量子統(tǒng)計(jì)物理學(xué)基礎(chǔ)課件

1、第三章 量子統(tǒng)計(jì)物理學(xué)基礎(chǔ) 熱力學(xué)和統(tǒng)計(jì)物理：熱力學(xué)：從若干（宏觀）經(jīng)驗(yàn)定律出發(fā)，通過(guò)數(shù)學(xué)上的推導(dǎo)獲得系統(tǒng)的宏觀性質(zhì)；統(tǒng)計(jì)物理：從單個(gè)微觀粒子的力學(xué)運(yùn)動(dòng)規(guī)律出發(fā)，加上統(tǒng)計(jì)的假設(shè)，來(lái)描述宏觀物理量的行為。宏觀量是相應(yīng)微觀物理量的統(tǒng)計(jì)平均值。 經(jīng)典統(tǒng)計(jì)物理和量子統(tǒng)計(jì)物理：粒子遵從經(jīng)典（量子）力學(xué)規(guī)律。 平衡態(tài)統(tǒng)計(jì)物理和非平衡態(tài)統(tǒng)計(jì)物理：研究系統(tǒng)與時(shí)間無(wú)關(guān)的性質(zhì)或系統(tǒng)的時(shí)間演化行為（如前兩章我們已講述的）從現(xiàn)在開(kāi)始我們的討論僅限于平衡態(tài)統(tǒng)計(jì)物理。3.1 經(jīng)典統(tǒng)計(jì)系綜先從經(jīng)典統(tǒng)計(jì)出發(fā)：給定系統(tǒng)的動(dòng)力學(xué)狀態(tài)可用系統(tǒng)的廣義坐標(biāo)廣義坐標(biāo)q和與之共軛的廣義動(dòng)量廣義動(dòng)量p來(lái)確定。對(duì)由N個(gè)粒子組成的系統(tǒng)，可記為

2、其中 為第 i 個(gè)粒子的坐標(biāo)和動(dòng)量。(q, p)是6N維的相空間( 空間)的一個(gè)代表點(diǎn)，稱為相點(diǎn)相點(diǎn)，它代表系統(tǒng)的一個(gè)微觀狀態(tài)。代表點(diǎn)在 空間的運(yùn)動(dòng)反映系統(tǒng)微觀狀態(tài)的演化。系統(tǒng)的動(dòng)力學(xué)函數(shù)動(dòng)力學(xué)函數(shù)或力學(xué)量力學(xué)量：表征系統(tǒng)的狀態(tài)，并能加以觀測(cè)的量，它是q, p的函數(shù)，可記為b(q, p)。其中，表征系統(tǒng)能量的動(dòng)力學(xué)函數(shù)H(q, p)非常重要，稱為哈密頓量(Hamiltonian)。系統(tǒng)的運(yùn)動(dòng)方程（哈密頓正則方程）：任意力學(xué)量b(q, p)的運(yùn)動(dòng)方程:上面后兩式稱為力學(xué)量b和H的泊松符號(hào)(Poisson bracket)。統(tǒng)計(jì)系綜：統(tǒng)計(jì)物理認(rèn)為系統(tǒng)的動(dòng)力學(xué)狀態(tài)遵從統(tǒng)計(jì)規(guī)律性統(tǒng)計(jì)規(guī)律性（對(duì)比牛頓力

3、學(xué)的確定性）。即在一定的宏觀條件下，某一時(shí)刻系統(tǒng)以一定的概率概率處于某一狀態(tài)或某種狀態(tài)范圍內(nèi)。并假設(shè)，宏觀量是相應(yīng)微觀量對(duì)系統(tǒng)可能處的所有動(dòng)力學(xué)狀態(tài)的統(tǒng)計(jì)統(tǒng)計(jì)平均值平均值。如何獲得統(tǒng)計(jì)平均值？ 大量的獨(dú)立重復(fù)測(cè)量！統(tǒng)計(jì)系綜統(tǒng)計(jì)系綜：由大量處于相同宏觀條件相同宏觀條件下，性質(zhì)完全相同完全相同而各處于某一微觀狀態(tài)、并各自獨(dú)立各自獨(dú)立的系統(tǒng)的集合。系綜在相空間里的幾何表示是無(wú)數(shù)多個(gè)相點(diǎn)的集合。密度函數(shù) D(q,p,t)：相點(diǎn)(q,p)附近單位相體積元內(nèi)相點(diǎn)的數(shù)目。特別地，概率密度函數(shù) (q,p,t) 滿足歸一化條件（D = N, N 為總相點(diǎn)數(shù)）：任意宏觀量A(t)的測(cè)量值為：劉維爾定理系綜的概率密

4、度函數(shù)在運(yùn)動(dòng)中不變，即在體積元d = dqdp里，經(jīng)過(guò)時(shí)間dt后，代表點(diǎn)的增加為而通過(guò)平面 (對(duì)應(yīng)的面積為 )進(jìn)入的代表點(diǎn)為 通過(guò)平面 走出的代表點(diǎn)為：因此凈進(jìn)入的代表點(diǎn)數(shù)為： 考慮所有 我們發(fā)現(xiàn)利用正則方程及其推論： 我們發(fā)現(xiàn)（劉維爾定理）：3.2 量子統(tǒng)計(jì)系綜由N個(gè)粒子組成的系統(tǒng)的狀態(tài)用波函數(shù)波函數(shù)來(lái)描寫(xiě)： 時(shí)刻t在 找到該N個(gè)粒子的概率為純粹系綜和混合系綜：純粹系綜：每次測(cè)量每次測(cè)量，系統(tǒng)總是處于同一態(tài)總是處于同一態(tài) ，可以用單一態(tài)矢量（可能為疊加態(tài)）來(lái)描寫(xiě)： 這里 是純態(tài)態(tài)矢量?；旌舷稻C：每次測(cè)量每次測(cè)量，系統(tǒng)以一定的概率以一定的概率可處于多個(gè)態(tài)處于多個(gè)態(tài)上?；旌舷稻C是由若干純態(tài)混合來(lái)

5、描寫(xiě)，即 參加混合的態(tài)： 各態(tài)混合的概率： P1, P2, , , Pi, 且 幾個(gè)例子：1. 考慮位置空間x，找到粒子處于x的概率密度為：純粹系綜： 各 間有干涉。混合系綜： 各 間沒(méi)有干涉。 2. 算符的系綜平均值：考慮算符 ，其平均值為：純粹系綜： 各 間有干涉?；旌舷稻C： 各 間沒(méi)有干涉。統(tǒng)計(jì)算符統(tǒng)計(jì)算符統(tǒng)計(jì)算符對(duì)應(yīng)于經(jīng)典統(tǒng)計(jì)物理里的概率密度函數(shù)，其在任意表象中的矩陣形式稱為密度矩陣密度矩陣。對(duì)混合系綜，我們定義統(tǒng)計(jì)算符為： 若 為完全正交歸一的基矢（ ），我們有：特點(diǎn)：1. 若 是正交歸一的態(tài)矢量，則 是統(tǒng)計(jì)算符的本征矢，這時(shí)密度矩陣為2. 統(tǒng)計(jì)算符的求和中若只有一項(xiàng) i 不為零，我

6、們回到了純粹系綜。因此我們上面的定義對(duì)兩種系綜都成立。3. 統(tǒng)計(jì)算符的跡為1，與表象無(wú)關(guān)。即：4. 統(tǒng)計(jì)算符平方的跡對(duì)混合系綜小于1，對(duì)純粹系綜等于1。5. 統(tǒng)計(jì)算符是厄密算符，故其本征值為實(shí)數(shù)。求統(tǒng)計(jì)算符的兩個(gè)例子：見(jiàn)楊展如書(shū)第8-9頁(yè)。系綜的熵算符：熵算符的定義為 而系綜的熵由此為：上式最后一個(gè)等式我們已取 為 的正交歸一的本征態(tài)矢量。這稱作von Neumann熵。注意到 我們采用薛定鄂繪景。此時(shí)：由薛定鄂方程 為系統(tǒng)的哈密頓算符，可得所以這就是量子劉維爾方程，其中 為量子泊松符號(hào)。量子統(tǒng)計(jì)里的劉維爾定理我們可以采用兩種繪景：薛定鄂繪景：態(tài)矢量顯含時(shí)間，而算符不顯含時(shí)間；海森堡繪景：態(tài)矢

7、量不顯含時(shí)間，而算符顯含時(shí)間。用哪個(gè)？1. 劉維爾方程的形式解：我們可以定義演變算符： ，則代入到薛定鄂方程中我們得到若H不顯含t，則 統(tǒng)計(jì)算符的形式解為： 如用能量表象的完備正交矢展開(kāi)，我們發(fā)現(xiàn)：2. 統(tǒng)計(jì)平衡時(shí)統(tǒng)計(jì)平衡時(shí)（定態(tài)），統(tǒng)計(jì)算符不隨時(shí)間變化，這時(shí)統(tǒng)計(jì)算符和系統(tǒng)的哈密頓算符對(duì)易。若無(wú)簡(jiǎn)并，則統(tǒng)計(jì)算符是哈密頓算符的任意函數(shù)；若有簡(jiǎn)并，若無(wú)簡(jiǎn)并，則統(tǒng)計(jì)算符是哈密頓算符的任意函數(shù)；若有簡(jiǎn)并，統(tǒng)計(jì)算符是哈密頓算符和所有與哈密頓算符對(duì)易的算符的函數(shù)統(tǒng)計(jì)算符是哈密頓算符和所有與哈密頓算符對(duì)易的算符的函數(shù)。反之，若統(tǒng)計(jì)算符是哈密頓算符的任意函數(shù)，則其不隨時(shí)間變化！3.3 幾種平衡態(tài)量子統(tǒng)計(jì)系綜

8、考慮一個(gè)由封閉的、能量孤立的系統(tǒng)組成的系綜。系統(tǒng)體積為V，總粒子數(shù)為N。而能量有微小變化（在E到E+E之間）。 等概率假設(shè):孤立系達(dá)到平衡態(tài)時(shí)，系統(tǒng)處于任一可能狀態(tài)的概率相等。 平衡時(shí)統(tǒng)計(jì)算符和哈密頓算符對(duì)易，因此在能量表象里 若總狀態(tài)數(shù)為 (E)，由等概率假設(shè)有 任何一個(gè)物理量的平均值為： 特別地，系統(tǒng)的熵為：3.3.1 微正則系綜3.3.2 正則系綜考慮一個(gè)封閉系統(tǒng)，它可以與外界交換能量，但不能交換粒子?？稍O(shè)想為與外界大熱源接觸而達(dá)到統(tǒng)計(jì)平衡的系統(tǒng)。平衡時(shí)有確定的粒子數(shù)N，確定的溫度T和確定的體積V。設(shè)系統(tǒng)和熱源組成的（孤立）復(fù)合系統(tǒng)的總能量為 ，系統(tǒng)處于能量 （ ）。這時(shí)熱源可處于能量為

9、 的任何一個(gè)狀態(tài)，由等概率假設(shè)得：但因此 微正則系綜的極值性質(zhì)：對(duì)由孤立系組成的系綜中，系統(tǒng)狀態(tài)在E內(nèi)的一切可能分布里，微正則分布對(duì)應(yīng)的熵最大（熵增加原理）！證：由于對(duì)所有x 0 有： 設(shè) 是任一個(gè)可能的統(tǒng)計(jì)算符， 是微正則分布對(duì)應(yīng)的統(tǒng)計(jì)算符，令 ，我們發(fā)現(xiàn)：在求跡的含義下有 即 后式可通過(guò)直接對(duì) 的本征態(tài)求跡并利用 的本征態(tài)展開(kāi)和上面的不等式加以證明。于是 歸一化后我們發(fā)現(xiàn)： 這里 Z 是配分函數(shù) 其中s對(duì)所有粒子數(shù)為 N 和體積為 V 的微觀狀態(tài)求和?？紤]能量的本征矢 ，統(tǒng)計(jì)算符可表示為：配分函數(shù)可寫(xiě)為：任一動(dòng)力學(xué)量的平均值為： 自由能定義為： 正則系綜的極值性質(zhì)：在具有相同平均能量的所有

10、可能的分布里，正則分布的熵最大（熵增加原理）。證：設(shè) 是任一個(gè)可能的統(tǒng)計(jì)算符， 是正則分布對(duì)應(yīng)的統(tǒng)計(jì)算符。故有：利用此式即容易得證：3.3.3 巨正則系綜考慮一個(gè)開(kāi)放系統(tǒng)，它可以與外界交換能量和交換粒子?？稍O(shè)想為與外界大熱源和大粒子源接觸而達(dá)到統(tǒng)計(jì)平衡的系統(tǒng)。平衡時(shí)有確定的化學(xué)勢(shì) ，確定的溫度 T 和確定的體積 V。設(shè)系統(tǒng)和熱源及粒子源組成的復(fù)合系統(tǒng)的總粒子數(shù)為 N，總能量為 E，系統(tǒng)的粒子數(shù)為 ，處于能量 。這時(shí)熱源可處于粒子數(shù)為 ，能量為 的任何一個(gè)狀態(tài)，由等概率假設(shè)得：但因此歸一化后有：這里是巨配分函數(shù)，它常寫(xiě)為：這里 是粒子數(shù)為 N 的正則配分函數(shù)， 是易逸度?？紤]能量為 E，粒子數(shù)為

11、 N 的完備本征矢，類似前面的情形容易發(fā)現(xiàn)巨正則系綜的統(tǒng)計(jì)算符為：巨配分函數(shù)可寫(xiě)為：物理量的平均值為：熱力學(xué)勢(shì)定義為：巨正則系綜的極值性質(zhì)：在具有相同平均能量和平均粒子數(shù)的所有可能的分布里，巨正則分布的熵最大（熵增加原理）。證：設(shè) 是任一個(gè)可能的統(tǒng)計(jì)算符， 是巨正則分布對(duì)應(yīng)的統(tǒng)計(jì)算符。故有：利用此式即容易得證：3.4 計(jì)算密度矩陣舉例1. 置于邊長(zhǎng)為L(zhǎng)的立方體里的自由單粒子：楊展如書(shū)第20-21頁(yè)。 本征函數(shù)為：波函數(shù)滿足周期性邊界條件，其能量本征值為正則系綜的統(tǒng)計(jì)算符為：這里 是哈密頓量的本征矢。在坐標(biāo)表象下，統(tǒng)計(jì)算符的矩陣元為：其中我們利用了：而哈密頓量的系綜平均值為：2. 磁場(chǎng)中的單粒子

12、：楊展如書(shū)第21-22頁(yè)。其哈密頓量為：這里 是單粒子的自旋， 為泡利自旋算符，我們并取磁場(chǎng)為沿 z 方向。在 為對(duì)角化的表象里，其泡利矩陣為 于是正則系綜的密度矩陣為：而 的系綜平均值為：3.5 三種獨(dú)立粒子系統(tǒng)的最概然統(tǒng)計(jì)分布自然界最基本的粒子分為兩種： 波色粒子：粒子不可分辨，有整數(shù)自旋，系統(tǒng)每個(gè)狀態(tài)的粒子數(shù)不受限制，多粒子系的波函數(shù)用對(duì)稱波函數(shù)描述； 費(fèi)米粒子：粒子不可分辨，有半整數(shù)自旋，系統(tǒng)每個(gè)狀態(tài)的粒子數(shù)最多為一個(gè)（泡利不相容原理），多粒子系的波函數(shù)用反對(duì)稱波函數(shù)描述。經(jīng)典近似：玻爾茲曼粒子，粒子可分辨，系統(tǒng)每個(gè)狀態(tài)的粒子數(shù)不受限制。考慮一個(gè)由大量全同獨(dú)立粒子組成的孤立系統(tǒng)（總粒子

13、數(shù)N，體積V，總能量E）。設(shè) 為單個(gè)粒子的能級(jí)， 為該能級(jí)的簡(jiǎn)并度， 表示該能級(jí)的簡(jiǎn)并態(tài)，則與填布數(shù) 對(duì)應(yīng)的微觀狀態(tài)數(shù)為：波色分布：費(fèi)米分布： 由等概率原理可知，每個(gè)可能的微觀狀態(tài)出現(xiàn)的概率相等，因此使微觀狀態(tài)數(shù)為極大的分布出現(xiàn)的概率最大（最概然分布最概然分布），這時(shí)有l(wèi)n = 0。因總能量和總粒子數(shù)恒定，我們有限制條件: N = 0及E = 0。用拉格朗日法求極值即可得出分布。波爾茲曼分布：（ 極限）以波色粒子為例，利用斯特林公式 ln m! = m (ln m - 1)，近似有：因此我們有及因所有ni 獨(dú)立，上式中的所有系數(shù)必為零。由此即得波色分布：類似可得：對(duì)費(fèi)米粒子系統(tǒng)：對(duì)玻爾茲曼粒子

14、系統(tǒng)：3.6 配分函數(shù)和統(tǒng)計(jì)熱力學(xué)所有表征系統(tǒng)平衡熱力學(xué)性質(zhì)的熱力學(xué)函數(shù)都可以用配分函數(shù)配分函數(shù)表示出來(lái)（對(duì)經(jīng)典和量子統(tǒng)計(jì)都適用）。對(duì)量子統(tǒng)計(jì)來(lái)說(shuō)，配分函數(shù)可以通過(guò)對(duì)統(tǒng)計(jì)算符統(tǒng)計(jì)算符求跡獲得。這里我們將簡(jiǎn)述不同系綜中統(tǒng)計(jì)熱力學(xué)的基本公式。正則系綜正則系綜：基本熱基本熱 力學(xué)量為自由能力學(xué)量為自由能 F，由定義有: 兩邊對(duì)求微商，即得系統(tǒng)的內(nèi)能U：利用 ，可以發(fā)現(xiàn)系統(tǒng)的熵為：以 , V, N 為獨(dú)立變量，可導(dǎo)出自由能的增量：這里 壓強(qiáng) 化學(xué)勢(shì) 定容熱容量為：能量漲落為：能量相對(duì)漲落為：對(duì)理想氣體， 因此 ，由此可見(jiàn)對(duì)宏觀的大系統(tǒng)來(lái)說(shuō)能量的漲落是極低的。巨正則系綜巨正則系綜：基本熱基本熱 力學(xué)量為

15、熱力學(xué)勢(shì)力學(xué)量為熱力學(xué)勢(shì) ，由定義有: 兩邊分別對(duì)和微分，易得平均能量和平均粒子數(shù)的表達(dá)式：利用 可以發(fā)現(xiàn)系統(tǒng)的熵為：以 , V, 為獨(dú)立變量，可導(dǎo)出熱力學(xué)勢(shì)的增量(這里記 )：粒子數(shù)漲落：由因此粒子數(shù)漲落為：其相對(duì)漲落為：其中 =N/V 為系統(tǒng)的密度，應(yīng)用熱力學(xué)關(guān)系： 可得因此這里 為系統(tǒng)的等溫壓縮系數(shù)。我們最后有：對(duì)理想氣體，可以驗(yàn)證粒子數(shù)相對(duì)漲落約為1/N。但在氣液相變的臨界點(diǎn)附近，壓縮系數(shù) 趨于無(wú)窮，這時(shí)粒子數(shù)的漲落很重要。如臨界乳光現(xiàn)象，就是由大密度漲落導(dǎo)致的光散射效應(yīng)的增強(qiáng)。對(duì)費(fèi)米和波色氣體，我們有： 其中“”為費(fèi)米氣體。根據(jù)上面的公式可以發(fā)現(xiàn)相對(duì)粒子數(shù)漲落為： 其中“”號(hào)為費(fèi)米氣

16、體。由此可知費(fèi)米氣體的漲落很小，而波色氣體當(dāng) 取任何值時(shí)漲落都不為零，相對(duì)漲落的數(shù)量級(jí)為3.7 巨正則系綜：理想氣體的統(tǒng)計(jì)分布和物態(tài)方程這里我們將通過(guò)巨正則系綜對(duì)理想氣體的統(tǒng)計(jì)分布和物態(tài)方程作較嚴(yán)格的推導(dǎo)（對(duì)比3.5節(jié)通過(guò)微正則系綜獲得的最概然分布）。理想氣體的能量和粒子數(shù)可寫(xiě)為： 這里 是動(dòng)量為p的單個(gè)粒子的能量， 是動(dòng)量為p的粒子數(shù)。因此巨配分函數(shù)可寫(xiě)為：對(duì) 的求和里可能有簡(jiǎn)并。由3.5節(jié)我們知道對(duì)波色氣體，粒子數(shù)為 ，簡(jiǎn)并為 的微觀狀態(tài)數(shù)為 ；對(duì)費(fèi)米氣體，粒子數(shù)為 ，簡(jiǎn)并為 的微觀狀態(tài)數(shù)為 。 因此，考慮到簡(jiǎn)并后，我們有動(dòng)量為p的態(tài)的平均粒子數(shù)為：其中“-”號(hào)是對(duì)波色統(tǒng)計(jì)，這與前面得到的

17、相同。物態(tài)方程：對(duì)壓強(qiáng)，有：對(duì)系統(tǒng)總粒子數(shù)，有：令V 趨于無(wú)窮大，上面式子里的求和可以化為積分:可以把物態(tài)方程顯式地表達(dá)出來(lái)。對(duì)波色氣體，注意到p=0項(xiàng)當(dāng) 時(shí)發(fā)散,因此我們必須對(duì)p=0項(xiàng)單獨(dú)考慮。結(jié)果為（無(wú)簡(jiǎn)并情形）：理想費(fèi)米氣體：這里 是比容，理想波色氣體：對(duì)波色氣體 ，p=0的態(tài)的平均粒子占據(jù)數(shù)為 ，若 不是一個(gè)小量，它會(huì)對(duì)比容公式右邊的第二項(xiàng)產(chǎn)生明顯影響，它意味著系統(tǒng)中有限部分的粒子占據(jù)了p=0態(tài)，這與波色-愛(ài)因斯坦凝聚有關(guān)。3.8 熱力學(xué)函數(shù)的奇異性 李楊定理我們知道熱力學(xué)函數(shù)熱力學(xué)函數(shù)可以用來(lái)描述統(tǒng)計(jì)平衡統(tǒng)計(jì)平衡時(shí)宏觀系統(tǒng)的熱力學(xué)行為，那么自然界中經(jīng)常出現(xiàn)的相變現(xiàn)象，能否用同一同一熱

18、力學(xué)量（的單一數(shù)學(xué)表達(dá)式單一數(shù)學(xué)表達(dá)式）來(lái)描述？相變時(shí)某些熱力學(xué)量有奇異性（發(fā)散）有奇異性（發(fā)散），如果上面的描述可行的話，這個(gè)奇異性必然與配分函數(shù)配分函數(shù)的行為有關(guān)（因?yàn)檫@些熱力學(xué)量可以用配分函數(shù)表達(dá)出來(lái)）！李楊在理論上嚴(yán)格地解決了這個(gè)問(wèn)題。雖然在有限體積有限體積時(shí)，不會(huì)出現(xiàn)不會(huì)出現(xiàn)熱力學(xué)量的奇異性奇異性，但當(dāng)體積體積V 趨于無(wú)窮大趨于無(wú)窮大，同時(shí)保持粒子密度 N/V 恒定時(shí)（這個(gè)條件稱為熱熱力學(xué)極限力學(xué)極限），奇異性可能出現(xiàn)（李楊定理）。原因：解析函數(shù)序列的極限并不一定解析（留意巨配分函數(shù)定義中的求和）。有限體積的一個(gè)例子：考慮N個(gè)粒子的系統(tǒng)，其體積為V，粒子間相互作用為短程吸引勢(shì)包圍的鋼球勢(shì)（如左下圖），因此有限體積內(nèi)最多只能容納有限個(gè)粒子M(V)。如NM(V)，必有兩粒子接觸，從而能量為無(wú)窮大，這時(shí)配分函數(shù)巨配分函數(shù)可寫(xiě)為易逸度 的M 階多項(xiàng)式，因所有系數(shù)大于0，巨配分函數(shù)沒(méi)有正實(shí)根，且大于1：因此壓強(qiáng) 是 的單調(diào)解析函數(shù)；再考慮單位體積的倒數(shù) ，由于N和V均有限，N不能超過(guò)M(V) ，故 大于0且有限。由知，奇點(diǎn) 都不在正實(shí)軸上，因此 在物理區(qū)域也是 的解析函數(shù)。因此 P 和 的物態(tài)方程也是解析的。但在熱力學(xué)極限：上面右邊等式的求極限