在量子力学 里,重复地做同样实验,通常会得到不同的测量结果,期望值 (expectation value )是理论平均值,可以用来预测测量结果的统计平均值。
量子力学显露出一种内禀统计行为。同样的一个实验重复地做很多次,每次实验的测量结果通常不会一样,只有从很多次的实验结果计算出来的统计平均值,才是可克隆的数值。量子理论不能预测单次实验的测量结果,量子理论可以用期望值来预测多次实验得到的统计平均值。
采用狄拉克标记 ,假设量子系统的量子态 为
|
ψ
⟩
{\displaystyle |\psi \rangle }
,则对于这量子态,可观察量
O
{\displaystyle O}
的期望值
⟨
O
⟩
{\displaystyle \langle O\rangle }
定义为[1] :24-25
⟨
O
⟩
=
d
e
f
⟨
ψ
|
O
^
|
ψ
⟩
{\displaystyle \langle O\rangle \ {\stackrel {def}{=))\ \langle \psi |{\hat {O))|\psi \rangle }
;其中,
O
^
{\displaystyle {\hat {O))}
是对应于可观察量
O
{\displaystyle O}
的算符。
虽然量子力学与经典力学计算实验平均值的方法相同,但是,量子力学形式论里对于可观察量 的数学表述与经典的测度论 有很显著的不同。对应于可观察量的量子算符可能有很多本征值 ,而测量结果只能是其中一个本征值,而且,每一个本征值出现的机会呈概率性。测量这个动作会将量子系统的量子态改变为对应于本征值的本征态 ,并且,在之后短暂片刻内,量子系统的量子态是这本征态 。
以数学表述,对应于可观察量
O
{\displaystyle O}
的量子算符
O
^
{\displaystyle {\hat {O))}
是一个厄米算符 ,量子态是以态矢量 的形式存在于矢量空间 。[1] :11 假设量子系统的量子态为
|
ψ
⟩
{\displaystyle |\psi \rangle }
,则对于这量子态,可观察量
O
{\displaystyle O}
的期望值
⟨
O
⟩
{\displaystyle \langle O\rangle }
定义为[1] :24-25
⟨
O
⟩
=
d
e
f
⟨
ψ
|
O
^
|
ψ
⟩
{\displaystyle \langle O\rangle \ {\stackrel {def}{=))\ \langle \psi |{\hat {O))|\psi \rangle }
。假设算符
O
^
{\displaystyle {\hat {O))}
的一组本征态
|
e
i
⟩
,
i
=
1
,
2
,
3
,
…
{\displaystyle |e_{i}\rangle ,\quad i=1,\,2,\,3,\,\dots \ }
形成了一个具有正交归一性 的基底 :
⟨
e
i
|
e
j
⟩
=
δ
i
j
{\displaystyle \langle e_{i}|e_{j}\rangle =\delta _{ij))
;其中,
δ
i
j
{\displaystyle \delta _{ij))
是克罗内克函数 。
本征态
|
e
i
⟩
{\displaystyle |e_{i}\rangle }
的本征值为
O
i
{\displaystyle O_{i))
:
O
^
|
e
i
⟩
=
O
i
|
e
i
⟩
{\displaystyle {\hat {O))|e_{i}\rangle =O_{i}|e_{i}\rangle }
。量子态
|
ψ
⟩
{\displaystyle |\psi \rangle }
可以展开为这些本征态的线性组合:
|
ψ
⟩
=
∑
i
c
i
|
e
i
⟩
{\displaystyle |\psi \rangle =\sum _{i}c_{i}|e_{i}\rangle }
;其中,
c
i
=
⟨
e
i
|
ψ
⟩
{\displaystyle c_{i}=\langle e_{i}|\psi \rangle }
是复系数,是在量子态
|
e
i
⟩
{\displaystyle |e_{i}\rangle }
里找到量子态
|
ψ
⟩
{\displaystyle |\psi \rangle }
的概率幅 。[1] :50
应用全等式
∑
i
|
e
i
⟩
⟨
e
i
|
=
1
{\displaystyle \sum _{i}|e_{i}\rangle \langle e_{i}|=1}
,可观察量
O
{\displaystyle O}
的期望值可以写为
⟨
O
⟩
=
⟨
ψ
|
O
^
|
ψ
⟩
=
∑
i
,
j
⟨
ψ
|
e
i
⟩
⟨
e
i
|
O
^
|
e
j
⟩
⟨
e
j
|
ψ
⟩
=
∑
i
,
j
⟨
ψ
|
e
i
⟩
⟨
e
i
|
e
j
⟩
⟨
e
j
|
ψ
⟩
O
i
=
∑
i
|
⟨
e
i
|
ψ
⟩
|
2
O
i
{\displaystyle {\begin{aligned}\langle O\rangle &=\langle \psi |{\hat {O))|\psi \rangle \\&=\sum _{i,j}\langle \psi |e_{i}\rangle \langle e_{i}|{\hat {O))|e_{j}\rangle \langle e_{j}|\psi \rangle \\&=\sum _{i,j}\langle \psi |e_{i}\rangle \langle e_{i}|e_{j}\rangle \langle e_{j}|\psi \rangle O_{i}\\&=\sum _{i}|\langle e_{i}|\psi \rangle |^{2}O_{i}\\\end{aligned))}
。 这表达式很像是一个算术平均式 ,它表明了期望值的物理意义:本征值
O
i
{\displaystyle O_{i))
是实验的可能结果,对应的系数
|
⟨
e
i
|
ψ
⟩
|
2
=
|
c
i
|
2
{\displaystyle |\langle e_{i}|\psi \rangle |^{2}=|c_{i}|^{2))
是这结果可能会发生的概率 。总合所有本征值与其对应的概率系数的乘积,就可以得到期望值。
当思考动力量子系统时,态矢量
|
ψ
⟩
{\displaystyle |\psi \rangle }
或算符
O
^
{\displaystyle {\hat {O))}
,两者之中,任何一个,都可以设定为与时间有关,这决定于采用薛定谔绘景 或海森堡绘景 。不论选择的是那一种绘景,最后求得的期望值都是相同的。
在海森堡绘景 里,算符被设定为与时间有关,而量子态则在初始时间
t
=
0
{\displaystyle t=0}
就被固定,与时间无关。另一种称为薛定谔绘景 的理论方法设定量子算符与时间无关,又设定量子态与时间有关。在概念方面或在数学方面,这两种绘景等价,推导出的结果一样。大多数初级量子力学教科书采用的是薛定谔绘景,通过生动活泼的量子态,学生可以迅速地了解量子系统如何随着时间演变。海森堡绘景比较适用于研究一些像对称性 或守恒定律 的基础论题领域,例如量子场论 ,或者研究超大自由度 系统的学术,例如统计力学 。[2]
设定施特恩-格拉赫实验 仪器的磁场方向为z-轴,入射的银原子束可以被分裂成两道银原子束,每一道银原子束代表一种量子态,上旋
|
↑
⟩
{\displaystyle |\uparrow \rangle }
或下旋
|
↓
⟩
{\displaystyle |\downarrow \rangle }
。 系综 是一组量子系统。概念而言,在系综里,量子系统的数量为无穷多。系综又分为纯系综与混系综。纯系综的每一个量子系统都具有同样的量子态,这量子态也可以用来代表纯系综。前面几节所论述的对象主要是纯系综。[1] :178-185 例如,从施特恩-格拉赫实验 仪器分裂出来的两道银子束,一道是量子态为上旋的纯系综
E
u
p
{\displaystyle {\mathcal {E))_{up))
,另一道是量子态为下旋的纯系综
E
d
o
w
n
{\displaystyle {\mathcal {E))_{down))
。
混系综的量子系统可以具有不同的量子态
|
ψ
(
i
)
⟩
{\displaystyle |\psi ^{(i)}\rangle }
。例如,在有一种混系综
E
m
i
x
{\displaystyle {\mathcal {E))_{mix))
的所有量子系统里,量子态为上旋的占50%,量子态为上旋的占50%。混系综不能用单独态矢量设定,混系综是用密度算符
ρ
^
{\displaystyle {\hat {\rho ))}
设定:
ρ
^
=
∑
i
w
i
|
ψ
(
i
)
⟩
⟨
ψ
(
i
)
|
{\displaystyle {\hat {\rho ))=\sum _{i}w_{i}|\psi ^{(i)}\rangle \langle \psi ^{(i)}|}
;其中,
w
i
{\displaystyle w_{i))
是找到量子态为
|
ϕ
i
⟩
{\displaystyle |\phi _{i}\rangle }
的量子系统在系综里的概率 。
纯系综
E
u
p
{\displaystyle {\mathcal {E))_{up))
的密度算符为
|
↑
⟩
⟨
↑
|
{\displaystyle |\uparrow \rangle \langle \uparrow |}
。
纯系综
E
d
o
w
n
{\displaystyle {\mathcal {E))_{down))
的密度算符为
|
↓
⟩
⟨
↓
|
{\displaystyle |\downarrow \rangle \langle \downarrow |}
。
混系综
E
m
i
x
{\displaystyle {\mathcal {E))_{mix))
的密度算符为
1
2
(
|
↑
⟩
⟨
↑
|
+
|
↓
⟩
⟨
↓
|
)
{\displaystyle {\frac {1}{2))(|\uparrow \rangle \langle \uparrow |+|\downarrow \rangle \langle \downarrow |)}
。 以算符
O
^
{\displaystyle {\hat {O))}
的本征态
|
e
i
⟩
,
i
=
1
,
2
,
3
,
…
{\displaystyle |e_{i}\rangle ,\quad i=1,\,2,\,3,\,\dots \ }
形成的基底来表示对应于密度算符的密度矩阵
ρ
{\displaystyle \rho }
:
ρ
j
k
=
⟨
e
j
|
ρ
|
e
k
⟩
=
∑
i
w
i
⟨
e
j
|
ψ
(
i
)
⟩
⟨
ψ
(
i
)
|
e
k
⟩
{\displaystyle \rho _{jk}=\langle e_{j}|\rho |e_{k}\rangle =\sum _{i}w_{i}\langle e_{j}|\psi ^{(i)}\rangle \langle \psi ^{(i)}|e_{k}\rangle }
;对于系综测量可观察量
O
{\displaystyle O}
得到的“系纵平均值”又称为“系综期望值”,简称“期望值”,以方程表示为
⟨
O
⟩
=
∑
i
w
i
⟨
ψ
(
i
)
|
O
^
|
ψ
(
i
)
⟩
=
∑
i
∑
j
w
i
⟨
ψ
(
i
)
|
e
j
⟩
⟨
e
j
|
O
^
|
ψ
(
i
)
⟩
=
∑
i
∑
j
w
i
⟨
ψ
(
i
)
|
e
j
⟩
⟨
e
j
|
ψ
(
i
)
⟩
O
j
=
∑
i
∑
j
w
i
|
⟨
ψ
(
i
)
|
e
j
⟩
|
2
O
j
{\displaystyle {\begin{aligned}\langle O\rangle &=\sum _{i}w_{i}\langle \psi ^{(i)}|{\hat {O))|\psi ^{(i)}\rangle \\&=\sum _{i}\sum _{j}w_{i}\langle \psi ^{(i)}|e_{j}\rangle \langle e_{j}|{\hat {O))|\psi ^{(i)}\rangle \\&=\sum _{i}\sum _{j}w_{i}\langle \psi ^{(i)}|e_{j}\rangle \langle e_{j}|\psi ^{(i)}\rangle O_{j}\\&=\sum _{i}\sum _{j}w_{i}|\langle \psi ^{(i)}|e_{j}\rangle |^{2}O_{j}\\\end{aligned))}
。 对于一般可观察量
A
{\displaystyle A}
,系纵平均值表示为
⟨
A
⟩
=
∑
i
w
i
⟨
ψ
(
i
)
|
A
^
|
ψ
(
i
)
⟩
=
∑
i
∑
j
,
k
w
i
⟨
ψ
(
i
)
|
e
j
⟩
⟨
e
j
|
A
^
|
e
k
⟩
⟨
e
k
|
ψ
(
i
)
⟩
=
∑
i
∑
j
,
k
w
i
⟨
e
k
|
ψ
(
i
)
⟩
⟨
ψ
(
i
)
|
e
j
⟩
⟨
e
j
|
A
^
|
e
k
⟩
=
∑
j
,
k
ρ
k
j
⟨
e
j
|
A
^
|
e
k
⟩
=
T
r
a
c
e
(
ρ
A
)
{\displaystyle {\begin{aligned}\langle A\rangle &=\sum _{i}w_{i}\langle \psi ^{(i)}|{\hat {A))|\psi ^{(i)}\rangle \\&=\sum _{i}\sum _{j,k}w_{i}\langle \psi ^{(i)}|e_{j}\rangle \langle e_{j}|{\hat {A))|e_{k}\rangle \langle e_{k}|\psi ^{(i)}\rangle \\&=\sum _{i}\sum _{j,k}w_{i}\langle e_{k}|\psi ^{(i)}\rangle \langle \psi ^{(i)}|e_{j}\rangle \langle e_{j}|{\hat {A))|e_{k}\rangle \\&=\sum _{j,k}\rho _{kj}\langle e_{j}|{\hat {A))|e_{k}\rangle \\&=Trace(\rho A)\\\end{aligned))}
; 其中,
T
r
a
c
e
(
ρ
A
)
{\displaystyle Trace(\rho A)}
是矩阵
ρ
A
{\displaystyle \rho A}
的迹数 。
总结,
⟨
A
⟩
=
T
r
a
c
e
(
ρ
A
)
=
∑
i
w
i
⟨
ψ
i
|
A
|
ψ
i
⟩
=
∑
i
w
i
⟨
A
⟩
ψ
i
{\displaystyle \langle A\rangle =\mathrm {Trace} (\rho A)=\sum _{i}w_{i}\langle \psi _{i}|A|\psi _{i}\rangle =\sum _{i}w_{i}\langle A\rangle _{\psi _{i))}
;其中,
⟨
A
⟩
ψ
i
{\displaystyle \langle A\rangle _{\psi _{i))}
是对于量子态
ψ
i
{\displaystyle \psi _{i))
,可观察量
A
{\displaystyle A}
的期望值。
举一个相当简单的例子,假设
Λ
^
{\displaystyle {\hat {\Lambda ))}
是一个投影算符 ,则本征值为
0
{\displaystyle 0}
或
1
{\displaystyle 1}
。这对应于一种“是非题”类型的物理实验,这例子的期望值是实验结果为
1
{\displaystyle 1}
的概率,可以计算为
⟨
Λ
⟩
=
|
Λ
^
ψ
|
2
{\displaystyle \langle \Lambda \rangle =|{\hat {\Lambda ))\psi |^{2))
。采用位置空间表现,设想一个移动于一维空间的量子粒子。在这里,希尔伯特空间是
H
=
L
2
(
R
)
{\displaystyle {\mathcal {H))=L^{2}(\mathbb {R} )}
,是实值定义域 的平方可积函数 的空间。[1] :11
波函数
ψ
(
x
)
{\displaystyle \psi (x)}
定义为
ψ
(
x
)
=
d
e
f
⟨
x
|
ψ
⟩
{\displaystyle \psi (x)\ {\stackrel {def}{=))\ \langle x|\psi \rangle }
;其中,
|
x
⟩
{\displaystyle |x\rangle }
是位置算符
x
^
{\displaystyle {\hat {x))}
的本征态 。
两个态矢量的内积是
⟨
ψ
1
|
ψ
2
⟩
=
∫
ψ
1
∗
(
x
)
ψ
2
(
x
)
d
x
{\displaystyle \langle \psi _{1}|\psi _{2}\rangle =\int \psi _{1}^{*}(x)\psi _{2}(x)\,\mathrm {d} x}
。对于任意量子态
ψ
{\displaystyle \psi }
,可观察量
x
{\displaystyle x}
的期望值为
⟨
x
⟩
=
d
e
f
⟨
ψ
|
x
^
|
ψ
⟩
{\displaystyle \langle x\rangle \ {\stackrel {def}{=))\ \langle \psi |{\hat {x))|\psi \rangle }
。位置算符
x
^
{\displaystyle {\hat {x))}
作用于量子态
|
ψ
⟩
{\displaystyle |\psi \rangle }
的结果,表现于位置空间,等价于波函数
ψ
(
x
)
{\displaystyle \psi (x)}
与
x
{\displaystyle x}
的乘积,所以,
⟨
x
⟩
=
∫
−
∞
∞
ψ
∗
(
x
)
x
ψ
(
x
)
d
x
=
∫
−
∞
∞
x
|
ψ
(
x
)
|
2
d
x
{\displaystyle \langle x\rangle =\int _{-\infty }^{\infty }\psi ^{\ast }(x)\,x\,\psi (x)\,\mathrm {d} x=\int _{-\infty }^{\infty }x\,|\psi (x)|^{2}\,\mathrm {d} x}
。粒子处于
x
{\displaystyle x}
与
x
+
d
x
{\displaystyle x+dx}
微小区间内的概率是
p
(
x
)
d
x
=
ψ
∗
(
x
)
ψ
(
x
)
d
x
{\displaystyle p(x)\mathrm {d} x=\psi ^{*}(x)\psi (x)\mathrm {d} x}
。粒子位置与概率的乘积在位置空间的积分,就是粒子位置的期望值。
通常而言,对于可观察量
O
{\displaystyle O}
的量子算符
O
^
{\displaystyle {\hat {O))}
,假若能够找到其表现于位置空间的位置算符
O
^
{\displaystyle {\hat {\mathfrak {O))))
的形式,就可以计算出
O
{\displaystyle O}
的期望值。例如,表现于位置空间的动量算符
P
^
{\displaystyle {\hat {\mathfrak {P))))
的形式为:
P
^
=
ℏ
i
d
d
x
{\displaystyle {\hat {\mathfrak {P))}={\frac {\hbar }{i)){\frac {\mathrm {d} }{\mathrm {d} x))}
。所以,动量 的期望值为
⟨
P
⟩
=
ℏ
i
∫
−
∞
∞
ψ
∗
(
x
)
d
ψ
(
x
)
d
x
d
x
{\displaystyle \langle P\rangle ={\frac {\hbar }{i))\int _{-\infty }^{\infty }\psi ^{*}(x)\,{\frac {d\psi (x)}{dx))\,\mathrm {d} x}
。