通常我们是通过斯特恩-盖拉赫实验来引入自旋概念的。斯特恩-盖拉赫实验使用的是银原子（Ag），银原子的电子结构是：2, 8, 18, 18, 1（[Kr] 4d10 5s1）。最外层是5s1，即一个5s电子，除去最外层电子外，其他为满壳层。相比较于电子的磁矩，原子的磁矩可以忽略不计。
因此只需考虑电子运动导致的磁矩，而除最外层5s电子外，其他电子轨道角动量、自旋角动量恰好完全抵消。又s电子轨道角动量为零，因此银原子磁矩近似而言主要是由5s电子的自旋导致。
斯特恩和盖拉赫使一束银原子通过非均匀的磁场，发现银原子分裂为两束。磁矩在非均匀磁场中的受力：
`F_z = \mu_z \frac{dB_z}{dz}`
说明磁矩有两种取值，当时人们并没有自旋的概念，根据轨道角动量的理论，轨道角动量（L）的取值只能是整数，如：0，1，2...，`L_z`的取值则有2L+1种可能性，即由-L, -L+1, ..., L-1, L。因此轨道角动量概念只能解释奇数条条纹分裂，而无法解释偶数条条纹分裂。解决方案是引入电子自旋(s)，自旋取值为1/2，`s_z`取值为- 1/2，1/2。
自旋是一个无经典对应的物理量，通常人们会把自旋理解为电子自身的转动，但这种图像是不成立的，理由可归纳如下：
1.迄今为止的实验，未发现电子有尺寸的下限，即电子是没有大小的；
2.如果把电子自旋考虑为刚体绕自身的转动的话，即假设自旋是某种经典的对应，我们解出的角动量量子数只能是整数，因此无法解释偶数条条纹；
3.如果把电子自旋设想为有限大小均匀分布电荷球围绕自身的转动的话，电荷球表面切线速度将超过光速，与相对论矛盾；
因此自旋导致的物理现象是纯粹的量子力学效应，讨论自旋可以最“干净”地引入量子概念，因为自旋无经典对应，我们也就不会受到经典图像的干扰。
连续的斯特恩-盖拉赫实验
由于非均匀磁场可将不同自旋取值的银原子束分开，因此斯特恩-盖拉赫实验装置可看作是自旋的过滤器，比如沿z方向的非均匀磁场可将`s_z= 1/2`和`s_z=-1/2`的自旋分开，同样沿x方向的非均匀磁场可将`s_x=1/2`和`s_x=-1/2`的自旋分开等等。
上图表示将`s_z=1/2`的自旋束过滤出来，如果连续通过两个这样的装置，仍有`s_z=1/2`的自旋束射出。
先过滤出`s_z=1/2`的自旋束，再试图过滤出`s_z=-1/2`的自旋束，最终无自旋束射出。
`s_z=1/2`的自旋束通过x方向非均匀磁场可将`s_x=1/2`的自旋束选择出来。
`s_z=1/2`的自旋束通过x方向非均匀磁场将`s_x=1/2`的自旋束选择出来，再通过z方向非均匀磁场，可将`s_z=-1/2`的自旋束选择出来。
连续的斯特恩-盖拉赫实验说明，`s_z`取值和`s_x`取值无法同时确定，而在经典力学中我们总可以同时确定`L_z`和`L_x`的取值，或x与p的取值。这正是量子力学区别于经典力学的本质特征，或者体现为海森堡不确定关系，或者体现为狄拉克的非对易代数。
与偏振现象的类比
我们无法通过同时指定`s_z`，`s_x`的取值来描述自旋的态，但我们可类比光学中的偏振现象来达到对自旋态的描述。
在光学中有x偏振光，y偏振光，x，y是相互垂直的偏振方向。如果我们把x方向逆时针转动45度，则得到x'偏振光，再继续转动90度，则得到y'偏振光。
这里x偏振光类比为`s_z=1/2`的自旋态，y偏振光类比为`s_z=-1/2`的自选态；x'偏振光类比为`s_x=1/2`的自旋态，y'偏振光类比为`s_x=-1/2`的自旋态。
沿z方向传播的x，y偏振光；
`E=E_0 \hat x e^{kz-\omega t}`
`E=E_0 \hat y e^{kz-\omega t}`
沿z方向传播的x'，y'偏振光；
`E=E_0 \hat x^' e^{kz-\omega t}=\frac{E_0 }{\sqrt{2}}e^{kz-\omega t}(\hat x + \hat y))`
`E=E_0 \hat y^' e^{kz-\omega t}=\frac{E_0 }{\sqrt{2}}e^{kz-\omega t}(-\hat x + \hat y))`
因此自旋态可表示为：
`| s_z=1/2 \rangle = | + \rangle`
`| s_z=-1/2 \rangle = | - \rangle`
`| s_x=1/2 \rangle = \frac{1}{\sqrt{2}}(| + :) + | - :) )`
`| s_x=-1/2 \rangle = \frac{1}{\sqrt{2}}(-| + :) + | - :) )`
由于非均匀磁场还可加在空间的y方向上，所以尚需求出`|s_y=1/2 \rangle`和`|s_y=-1/2 \rangle`的表达式。可通过与圆偏振光类比得到。
右旋圆偏振光：`E= \frac{E_0}{\sqrt{2}}e^{kz-\omega t}(\hat x + i \hat y)`
左旋圆偏振光：`E= \frac{E_0}{\sqrt{2}}e^{kz-\omega t}(\hat x - i \hat y)`
因此可将`|s_y = \pm 1/2 \rangle`表示为：
`|s_y = \pm 1/2 \rangle = \frac{1}{\sqrt{2}}(|+:) \pm i | - :) )`
此即s=1/2，在sz表象中各自旋态的表达。即表示为2维复线性向量空间(complex vector space)中的一个矢量。
我们可以计算`hat L`各分量`hat L_x`, `hat L_y`, `hat L_z`间的对易关系，并得到如下性质：
`[hat L_x, hat L_y] = i hbar hat L_z`, `[hat L_y, hat L_z] = i hbar hat L_x`, `[hat L_z, hat L_x] = i hbar hat L_y`
`[hat L_x, hat L^2] = [hat L_y, hat L^2] = [hat L_z, hat L^2] = 0`
根据不确定关系（测不准原理），我们无法同时精确获得`L_x`, `L_y`的测量值，但我们可同时获得`L_z`和`L^2`的测量值。因此我们预期可求解出以下方程：
`hat L^2 |lambda, mu:) = lambda |lambda, mu:)`
`hat L_z |lambda, mu:) = mu |lambda, mu:)`
对这种形式方程的求解在数学上叫做本征值问题，可以通过求解偏微分方程得出，其结果是：
`hat L^2 |l, m:) = l(l+1)hbar^2 |l, m:)`
`hat L_z |l, m:) = m hbar |l, m:)`
这里：`m=0, pm 1, pm 2, ... pm l`, `l = 0, 1, 2, ...`。即角动量量子数`l`只能取整数。
我们还可以通过角动量算符的对易关系求解这个本征值问题，形式上得出相同的结果，但我们发现这样计算出的结果对`l`的要求可以是半奇数，即：`1/2, 3/2, ...`。
角动量量子数为整数的情形，我们可以用经典角动量的图像来理解，如行星围绕太阳运动，行星具有轨道角动量。但对于角动量量子数为半奇数情形，我们无法还原为经典角动量的图像。但我们发现有一种新的物理现象，必须使用角动量量子数为`1/2`的理论来解释，这就是自旋。
斯特恩-盖拉赫实验
通常我们是通过斯特恩-盖拉赫实验来引入自旋概念的。斯特恩-盖拉赫实验使用的是银原子（Ag），银原子的电子结构是：2, 8, 18, 18, 1（[Kr] 4d10 5s1）。最外层是5s1，即一个5s电子，除去最外层电子外，其他为满壳层。相比较于电子的磁矩，原子的磁矩可以忽略不计。
因此只需考虑电子运动导致的磁矩，而除最外层5s电子外，其他电子轨道角动量、自旋角动量恰好完全抵消。又s电子轨道角动量为零，因此银原子磁矩近似而言主要是由5s电子的自旋导致。
斯特恩和盖拉赫使一束银原子通过非均匀的磁场，发现银原子分裂为两束。磁矩在非均匀磁场中的受力：
`F_z = \mu_z \frac{dB_z}{dz}`
说明磁矩有两种取值，当时人们并没有自旋的概念，根据轨道角动量的理论，轨道角动量（L）的取值只能是整数，如：0，1，2...，`L_z`的取值则有2L+1种可能性，即由-L, -L+1, ..., L-1, L。因此轨道角动量概念只能解释奇数条条纹分裂，而无法解释偶数条条纹分裂。解决方案是引入电子自旋(s)，自旋取值为1/2，`s_z`取值为- 1/2，1/2。
自旋是一个无经典对应的物理量，通常人们会把自旋理解为电子自身的转动，但这种图像是不成立的，理由可归纳如下：
1.迄今为止的实验，未发现电子有尺寸的下限，即电子是没有大小的；
2.如果把电子自旋考虑为刚体绕自身的转动的话，即假设自旋是某种经典的对应，我们解出的角动量量子数只能是整数，因此无法解释偶数条条纹；
3.如果把电子自旋设想为有限大小均匀分布电荷球围绕自身的转动的话，电荷球表面切线速度将超过光速，与相对论矛盾；
因此自旋导致的物理现象是纯粹的量子力学效应，讨论自旋可以最“干净”地引入量子概念，因为自旋无经典对应，我们也就不会受到经典图像的干扰。
连续的斯特恩-盖拉赫实验
由于非均匀磁场可将不同自旋取值的银原子束分开，因此斯特恩-盖拉赫实验装置可看作是自旋的过滤器，比如沿z方向的非均匀磁场可将`s_z= 1/2`和`s_z=-1/2`的自旋分开，同样沿x方向的非均匀磁场可将`s_x=1/2`和`s_x=-1/2`的自旋分开等等。
上图表示将`s_z=1/2`的自旋束过滤出来，如果连续通过两个这样的装置，仍有`s_z=1/2`的自旋束射出。
先过滤出`s_z=1/2`的自旋束，再试图过滤出`s_z=-1/2`的自旋束，最终无自旋束射出。
`s_z=1/2`的自旋束通过x方向非均匀磁场可将`s_x=1/2`的自旋束选择出来。
`s_z=1/2`的自旋束通过x方向非均匀磁场将`s_x=1/2`的自旋束选择出来，再通过z方向非均匀磁场，可将`s_z=-1/2`的自旋束选择出来。
连续的斯特恩-盖拉赫实验说明，`s_z`取值和`s_x`取值无法同时确定，而在经典力学中我们总可以同时确定`L_z`和`L_x`的取值，或x与p的取值。这正是量子力学区别于经典力学的本质特征，或者体现为海森堡不确定关系，或者体现为狄拉克的非对易代数。
与偏振现象的类比
我们无法通过同时指定`s_z`，`s_x`的取值来描述自旋的态，但我们可类比光学中的偏振现象来达到对自旋态的描述。
在光学中有x偏振光，y偏振光，x，y是相互垂直的偏振方向。如果我们把x方向逆时针转动45度，则得到x'偏振光，再继续转动90度，则得到y'偏振光。
这里x偏振光类比为`s_z=1/2`的自旋态，y偏振光类比为`s_z=-1/2`的自选态；x'偏振光类比为`s_x=1/2`的自旋态，y'偏振光类比为`s_x=-1/2`的自旋态。
沿z方向传播的x，y偏振光；
`E=E_0 \hat x e^{kz-\omega t}`
`E=E_0 \hat y e^{kz-\omega t}`
沿z方向传播的x'，y'偏振光；
`E=E_0 \hat x^' e^{kz-\omega t}=\frac{E_0 }{\sqrt{2}}e^{kz-\omega t}(\hat x + \hat y))`
`E=E_0 \hat y^' e^{kz-\omega t}=\frac{E_0 }{\sqrt{2}}e^{kz-\omega t}(-\hat x + \hat y))`
因此自旋态可表示为：
`| s_z=1/2 \rangle = | + \rangle`
`| s_z=-1/2 \rangle = | - \rangle`
`| s_x=1/2 \rangle = \frac{1}{\sqrt{2}}(| + :) + | - :) )`
`| s_x=-1/2 \rangle = \frac{1}{\sqrt{2}}(-| + :) + | - :) )`
由于非均匀磁场还可加在空间的y方向上，所以尚需求出`|s_y=1/2 \rangle`和`|s_y=-1/2 \rangle`的表达式。可通过与圆偏振光类比得到。
右旋圆偏振光：`E= \frac{E_0}{\sqrt{2}}e^{kz-\omega t}(\hat x + i \hat y)`
左旋圆偏振光：`E= \frac{E_0}{\sqrt{2}}e^{kz-\omega t}(\hat x - i \hat y)`
因此可将`|s_y = \pm 1/2 \rangle`表示为：
`|s_y = \pm 1/2 \rangle = \frac{1}{\sqrt{2}}(|+:) \pm i | - :) )`
此即s=1/2，在sz表象中各自旋态的表达。即表示为2维复线性向量空间(complex vector space)中的一个矢量。
薛定谔方程
根据量子力学，系统状态是由波函数描述的，假设我们知道某时刻系统的波函数`psi(t_0)`，我们希望知道系统是如何随时间演化的，即知道未来某时刻的波函数`psi(t)`。波函数随时间演化的规律是由薛定谔方程给出的：`i hbar frac{partial}{partial} psi = hat H psi`。（`hat H`叫哈密顿算符）
薛定谔方程可能是物理学中最重要的方程，其地位很类似于牛顿力学中的牛顿第二定律`F=ma`。它们都是描述随时间演化的动力学方程，不同之处在于牛顿第二定律中的加速度是对时间的二阶微商，因此需要知道初始时刻的位置`x_0`和速度`v_0`才可求解，而薛定谔方程中出现的是对时间的一阶微商，因此只需要知道`psi(t_0)`就可确定`psi(t)`。牛顿第二定律和薛定谔方程都是确定性的方程，一旦初始条件确定了，未来的演化是唯一确定的，所不同的是牛顿力学中求得是轨迹，而量子力学中求出的是波函数。轨迹代表了真实的物理运动，而波函数则是一个复函数并不对应任何实际物理量。
但我们又说波函数中已经包含了物理系统所有信息，因此我们关心的物理量（也称观测量或力学量）可通过特定的数学步骤由波函数导出，当然并非所有经典力学中可获得的信息在量子力学中也可获得。比如：我们在量子力学中无法同时获得一个粒子的位置和动量的取值，但在经典力学中我们是可以获得的。
考虑最简单的波函数--单色平面波--`psi = C e^{i(kx - omega t)}`。波函数在任意x的取值是复数，并不对应具体物理量，但其绝对值`rho(x) = psi^{text(*)} psi`表示粒子处在x位置的概率。因此我们虽然无法由`psi`预测x的具体取值，但可计算x的平均值（期望值）：`bar x = int psi^{text(*)} x psi dx = int x rho(x) dx`。
我们可以把这样的数学步骤推广为：`bar A = int psi^{text(*)} hat A psi dx`，这里`bar A`表示力学量A的期望值，`hat A`叫做算符。算符是某种抽象的数学操作，它可把一个波函数映射为另外一个波函数，即：`varphi = hat A psi`。
可见：`hat x = x`，但并非都这样简单。比如对动量p，我们知道单色平面波对应的动量是`p = hbar k`，只有一个确定的取值。如果：`hat p = frac{hbar}{i} frac{partial}{partial x}`，可以验证：`bar p = hbar k`。
现在我们已经能够写出：`hat x`和`hat p`，我们可计算它们的对易关系：`[hat x, hat p] = hat x hat p - hat p hat x= i hbar`，这是个简化的写法，补充完整的形式是：`[hat x, hat p] psi(x) = hat x hat p psi(x) - hat p hat x psi(x) = i hbar psi(x)`。由这个关系我们可以严格地推导出不确定关系，或测不准原理，即如果两个算符不对易--`[hat A, hat B] ne 0`，我们无法同时无限精确地测量力学量A和B，这种不可能是量子力学理论体系决定的，而非操作的不可能。
由`hat x`和`hat p`我们可写出哈密顿算符`hat H`。哈密顿算符是由经典力学中哈密顿量得出的，单粒子的哈密顿量可写为：`H(x, p) = T + V`，T表示动能，V是势能。多粒子哈密顿量可形式地推广为：`H(q,p) = T + V = Sigma_i p dotq - L`（L是经典力学中拉格朗日量，其定义为：`L = T-V`），这里的q表示广义坐标，可以是粒子的位置，也可以是刚体转动的角度等，p表示广义动量，可定义为：` p = frac{partial L}{partial dotq}`。在经典力学中我们常常使用哈密顿量来描述一个物理系统，这种数学形式甚至可以推广为无穷多自由度（无穷多独立的广义坐标）的系统，比如用于描述电磁场。
我们只需把经典的`H(q,p)`中的q，p分别用算符`hat q`, `hat p`--满足`[hat x, hat p] = i hbar`--予以替代，同时保证`hat H(hat q, hat p)`满足厄密性--`int (hat H varphi)^{text(*)} psi dx = int varphi^{text(*)} hat H psi dx`。我们即得到系统的哈密顿算符，这样一个经典描述就变为对应的量子描述。
我们现在来求解最简单的薛定谔方程--`i hbar frac{partial}{partial t} psi(x,t) = frac{hat p^2}{2m} psi(x,t)`。对应哈密顿算符为--`hat H = frac{hat p^2}{2m}`，只有动能，没有势能，即自由粒子。解出：`E = hbar omega = frac{hbar^2 k^2}{2m}`，即能量是连续的，这与经典情形是一致的。
稍微复杂一点的问题--一维无限深势井。先考虑经典情形，相当于粒子在井内自由地运动，在井壁发生完全弹性碰撞，能量是连续的。如果考虑量子的情形：
1.波函数在井外出现概率为0，即井外波函数为0；
2.波函数在井壁处应当是连续的，即井壁处波函数亦为0；
3.波函数在井内，相当于是自由粒子的波函数，即：`E = frac{hbar^2 k^2}{2m} \approx frac{1}{lambda^2}`；
即能量与井内波函数对应的波长有关，而波长的取值由于必须满足条件2（井壁处波函数为0）而有所限制，即只能取为：`2L = n lambda`，这里L表示势井宽度。因此：`E \approx n^2`，即能量取值不再连续，而是分立的。
一个量子力学系统的能量分布可能是连续的（连续谱），也可能是分立的（分立谱），也可能是连续与分立混合的（混合谱）。
薛定谔方程可能是物理学中最重要的方程，其地位很类似于牛顿力学中的牛顿第二定律`F=ma`。它们都是描述随时间演化的动力学方程，不同之处在于牛顿第二定律中的加速度是对时间的二阶微商，因此需要知道初始时刻的位置`x_0`和速度`v_0`才可求解，而薛定谔方程中出现的是对时间的一阶微商，因此只需要知道`psi(t_0)`就可确定`psi(t)`。牛顿第二定律和薛定谔方程都是确定性的方程，一旦初始条件确定了，未来的演化是唯一确定的，所不同的是牛顿力学中求得是轨迹，而量子力学中求出的是波函数。轨迹代表了真实的物理运动，而波函数则是一个复函数并不对应任何实际物理量。
但我们又说波函数中已经包含了物理系统所有信息，因此我们关心的物理量（也称观测量或力学量）可通过特定的数学步骤由波函数导出，当然并非所有经典力学中可获得的信息在量子力学中也可获得。比如：我们在量子力学中无法同时获得一个粒子的位置和动量的取值，但在经典力学中我们是可以获得的。
考虑最简单的波函数--单色平面波--`psi = C e^{i(kx - omega t)}`。波函数在任意x的取值是复数，并不对应具体物理量，但其绝对值`rho(x) = psi^{text(*)} psi`表示粒子处在x位置的概率。因此我们虽然无法由`psi`预测x的具体取值，但可计算x的平均值（期望值）：`bar x = int psi^{text(*)} x psi dx = int x rho(x) dx`。
我们可以把这样的数学步骤推广为：`bar A = int psi^{text(*)} hat A psi dx`，这里`bar A`表示力学量A的期望值，`hat A`叫做算符。算符是某种抽象的数学操作，它可把一个波函数映射为另外一个波函数，即：`varphi = hat A psi`。
可见：`hat x = x`，但并非都这样简单。比如对动量p，我们知道单色平面波对应的动量是`p = hbar k`，只有一个确定的取值。如果：`hat p = frac{hbar}{i} frac{partial}{partial x}`，可以验证：`bar p = hbar k`。
现在我们已经能够写出：`hat x`和`hat p`，我们可计算它们的对易关系：`[hat x, hat p] = hat x hat p - hat p hat x= i hbar`，这是个简化的写法，补充完整的形式是：`[hat x, hat p] psi(x) = hat x hat p psi(x) - hat p hat x psi(x) = i hbar psi(x)`。由这个关系我们可以严格地推导出不确定关系，或测不准原理，即如果两个算符不对易--`[hat A, hat B] ne 0`，我们无法同时无限精确地测量力学量A和B，这种不可能是量子力学理论体系决定的，而非操作的不可能。
由`hat x`和`hat p`我们可写出哈密顿算符`hat H`。哈密顿算符是由经典力学中哈密顿量得出的，单粒子的哈密顿量可写为：`H(x, p) = T + V`，T表示动能，V是势能。多粒子哈密顿量可形式地推广为：`H(q,p) = T + V = Sigma_i p dotq - L`（L是经典力学中拉格朗日量，其定义为：`L = T-V`），这里的q表示广义坐标，可以是粒子的位置，也可以是刚体转动的角度等，p表示广义动量，可定义为：` p = frac{partial L}{partial dotq}`。在经典力学中我们常常使用哈密顿量来描述一个物理系统，这种数学形式甚至可以推广为无穷多自由度（无穷多独立的广义坐标）的系统，比如用于描述电磁场。
我们只需把经典的`H(q,p)`中的q，p分别用算符`hat q`, `hat p`--满足`[hat x, hat p] = i hbar`--予以替代，同时保证`hat H(hat q, hat p)`满足厄密性--`int (hat H varphi)^{text(*)} psi dx = int varphi^{text(*)} hat H psi dx`。我们即得到系统的哈密顿算符，这样一个经典描述就变为对应的量子描述。
我们现在来求解最简单的薛定谔方程--`i hbar frac{partial}{partial t} psi(x,t) = frac{hat p^2}{2m} psi(x,t)`。对应哈密顿算符为--`hat H = frac{hat p^2}{2m}`，只有动能，没有势能，即自由粒子。解出：`E = hbar omega = frac{hbar^2 k^2}{2m}`，即能量是连续的，这与经典情形是一致的。
稍微复杂一点的问题--一维无限深势井。先考虑经典情形，相当于粒子在井内自由地运动，在井壁发生完全弹性碰撞，能量是连续的。如果考虑量子的情形：
1.波函数在井外出现概率为0，即井外波函数为0；
2.波函数在井壁处应当是连续的，即井壁处波函数亦为0；
3.波函数在井内，相当于是自由粒子的波函数，即：`E = frac{hbar^2 k^2}{2m} \approx frac{1}{lambda^2}`；
即能量与井内波函数对应的波长有关，而波长的取值由于必须满足条件2（井壁处波函数为0）而有所限制，即只能取为：`2L = n lambda`，这里L表示势井宽度。因此：`E \approx n^2`，即能量取值不再连续，而是分立的。
一个量子力学系统的能量分布可能是连续的（连续谱），也可能是分立的（分立谱），也可能是连续与分立混合的（混合谱）。
2008年2月25日星期一
量子力学的通俗讲座
1.粒子和波动
我们对粒子和波动的概念来自直接的经验。和粒子有关的经验对象：小到石子大到天上的星星等；和波动有关的经验对象：最常见的例子是水波，还有拨动的琴弦等。但这还不是物理中所说的模型，物理中所谓粒子和波动是理想化的模型，是我们头脑中抽象的对象。
在经典物理中，粒子的概念可进一步抽象为：大小可忽略不计的具有质量的对象，即所谓质点。质量在这里是新概念，我们可将其定义为包含物质量的多少，一个西瓜，比西瓜仔的质量大，因为西瓜里包含的物质的量更大。
为叙述的简介，我们现在可把粒子即等同于质点。要描述一个质点的运动状态，我们需要知道其位置和质量（x,m），这是一个抽象的数学表达。
这里我们漏掉了时间，这里我们可把时间描述为一个时钟，我们会发现当指针指到不同位置的时候，质点的位置可能不同，于是指针的位置就定义了时刻t。有了时刻t，我们对质点的描述就变成了（x,t,m），由此可定义速度v，现在我们对质点运动状态的描述是（x,v,t,m）。
在日常经验中我们还有相互作用或所谓力的概念，我们在地球上拎起不同质量物体时肌肉的紧张程度是不同的，或者说弹簧秤拎起不同质量物体时弹簧的拉伸程度是不同的。
总之以上我们对质量、时间、力等的定义都是很直观的，是可以操作的。当然还需要操作的人具有这样的信念：我用的尺子在操作过程中是不变的；我用的时钟走时是均匀的，并且可以和其他时钟校准等等。这些信念也是被我们的日常经验反复证实的：太阳落下后会再度升起，苹果会掉在地上。
按照以上思路进行研究，包括定量的实验研究，和大胆地假设基本原理最终诞生了牛顿的经典力学。这里我们可简单地用两个公式：F=ma 和 F=GMm/x^2 来代表牛顿力学。前者是质点的运动方程，用数学的语言说是一个关于位置x的二阶微分方程，所以只需要知道初始时刻t=0时的位置x和速度v即可求出以后任意时刻t质点所处的位置，即x(t)--称之为轨迹。
需要强调的是一旦我们知道t=0时x和v的精确值（没任何误差），x(t)的取值也是精确的，即我们得到是对质点未来演化的精确预测，并且这个求解对t<0也精确成立，即我们还可精确地反演质点的历史经历。这些结论都是由数学理论严格决定的，即质点随时间的演化是一根理想的线。
现在我们就有了一个关于世界的整体图像：宇宙就是由很多质点构成的复杂系统，它们两两之间相互作用由F=GMm/x^2决定，对每一个质点我们又可列出ΣF=ma这样的运动方程，ΣF表示每个质点所受的合力，与其他质点的位置有关，因此这是一个联立的二阶微分方程组。还是根据数学的理论，如果我们知道了初始时刻t=0时每个质点的位置和速度，我们即可无限精确地知道系统内每个粒子的轨迹。这在哲学上被引申为所谓的决定论，人生的命运是确定的，事物的演化也是确定的等等。
当然要想在某一时刻同时测量出全世界所有粒子的位置和速度是不可能的，但这种操作上的不可能性是否意味着--“某一时刻全世界所有粒子具有确定的位置和速度”--本身就不存在呢？有些人可能会持怀疑的态度，这个可称为怀疑主义的态度。另一些人会倾向于相信，当然这种相信并无充分的证据，相信的好处是我们可建立起一个关于世界的整体图像，整个世界变得有秩序了，可以理解了。
不管是否相信决定论式的图像，牛顿力学本身获得了巨大成功，解释了大到行星运动，小到苹果落地等非常广泛的现象，因此主流物理学家在100多年前相信牛顿力学提供了描述整个世界的基础。 到目前为止我们还没有讲波动，实际上在有了关于质点的经典力学后，我们很容易把波动还原为很多质点的集体运动。比如最简单的波动，抖动绳子可产生一维波。要解释这样的波动现象，最简单的模型就是假想把绳子分成很多很多份，每部分很小以至我们可将其视为质点，质点间的力用弹性力表示。看起来这就是一根弹簧，上面放了很多等质量的小球，如果你横向摇晃第一个小球，这种运动就会渐次地传递给其他小球，即所谓横波；如果你纵向压缩拉伸第一个小球，这种纵向的振动也会渐次地传递给其他小球。
由此可见波动是一种集体运动，是由很多粒子参与步调统一的运动。最简单的波动是单色平面波，即体现为正弦或余弦函数：`Asin(kx-\omega t)`。波动的特点是会传播出去，因此你很难说波的位置在什么地方，对单色平面波来说，波动更是充满整个世界，位置概念是没有意义的。但我们可以发现相邻波峰间距离总是相同的，于是可定义波长：`\lambda`，我们还可发现每个质点振动一个周期的时间也是相同的，因此可定义频率：`\nu`。
很多质点的集体运动--“波动”--和“粒子”是很不同的，描述粒子的运动，使用位置和速度（有了分析力学之后，物理学家更习惯使用动量 p=mv 来代替速度），描述波动使用波长和频率。粒子的特点是分立的，每个粒子会集中地携带能量（`mv^2//2`），而波动的特点则是弥散的，能量会均匀地分布在每个质点上，波动的能量正比于波幅的平方。从这个意义上我们说粒子的图像和波动的图像是排斥的，即我们无法想象一个对象既是粒子又是波动。
尽管粒子的图像和波动的图像是互相排斥的，我们仍认为粒子的图像是本质的，波动的图像可还原为粒子的语言，因此是从属的。但这仅仅是机械波，物理学家很快又发现了一种新的波--电磁波。
电磁现象是不同于机械力学（即上面讨论的质点或质点系的运动）的新现象。麦克斯韦是电磁学中的牛顿，他提出的麦克斯韦方程组是解释电磁现象的基础。利用麦克斯韦方程组最重要的预言是光波就是电磁波。所谓电磁波就是电场（E）和磁场（B）在空间中的传播，和机械波中质点振动会在空间中传播一样，简单说它们都满足类似的波动方程，只是波动传播的速度不同而已。
物理学家自然提出一个任务，即能否把电磁波还原为纯粹的机械运动？追求统一的物理是物理学家永恒的追求，牛顿使天上的物理（行星运动）和地上的物理（苹果落地）统一，麦克斯韦使光学和电磁学统一，那么经典力学和经典电磁学也应该是统一的。但实际上把电磁波还原为机械运动的努力是徒劳的，完成这一任务的是爱因斯坦的狭义相对论。
如果考虑到光波或电磁波无法还原为机械运动，我们现在可说粒子的图像和波动的图像在概念上是同样重要的，粒子的图像和波动的图像是排斥的。
2.双缝实验
在1900年前后物理学家已经建立起来由经典力学，经典电磁学和经典统计力学组成的经典物理学体系，有很多物理学家乐观地认为将来的工作仅仅是再往小数点后面再加几位。但一系列新现象却最终颠覆了经典物理学，今天我们再说科学的基础，一般指的是相对论和量子力学。
一般而言，量子力学诞生于原子物理学，即关于原子尺寸现象的研究。今天我们知道原子大约是0.1纳米，而人类肉眼可分辨（可借助光学显微镜）的尺寸大约是可见光波长的数量级--几百纳米，即我们研究的对象小了至少几万倍。从这个意义上说量子现象是超越于我们日常经验之外的。当我们提到粒子和波动的时候，即便没有系统地学过物理学，我们也可借助日常经验知道粒子大致指的是什么现象，波动指的是什么现象。但当我们提到原子或电子的运动时，我们就没有这样的直观了。
所以必须得有一个机会供我们直观地体验一下量子现象。费曼曾提出著名的双缝实验，通过这个实验我们可建立量子力学的最基本概念--波粒二象性。
在光学中也有个双缝实验，即当光通过双缝后，会呈现明暗相间的条纹状分布，这个称为干涉。干涉现象可以很容易地被波动图像解释。光是电磁波，当波照射到双缝上时，每个缝相当于是新的波源，每个波源都会发出一个波动，当两个波动的波峰相遇时则呈现出明亮的条纹，当一个波峰和一个波谷相遇时则呈现出暗条纹。
现在我们假设以一束电子入射到双缝上，看看会发生什么现象。电子是量子力学对象，但现在我们先猜测它就是经典的粒子，这种情形下电子穿过双缝--呈上、下两个条状分布。那么实验的结果是什么呢？是明、暗相间的条纹状分布，就好像是光学中的双缝实验结果一样。这是否意味着电子是一种波动呢？就好像迄今为止我们都理所当然地认为光就是一种波动。
我们可以再做一个实验，让电子一个、一个地通过双缝，看看是否会有干涉现象。实验结果是电子将随机地出现在任意位置，我们根本无法预测电子下一次出现在何位置。但我们也注意到电子并未弥散开来，每次都只出现在一个位置，这说明电子是粒子，具有唯一的位置。另外一个特点是当我们进行很多次这样的单电子穿过双缝实验后，散射电子的总体分布趋于明暗相间的干涉条纹。
有意思的是，对于我们一直认为是波动的“光”，我们也可完成类似的实验，即当我们降低光的强度，最终我们发现光竟然也是由粒子--“光子”组成的。当光强极弱时，我们可完成所谓单光子干涉实验，每个光子对应一个随机的位置，很多单光子事件累积起来呈现干涉条纹。
因此，把电子（或光子）简单地设想为经典的粒子或波动都是不可能的，现在我们说电子（或光子）首先是粒子，但它不是经典的，不能用位置和动量描述，而需要用波函数来描述电子的运动状态。这就是所谓波粒二象性，这既不是经典的粒子图像，也不是经典的波动图像，但物理学家们一般还称呼它们是粒子。
3.波函数
粒子的运动状态是由波函数来描述的，就好像经典的波动也是由波函数来描述一样。量子力学中的波函数和经典波动波函数的区别在于：经典波动的波函数有确切的物理含义，比如电磁波波函数表示的是变化的电场或磁场；量子力学中波函数不对应确切的物理含义，它一般是个复函数，但物理系统中所有信息却又都包含在波函数中。从数学形式上看波函数很类似经典波动的波函数，因为经典波动为计算方便也常常表示为复函数的形式，而量子力学中波函数在某些特定情况下又可表示为实函数的形式。这给思考量子力学问题带来很多直观上的好处，因为想象一个经典波动总是很容易的。
单色平面波就是最简单的波函数：`Ae^{i(k x - \omega t)}`，它所描述粒子的动量是：`p = hbar k`，能量是：`E = hbar \omega`。动量的表达式很有用，稍作变形：`\lambda = h/p`，这个公式代表了波动语言（左边）和粒子语言（右边）的对应关系。
如前所述，波函数本身没有物理意义，但其绝对值的平方代表发现粒子的几率密度，这叫做波函数的统计解释（或玻恩解释）。因此粒子的平均位置：`bar x = int x |psi|^2`。
用波函数的统计解释，可以很容易地理解费曼双缝实验，单电子通过双缝，可用波函数`\psi = \psi_1 + \psi_2`表示，这里的1和2并不是表示1、2两个电子，单电子意味着只有一个电子，`psi_1`和`psi_2`都是这个电子波函数的一部分，1对应的是上缝，2对应的是下缝。电子的几率分布为：`|psi_1 + psi_2|^2`，这相当于经典光学中两束光波的迭加，自然体现为明暗相间的条纹。
4.测量
我们继续对最简单的波函数：`Ae^{i(k x - \omega t)}`做一些讨论，如果我们只考察其实部，它是个余弦函数`cos(kx - \omega t)`，和最简单的机械波的波形完全一样。假设我们对这个波函数进行测量，我们来测量一下粒子的位置x。
根据统计解释，波函数绝对值平方是粒子的分布几率，由于波函数的振幅是常数，粒子是等几率分布的，因此我们可能在空间中任意地方等几率地观测到粒子。那么对于一次具体的测量，粒子将出现在何位置？我们没法预测，只知道会在空间任何地方，而按照经典的粒子图像，我们总可在一定精度内测出经典粒子的位置。几率本质地出现在量子力学中，这和经典力学决定论式的世界观有本质的区别。
我们暂不讨论如何测量粒子的位置，假设t=0时我们完成了一次成功的测量，我们会观测到粒子在某确定位置`x=x_0`，现在我们问：在t=0之前的一瞬间粒子在什么地方？关于这个问题有两种答案：
答案1：虽然我们无法精确地知道粒子在什么地方，但我们可推测其一定在`x_0`附近，因为根据狭义相对论，粒子运动速度存在一上限，因此在测量前一瞬间，粒子应在`x_0`附近。那么在测量前一瞬间，波函数还是单色平面波吗？因为我们考虑的是测量前，在此操作前波函数无任何理由发生变化，因此应当仍然是单色平面波。但根据量子力学统计解释，粒子应等几率地分布在整个空间，而不是仅仅分布在`x_0`的附近。看来根据量子力学无法得到关于粒子的全部信息，从这个角度说量子力学是不完备的。因此一定还存在某种未知因素，决定了粒子在`x_0`附近，因为不知道该因素到底是什么，我们就管它叫隐变量。这是对量子力学的一种态度，即认为量子力学是不完备的，我们需要发展一种新理论取而代之。持这种观点的物理学家有爱因斯坦等。
答案2：这一派物理学家认为基于波函数和统计解释的量子力学是完备的，我们可称之为正统派，对创建量子力学有直接贡献的玻尔、玻恩、海森堡等都属于这一派。正统派提出“波函数坍缩”来描述量子力学的测量过程。测量前是单色平面波，粒子等几率地处在整个空间，一次成功的测量意味着在这一瞬间，波函数坍缩为一位置在`x_0`附近的尖峰形函数（数学上叫δ函数，δ函数仅在`x_0`取值不为0，其他地方都是0）。根据统计解释，粒子只能在`x_0`位置，自然这是一次成功的测量，因为我们得到了唯一位置，在t=0之后，我们再做测量，也只能获得`x_0`这一确定性的结论，因为尖峰函数再坍缩也只能是尖峰函数。那么正统解释是否意味着与狭义相对论矛盾呢？或者说我们是否可利用波函数坍缩来构造一个可以携带信息的超过光速的信号呢？仔细的分析否定了这种设想，我们在这里暂不展开。
这两派意见，到底哪一派正确呢？贝尔后来针对隐变量理论提出了一个不等式，如果隐变量理论成立，不等式成立；如果正统解释成立，则不等式可以不成立。迄今为止的各种实验对隐变量理论都是不利的，或者说量子力学是完备的，波函数中包括了粒子运动的所有信息。
5.经典和量子的界限
物理学家坚信：只有一个物理。原来经典物理可以描述的物理现象，比如行星的运动和几何光学不适用于量子力学。原则上量子力学适用于所有的物理，只是对这些问题的处理会显得比较繁琐而已。而且经过繁琐的计算我们会发现奇异的量子行为被抵消掉了，这解释了为什么我们使用“错误”的经典理论也能得到正确的结果。
讨论经典和量子的界限，并不是给出经典物理和量子物理分别适用的界限（再次强调，只有一个物理），而只是在讨论什么时候必须使用量子力学，或什么时候量子效应比较明显。
我们可以用一个简单的计算来讨论，量子效应比较明显意味着我们必须用波函数描述粒子，意味着干涉效应比较明显。回忆公式：`\lambda = h/p`，左边是描述波动性的波长，如果波动性较明显，说明波长应比较长，比如说达到几百纳米（达到可见光波段）。这意味着等式右边：h必须越大越好，h是普朗克常数，恰恰是个很小很小的物理量，这解释了为什么我们的日常经验里观察不到量子现象。p是粒子动量，应越小越好，但再小也有上限，宏观物体普遍存在无规则热运动，无规则热运动能量可使用E=kT，来估计，即温度越高，无规则热运动越激烈，这也与我们的常识吻合。现在p=`\sqrt(2mkT)`，这里k是另一个物理常数--玻尔兹曼常数，意味着：m越小越好，这解释了为什么我们会在原子系统中观察到量子现象，因为电子（决定原子性质的主要因素其实是原子中电子的运动状态）足够小；另一方面T（温度）越低越好，这解释了为什么在低温条件下我们会观察到宏观量子现象，比如超导电现象和玻色凝聚等。
我们对粒子和波动的概念来自直接的经验。和粒子有关的经验对象：小到石子大到天上的星星等；和波动有关的经验对象：最常见的例子是水波，还有拨动的琴弦等。但这还不是物理中所说的模型，物理中所谓粒子和波动是理想化的模型，是我们头脑中抽象的对象。
在经典物理中，粒子的概念可进一步抽象为：大小可忽略不计的具有质量的对象，即所谓质点。质量在这里是新概念，我们可将其定义为包含物质量的多少，一个西瓜，比西瓜仔的质量大，因为西瓜里包含的物质的量更大。
为叙述的简介，我们现在可把粒子即等同于质点。要描述一个质点的运动状态，我们需要知道其位置和质量（x,m），这是一个抽象的数学表达。
这里我们漏掉了时间，这里我们可把时间描述为一个时钟，我们会发现当指针指到不同位置的时候，质点的位置可能不同，于是指针的位置就定义了时刻t。有了时刻t，我们对质点的描述就变成了（x,t,m），由此可定义速度v，现在我们对质点运动状态的描述是（x,v,t,m）。
在日常经验中我们还有相互作用或所谓力的概念，我们在地球上拎起不同质量物体时肌肉的紧张程度是不同的，或者说弹簧秤拎起不同质量物体时弹簧的拉伸程度是不同的。
总之以上我们对质量、时间、力等的定义都是很直观的，是可以操作的。当然还需要操作的人具有这样的信念：我用的尺子在操作过程中是不变的；我用的时钟走时是均匀的，并且可以和其他时钟校准等等。这些信念也是被我们的日常经验反复证实的：太阳落下后会再度升起，苹果会掉在地上。
按照以上思路进行研究，包括定量的实验研究，和大胆地假设基本原理最终诞生了牛顿的经典力学。这里我们可简单地用两个公式：F=ma 和 F=GMm/x^2 来代表牛顿力学。前者是质点的运动方程，用数学的语言说是一个关于位置x的二阶微分方程，所以只需要知道初始时刻t=0时的位置x和速度v即可求出以后任意时刻t质点所处的位置，即x(t)--称之为轨迹。
需要强调的是一旦我们知道t=0时x和v的精确值（没任何误差），x(t)的取值也是精确的，即我们得到是对质点未来演化的精确预测，并且这个求解对t<0也精确成立，即我们还可精确地反演质点的历史经历。这些结论都是由数学理论严格决定的，即质点随时间的演化是一根理想的线。
现在我们就有了一个关于世界的整体图像：宇宙就是由很多质点构成的复杂系统，它们两两之间相互作用由F=GMm/x^2决定，对每一个质点我们又可列出ΣF=ma这样的运动方程，ΣF表示每个质点所受的合力，与其他质点的位置有关，因此这是一个联立的二阶微分方程组。还是根据数学的理论，如果我们知道了初始时刻t=0时每个质点的位置和速度，我们即可无限精确地知道系统内每个粒子的轨迹。这在哲学上被引申为所谓的决定论，人生的命运是确定的，事物的演化也是确定的等等。
当然要想在某一时刻同时测量出全世界所有粒子的位置和速度是不可能的，但这种操作上的不可能性是否意味着--“某一时刻全世界所有粒子具有确定的位置和速度”--本身就不存在呢？有些人可能会持怀疑的态度，这个可称为怀疑主义的态度。另一些人会倾向于相信，当然这种相信并无充分的证据，相信的好处是我们可建立起一个关于世界的整体图像，整个世界变得有秩序了，可以理解了。
不管是否相信决定论式的图像，牛顿力学本身获得了巨大成功，解释了大到行星运动，小到苹果落地等非常广泛的现象，因此主流物理学家在100多年前相信牛顿力学提供了描述整个世界的基础。 到目前为止我们还没有讲波动，实际上在有了关于质点的经典力学后，我们很容易把波动还原为很多质点的集体运动。比如最简单的波动，抖动绳子可产生一维波。要解释这样的波动现象，最简单的模型就是假想把绳子分成很多很多份，每部分很小以至我们可将其视为质点，质点间的力用弹性力表示。看起来这就是一根弹簧，上面放了很多等质量的小球，如果你横向摇晃第一个小球，这种运动就会渐次地传递给其他小球，即所谓横波；如果你纵向压缩拉伸第一个小球，这种纵向的振动也会渐次地传递给其他小球。
由此可见波动是一种集体运动，是由很多粒子参与步调统一的运动。最简单的波动是单色平面波，即体现为正弦或余弦函数：`Asin(kx-\omega t)`。波动的特点是会传播出去，因此你很难说波的位置在什么地方，对单色平面波来说，波动更是充满整个世界，位置概念是没有意义的。但我们可以发现相邻波峰间距离总是相同的，于是可定义波长：`\lambda`，我们还可发现每个质点振动一个周期的时间也是相同的，因此可定义频率：`\nu`。
很多质点的集体运动--“波动”--和“粒子”是很不同的，描述粒子的运动，使用位置和速度（有了分析力学之后，物理学家更习惯使用动量 p=mv 来代替速度），描述波动使用波长和频率。粒子的特点是分立的，每个粒子会集中地携带能量（`mv^2//2`），而波动的特点则是弥散的，能量会均匀地分布在每个质点上，波动的能量正比于波幅的平方。从这个意义上我们说粒子的图像和波动的图像是排斥的，即我们无法想象一个对象既是粒子又是波动。
尽管粒子的图像和波动的图像是互相排斥的，我们仍认为粒子的图像是本质的，波动的图像可还原为粒子的语言，因此是从属的。但这仅仅是机械波，物理学家很快又发现了一种新的波--电磁波。
电磁现象是不同于机械力学（即上面讨论的质点或质点系的运动）的新现象。麦克斯韦是电磁学中的牛顿，他提出的麦克斯韦方程组是解释电磁现象的基础。利用麦克斯韦方程组最重要的预言是光波就是电磁波。所谓电磁波就是电场（E）和磁场（B）在空间中的传播，和机械波中质点振动会在空间中传播一样，简单说它们都满足类似的波动方程，只是波动传播的速度不同而已。
物理学家自然提出一个任务，即能否把电磁波还原为纯粹的机械运动？追求统一的物理是物理学家永恒的追求，牛顿使天上的物理（行星运动）和地上的物理（苹果落地）统一，麦克斯韦使光学和电磁学统一，那么经典力学和经典电磁学也应该是统一的。但实际上把电磁波还原为机械运动的努力是徒劳的，完成这一任务的是爱因斯坦的狭义相对论。
如果考虑到光波或电磁波无法还原为机械运动，我们现在可说粒子的图像和波动的图像在概念上是同样重要的，粒子的图像和波动的图像是排斥的。
2.双缝实验
在1900年前后物理学家已经建立起来由经典力学，经典电磁学和经典统计力学组成的经典物理学体系，有很多物理学家乐观地认为将来的工作仅仅是再往小数点后面再加几位。但一系列新现象却最终颠覆了经典物理学，今天我们再说科学的基础，一般指的是相对论和量子力学。
一般而言，量子力学诞生于原子物理学，即关于原子尺寸现象的研究。今天我们知道原子大约是0.1纳米，而人类肉眼可分辨（可借助光学显微镜）的尺寸大约是可见光波长的数量级--几百纳米，即我们研究的对象小了至少几万倍。从这个意义上说量子现象是超越于我们日常经验之外的。当我们提到粒子和波动的时候，即便没有系统地学过物理学，我们也可借助日常经验知道粒子大致指的是什么现象，波动指的是什么现象。但当我们提到原子或电子的运动时，我们就没有这样的直观了。
所以必须得有一个机会供我们直观地体验一下量子现象。费曼曾提出著名的双缝实验，通过这个实验我们可建立量子力学的最基本概念--波粒二象性。
在光学中也有个双缝实验，即当光通过双缝后，会呈现明暗相间的条纹状分布，这个称为干涉。干涉现象可以很容易地被波动图像解释。光是电磁波，当波照射到双缝上时，每个缝相当于是新的波源，每个波源都会发出一个波动，当两个波动的波峰相遇时则呈现出明亮的条纹，当一个波峰和一个波谷相遇时则呈现出暗条纹。
现在我们假设以一束电子入射到双缝上，看看会发生什么现象。电子是量子力学对象，但现在我们先猜测它就是经典的粒子，这种情形下电子穿过双缝--呈上、下两个条状分布。那么实验的结果是什么呢？是明、暗相间的条纹状分布，就好像是光学中的双缝实验结果一样。这是否意味着电子是一种波动呢？就好像迄今为止我们都理所当然地认为光就是一种波动。
我们可以再做一个实验，让电子一个、一个地通过双缝，看看是否会有干涉现象。实验结果是电子将随机地出现在任意位置，我们根本无法预测电子下一次出现在何位置。但我们也注意到电子并未弥散开来，每次都只出现在一个位置，这说明电子是粒子，具有唯一的位置。另外一个特点是当我们进行很多次这样的单电子穿过双缝实验后，散射电子的总体分布趋于明暗相间的干涉条纹。
有意思的是，对于我们一直认为是波动的“光”，我们也可完成类似的实验，即当我们降低光的强度，最终我们发现光竟然也是由粒子--“光子”组成的。当光强极弱时，我们可完成所谓单光子干涉实验，每个光子对应一个随机的位置，很多单光子事件累积起来呈现干涉条纹。
因此，把电子（或光子）简单地设想为经典的粒子或波动都是不可能的，现在我们说电子（或光子）首先是粒子，但它不是经典的，不能用位置和动量描述，而需要用波函数来描述电子的运动状态。这就是所谓波粒二象性，这既不是经典的粒子图像，也不是经典的波动图像，但物理学家们一般还称呼它们是粒子。
3.波函数
粒子的运动状态是由波函数来描述的，就好像经典的波动也是由波函数来描述一样。量子力学中的波函数和经典波动波函数的区别在于：经典波动的波函数有确切的物理含义，比如电磁波波函数表示的是变化的电场或磁场；量子力学中波函数不对应确切的物理含义，它一般是个复函数，但物理系统中所有信息却又都包含在波函数中。从数学形式上看波函数很类似经典波动的波函数，因为经典波动为计算方便也常常表示为复函数的形式，而量子力学中波函数在某些特定情况下又可表示为实函数的形式。这给思考量子力学问题带来很多直观上的好处，因为想象一个经典波动总是很容易的。
单色平面波就是最简单的波函数：`Ae^{i(k x - \omega t)}`，它所描述粒子的动量是：`p = hbar k`，能量是：`E = hbar \omega`。动量的表达式很有用，稍作变形：`\lambda = h/p`，这个公式代表了波动语言（左边）和粒子语言（右边）的对应关系。
如前所述，波函数本身没有物理意义，但其绝对值的平方代表发现粒子的几率密度，这叫做波函数的统计解释（或玻恩解释）。因此粒子的平均位置：`bar x = int x |psi|^2`。
用波函数的统计解释，可以很容易地理解费曼双缝实验，单电子通过双缝，可用波函数`\psi = \psi_1 + \psi_2`表示，这里的1和2并不是表示1、2两个电子，单电子意味着只有一个电子，`psi_1`和`psi_2`都是这个电子波函数的一部分，1对应的是上缝，2对应的是下缝。电子的几率分布为：`|psi_1 + psi_2|^2`，这相当于经典光学中两束光波的迭加，自然体现为明暗相间的条纹。
4.测量
我们继续对最简单的波函数：`Ae^{i(k x - \omega t)}`做一些讨论，如果我们只考察其实部，它是个余弦函数`cos(kx - \omega t)`，和最简单的机械波的波形完全一样。假设我们对这个波函数进行测量，我们来测量一下粒子的位置x。
根据统计解释，波函数绝对值平方是粒子的分布几率，由于波函数的振幅是常数，粒子是等几率分布的，因此我们可能在空间中任意地方等几率地观测到粒子。那么对于一次具体的测量，粒子将出现在何位置？我们没法预测，只知道会在空间任何地方，而按照经典的粒子图像，我们总可在一定精度内测出经典粒子的位置。几率本质地出现在量子力学中，这和经典力学决定论式的世界观有本质的区别。
我们暂不讨论如何测量粒子的位置，假设t=0时我们完成了一次成功的测量，我们会观测到粒子在某确定位置`x=x_0`，现在我们问：在t=0之前的一瞬间粒子在什么地方？关于这个问题有两种答案：
答案1：虽然我们无法精确地知道粒子在什么地方，但我们可推测其一定在`x_0`附近，因为根据狭义相对论，粒子运动速度存在一上限，因此在测量前一瞬间，粒子应在`x_0`附近。那么在测量前一瞬间，波函数还是单色平面波吗？因为我们考虑的是测量前，在此操作前波函数无任何理由发生变化，因此应当仍然是单色平面波。但根据量子力学统计解释，粒子应等几率地分布在整个空间，而不是仅仅分布在`x_0`的附近。看来根据量子力学无法得到关于粒子的全部信息，从这个角度说量子力学是不完备的。因此一定还存在某种未知因素，决定了粒子在`x_0`附近，因为不知道该因素到底是什么，我们就管它叫隐变量。这是对量子力学的一种态度，即认为量子力学是不完备的，我们需要发展一种新理论取而代之。持这种观点的物理学家有爱因斯坦等。
答案2：这一派物理学家认为基于波函数和统计解释的量子力学是完备的，我们可称之为正统派，对创建量子力学有直接贡献的玻尔、玻恩、海森堡等都属于这一派。正统派提出“波函数坍缩”来描述量子力学的测量过程。测量前是单色平面波，粒子等几率地处在整个空间，一次成功的测量意味着在这一瞬间，波函数坍缩为一位置在`x_0`附近的尖峰形函数（数学上叫δ函数，δ函数仅在`x_0`取值不为0，其他地方都是0）。根据统计解释，粒子只能在`x_0`位置，自然这是一次成功的测量，因为我们得到了唯一位置，在t=0之后，我们再做测量，也只能获得`x_0`这一确定性的结论，因为尖峰函数再坍缩也只能是尖峰函数。那么正统解释是否意味着与狭义相对论矛盾呢？或者说我们是否可利用波函数坍缩来构造一个可以携带信息的超过光速的信号呢？仔细的分析否定了这种设想，我们在这里暂不展开。
这两派意见，到底哪一派正确呢？贝尔后来针对隐变量理论提出了一个不等式，如果隐变量理论成立，不等式成立；如果正统解释成立，则不等式可以不成立。迄今为止的各种实验对隐变量理论都是不利的，或者说量子力学是完备的，波函数中包括了粒子运动的所有信息。
5.经典和量子的界限
物理学家坚信：只有一个物理。原来经典物理可以描述的物理现象，比如行星的运动和几何光学不适用于量子力学。原则上量子力学适用于所有的物理，只是对这些问题的处理会显得比较繁琐而已。而且经过繁琐的计算我们会发现奇异的量子行为被抵消掉了，这解释了为什么我们使用“错误”的经典理论也能得到正确的结果。
讨论经典和量子的界限，并不是给出经典物理和量子物理分别适用的界限（再次强调，只有一个物理），而只是在讨论什么时候必须使用量子力学，或什么时候量子效应比较明显。
我们可以用一个简单的计算来讨论，量子效应比较明显意味着我们必须用波函数描述粒子，意味着干涉效应比较明显。回忆公式：`\lambda = h/p`，左边是描述波动性的波长，如果波动性较明显，说明波长应比较长，比如说达到几百纳米（达到可见光波段）。这意味着等式右边：h必须越大越好，h是普朗克常数，恰恰是个很小很小的物理量，这解释了为什么我们的日常经验里观察不到量子现象。p是粒子动量，应越小越好，但再小也有上限，宏观物体普遍存在无规则热运动，无规则热运动能量可使用E=kT，来估计，即温度越高，无规则热运动越激烈，这也与我们的常识吻合。现在p=`\sqrt(2mkT)`，这里k是另一个物理常数--玻尔兹曼常数，意味着：m越小越好，这解释了为什么我们会在原子系统中观察到量子现象，因为电子（决定原子性质的主要因素其实是原子中电子的运动状态）足够小；另一方面T（温度）越低越好，这解释了为什么在低温条件下我们会观察到宏观量子现象，比如超导电现象和玻色凝聚等。
2007年12月27日星期四
电偶极辐射中电偶极矩矩阵元的推导
根据曾谨言《量子力学·上册》pp567，需要计算：
`|W_{k'k}|^2`, `W=-bb(D)*bb(E)_0`, `bb(D)=-e bb(r)` (电偶极矩)
`W=-bb(D)*bb(E)_0 = e bb(r)*bb(E)_0`
`bb(r)*bb(E)_0 = x E_x^0 + y E_y^0 + z E_z^0 = r E_0 cos (\angle(bb(r), bb(E)_0))`
`\angle(bb(r), bb(E)_0)`表示的是`bb(r)`与`bb(E)_0`之间的夹角。
`W_{k'k} = (:k'|x E_x^0 + y E_y^0 + z E_z^0|k:) = (:k'|x|k:)E_x^0 + (:k'|y|k:)E_y^0 + (:k'|z|k:)E_z^0`
即：`W_{k'k} = (:k'|bb(r)|k:)*bb(E)_0 = |(:k'|bb(r)|k:)|bb(E)_0 cos Theta`
这里`Theta`表示的是`(:k'|bb(r)|k:)`与`bb(E)_0`之间的夹角。由于`(:k'|bb(r)|k:)`矢量的方向是确定的，而自然光的`bb(E)_0`则可取空间任意方向。因此`|cos Theta|^2`对空间所有方向求平均的结果是`1/3`。
现在`|W_{k'k}|^2 = \frac{e^2 E_0^2}{3} |(:k'|bb(r)|k:)|^2`
`(:k'|bb(r)|k:)`可能有实部，也可能有虚部。即：`|(:k'|bb(r)|k:)|^2 = text{Re} bb(r)_{k'k}^2 + text{Im} bb(r)_{k'k}^2`
`text{Re} bb(r)_{k'k}^2 = text{Re} (x_{k'k}^2 + y_{k'k}^2 + z_{k'k}^2)`, `text{Im} bb(r)_{k'k}^2 = text{Im} (x_{k'k}^2 + y_{k'k}^2 + z_{k'k}^2)`
`|(:k'|bb(r)|k:)|^2 = |(:k'|x|k:)|^2 + |(:k'|y|k:)|^2 + |(:k'|z|k:)|^2`, 即在`|(:k'|bb(r)|k:)|^2`中的取模运算兼有复数取模和向量取模两重含义。
参考
D. J. Griffiths, Introduction to Quantum Mechanics, pp353 脚注
`|W_{k'k}|^2`, `W=-bb(D)*bb(E)_0`, `bb(D)=-e bb(r)` (电偶极矩)
`W=-bb(D)*bb(E)_0 = e bb(r)*bb(E)_0`
`bb(r)*bb(E)_0 = x E_x^0 + y E_y^0 + z E_z^0 = r E_0 cos (\angle(bb(r), bb(E)_0))`
`\angle(bb(r), bb(E)_0)`表示的是`bb(r)`与`bb(E)_0`之间的夹角。
`W_{k'k} = (:k'|x E_x^0 + y E_y^0 + z E_z^0|k:) = (:k'|x|k:)E_x^0 + (:k'|y|k:)E_y^0 + (:k'|z|k:)E_z^0`
即：`W_{k'k} = (:k'|bb(r)|k:)*bb(E)_0 = |(:k'|bb(r)|k:)|bb(E)_0 cos Theta`
这里`Theta`表示的是`(:k'|bb(r)|k:)`与`bb(E)_0`之间的夹角。由于`(:k'|bb(r)|k:)`矢量的方向是确定的，而自然光的`bb(E)_0`则可取空间任意方向。因此`|cos Theta|^2`对空间所有方向求平均的结果是`1/3`。
现在`|W_{k'k}|^2 = \frac{e^2 E_0^2}{3} |(:k'|bb(r)|k:)|^2`
`(:k'|bb(r)|k:)`可能有实部，也可能有虚部。即：`|(:k'|bb(r)|k:)|^2 = text{Re} bb(r)_{k'k}^2 + text{Im} bb(r)_{k'k}^2`
`text{Re} bb(r)_{k'k}^2 = text{Re} (x_{k'k}^2 + y_{k'k}^2 + z_{k'k}^2)`, `text{Im} bb(r)_{k'k}^2 = text{Im} (x_{k'k}^2 + y_{k'k}^2 + z_{k'k}^2)`
`|(:k'|bb(r)|k:)|^2 = |(:k'|x|k:)|^2 + |(:k'|y|k:)|^2 + |(:k'|z|k:)|^2`, 即在`|(:k'|bb(r)|k:)|^2`中的取模运算兼有复数取模和向量取模两重含义。
参考
D. J. Griffiths, Introduction to Quantum Mechanics, pp353 脚注
2007年11月13日星期二
电子偶素
positronium
电子偶素是道依奇（M. Deutsch）1951年发现的，它是正电子靠近电子时形成的类似氢原子的束缚态。
一对正负电子相遇可以湮没而成为伽玛光子。在湮没前，一对正负电子（正电子是电子的反物质）形成短寿命的类似原子结构的电子偶素。
- 如果正负电子的自旋同向，称为正电子偶素，平均寿命为`10^{-7}s`，正电子偶素湮没时发出三个伽玛光子。
- 正负电子自旋相反的情形称为仲电子偶素，平均寿命为`10^{-10}s`，仲电子偶素湮没时发出两个伽玛光子。
正负电子对湮没时不能只产生一个伽玛光子，因为这样的过程不能同时满足能量守恒和动量守恒。
电子偶素在多孔硅中被湮灭，其寿命与多孔硅的孔径有关，孔越小越易湮灭而衰变为伽玛光子。如果多孔硅的孔是连通的并与表面相连，通过观察多孔硅是否可穿透物质即可判断多孔硅内孔是否连通。
类似于正负电子形成电子偶素，其他同种正反粒子也可以形成偶素，例如：c夸克与反c夸克组成的粲偶素；b夸克与反b夸克组成的美偶素。不过这种夸克偶素的作用势已不再是库仑势，而是具有不同形式的其他种势。
参考
- 徐龙道等编《物理学词典》：pp664；
- 徐克尊《高等原子分子物理》，科学出版社：pp49；
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