n
Cnk (t) e−iEn t/ |ψn ⟩
Cnk (t) = ⟨ψn |ψ (t)⟩
我们增加k 的指标是为了表明扰动之前是处在|ψk ⟩这个本征态上，出现跃迁是从Ek 这个能级上跃迁出来 的。 按照统计诠释，t时刻测量力学量F ，得到Fn 的几率应该为 Pnk (t) = |Cnk (t)| = |⟨ψn |ψ (t)⟩|
) ′ ′ eiωmk t ∂Hmk (t′ ) ′ + dt |m⟩ e−iEm t/ = δmk − ωmk ωmk ∂t′ −∞ m ) ( ′ ∑ e−iEm t/ ∫ t ∂H ′ (t′ ) ∑ ′ Hmk ′ ′ mk |m⟩ e−iEk t/ − eiωmk t dt′ |m⟩ = |k ⟩ + ′ Ek − Em Ek − Em −∞ ∂t m m ∑ ( t) ∫
t > t0 t < t0
ˆ 0 ，在某个时刻开始加上一个扰 也就是说，在无外界相互作用的时候，体系Hamiltonian 为不含时的H ˆ ′ (t)。 动H ˆ 0 本征态|ψk ⟩上， t < t0 时是定态问题，系统处于H ˆ 0 |ψn ⟩ = En |ψn ⟩ H |ψk (t)⟩ = e−iEk t/ |ψk ⟩ (t < t0 )
t iωmk t′ ′ Hmk ′ ′
∫
(1) Cmk
(t)
当t < 0，H 有加上微扰，量子态随时间的演化只是一个非定 态的不含时问题，各成分保持不变。从另一个角度也可以理解为跃迁出去多少，从所有别的态跃迁回来 也是多少。 当0 < t < T ， Cmk (t) = −
(1) ′ eiωmk t Hmk ( t) + ωmk
∫
t −∞
′ (t′ ) ′ eiωmk t ∂Hmk dt ′ ωmk ∂t
′
这是一个动态的过程，跃迁仍在进行中。 当t > T ，上式中第一项为零 ∫ t iωmk t′ ∫ t iωmk t′ ′ e ∂Hmk (t′ ) ′ e (1) Cmk (t) = dt = H ′ [δ (t′ ) − δ (t′ − T )] dt′ ′ ωmk ∂t ωmk mk −∞ −∞ ′ ( ) Hmk = 1 − eiωmk T ωmk 因此跃迁几率为 Pmk (t) =
2 2
或者说量子态处在|ψn ⟩的几率。这表示量子态从|ψk ⟩跃迁到|ψn ⟩的几率，即所谓的跃迁几率。进而定义 跃迁速率 wnk = d d 2 Pnk (t) = |Cnk (t)| dt dt
因此现在问题简化为在给定初始条件Cnk (t0 ) = δnk 下求解Cnk (t)。 Schr¨ on ¸ dinger 方程 i ∑ dCnk (t)
′ 其中ωmn = (Em − En ) / ，Hmn = ⟨ψm |H ′ |ψn ⟩ = ⟨m|H ′ |n⟩。
对于一般的H ′ (t)，上述方程组仍然是不容易求解的。但对于较小的H ′ (H ′ ≪ H0 )，|Cnk (t)| 随时间
2
变化缓慢，体系仍然有很大的几率停留在原来的|ψk ⟩态上，这时候的量子跃迁可以用微扰的办法来求 解。 一级含时微扰论 H ′ ≪ H0
′ |Hmk | 1 − eiωmk T 2 ω2 mk 2 2 ′ |Hmk | sin2 (ωmk T /2) 2 2
=
(ωmk /2)
2 mk
2
(ωmk T /2) 随ωmk 变化的图像如图 我们看到跃迁几率与时间无关，跃迁动态过程已经结束。上式中 sin (ω /2)2
1所示。当微扰作用的时间间隔T 足够长，ωmk T ≫ 1，Pmk (t) (t > T )只在一个窄范围内不为零。由公式 sin2 αx = παδ (x) x−→∞ x2 lim 4
上面公式右边保留到一级小量，即等式右边中的Cnk (t)取零级近似(H ′ = 0) Cnk (t) = const = Cnk (0) = δnk 代入 ∑ (0) 1 ′ ′ ˙ mk (t) = 1 C Cnk (t) eiωmn t Hmn = eiωmk t Hmk i n i Cmk (t) − Cmk (t0 ) = Cmk (t) = δmk + 其中 Cmk (t) =
n ˆ
∑
n
a n | ψn ⟩
an = ⟨ψn |ψ (0)⟩
∑
n
an |ψn ⟩ =
∑
n
ˆ ( t ) | ψn ⟩ an U n
an e−iHt/ |ψn ⟩ =
∑
n
an e−iEn t/ |ψn ⟩
2
这表明此量子态所含各能量本征态的成分不随时间变化， an e−iEn t/ 恒。
≡ |an | ，当然本质原因是能量守
m (1) ′ eiωmk t Hmk ( t) + ωmk (1)
∫
t −∞
′ eiωmk t ∂Hmk (t′ ) ′ dt ωmk ∂t′
′
Cmk (t) e−iEm t/ |m⟩ = ( e
iωmk t ′ Hmk
∑(
m
) (0) (1) Cmk (t) + Cmk (t) e−iEm t/ |m⟩
n
∂ ˆ (t) |ψ (t)⟩ |ψ (t)⟩ = H ∂t ∑ ( −iEn )
n
= 得到
] [ ∑ 1 ∑ −iEn t/ ′ −iEn t/ Cnk (t) e H | ψn ⟩ En Cnk (t) e | ψn ⟩ + i n n ∑
n
dt
e−iEn t/ |ψn ⟩ +
Cnk (t) e−iEn t/ |ψn ⟩
Chapter VIII
得到 Pmk (t) = 跃迁速率(单位时间的跃迁几率)
′ |Hmk | 2
2
πT δ (ωmk /2) =
2πT
′ |Hmk | δ (Em − Ek ) 2
wmk (t) =
2π
′ |Hmk | δ (Em − Ek ) 2
′ 上式中δ (Em − Ek )表示能量守恒，|Hmk |代表在态|m⟩和|k ⟩之间的微扰强度，同时我们要提醒大家的是 ′ 能够用一级微扰的条件是|Hmk | ≪ |Em − Ek |。δ 函数存在说明，在足够遥远的过去和将来均被撤除，并
2
特别情况，当初始时刻量子态刚好处于某个确定的能量本征态|ψk ⟩上，则 |ψ (t)⟩ = e−iEk t/ |ψk ⟩ 系统将保持在原来的能量本征态上。这种量子态称为定态，否则称为非定态。从上面的讨论中可以看 出，如果初始时刻，量子态不包含某个能量本征态的成分，则以后也不会有这个本征态的成分。 这类问题在前面内容的学习中已经多次处理过，这里只是简单地再提一下。
且在扰动期间微扰的变化十分缓慢时，所有改变能量的跃迁几率均趋于零。同时也说明，在足够缓慢地 加上和撤除这种绝热微扰下，处于无简并定态下的系统将仍留在该态上。 对于连续态跃迁而言，实际上末态应该是在Em 附近的一个小范围内所有态的跃迁几率之和，引入态 密度ρ (Em )，则在末态附近的小范围内的末态数为ρ (Em ) dEm ， ∫ ∫ 2π 2π 2 2 ′ ′ w = dEm ρ (Em ) wmk = dEm ρ (Em ) |Hmk | δ (Em − Ek ) = ρ (Ek ) |Hmk | 这就是所谓的黄金规则(Golden Rule )。 2. Sudden 及不撤除微扰 现在来考虑这类的微扰：H ′ (−∞) = 0，H ′ (+∞) =有限。换句话说，微扰加上之后就一直持续下去 不撤除。这当然也包括了在某个时刻突然加在系统上并一直不变地持续下去的所谓Sudden 微扰这一特殊 情况。 这时，上节的基本公式不适用，因为在t = +∞处，H ′ (+∞)不为零，积分在上限急剧振荡而不定。 但这种不定性从物理上看是很清楚的，从数学上看是可以绕过的。为了看到这一点，对Cmk (t)施分部积 分(假定m ̸= k )： Cmk (t) = − 即 |ψ (t)⟩ = ∑
ˆ ˆ ˆ (t) |ψ (0)⟩ |ψ (t)⟩ = e−iHt/ |ψ (0)⟩ = U
∂ ˆ (t) |ψ (t)⟩ |ψ (t)⟩ = H ∂t
ˆ (t) = e−iHt/ ，是描述量子态随时间演化的算符。 其中U ˆ 不含时，所以它是个守恒量，能量表象是个好的选择，假定对应的态矢是{|ψn ⟩}。初始时 正因为H 刻，一个量子态处于各种可能的能量本征态，表示为|ψk ⟩的线性叠加， |ψ (0)⟩ = 任意时刻的量子态可以表示为 ˆ (t) |ψ (0)⟩ = U ˆ (t) |ψ (t)⟩ = U = ∑
(1) (0) (0)
即 ∫ 1 i
∫
t
′ eiωmk t Hmk dt
t0 (0) (1)
1 i
t t0
′ eiωmk t Hmk dt = Cmk (t) + Cmk (t)
1 i
∫
t t0
′ eiωmk t Hmk dt
称为体系从态|k ⟩到|m⟩的跃迁振幅，因为对于跃迁几率而言，m ̸= k Pmk (t) =
∑ ˙ nk (t) e−iEn t/ |ψn ⟩ = 1 C Cnk (t) e−iEn t/ H ′ |ψn ⟩ i n
左乘⟨ψm |
∑
n
∑ ˙ nk (t) e−iEn t/ ⟨ψm |ψn ⟩ = 1 C Cnk (t) e−iEn t/ ⟨ψm |H ′ |ψn ⟩ i n 2
Chapter VIII ∑ 1 ∑ ′ ˙ mk (t) = 1 Cnk (t) ei(Em −En )t/ ⟨ψm |H ′ |ψn ⟩ = Cnk (t) eiωmn t Hmn C i n i n
1
Chapter VIII