算符函数及其应用..

1、算符函数及其应用物理与能源学院物理学专业106012011017吴敬圣指导教师：林秀敏【摘要】由于微观粒子具有波粒二象性，导致在量子力学中力学量必须用算符表示，因此研究算符函数具有重要意义。本文首先系统地阐述了算符、算符函数的定义及其在量子力学中的相关应用；接着基于算符代数的非对易特性，介绍算符和算符函数的几个常用公式；然后以受外场驱动的N个二能级原子与单膜腔场相互作用系统为例，说明如何利用算符函数对一个难以求出本征解的哈密顿量进行变换和简化，从而得到能求出本征解的有效哈密顿量，以此说明算符函数在处理量子系统问题时的重要作用。【关键词】算符；算符函数；哈密顿量1引言量子力学是描述微观粒子运动规

2、律的一门学科。由于微观粒子具有波粒二象性，所以在量子力学中，微观粒子的状态不能再采用与描述经典粒子相同的方式去描述1，而必须用波函数描述。如果已知波函数的具体形式，那么粒子在空间各点出现的概率即可求出。同样地，微观粒子的波粒二象性也决定了量子力学中各力学量(如坐标、动量、角动量等)的性质不同于经典物理中的力学量2。经典物理中各力学量在一切状态下都具有确定值，但在量子力学中力学量可能有多种可能值，且力学量之间可能存在相互制约关系，如坐标和动量就不可能同时具有确定值。因此，量子力学中力学量的描述方式与经典方式不同，必须采用算符方式描述3-5。算符代数与普通代数之间的最大区别在于：算符的顺序是有意义

3、的，而普通代数的顺序无关紧要，这一点使算符代数有着许多不同的运算性质6-8。力学量在量子力学中是用算符表示的，往往是算符函数。因此，量子理论必须采用非对易代数来处理有关问题。众所周知，无论在量子光学还是在量子力学、量子场论、量子信息学中，往往需要求解哈密顿量的本征解，其体系的哈密顿量往往比较复杂，很难用解析的方法求出其本征解。但如果利用算符函数对其进行简化，那么就可以求解简化形式的近似解。如对大多数实际量子体系，其哈密顿算符本征值往往难以求解，我们必须借助算符函数对该哈密顿算符进行变换和化简，得到可以求解出本征值的有效哈密顿量。前人对于算符已经进行了许多讨论，例如算符的运算9、量子态的叠加性质

4、10、力学量与算符的关系11等等。同时，已有许多文献在具体求解时使用了算符函数12-14。因此，系统探讨算符函数及其应用对处理量子系统实际问题具有重要的意义。为了更好地体现算符函数在处理实际量子问题的重要作用，本文就利用一个具体的例子，详细阐述如何利用算符函数求解量子系统问题。2算符2.1算符所谓算符，就是使问题从一种状态变化为另一种状态的手段15-。16从数学上看,算符被定义为由一个函数集向另一个函数集的映射，即指作用在一个函数上得到另一函数的运算符号，其单独存在时并没ddu(x)有什么意义。如微分算符丁作用在函数u(x)上就代表对u(x)的求微分运算，其数学表达式为-。dxdx2.2量子力

5、学中的力学量算符及其运算规则由于微观粒子具有波粒二象性，导致在量子力学中引入算符来表示微观粒子的力学量。众所周知，量子力学中描述粒子状态的波函数必须满足线性迭加原理(或态迭加原理)，因此量子力学中的力学量算符必为线性厄米算符，即力学量算符F必须满足:F(cu+cu)=cFu+cFu11221122其中u与u是任意波函数，与c是任意的两个常数(一般为复数)。对于有经典对应量的力学量1212门加，其相应算符斤的构成规则如下：只要把其经典表达式F(r,p)中的r用坐标算符r代替，P用动量算符P代替，即p)。_在量子力学中，微观体系的状态(波函数或态矢)和力学量的具体表达形式称为表象。在不同表象中，算

6、符的具体形式是不同的。如在以坐标为自变量的坐标表象中，坐标算符r就是坐标本身，即r=r，动量算符为p=-i讥；在以动量为自变量的动量表象中，动量算符p就是动量本身，即P二p，坐标算符为r=佚vp。量子力学中可以有无穷多种的表象。在实际应用中采用哪一种表象常常取决于所研究物理问题的具体特性，方便于数学求解或对于物理图象的理解。2.3算符函数”SF(n)(0)Xn，则可以定义n!n=0算符A的函数F(A)为(-)vF(n)(0)£F(A)=vAn.n!n=0例如，F(x)=eax，可定义F(d)=edx(3)adVandndx=n!dxnn=0两个或多个算符的函数也可以类似定义。例如，令

7、F(m,”)(x,y)=字字dxnoymF(x,y).(4)2.4算符函数的若干常用公式下面介绍几种常用的算符函数公式：1定义对易式A,B三AB-BA，对易式满足下列代数恒等式:八八八八A£,B£=-B£,A£，A,B+C二A,B+A,C,A,BC二BA,C+A,BC,AB,C二AB,C+A,CB,A,B,C+B,C,A+C,A,B二o.2.Baker-Hausdoff定理：如果两个非对易算符A,B满足八厂八八n八厂八八nAA,B=BA,B=0,(5)(6)eA+b=eAeBe=eBeAe2A,B(7)则有153.如果函数f(a,a+)可展开为a和a+的

8、幕级数，其中，产生算符a+和湮灭算符a满足对易关系a,a+=1，则有:以N个二能级原子与一个单膜腔场相互作用系统为例17，来说明算符函数在简化体系哈密顿量中的重要作用。a+,f(a,+adfda(8)(9)4.如果f(a,a+)可展开为幕级数，则有exa+aae-xa+a=。幺一x,(10)exa+aa+e-xa+a=a+ex,(11)exa+af(a,a+)e-xa+a=f(ae-x,a+ex).12)5.对于玻色算符a和a+,以下关系式成立exaa+e-x=aa+,x13)e-xa+aexa+=a+x.14)3算符函数的应用既然力学量算符都是算符函数，因此算符函数在处理量子问题时尤其在量子

9、力学、量子场论、量子光学和量子信息学中应用很广泛。如对大多数实际量子体系，其哈密顿算符本征值问题往往难以求解我们必须借助算符函数对该哈密顿算符进行变换和化简，得到可求出本征解的有效哈密顿量。下面我们如图1所示，一个单膜腔场（频率环）和N个二能级原子（跃迁频率为忖相互作用系统，原15)子受外部经典场驱动（频率为少i），则系统哈密顿量为:H=弼口。；+办如*+也（左叫<7；+严S）J-IJ-I八ha）0图1外场驱动下的N个二能级原子与单膜腔场的相互作用其中le）和分别表示第j个原子的激发态和基态,a+和a分别是腔模的产生和湮灭算符，g和0原子上分别是腔模与原子间的耦合常数和驱动场与原子间的耦

10、合系数，原子下降算符j升算符+=|e）（g.|，（15）式左边第一项方巴为Q2表示N个原子能量，第二项秽a+a表示腔场能j=1量,第三项厉。乙（e-i®e+e叭e）表示驱动场与原子间相互作用能，第四项酬乙9+a+Qa+）表示/j/jj=1j=1原子与腔场间相互作用能。在真实情况下，腔场与原子的相互作用还应该包括它与损耗环境间的相互作用。但在这里，我们只考虑强耦合作用即g>k（k为耗散系数），这样损耗可以被忽略。尽管如此，该哈密顿量的本征值仍很难求解。为得到量子态随时间的演化情况，我们把该哈密顿量变换到以驱动场频率转动的参考系中，即令H=4迓o+o+a,（16）0ljjlj=1(

11、17)其中H'=H-H0=4®牙o工o+o+齐®a+aj.®a+a+0jjljjlj1j1(e-i®/o+ei®lto)+(o+a+oa+)/jjjj1j1(18)令A®-®,5=3-3，得:ol/H'=A为o+o+厉5a+a+(e-i®/o+ei®to)+(o+a+oa+).jjjjjjj=1j=1j=1在以驱动场频率转动的参考系中，算符H'变换为：(19)因为HletHotHe-nHoti®l(为o+o.+a+a)t“Jj护乙j=1o+o+禹§a+a+右0(

12、em/o+e/o)jjjjj1-i®l(为o+o+a+a)t(o+a+oa+)el.=ijjjjj=1(20):=idjXjj亿=1e；(gjlo+.jjej(21)这样，利用泰勒级数展开，e叫0严/o+e-itozo+ojtjo+i®to+ojljj(i®t)2-i-2!o+o,o+o,o+jjjjj(i®t)3+3!o+o,o+o,o+o,o+jjLjjj-jj-o+i®to+叱o+叱o+jlj2!j3!j(22)o+ei®ltj同理可得：ei®lo+ojoe®pojoe-叫jj(23)由（10）和（11）式得

13、(24)ei®la+atae-i®la+atae-i®lt，(25)ei®la+ata+e-i®la+ata+ei®lt将式（21）-（25）代入到（20）中，得：Hl=A为ftj=1为了方便，我们令A=0,o+Q+a+a+厉0(c+c)+(o+a+oa+).jjjjjjj=1j=1即驱动场和原子跃迁共振。同时，我们定义：26)HL=HL+HL,0int右6a+a+右0兰(o+o),j=1Hl=0HLint(c+a+ca+).jj27)则在相互作用绘景中相互作用哈密顿量hiLt变换为:Hi=etHLtHLe-；呻inti6a+at+i

14、0t=e为(o+o；)j=1jHLeint-i6a+N+at-i0t工(oj+oj)j=1(28)因为筲8jM8r-j(29)o+,oj=leZ：8jl(gj网=-2lJ=-2o+,j8.=lg丿汕g冷=2o,j利用式（29）-（31）和泰勒级数展开，则)-(gjgj)-(|gj/j*)”(30)(31)-ozei0t(o+j+oj)o+e-i0t(o+j+oj)j=o+i0to+o,o+jjjj(i0t)22!o+o,o+o,o+jjjjj丄(i0t)3+引o+-i0to+(i0t)2o+o,-o(i0t)3.o+o,2o+-2ojz2!L7jjz+引jjjjo+ojjo+ojjo+o,o+

15、1-jjj-(i0t)44!o+o,-2o-2ojjz-a*-iGta*(G)22a*-(G)22a*(G)3(-4a)*()4(8a4-8a)*jjz2!j2!j3!jz4!jj(a*a)*a*1*2iOt*2jj4j(2iQt)2*(2iQt)3*(2iQt)4*2!*3!*4!*3!4aj1-2iQt*(-2iGt)2*(-2iGt)3*(-2iGt)4*2!3!4!(-2iQt)2*(-2iQt)3*(-2iQt)4*2!3!4!*3!4az1-2iQt*(-2iQt)2*(-2iQt)3*(-2iQt)4*""2!3!4!*3!(a*a)*e2ga*-a-a2jj

16、4jjze-2iotaaa4jjz利用式(32)和ei8a*atae-応a*atae-応t,a*ata*e-応a*ata*ei81，则式(28)变为HIj1<1(a*a)*e2d1a*-a-a2jj4jjje-2da-a*-a4jjz-(32)e-i&+H.C.(33)HC-代表复共轭。容易求得ax-a*a.的本征态为|±.)(|g)+|e.)/J2，对应的本征值为±1。则式(33)可改写为HI-迢£24N*丿十*j*l*(j-內ae-ist化简后得到：j2j11+ei2Qt4*jH1哼纠*j:*j译迟*用+jj1+匕)(*-M7-)-(1ae-is

17、t-e-2Qt4)J、/JJ、/JJ、-P+Cj*l-j)(+.,1+(-Mae-ist*H.C.(34)(-*ei2Qt(*)(-)-e-i2Qt)-ei2Qt(*)-)*e-i2Qt(35)(2iQt)2*(2i0t)3*(2i0t)4*3!2!*3*4T*(2iQt)2*(2i0t)3(2i0t)43!2!*3!*4!*在强驱动场O口g,5情况下，由于高频振荡对时间的平均效果为0,所以我们可以舍去高频振荡项ei2Qt和e-i2Qt得:Heff2j=1e-i51+a+ei51(36)=琨工6+Q)Ce-i5t+a+ei5t).2jjj=1如果选定5=0和N=1，方程（36）同时实现了J-C

18、相互作用和和反J-C相互作用。但是，反JC相互作用可以在囚禁离子系统中实现，但不适用于腔QED系统。利用该有效哈密顿量可制备多原子腔场纠缠态和各种腔场叠加态。4总结本文首先系统地阐述了算符、算符函数的定义及其在量子力学中的相关应用；接着基于算符代数的非对易特性，介绍算符和算符函数的几个常用公式；然后以受外场驱动的N个二能级原子与单膜腔场相互作用系统为例，说明如何利用算符函数对一个难以求出本征解的哈密顿量进行变换和简化，从而得到能求出本征解的有效哈密顿量，以此说明算符函数在处理量子系统问题时的重要作用。参考文献1 中国大百科全书物理学M.中国大百科全书出版社,1987,1054.2 曾谨言.量子

19、力学M.北京：科学出版社,2000,1722.3 周世勋.量子力学教程M.北京：高等教育出版社,2009,2125.4 潘佳侠.浅谈算符在量子力学中的意义J.科技视界,2013,(33).曾谨言.量子力学教程(第2版)M.北京：科学出版社,2008,1522.6 邹国兴编著.量子场论导论M.北京：科学出版社,1980,7985.7 张启仁.量子力学M.北京：高等教育出版社,1989,25.8 A梅西亚.量子力学(第二卷)M.北京：科学出版社,1986,150.9 喀兴林.谈谈量子力学中的状态叠加原理J.大学物理,2006,14.10 戴岩伟.浅谈量子力学中算符运算的多种求法J.安阳师范学院学报

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