Идентичные частицы - Identical particles

В квантовая механика, идентичные частицы (также называемый неотличимый или же неразличимые частицы) находятся частицы которые невозможно отличить друг от друга даже в принципе. Виды идентичных частиц включают, но не ограничиваются ими, элементарные частицы (Такие как электроны ), составной субатомные частицы (Такие как атомные ядра ), а также атомы и молекулы. Квазичастицы тоже ведут себя подобным образом. Хотя все известные неразличимые частицы существуют только на квантовая шкала, нет ни исчерпывающего списка всех возможных типов частиц, ни четкого предела применимости, как показано в квантовая статистика.

Есть две основные категории одинаковых частиц: бозоны, который может поделиться квантовые состояния, и фермионы, что не может (как описано Принцип исключения Паули ). Примеры бозонов: фотоны, глюоны, фононы, гелий-4 ядра и все мезоны. Примеры фермионов - электроны, нейтрино, кварки, протоны, нейтроны, и гелий-3 ядра.

Тот факт, что частицы могут быть идентичными, имеет важные последствия для статистическая механика, где в расчетах используются вероятностный аргументы, которые чувствительны к тому, идентичны ли изучаемые объекты. В результате одинаковые частицы демонстрируют заметно отличающееся статистическое поведение от различимых частиц. Например, неразличимость частиц была предложена как решение проблемы Гиббса. парадокс смешения.

Различение частиц

Есть два метода различения частиц. Первый метод основан на различиях внутренних физических свойств частиц, таких как масса, электрический заряд, и вращение. Если существуют различия, можно различить частицы путем измерения соответствующих свойств. Однако это эмпирический факт, что микроскопические частицы одного и того же вида обладают полностью эквивалентными физическими свойствами. Например, каждый электрон во Вселенной имеет одинаковый электрический заряд; вот почему можно говорить о таком понятии, как "заряд электрона ".

Даже если частицы имеют эквивалентные физические свойства, остается второй метод различения частиц, заключающийся в отслеживании траектории каждой частицы. Пока положение каждой частицы может быть измерено с бесконечной точностью (даже когда частицы сталкиваются), не будет никакой двусмысленности относительно того, какая частица является какой.

Проблема второго подхода в том, что он противоречит принципам квантовая механика. Согласно квантовой теории, частицы не имеют определенного положения в периоды между измерениями. Вместо этого они регулируются волновые функции которые дают вероятность найти частицу в каждой позиции. Со временем волновые функции имеют тенденцию расширяться и перекрываться. Как только это происходит, становится невозможным определить при последующем измерении, какие положения частиц соответствуют положениям, измеренным ранее. Тогда говорят, что частицы неразличимы.

Квантово-механическое описание

Симметричные и антисимметричные состояния

Антисимметричная волновая функция для (фермионного) двухчастичного состояния в потенциале с бесконечной квадратной ямой.

Симметричная волновая функция для (бозонного) двухчастичного состояния в потенциале с бесконечной квадратной ямой.

Ниже приводится пример, конкретизирующий приведенное выше обсуждение, с использованием формализма, разработанного в статье о математическая формулировка квантовой механики.

Позволять п обозначают полный набор (дискретных) квантовых чисел для задания одночастичных состояний (например, для частица в коробке проблема, возьми п быть квантованным волновой вектор волновой функции.) Для простоты рассмотрим систему, состоящую из двух частиц, которые не взаимодействуют друг с другом. Предположим, что одна частица находится в состоянии п₁, а другой находится в состоянии п₂. Интуитивно квантовое состояние системы записывается как

${\displaystyle |n_{1}\rangle |n_{2}\rangle }$

где порядок записи состояния имеет значение, например, первое записанное состояние - для частицы 1, а второе записанное состояние - для частицы 2 (так, если ${\displaystyle |n_{2}\rangle |n_{1}\rangle }$, то частица 1 находится в состоянии п₂ а частица 2 находится в состоянии п₁). Это просто канонический способ построения основы для тензорное произведение Космос ${\displaystyle H\otimes H}$ комбинированной системы из отдельных пространств. Это выражение справедливо для различимых частиц, однако оно не подходит для неразличимых частиц, поскольку ${\displaystyle |n_{1}\rangle |n_{2}\rangle }$ и ${\displaystyle |n_{2}\rangle |n_{1}\rangle }$ в результате обмена частицы обычно находятся в разных состояниях.

• "частица 1 занимает п₁ состояние и частица 2 занимает п₂ состоянии «≠» частица 1 занимает п₂ состояние и частица 2 занимает п₁ государственный".

Два состояния физически эквивалентны, только если они отличаются не более чем на сложный фазовый множитель. Для двух неразличимых частиц состояние до обмена частицами должно быть физически эквивалентно состоянию после обмена, поэтому эти два состояния различаются не более чем на сложный фазовый множитель. Этот факт предполагает, что состояние двух неразличимых (и невзаимодействующих) частиц задается следующими двумя возможностями: ^[1][2][3]

${\displaystyle |n_{1}\rangle |n_{2}\rangle \pm |n_{2}\rangle |n_{1}\rangle }$

Состояния, в которых это сумма, известны как симметричный, а состояния, содержащие различие, называются антисимметричный. Более полно симметричные состояния имеют вид

${\displaystyle |n_{1},n_{2};S\rangle \equiv {\mbox{constant}}\times {\bigg (}|n_{1}\rangle |n_{2}\rangle +|n_{2}\rangle |n_{1}\rangle {\bigg )}}$

а антисимметричные состояния имеют вид

${\displaystyle |n_{1},n_{2};A\rangle \equiv {\mbox{constant}}\times {\bigg (}|n_{1}\rangle |n_{2}\rangle -|n_{2}\rangle |n_{1}\rangle {\bigg )}}$

Обратите внимание, что если п₁ и п₂ одинаковы, антисимметричное выражение дает ноль, который не может быть вектором состояния, поскольку не может быть нормализован. Другими словами, более чем одна идентичная частица не может находиться в антисимметричном состоянии (одно антисимметричное состояние может занимать только одна частица). Это известно как Принцип исключения Паули, и это основная причина химический свойства атомов и стабильность иметь значение.

Обменная симметрия

Важность симметричных и антисимметричных состояний в конечном итоге основана на эмпирических данных. Кажется естественным фактом, что одинаковые частицы не занимают состояния смешанной симметрии, такие как

${\displaystyle |n_{1},n_{2};?\rangle ={\mbox{constant}}\times {\bigg (}|n_{1}\rangle |n_{2}\rangle +i|n_{2}\rangle |n_{1}\rangle {\bigg )}}$

На самом деле есть исключение из этого правила, о котором мы поговорим позже. С другой стороны, можно показать, что симметричные и антисимметричные состояния являются в некотором смысле особенными, исследуя особую симметрию многочастичных состояний, известных как обменная симметрия.

Определите линейный оператор п, называется оператором обмена. Когда он действует на тензорное произведение двух векторов состояния, он меняет значения векторов состояния:

${\displaystyle P{\bigg (}|\psi \rangle |\phi \rangle {\bigg )}\equiv |\phi \rangle |\psi \rangle }$

п оба Эрмитский и унитарный. Поскольку он унитарный, его можно рассматривать как оператор симметрии. Эта симметрия может быть описана как симметрия относительно обмена метками, прикрепленными к частицам (то есть к одночастичным гильбертовым пространствам).

Четко, ${\displaystyle P^{2}=1}$ (тождественный оператор), поэтому собственные значения из п равны +1 и -1. Соответствующие собственные векторы - симметричное и антисимметричное состояния:

${\displaystyle P|n_{1},n_{2};S\rangle =+|n_{1},n_{2};S\rangle }$

${\displaystyle P|n_{1},n_{2};A\rangle =-|n_{1},n_{2};A\rangle }$

Другими словами, симметричные и антисимметричные состояния по существу не меняются при обмене метками частиц: они только умножаются на коэффициент +1 или -1, а не «вращаются» где-то еще в гильбертовом пространстве. Это указывает на то, что метки частиц не имеют физического смысла, что согласуется с предыдущим обсуждением неразличимости.

Напомним, что п эрмитово. В результате его можно рассматривать как наблюдаемую систему, что означает, что, в принципе, можно выполнить измерение, чтобы выяснить, является ли состояние симметричным или антисимметричным. Кроме того, эквивалентность частиц указывает на то, что Гамильтониан можно записать в симметричной форме, например

${\displaystyle H={\frac {p_{1}^{2}}{2m}}+{\frac {p_{2}^{2}}{2m}}+U(|x_{1}-x_{2}|)+V(x_{1})+V(x_{2})}$

Можно показать, что такие гамильтонианы удовлетворяют коммутационное отношение

${\displaystyle \left[P,H\right]=0}$

Согласно Уравнение Гейзенберга, это означает, что значение п постоянная движения. Если квантовое состояние изначально симметрично (антисимметрично), оно будет оставаться симметричным (антисимметричным) по мере развития системы. Математически это означает, что вектор состояния ограничен одним из двух собственных подпространств п, и не может распространяться на все гильбертово пространство. Таким образом, это собственное подпространство можно также рассматривать как фактическое гильбертово пространство системы. Это идея, лежащая в основе определения Пространство фока.

Фермионы и бозоны

Выбор симметрии или антисимметрии определяется видом частицы. Например, симметричные состояния всегда должны использоваться при описании фотоны или же гелий-4 атомов и антисимметричных состояний при описании электроны или же протоны.

Частицы, обладающие симметричными состояниями, называются бозоны. Природа симметричных состояний имеет важные последствия для статистических свойств систем, состоящих из многих идентичных бозонов. Эти статистические свойства описываются как Статистика Бозе – Эйнштейна.

Частицы, проявляющие антисимметричные состояния, называются фермионы. Антисимметрия порождает Принцип исключения Паули, что запрещает идентичным фермионам находиться в одном квантовом состоянии. Системы многих одинаковых фермионов описываются Статистика Ферми – Дирака.

Парастатистика также возможны.

В некоторых двумерных системах может иметь место смешанная симметрия. Эти экзотические частицы известны как анйоны, и они подчиняются дробная статистика. Экспериментальные доказательства существования энионов существуют в дробный квантовый эффект Холла, явление, наблюдаемое в двумерных электронных газах, образующих инверсионный слой МОП-транзисторы. Есть еще один тип статистики, известный как статистика косы, которые связаны с частицами, известными как плектоны.

В теорема спиновой статистики связывает обменную симметрию одинаковых частиц с их вращение. Он утверждает, что бозоны имеют целочисленный спин, а фермионы - полуцелочисленный спин. Аньоны обладают дробным вращением.

N частицы

Приведенное выше обсуждение легко обобщается на случай N частицы. Предположим, есть N частицы с квантовыми числами п₁, п₂, ..., п_N. Если частицы являются бозонами, они занимают полностью симметричное состояние, который симметричен относительно обмена любые два метки частиц:

${\displaystyle |n_{1}n_{2}\cdots n_{N};S\rangle ={\sqrt {\frac {\prod _{n}m_{n}!}{N!}}}\sum _{p}\left|n_{p(1)}\right\rangle \left|n_{p(2)}\right\rangle \cdots \left|n_{p(N)}\right\rangle }$

Здесь сумма берется по всем различным состояниям при перестановки п действующий на N элементы. Квадратный корень слева от суммы равен нормализующая константа. Количество м_п обозначает, сколько раз каждое из одночастичных состояний п появляется в N-частичное состояние. Обратите внимание, что ∑_п м_п = N.

В том же духе фермионы занимают полностью антисимметричные состояния:

${\displaystyle |n_{1}n_{2}\cdots n_{N};A\rangle ={\frac {1}{\sqrt {N!}}}\sum _{p}\operatorname {sgn} (p)\left|n_{p(1)}\right\rangle \left|n_{p(2)}\right\rangle \cdots \left|n_{p(N)}\right\rangle \ }$

Здесь, sgn (п) это знак каждой перестановки (т.е. ${\displaystyle +1}$ если ${\displaystyle p}$ состоит из четного числа транспозиций, и ${\displaystyle -1}$ если нечетное). Обратите внимание, что нет ${\displaystyle \Pi _{n}m_{n}}$ член, потому что каждое одночастичное состояние может появиться только один раз в фермионном состоянии. В противном случае из-за антисимметрии сумма снова будет равна нулю, что представляет собой физически невозможное состояние. Это Принцип исключения Паули для многих частиц.

Эти состояния были нормализованы так, что

${\displaystyle \langle n_{1}n_{2}\cdots n_{N};S|n_{1}n_{2}\cdots n_{N};S\rangle =1,\qquad \langle n_{1}n_{2}\cdots n_{N};A|n_{1}n_{2}\cdots n_{N};A\rangle =1.}$

Измерение

Предположим, есть система N бозоны (фермионы) в симметричном (антисимметричном) состоянии

${\displaystyle |n_{1}n_{2}\cdots n_{N};S/A\rangle }$

и измерение выполняется на некотором другом наборе дискретных наблюдаемых, м. В общем, это дает некоторый результат м₁ для одной частицы, м₂ для другой частицы и так далее. Если частицы являются бозонами (фермионами), состояние после измерения должно оставаться симметричным (антисимметричным), т.е.

${\displaystyle |m_{1}m_{2}\cdots m_{N};S/A\rangle }$

Вероятность получения определенного результата для м измерение

${\displaystyle P_{S/A}\left(n_{1},\ldots ,n_{N}\rightarrow m_{1},\ldots ,m_{N}\right)\equiv {\big |}\left\langle m_{1}\cdots m_{N};S/A\,|\,n_{1}\cdots n_{N};S/A\right\rangle {\big |}^{2}}$

Можно показать, что

${\displaystyle \sum _{m_{1}\leq m_{2}\leq \dots \leq m_{N}}P_{S/A}(n_{1},\ldots ,n_{N}\rightarrow m_{1},\ldots ,m_{N})=1}$

что подтверждает, что полная вероятность равна 1. Сумма должна быть ограничена до упорядоченный ценности м₁, ..., м_N чтобы гарантировать, что каждое многочастичное состояние не учитывается более одного раза.

Представление волновой функции

Пока в обсуждение включены только дискретные наблюдаемые. Его можно распространить на непрерывные наблюдаемые, такие как позиция  Икс.

Напомним, что собственное состояние непрерывной наблюдаемой представляет собой бесконечно малую классифицировать значений наблюдаемого, а не отдельного значения, как с дискретными наблюдаемыми. Например, если частица находится в состоянии |ψ⟩ Вероятность нахождения его в области объема d³Икс окружающая некоторая позиция Икс является

${\displaystyle |\langle x|\psi \rangle |^{2}\;d^{3}x}$

В результате непрерывные собственные состояния |Икс⟩ Нормированы на дельта-функция вместо единства:

${\displaystyle \langle x|x'\rangle =\delta ^{3}(x-x')}$

Симметричные и антисимметричные многочастичные состояния могут быть построены из непрерывных собственных состояний так же, как и раньше. Однако обычно используют другую нормирующую константу:

${\displaystyle {\begin{aligned}|x_{1}x_{2}\cdots x_{N};S\rangle &={\frac {\prod _{j}n_{j}!}{N!}}\sum _{p}\left|x_{p(1)}\right\rangle \left|x_{p(2)}\right\rangle \cdots \left|x_{p(N)}\right\rangle \\|x_{1}x_{2}\cdots x_{N};A\rangle &={\frac {1}{N!}}\sum _{p}\mathrm {sgn} (p)\left|x_{p(1)}\right\rangle \left|x_{p(2)}\right\rangle \cdots \left|x_{p(N)}\right\rangle \end{aligned}}}$

Многотельный волновая функция можно написать,

${\displaystyle {\begin{aligned}\Psi _{n_{1}n_{2}\cdots n_{N}}^{(S)}(x_{1},x_{2},\ldots ,x_{N})&\equiv \langle x_{1}x_{2}\cdots x_{N};S|n_{1}n_{2}\cdots n_{N};S\rangle \\[4pt]&={\sqrt {\frac {\prod _{j}n_{j}!}{N!}}}\sum _{p}\psi _{p(1)}(x_{1})\psi _{p(2)}(x_{2})\cdots \psi _{p(N)}(x_{N})\\[10pt]\Psi _{n_{1}n_{2}\cdots n_{N}}^{(A)}(x_{1},x_{2},\ldots ,x_{N})&\equiv \langle x_{1}x_{2}\cdots x_{N};A|n_{1}n_{2}\cdots n_{N};A\rangle \\[4pt]&={\frac {1}{\sqrt {N!}}}\sum _{p}\mathrm {sgn} (p)\psi _{p(1)}(x_{1})\psi _{p(2)}(x_{2})\cdots \psi _{p(N)}(x_{N})\end{aligned}}}$

где одночастичные волновые функции определяются, как обычно,

${\displaystyle \psi _{n}(x)\equiv \langle x|n\rangle }$

Наиболее важным свойством этих волновых функций является то, что обмен любыми двумя координатными переменными изменяет волновую функцию только на знак плюс или минус. Это проявление симметрии и антисимметрии в представлении волновой функции:

${\displaystyle {\begin{aligned}\Psi _{n_{1}\cdots n_{N}}^{(S)}(\cdots x_{i}\cdots x_{j}\cdots )=\Psi _{n_{1}\cdots n_{N}}^{(S)}(\cdots x_{j}\cdots x_{i}\cdots )\\[3pt]\Psi _{n_{1}\cdots n_{N}}^{(A)}(\cdots x_{i}\cdots x_{j}\cdots )=-\Psi _{n_{1}\cdots n_{N}}^{(A)}(\cdots x_{j}\cdots x_{i}\cdots )\end{aligned}}}$

Многотельная волновая функция имеет следующее значение: если система изначально находится в состоянии с квантовыми числами п₁, ..., п_N, и выполняется измерение положения, вероятность обнаружения частиц в бесконечно малых объемах вблизи Икс₁, Икс₂, ..., Икс_N является

${\displaystyle N!\;\left|\Psi _{n_{1}n_{2}\cdots n_{N}}^{(S/A)}(x_{1},x_{2},\ldots ,x_{N})\right|^{2}\;d^{3N}\!x}$

Фактор N! происходит от нашей нормирующей константы, которая была выбрана так, что по аналогии с одночастичными волновыми функциями,

${\displaystyle \int \!\int \!\cdots \!\int \;\left|\Psi _{n_{1}n_{2}\cdots n_{N}}^{(S/A)}(x_{1},x_{2},\ldots ,x_{N})\right|^{2}d^{3}\!x_{1}d^{3}\!x_{2}\cdots d^{3}\!x_{N}=1}$

Поскольку каждый интеграл пробегает все возможные значения Икс, каждое многочастичное состояние появляется N! раз в интеграле. Другими словами, вероятность, связанная с каждым событием, равномерно распределяется по N! эквивалентные точки в интегральном пространстве. Поскольку обычно работать с неограниченными интегралами удобнее, чем с ограниченными, нормирующая константа была выбрана, чтобы отразить это.

Наконец, антисимметричная волновая функция может быть записана как детерминант из матрица, известный как Определитель Слейтера:

${\displaystyle \Psi _{n_{1}\cdots n_{N}}^{(A)}(x_{1},\ldots ,x_{N})={\frac {1}{\sqrt {N!}}}\left|{\begin{matrix}\psi _{n_{1}}(x_{1})&\psi _{n_{1}}(x_{2})&\cdots &\psi _{n_{1}}(x_{N})\\\psi _{n_{2}}(x_{1})&\psi _{n_{2}}(x_{2})&\cdots &\psi _{n_{2}}(x_{N})\\\vdots &\vdots &\ddots &\vdots \\\psi _{n_{N}}(x_{1})&\psi _{n_{N}}(x_{2})&\cdots &\psi _{n_{N}}(x_{N})\\\end{matrix}}\right|}$

Операторный подход и парастатистика

Гильбертово пространство для ${\displaystyle n}$ частиц задается тензорным произведением ${\displaystyle \otimes _{n}H}$. Группа перестановок ${\displaystyle S_{n}}$ действует на этом пространстве, переставляя записи. По определению ожидаемые значения для наблюдаемого ${\displaystyle a}$ из ${\displaystyle n}$ неразличимые частицы должны быть инвариантными относительно этих перестановок. Это означает, что для всех ${\displaystyle \psi \in H}$ и ${\displaystyle \sigma \in S_{n}}$

${\displaystyle (\sigma \Psi )^{t}a(\sigma \Psi )=\Psi ^{t}a\Psi ,}$

или эквивалентно для каждого ${\displaystyle \sigma \in S_{n}}$

${\displaystyle \sigma ^{t}a\sigma =a}$.

Два состояния эквивалентны, если их математические ожидания совпадают для всех наблюдаемых. Если мы ограничимся наблюдаемыми ${\displaystyle n}$ идентичных частиц и, следовательно, наблюдаемых, удовлетворяющих приведенному выше уравнению, мы обнаруживаем, что следующие состояния (после нормализации) эквивалентны

${\displaystyle \Psi \sim \sum _{\sigma \in S_{n}}\lambda _{\sigma }\sigma \Psi }$.

Классы эквивалентности находятся в биективное отношение с неприводимыми подпространствами ${\displaystyle \otimes _{n}H}$ под ${\displaystyle S_{n}}$.

Два очевидных неприводимых подпространства - это одномерное симметричное / бозонное подпространство и антисимметричное / фермионное подпространство. Однако есть и другие типы неприводимых подпространств. Состояния, связанные с этими другими неприводимыми подпространствами, называются парастатистические состояния.^[4] Молодые картины обеспечивают способ классификации всех этих неприводимых подпространств.

Статистические свойства

Статистические эффекты неразличимости

Неразличимость частиц сильно влияет на их статистические свойства. Чтобы проиллюстрировать это, рассмотрим систему N различимые, невзаимодействующие частицы. Еще раз позвольте п_j обозначают состояние (т.е. квантовые числа) частицы j. Если частицы имеют одинаковые физические свойства, п_jпробегают тот же диапазон значений. Позволять ε(п) обозначают энергия частицы в состоянии п. Поскольку частицы не взаимодействуют, полная энергия системы является суммой энергий отдельных частиц. В функция распределения системы

${\displaystyle Z=\sum _{n_{1},n_{2},\ldots ,n_{N}}\exp \left\{-{\frac {1}{kT}}\left[\varepsilon (n_{1})+\varepsilon (n_{2})+\cdots +\varepsilon (n_{N})\right]\right\}}$

куда k является Постоянная Больцмана и Т это температура. Это выражение может быть учтенный чтобы получить

${\displaystyle Z=\xi ^{N}}$

куда

${\displaystyle \xi =\sum _{n}\exp \left[-{\frac {\varepsilon (n)}{kT}}\right].}$

Если частицы идентичны, это уравнение неверно. Рассмотрим состояние системы, описываемое одночастичными состояниями [п₁, ..., п_N]. В уравнении для Z, всевозможные перестановки п 's встречается в сумме один раз, даже если каждая из этих перестановок описывает одно и то же многочастичное состояние. Таким образом, количество штатов было завышено.

Если пренебречь возможностью перекрытия состояний, что действительно при высокой температуре, то количество подсчетов каждого состояния приблизительно равно N!. Правильная функция распределения

${\displaystyle Z={\frac {\xi ^{N}}{N!}}.}$

Обратите внимание, что это «высокотемпературное» приближение не различает фермионы и бозоны.

Расхождение в статистических суммах различимых и неотличимых частиц было известно еще в XIX веке, до появления квантовой механики. Это приводит к затруднению, известному как Парадокс гиббса. Гиббс показал, что в уравнении Z = ξ^N, то энтропия классического идеальный газ является

${\displaystyle S=Nk\ln \left(V\right)+Nf(T)}$

куда V это объем газа и ж какая-то функция Т один. Проблема с этим результатом в том, что S не является обширный - если N и V удваиваются, S соответственно не удваивается. Такая система не подчиняется постулатам термодинамика.

Гиббс также показал, что использование Z = ξ^N/N! изменяет результат на

${\displaystyle S=Nk\ln \left({\frac {V}{N}}\right)+Nf(T)}$

что совершенно обширно. Однако причина этой поправки к статистической сумме оставалась неясной до открытия квантовой механики.

Статистические свойства бозонов и фермионов

Между статистическим поведением бозонов и фермионов есть важные различия, которые описываются формулой Статистика Бозе – Эйнштейна и Статистика Ферми – Дирака соответственно. Грубо говоря, бозоны имеют тенденцию объединяться в одно и то же квантовое состояние, которое лежит в основе таких явлений, как лазер, Конденсация Бозе – Эйнштейна, и сверхтекучесть. Фермионам, с другой стороны, запрещено делить квантовые состояния, что приводит к образованию таких систем, как Ферми газ. Это известно как принцип исключения Паули, и он отвечает за большую часть химии, поскольку электроны в атоме (фермионы) последовательно заполняют множество состояний внутри атома. снаряды а не все лежащие в одном и том же состоянии с самой низкой энергией

Различия между статистическим поведением фермионов, бозонов и различимых частиц можно проиллюстрировать с помощью системы двух частиц. Частицы обозначены буквами A и B. Каждая частица может существовать в двух возможных состояниях, обозначенных ${\displaystyle |0\rangle }$ и ${\displaystyle |1\rangle }$, которые имеют одинаковую энергию.

Составная система может развиваться во времени, взаимодействуя с шумной средой. Поскольку ${\displaystyle |0\rangle }$ и ${\displaystyle |1\rangle }$ состояния энергетически эквивалентны, ни одно из состояний не является предпочтительным, поэтому этот процесс имеет эффект рандомизации состояний. (Об этом говорится в статье о квантовая запутанность.) Через некоторое время составная система будет иметь равную вероятность занять каждое из доступных ей состояний. Затем измеряются состояния частиц.

Если A и B - различимые частицы, то составная система имеет четыре различных состояния: ${\displaystyle |0\rangle |0\rangle }$, ${\displaystyle |1\rangle |1\rangle }$, ${\displaystyle |0\rangle |1\rangle }$, и ${\displaystyle |1\rangle |0\rangle }$. Вероятность получения двух частиц в ${\displaystyle |0\rangle }$ состояние 0,25; вероятность получения двух частиц в ${\displaystyle |1\rangle }$ состояние 0,25; и вероятность получить одну частицу в ${\displaystyle |0\rangle }$ государство, а другой в ${\displaystyle |1\rangle }$ состояние 0,5.

Если A и B - идентичные бозоны, то составная система имеет только три различных состояния: ${\displaystyle |0\rangle |0\rangle }$, ${\displaystyle |1\rangle |1\rangle }$, и ${\displaystyle {\frac {1}{\sqrt {2}}}(|0\rangle |1\rangle +|1\rangle |0\rangle )}$. При проведении эксперимента вероятность получения двух частиц в ${\displaystyle |0\rangle }$ состояние сейчас 0,33; вероятность получения двух частиц в ${\displaystyle |1\rangle }$ состояние 0,33; и вероятность получить одну частицу в ${\displaystyle |0\rangle }$ государство, а другой в ${\displaystyle |1\rangle }$ состояние 0,33. Обратите внимание, что вероятность нахождения частиц в одном и том же состоянии относительно выше, чем в различимом случае. Это демонстрирует тенденцию бозонов «слипаться».

Если A и B - идентичные фермионы, композитной системе доступно только одно состояние: полностью антисимметричное состояние ${\displaystyle {\frac {1}{\sqrt {2}}}(|0\rangle |1\rangle -|1\rangle |0\rangle )}$. При проведении эксперимента одна частица всегда находится в ${\displaystyle |0\rangle }$ состояние, а другой находится в ${\displaystyle |1\rangle }$ государственный.

Результаты представлены в таблице 1:

Таблица 1: Статистика двух частиц

Частицы	Оба 0	Оба 1	Один 0 и один 1
Отличительный	0.25	0.25	0.5
Бозоны	0.33	0.33	0.33
Фермионы	0	0	1

Как видно, даже система из двух частиц демонстрирует различное статистическое поведение различимых частиц, бозонов и фермионов. В статьях по Статистика Ферми – Дирака и Статистика Бозе – Эйнштейна эти принципы распространяются на большое количество частиц с качественно аналогичными результатами.

Гомотопический класс

Смотрите также: Гомотопия и Статистика косы

Чтобы понять, почему статистика частиц работает именно так, сначала обратите внимание, что частицы представляют собой точечно-локализованные возбуждения и что частицы, которые пространственно разделены, не взаимодействуют. В квартире d-мерное пространство M, в любой момент времени конфигурация двух одинаковых частиц может быть задана как элемент M × M. Если между частицами нет перекрытия, так что они не взаимодействуют напрямую, то их положение должно принадлежать пространству [M × M] / {совпадающие точки}, подпространство с совпадающими точками удалено. Элемент (Икс, у) описывает конфигурацию с частицей I при Икс и частица II при у, пока (у, Икс) описывает замененную конфигурацию. Для одинаковых частиц состояние, описываемое (Икс, у) должно быть неотличимо от состояния, описанного (у, Икс). Теперь рассмотрим гомотопический класс непрерывных путей из (Икс, у) к (у, Икс), в пространстве [M × M] / {совпадающие точки} . Если M является р^d куда d ≥ 3, то этот гомотопический класс имеет только один элемент. Если M является р², то этот гомотопический класс имеет счетное количество элементов (то есть поворот против часовой стрелки на пол-оборота, поворот против часовой стрелки на полтора оборота, два с половиной оборота и т. д., чередование по часовой стрелке на пол-оборота и т. д.). В частности, поворот против часовой стрелки на пол-оборота нет гомотопный до поворота по часовой стрелке на пол-оборота. Наконец, если M является р, то этот гомотопический класс пуст.

Предположим сначала, что d ≥ 3. В универсальное перекрытие из [M × M] / {совпадающие точки}, что не что иное, как [M × M] / {совпадающие точки} сам по себе имеет только две точки, которые физически неотличимы от (Икс, у), а именно (Икс, у) сам и (у, Икс). Итак, единственный допустимый обмен - это поменять местами обе частицы. Эта развязка инволюция, поэтому его единственный эффект - это умножение фазы на квадратный корень из 1. Если корень равен +1, то точки имеют статистику Бозе, а если корень равен −1, точки имеют статистику Ферми.

В случае M = р², универсальное покрытие [M × M] / {совпадающие точки} имеет бесконечно много точек, которые физически неотличимы от (Икс, у). Это описывается бесконечным циклическая группа генерируется поворотом на пол-оборота против часовой стрелки. В отличие от предыдущего случая, выполнение этого обмена дважды подряд не восстанавливает исходное состояние; так что такой обмен может в общем привести к умножению на exp (iθ) для любых реальных θ (к унитарность, абсолютное значение умножения должно быть 1). Это называется анонимный статистика. На самом деле даже с двумя различимый частицы, хотя (Икс, у) теперь физически отличим от (у, Икс)универсальное накрывающее пространство по-прежнему содержит бесконечно много точек, которые физически неотличимы от исходной точки, теперь созданной поворотом против часовой стрелки на один полный оборот. Таким образом, этот генератор приводит к умножению на exp (iφ). Этот фазовый множитель здесь называется взаимная статистика.

Наконец, в случае M = р, космос [M × M] / {совпадающие точки} не связан, поэтому даже если частица I и частица II идентичны, их все равно можно отличить по таким меткам, как «частица слева» и «частица справа». Здесь нет симметрии обмена.

Смотрите также

• Теория квази-множеств
• Гипотеза ДеБрогли

Сноски

1. http://www.tcm.phy.cam.ac.uk/~pdh1001/thesis/node14.html
2. Такерман (2010), п. 385)
3. Либофф, Ричард (2003). Введение в квантовую механику. Эддисон-Уэсли. п. 597. ISBN  978-0805387148.
4. Бах, Алексанер (1993). «Классификация неразличимых частиц». Письма еврофизики. 21 (5): 515–520. Bibcode:1993ЭЛ ..... 21..515Б. Дои:10.1209/0295-5075/21/5/002.

Рекомендации

• Такерман, Марк (2010), Статистическая механика, ISBN  978-0198525264

внешняя ссылка

• Обмен идентичными и, возможно, неразличимыми частицами Джон С. Денкер
• Идентичность и индивидуальность в квантовой теории (Стэнфордская энциклопедия философии )
• Многоэлектронные состояния в Э. Паварини, Э. Кох и У. Шолльвёк: Новые явления в коррелированной материи, Юлих 2013, ISBN  978-3-89336-884-6