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1、第七章 自旋和全同粒子7 - 1 电子自旋一 电子自旋的概念在非相对论量子力学中，电子自旋的概念是在原子光谱的研究中提出来的。实验研究表明，电子不是点电荷，它除了轨道运动外还有自旋运动。描述电子自旋运动的两个物理量： 1 、 自旋角动量(内禀角动量)S它在空间任一方向上的投影sz只能取两个值 ；(7. 1)2、 自旋磁矩(内禀磁矩)ms它与自旋角动量S间的关系是：,(7. 2),(7. 3)式中(- e )：电子的电荷，me：电子的质量，：玻尔磁子。3、电子自旋的磁旋比（电子的自旋磁矩/自旋角动量） ,(7. 4)gs = 2是相应于电子自旋的g因数,是对于轨道运动的g因数的两倍。强调两点：
2、相对论量子力学中，按照电子的相对论性波动方程狄拉克方程，运动的粒子必有量子数为1/2的自旋，电子自旋本质上是一种相对论效应。 自旋的存在标志着电子有了一个新的自由度。实际上，除了静质量和电荷外，自旋和内禀磁矩已经成为标志各种粒子的重要的物理量。特别是，自旋是半奇数还是整数(包括零)，决定了粒子是遵从费米统计还是玻色统计。二 电子自旋态的描述y ( r, sz )：包含连续变量r和自旋投影这两个变量， sz只能取这两个离散值。电子波函数（两个分量排成一个二行一列的矩阵）, (7. 5)讨论： 若已知电子处于，波函数写为 若已知电子处于，波函数写为 概率密度：电子自旋向上(且位置在r处的概率密度；
3、：电子自旋向下(且位置在r处的概率密度。 归一化条件 , (7. 6)where (7. 7)是式(7. 5)所示的电子波函数的厄米共轭。如果某一个体系的哈密顿量可以写成空间坐标部分与自旋变量部分之和，或者不包含自旋变量，则该体系的波函数可以分离变量，即 . (7. 8): 描述自旋态的波函数，其一般形式为, (7. 9)式中 和：电子的sz等于和的概率。归一化条件可以表示为. (7. 10)其中表示自旋波函数的厄米共轭。 自旋态空间的一组正交完备基sz的本征态:, 本征值 ， ， 本征值 (7. 11)a 和b 构成了电子自旋态空间的一组正交完备基.式(7. 9)所表示的一般的电子自旋态可以
4、用它们来展开. (7. 12)于是，式 电子旋量波函数 可以表示为 . (7. 13)三 自旋算符与泡利矩阵1、 自旋算符自旋角动量是一个力学量，它是电子内部状态的表征，是描写电子状态的第四个变量，在量子力学中就要用一个算符来描写。 的对易关系自旋角动量是角动量，满足轨道角动量算符满足的对易关系 , , (7. 14) . 的本征值由于自旋角动量S在空间任意方向上的投影都只能取两个值，所以和三个算符的本征值都是，它们的平方都是，即. (7. 15)由此可得自旋角动量平方算符的本征值是. (7. 16)令, (7. 17)则有 . (7. 18)与轨道角动量平方算符的本征值 相比较可以看出，这里
5、的量子数s与角量子数l相当，因此通常把s称为自旋量子数。电子的自旋量子数s只能取一个数值s = 1/2.2 、 泡利算符（无量纲）的代数性质. (7. 19)将此式的分量形式代入式(7. 14)，得到泡利算符各分量所满足的对易关系 , , (7. 20)；由于S沿任何方向的投影都只能取，所以s 沿任何方向的投影都只能取1. 于是，和的本征值都是1，而和的本征值都是1 . (7. 21)用左乘和右乘式(7. 20)的第二式，并利用式(7. 21)，可得：, .再将以上两式相加，可得 ， 即与彼此反对易。类似地可以求出其他两个式子。概括起来，泡利算符的三个分量彼此反对易，即 , , (7. 22)
6、 .把式(7. 19)和式(7. 22)联立起来，可得： , , (7. 23) .式(7. 23)和式(7. 20)以及厄米性, (7. 24)概括了泡利算符的全部代数性质。3 、 泡利矩阵在以的本征态a 和b 为基矢的空间中，可以把泡利算符表示成矩阵的形式。由于的本征值只能取1，所以泡利算符的z分量可表示成.这样，就有 , . (7. 25)利用泡利算符的性质可以证明，在上述表象(泡利表象)中，泡利算符的三个分量可以表示成下列矩阵：, , . (7. 26)这些矩阵称为泡利矩阵，它们具有广泛的用途。四 自旋轨道耦合 总角动量1、自旋轨道耦合作用对于均匀外磁场中的自由电子，哈密顿量中表示内禀
7、磁矩ms与外磁场B相互作用的项为 . (7. 27)从半经典的角度来看，在单电子原子中，相对于电子而言，核电荷是在绕电子运动，从而产生了所谓的内磁场Bi. 电子的内禀磁矩ms在这个内磁场中将受到用-msBi表示的作用。由于Bi与L有关，因此这一作用是与电子的轨道角动量L有关的。利用有心力场中运动的电子的相对论性波动方程狄拉克方程可证，在二级非相对论近似下的薛定谔方程中，哈密顿量将包含有表示自旋轨道耦合能的项，即. (7. 28)2、总角动量对于在有心力场中运动的电子，如果忽略自旋轨道耦合作用，则可以选用为力学量完全集，其共同本征函数可以表示为, (7. 29)其中是的共同本征函数。在没有外磁场
8、或外磁场很弱时，原子内的电子所受到的自旋轨道耦合作用会对原子能级和光谱带来不可忽略的影响，产生原子光谱的精细结构，例如碱金属原子光谱的双线结构和反常塞曼效应等。这时，由于哈密顿量中的自旋轨道耦合项的存在，使得,因此有,所以轨道角动量L和自旋S都已不再是守恒量了。然而，如果考虑总角动量, (7. 30)则可以证明，由于, (7. 31)因此有,这时总角动量仍然是守恒量，在有心力场 中运动的电子的能量本征态可选为的共同本征态，所对应的本征值分别为, (7. 32) ,其中. 在l = 0的情况下，自旋轨道耦合项为零，总角动量就等于自旋, 即, . 7 - 2 全同粒子系和原子组态一 全同粒子系的交
9、换对称性1、 全同粒子系的基本特征静质量、电荷和自旋等内禀属性完全相同的同类微观粒子例：所有电子是全同粒子；所有质子是全同粒子。 全同粒子系的交换对称性任何可观测量，特别是哈密顿量，对于任何两个粒子的交换是不变的。例、氦原子中两个电子所组成的体系的哈密顿量为 . (7. 33)当两个电子交换时，上式中的H显然不变。2、 全同粒子系波函数的交换对称性全同粒子系的交换对称性对反映到波函数上在经典力学中，即使把两个粒子的固有性质看成是完全相同的，我们仍然可以区分它们，这是因为可以由跟踪每个粒子的运动轨道来分辨粒子. 在量子力学中，对于全同粒子所组成的多粒子体系，任何两个粒子交换一下，按照全同粒子系的
10、交换对称性，一切测量结果都不会因此而有所改变，所以该体系的量子态是不变的 要求全同粒子系的波函数对于粒子的交换具有一定的对称性。假设一多粒子体系由N个全同粒子组成，其量子态波函数 (7. 34)用表示对第i个粒子和第j个粒子的全部坐标的交换.(7. 35)由于两个波函数和y 所描述的是同一个量子态，它们最多只能相差一个常数因子C, . (7. 36) ， . (7. 37)交换算符只有两个本征值C = 1： , 对称波函数 (7. 38)或 ,反对称波函数 (7. 39)其中. 结论：全同粒子系的交换对称性，要求波函数对于任意两个粒子的交换必须或者是对称的，或者是反对称的。按照全同粒子系的交换
11、对称性，有 (7. 40)所有都是守恒量。因此，全同粒子系的波函数的交换对称性是不随时间改变的。如果全同粒子在某一时刻处在对称(或反对称)态上，则它将永远处在对称(或反对称)态上。 3 、 玻色子和费米子迄今一切实验表明，对于每一类全同粒子，它们的多体波函数的交换对称性是完全确定的；而且，全同粒子系的波函数的交换对称性与粒子的自旋之间有确定的联系。玻色子：凡自旋为的整数倍的粒子，全同粒子系的波函数对于两个粒子的交换总是对称的，例如p介子和光子等，它们都遵从玻色统计法；费米子：凡自旋为的半奇数倍的粒子，全同粒子系的波函数对于两粒子的交换总是反对称的，例如电子、质子和中子等，它们都遵从费米统计法。
12、复合粒子：由电子、质子和中子等较为基本的粒子所组成的复合粒子，例如a 粒子(氦核)或其他原子核，可以当成一类全同粒子来处理。如果它们是由玻色子组成的，则仍为玻色子；如果它们是由奇数个费米子组成的，则仍为费米子；如果它们是由偶数个费米子组成的，则将构成玻色子，全同粒子系的统计性质也将随之改变。例如，电子是费米子，遵从费米统计法；而在超导态由两个电子组成的库珀对却是玻色子，遵从玻色统计法。二 全同粒子系的波函数 泡利不相容原理1、 在粒子间相互作用可以忽略的情况下，两个全同粒子组成的体系的哈密顿量可表示为不显含时间的单粒子哈密顿量之和 (7. 41)显然有 . 单粒子定态薛定谔方程为, (7. 42)单粒子能量归一化单粒子波函数对于由这两个粒子组成的体系，写出对应于相同总能量（已经对两个粒子进行编号）的两个简并波函数（差别只是q1和q2互换）为 和.这种与交换相联系的简并称为交换简并。If k1 = k2，上述两个简并波函数是同一个对称波函数；if k1 k2，上述两个简并波函数既不是对称函数，也不是反对称函数，因而不能满足全同粒子系的波函数必须
