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角动量算符

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【精品】5.4角动量算符

【精品】5.4角动量算符

【精品】5.4角动量算符角动量是量子力学中的一个重要概念，描述了物体绕某个轴旋转的性质。

在量子力学中，角动量由角动量算符表示。

5.4 角动量算符是指由两个轨道角动量算符构成的总角动量算符。

在量子力学中，角动量算符可以分为轨道角动量算符和自旋角动量算符。

轨道角动量算符用L表示，自旋角动量算符用S表示。

轨道角动量算符具有以下性质：1. 轨道角动量算符是矢量算符，具有大小和方向。

2. 轨道角动量算符的大小由量子数l确定，满足 |L| = ℏ√(l(l+1))。

3. 轨道角动量算符的z分量由量子数m确定，满足Lz = ℏm。

4. 轨道角动量算符的不确定关系为 [Lx, Ly] = iℏLz。

自旋角动量算符具有以下性质：1. 自旋角动量算符是矢量算符，具有大小和方向。

2. 自旋角动量算符的大小由自旋量子数s确定，满足 |S| = ℏ√(s(s+1))。

3. 自旋角动量算符的z分量由自旋量子数ms确定，满足 Sz =ℏms。

4. 自旋角动量算符的不确定关系为 [Sx, Sy] = iℏSz。

5.4角动量算符由轨道角动量算符L和自旋角动量算符S构成。

总角动量算符J由L和S相加，即 J = L + S。

总角动量算符的大小由量子数j确定，满足 |J| = ℏ√(j(j+1))。

总角动量算符的z分量由量子数mj确定，满足 Jz = ℏmj。

5.4角动量算符的性质：1. 5.4角动量算符的大小由量子数j确定，满足 |J| = ℏ√(j(j+1))。

2. 5.4角动量算符的z分量由量子数mj确定，满足 Jz = ℏmj。

3. 5.4角动量算符满足角动量的加法关系，即 J² = L² + S² + 2LS。

5.4角动量算符由轨道角动量算符L和自旋角动量算符S构成，描述了物体的总角动量性质。

动量算符和角动量算符

动量算符和角动量算符

周期性边界条件
在箱子边界的对应点A, A’上加上其波函数相等的条件，此边 界条件称为周期性边界条件。
y
rA
L 2
,
y,
z
A’ o
rA
L 2
,
y,
z
A
x
ce i [
px
L 2
p
y
y
pz
z
]
ce i
[
px
L 2
p
y
y
pz
z
]
z
L
由此得：
ei
pxL
1
于是有：
1
px L
2nx
px
2nx
§3.2 动量算符和角动量算符
1.动量算符 2.角动量算符
1.动量算符
（1）动量算符 （2）动量本征方程 （3）求解动量本征方程 （4）归一化系数的确定 （5）箱归一化
（1）动量算符
pˆ i
pˆ x
i
d dx
pˆ y
i
d dy
pˆ z
i
d dz
（2）动量本征方程
i
p
(r )
p
p
(r )
Ylm ( , ) (1)m Yl*m ( , )
m 1,2,3,,l
m的取值受的限制。对应一个 值，m 取值为 0, ±1, ±2, ±3, ..., ± 共 (2 +1)个值。即当 确定后，尚有(2 +1)个磁量 子状态不确定。换言之，对应一个值有(2 +1)个量子状态，这 种现象称为简并， 的简并度是 (2 +1) 度。
对于任意函数f (r, θ, φ)（其中，r, θ, φ都是 x, y, z 的函数）有

动量算符角动量算符

动量算符角动量算符

这时，方程(19)的解是球谐函数 Ylm ( ,) ： Ylm(,) NlmPl m (cos)eim m 0, 1, 2, l (21) Pl m (cos ) 是缔合勒让德多项式，Nlm 是归一化常数。
Nlm由Ylm ( ,) 的归一化条件定出：
0
2 0
Ylm ( ,)Ylm ( ,) sin d d
2 1
sin
(sin
)
1 sin2
2
2
(18)
３、角动量 z 分量算符 Lˆz ：
Lˆz i
(16)
Lˆ2z
2 2
2
４、角动量平方算符的本征值方程：
2
1
sin
(sin
)
1
sin2
2
2
Y
(
,)
2Y ( ,) (18)
或 sin1
(sin
)
1 sin2
§3.2 动量算符和角动量 算符
一、动量算符
１、动量算符的本征值方程
i p (r ) p p (r ) (1)
函p 是数。动分量量算式符：的本征i 值，xpp((rr))是属px于 p此(r本) 征值的本征
i
y
p (r )
py
p (r )
i
z
p (r )
pz
p (r )
它们的解是 p (r ) C exp( i p r ) (2)
二、角动量算符
１、定义：角动量算符 L rˆ pˆ (12)
分量式为
Lˆx ypˆ z zpˆ y
( y z ) i i z y
(y z ) z y
Lˆy zpˆ x xpˆ z
(z x ) i i x z

5.4角动量算符

5.4角动量算符
各因子空间中的完全性关系为： ∫ r 2 dr r r = 1 ∵ 和
∫ sin θ dθ dϕ θ , ϕ
θ ,ϕ = 1 ，
r ' = ∫ dr r δ ( r − r ') ，而将 ∫ r 2 dr r r = 1 右乘 r ' 有： r ' = ∫ r 2 dr r r r ' ，
r r' = 1 δ ( r − r ') 。 r2
r (after expansion, to move PS −1 to right, PS to left) 。我们将指数算符作用到任一函数 ϕ (r ) ，则有
r r r r PS (r × ∇) z PS −1ϕ (r ) = PS (r × ∇) z ϕ ( Sr ) ，
r r r r 令 r ' = Sr ，所以 r = S - 1r ' ， ∇ = S −1∇ ' ，于是有
PR (ω ,γ ) = e
r
，
r ˆ 其中算符 L 是轨道角动量算符 x 表象的形式。
2. Hilbert 空间的极坐标基矢 在前面我们使用 Hilbert 空间是 x, y, z 方向一维运动的 Hilbert 空间的直积空间，其基矢
r r r r r = x y z ，它的完全性关系为 ∫ dr r r = 1 ，而正交归一性关系为
i r − γω ⋅ L r r l PR (ω , γ ) lm = e h lm = ∑ lm ' Dm ' m (ω , γ ) ， m' r
r r 若令 ω = 3 ，则
i r r − γ Lz l l − im 'γ PR (3, γ ) = e h ， Dm ， ' m (3, γ ) = Dm ' m (0, 0, γ ) = δ m ' m e

动量算符和角动量算符

动量算符和角动量算符
显然有如下性质
lˆ++ = lˆ− ， lˆ−+ = lˆ+
这两个算符不是厄密算符。 (II) 对易关系
[lˆz , lˆ± ] = ±hlˆ± ， [lvˆ 2 , lˆ± ] = 0 ， lˆ+lˆ− = lvˆ 2 − lˆz2 + hlˆz ， lˆ−lˆ+ = lvˆ 2 − lˆz2 − hlˆz ④ Lˆ2 在球坐标中的表示
exp⎢⎣⎡
i h
( px
−
px′ )⎥⎦⎤dx
=
2πhδ
( px
−
px′ )
∫∞ −∞
exp⎢⎣⎡
i h
(py
−
p y′ )⎥⎦⎤dy
=
2πhδ
(
py
−
py′ )
∫∞ −∞
exp⎢⎣⎡
i h
( pz
−
pz′ )⎥⎦⎤dz
=
2πhδ ( pz
−
pz′ )
式中 δ ( px − p′x ) 是以 px − p′x 为宗量的 δ 函数，故有
§3.2 动量算符和角动量算符 1．动量算符和本征方程 1). 动量算符
当波函数ψ 表示为坐标 x 、y 、z 的函数时，动量 p 和动量算符 − ih∇ 相对应，定义动量算符 pˆ ：
pr → prˆ = −ih∇
px
=
−ih
∂ ∂x
py
=
−ih
∂ ∂y
pz
=
−ih
∂ ∂z
本征方程： 各分量方程：
∂ ∂x
−
x
∂ )
∂z
lˆz
=
xpˆ y
−

3.2 动量和角动量算符

3.2 动量和角动量算符
0
得归一化的波函数为
1 imϕ Φm (ϕ) = e 2π
(m = 0, ±1, ±2,⋯ )
L2的本征值问题
ˆ L2Y (θ , ϕ ) = λ ℏ 2Y (θ , ϕ )
L2 的本征值方程可写为：
1 ∂ ∂ 1 ∂2 −ℏ [ (sin θ )+ 2 ]Y (θ , ϕ ) = λ ℏ 2Y (θ , ϕ ) (3.2.16) sin θ ∂θ ∂θ sin θ ∂φ 2 或：
的本征方程 L2的本征方程
ˆ L2Ylm (θ , ϕ ) = l (l + 1)ℏ 2Ylm (θ , ϕ )
(3.2.22） ） Lz的本征方程
ˆ LzYlm (θ , ϕ ) = mℏYlm (θ , ϕ )
(3.2.23） ）
→
l z = mℏ
m = 0,±1,±2, ⋯
例: 若体系的波函数就是球谐函数 Y20 (θ , ϕ ) (1)求其角动量矢量与 z 轴的加角. 求其角动量矢量与 轴的加角
2
1 ∂ ∂ 1 ∂2 [ (sin θ )+ 2 ]Y (θ , ϕ ) = −λY (θ , ϕ ) 2 sin θ ∂θ ∂θ sin θ ∂φ
(3.2.17)
其中 Y(θ,ϕ) 是 L2 属于本征值 Y(θ λℏ2 的本征函数。此方程就是球谐函数方程 ℏ 的本征函数。 为使 Y(θ,ϕ) 在θ 变化的区域(0, π)内是有限的， 则必须满足：λ = ℓ（ℓ + 1), 其中 ℓ = 0, 1, 2, ... (3.2.18） ）
− iℏ∇ψ p (r ) = pψ p (r )
求解 采用分离变量法，令： 采用分离变量法，
（3.2.1） ）
ψ p ( r ) = ψ ( x )ψ ( y )ψ ( z )

3.2动量算符和角动量算符

§3.2 动量算符和角动量算符一．动量算符。

1. 动量算符的本征值方程：()()r p r ip p ψψ=∇，三个分量方程是 （3.2.1） ()()r p r xi p x p ψψ=∂∂ ， +∞<<∞-x ()()r p r yi p y p ψψ=∂∂ ， +∞<<∞-y （3.2.2） ()()r p r zi p z p ψψ=∂∂ ， +∞<<∞-z 通解是()r p i pCe r∙=ψ，C 是归一化常数。

（3.2.3） 2.动量本征函数的归一化。

()()()()()[]⎰⎰⎰⎰∞+∞-∞+∞-∞+∞-'-+'-+'-∙∞+∞-=dxdydze C d r r z p p y p p x p p ip pz z y y x x2τψψ因为()()x x x p p ip p dx ex x '-=⎰∞+∞-'-δπ2，所以有()()()()()()()()p p C p p p p p p C d r r z z y y x x p p'-='-'-'-=∙+∞∞-⎰δπδδδπτψψ323222如果取()232-= πC ，则()r pψ归一化为δ函数。

()()()()()r p i pp per p p d r r∙∙+∞∞-='-=⎰2321;πψδτψψ（3.2.4）（3.2.5）3.箱归一化在A （L/2,y,z ）和A '(-L/2,y,z)点, ()r p i p Ce r∙=ψ的值应相同。

即⎪⎭⎫⎝⎛++⎪⎭⎫⎝⎛++-=z p y p L p i z p y p L p i z y x z y x CeCe2121()1=L p ix e所以πx xn L p 2=，x n 是正负整数或零。

,1,0,2±==x xx n Ln p π （3.2.6）,1,0,2±==y yy n Ln p π （3.2.7）,1,0,2±==z zz n Ln p π （3.2.8） 当L ∞→时，z y x p p p ,,的本征值就变为连续谱。

12角动量算符 共同完备本征函数系 力学量完全集


ˆ A n an n
ˆ B n bn n
ˆ ˆ [ A, B] 0 则必有 ˆˆ ˆ ˆˆ ˆ 证明： BA n an B n an bn n AB n bn A n an bn n ˆ ˆ 于是 [ A, B] n 0 cn n 对于任意态
§3-4 角动量算符
一、角动量算符
二、角动量算符的本征问题
§3-4 角动量算符
一、角动量算符
粒子在中心力场中运动，角动量是表征体系转动性质的重要物 理量。为了区别后面要引入的自旋角动量，将其称为轨道角动量。 1．轨道角动量算符的定义
ˆ ˆ Lrp
ˆ Lx yp z zp y ˆ ˆ ˆ ˆ ˆ L y zp x xp z ˆ ˆ ˆ Lz xp y yp x
证明：
一个常数因子，即
ˆ B n bn n
ˆ 实际上，当算符 A 的本征值有简并时，可以证明上述结论也是 正确的，但是，此时的共同本征函数系需要加以适当选择。
二、力学量完全集
2
ˆ l 算符 L 的本征值简并，仅由量子数 无法唯一地确定其本征态。 ˆ Lz 要唯一地确定其本征态，必须启用另一个与之对易的算符 。这样 的两个相互对易的线性厄米算符可以有完备的共同本征函数系，能 唯一地确定体系的状态。 将其推广之，如果有N个相互对易的力学量算符能唯一 地确定体系的状态，就将这N个力学量称为力学量完全集， 或者完整力学数量组。
Y1,0 ( , ) 3 cos 4
3 Y1,1 ( , ) sin ei 8
15 sin cos ei 8
Y1,1 ( , )
3 sin ei 8
Y2,1 ( , )

高等量子力学角动量算符和角动量表象自旋表象


在量子力学中，波函数可以在不同的表 象之间进行转换。对于角动量表象和坐 标表象之间的转换，可以通过傅里叶变
换或拉普拉斯变换实现。
在进行表象转换时，需要注意不同表象 之间基函数的正交性和完备性，以及转 换过程中可能出现的数学困难和物理意
义的变化。
在实际应用中，可以根据具体问题的需 要选择合适的表象进行描述和计算，以
未来发展趋势预测
要点一
发展新的理论和方法
随着科学技术的不断进步和计算能力 的不断提高，未来有望发展出更为精 确和高效的理论和方法来处理角动量 和自旋相关的问题。例如，基于量子 计算机的新型算法和模拟方法有望在 解决复杂多体问题方面取得突破。
要点二
拓展应用领域
角动量和自旋作为量子力学中的基本 概念和工具，在各个领域都有着广泛 的应用前景。未来有望将角动量和自 旋的理论和方法拓展到更多的领域， 如量子信息、量子计算、量子模拟等 前沿领域。
自旋算符定义及性质描述
自旋算符定义
自旋算符是用于描述粒子自旋状态的算符，包括自旋角动量算符和其分量算符。
自旋算符性质
自旋算符满足角动量算符的一般性质，如对易关系、本征值问题等。此外，自旋 算符还具有一些特殊性质，如自旋量子数的取值只能是整数或半整数。
自旋算符在量子力学中地位和作用
描述粒子内禀属性
角动量性质
角动量是守恒的，即在没有外力矩作 用的情况下，物体的角动量保持不变 。此外，角动量具有叠加性，多个物 体的角动量可以相加。
量子力学中角动量重要性
描述微观粒子状态
在量子力学中，角动量是描述微观粒子状态的重要物理量之一，它与粒子的自 旋、轨道运动等密切相关。
解释原子光谱
角动量的量子化假设成功解释了原子光谱的规律性，为量子力学的发展奠定了 基础。

角动量算符的本征值和本征函数

角动量算符的本征值和本征函数角动量算符是量子力学中非常重要的一个概念，它描述了粒子的旋转运动。

而角动量算符的本征值和本征函数则是解决角动量问题的基础。

我们来了解一下角动量算符的定义。

在量子力学中，角动量算符是用来描述粒子围绕一个固定点旋转的运动的。

它是一个矢量算符，通常用符号$\hat{L}$表示。

角动量算符可以被分为轨道角动量算符和自旋角动量算符两种类型。

轨道角动量算符$\hat{L}$描述的是粒子在绕某个点旋转时的运动，而自旋角动量算符$\hat{S}$描述的是粒子自身固有的旋转运动。

接下来，我们来了解一下角动量算符的本征值和本征函数。

本征值和本征函数是解决角动量问题的基础。

本征值是指在某个特定的状态下，测量角动量算符所得到的结果。

而本征函数则是指在这个状态下，角动量算符作用于某个量子态所得到的结果。

对于轨道角动量算符$\hat{L}$来说，它的本征值为$L(L+1)\hbar^2$，其中$L$为量子数，$\hbar$为普朗克常数除以$2\pi$。

轨道角动量算符的本征函数是球谐函数，它们描述的是粒子在三维空间中的运动。

对于自旋角动量算符$\hat{S}$来说，它的本征值为$s(s+1)\hbar^2$，其中$s$为自旋量子数。

自旋角动量算符的本征函数是自旋函数，它们描述的是粒子自身固有的旋转运动。

在物理学中，我们经常需要计算多个角动量算符的本征值和本征函数。

这时候，我们可以使用CG系数来计算。

CG系数是一组复数系数，它们描述的是两个角动量算符的本征函数之间的关系。

角动量算符的本征值和本征函数是解决角动量问题的基础。

我们可以使用它们来计算粒子的旋转运动，以及多个角动量算符之间的关系。

在量子力学中，角动量算符的本征值和本征函数是非常重要的概念，对于我们理解粒子的旋转运动和量子力学的基础理论都有着重要的作用。

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设m有N个值,且已知 N = 2 j + 1 → j = , 2 可见,j取零,整数和半整数.如轨道角动量j=l,电子自旋角动量j=1/2.
N 1
角动量算符的本征方程为:
J 2 j , m = j ( j + 1) 2 j , m , J z j , m = m j , m
J 2 和 J x 的本征值问题 7.1.4
A A 1 利用算符公式: e Pe = P + [ A, P] + 2 [ A, [ A, P]] + …
π
2
,则相应的
1 = Jx, 得: R J z R 2 1 2 RJ R = J ,
即
J x .R j, m = mR j, m , 2 2 J .R j, m = j ( j + 1) R j, m
2 J + J = J 2 J Z + J Z
2 J _ J + = J 2 J Z J Z
λ ≥ m 2.由前性质5,具
这样,
2 J 2 J Z = J _ J + + J Z = J + J J Z
= 1 (J + J + J _ J + ) 2
+ + = 1 (J J + J + J + ) 2
(3) (4) (5)
2 [J ± , J ] = 0
∧ [ J ± , J Z ] = J ± ;
2 J ± J = J 2 J Z ± J Z
7.1.3
J 2, JZ
的本征值
设本征方程为:
2 2 J λ , m = λ λ , m , J z λ , m = m λ , m
首先证明 J 2 的本征值不小于 J Z本征值的平方,即 体的有:
将上式两端分别乘以 λ , m 和 λ , m 所以: λ , m J 2 J 2 λ , m ≥ 0,
Z
,由于 λ , m A + A λ , m ≥ 0,
即: (λ m 2 ) 2 λ , m λ , m ≥ 0,
2 得: λ m ≥ 0 或
λ ≥ m2
上式表明m数值有一定的限制.对于给定 的 符的性质有
J 作态空间的转动变换,设变换为幺正变换,绕 y 轴旋转 i i 转动算符为:R = exp[ π y.J ] = exp[ π J y ], 2 2 这样上小节中求得的本征方程就变换为:
RJ z R 1 .R j , m = m.R j , m , RJ 2 R 1 .R j , m = j ( j + 1) 2 .R j , m
λ ,设m 的最大值为j,则利用升算
J + λ, m = j = 0
则
2 2 0 = J J + λ , j = ( J J z J z ) λ , j = ( λ j 2 j ) 2 λ , j
从而有:
λ = j + j 2 = j( j +1)
类似的设m的最小值为 j ′ ,利用降算符的 性质有 , J λ, m = j′ = 0 2 2 则 0 = J + J λ , j ′ = ( J J z + J z ) λ , j ′ = (λ j 2 + j ′) 2 λ , j ′ 从而有: λ = j ′ 2 j ′ 代入 λ = j( j +1) 解得 j ′ = j 或 j ′ = j + 1 但是 j ′ = j + 1 没有意义,所以: j ≤ m ≤ j
2 2 这样, R j , m 是 J ,J x本征值为 j ( j + 1) ,m 的本征矢.
�Hale Waihona Puke 7.1 角动量算符7.1.1定义
以一下对易关系作为角动量算符的一般定义: 2 2 2 2 J × J = iJ , J = J x + J y + J z
∧
可以证明,J
2
与
2
∧
J
的每一个分量都对易:
2 2
[J , J x ] = [J , J y ] = [J , J z ] = 0
两个算符对易时有共同点本征矢量,因此 J 与 J 的每一个分量,如 J Z , 都有共同的本征矢量,记为 j, m ,本征方程设为
2
∧
∧
J 2 j , m = j ( j + 1) 2 j , m , J z j , m = m j , m
式中j和m是待定量子数.
7.1.2 升算符和降算符
容易证明: + (1) J + = J (2) [ J + , J ] = 2J z ;
引入升降算符: ± = J x ± iJ y J