角动量算符

在量子力学里，角动量算符（英语：angular momentum operator）是一种算符，类比于经典的角动量。在原子物理学涉及旋转对称性（rotational symmetry）的理论里，角动量算符占有中心的角色。角动量，动量，与能量是物体运动的三个基本特性。

简介

角动量促使在旋转方面的运动得以数量化。在孤立系统里，如同能量和动量，角动量是守恒的。在量子力学里，角动量算符的概念是必要的，因为角动量的计算实现于描述量子系统的波函数，而不是经典地实现于一点或一刚体。在量子尺寸世界，分析的对象都是以波函数或量子幅来描述其概率性行为，而不是命定性(deterministic)行为。

数学定义

在经典力学里，角动量 $\mathbf {L} =(L_{x},\ L_{y},\ L_{z})\,\!$ 定义为位置 $\mathbf {r} =(x,\ y,\ z)\,\!$ 与动量 $\mathbf {p} =(p_{x},\ p_{y},\ p_{z})\,\!$ 的叉积：

$\mathbf {L} \ {\stackrel {def}{=}}\ \mathbf {r} \times \mathbf {p} \,\!$ 。

在量子力学里，对应的角动量算符 ${\hat {\mathbf {L} }}\,\!$ 定义为位置算符 ${\hat {\mathbf {r} }}\,\!$ 与动量算符 ${\hat {\mathbf {p} }}\,\!$ 的叉积：

${\hat {\mathbf {L} }}\ {\stackrel {def}{=}}\ {\hat {\mathbf {r} }}\times {\hat {\mathbf {p} }}\,\!$ 。

由于动量算符的形式为

${\hat {\mathbf {p} }}=-i\hbar \nabla \,\!$ 。

角动量算符的形式为

${\hat {\mathbf {L} }}=-i\hbar ({\hat {\mathbf {r} }}\times \nabla )\,\!$ 。

其中，$\nabla \,\!$ 是梯度算符。

角动量是厄米算符

在量子力学里，每一个可观察量所对应的算符都是厄米算符。角动量是一个可观察量，所以，角动量算符应该也是厄米算符。让我们现在证明这一点，思考角动量算符的 x-分量 ${\hat {L}}_{x}\,\!$ ：

${\hat {L}}_{x}={\hat {y}}{\hat {p}}_{z}-{\hat {z}}{\hat {p}}_{y}\,\!$ 。

其伴随算符 $L_{x}^{\dagger }\,\!$ 为

${\hat {L}}_{x}^{\dagger }=({\hat {y}}{\hat {p}}_{z}-{\hat {z}}{\hat {p}}_{y})^{\dagger }={\hat {p}}_{z}^{\dagger }{\hat {y}}^{\dagger }-{\hat {p}}_{y}^{+}{\hat {z}}^{\dagger }\,\!$ 。

由于 ${\hat {y}}\,\!$ 、${\hat {z}}\,\!$ 、${\hat {p}}_{y}\,\!$ 、${\hat {p}}_{z}\,\!$ ，都是厄米算符，

${\hat {L}}_{x}^{\dagger }={\hat {p}}_{z}{\hat {y}}-{\hat {p}}_{y}{\hat {z}}\,\!$ 。

由于 ${\hat {p}}_{z}\,\!$ 与 ${\hat {y}}\,\!$ 之间、${\hat {p}}_{y}\,\!$ 与 ${\hat {z}}\,\!$ 之间分别相互对易，所以，

${\hat {L}}_{x}^{\dagger }={\hat {y}}{\hat {p}}_{z}-{\hat {z}}{\hat {p}}_{y}={\hat {L}}_{x}\,\!$ 。

因此，${\hat {L}}_{x}\,\!$ 是一个厄米算符。类似地，${\hat {L}}_{y}\,\!$ 与 ${\hat {L}}_{z}\,\!$ 都是厄米算符。总结，角动量算符是厄米算符。

再思考 ${\hat {L}}^{2}\,\!$ 算符，

${\hat {L}}^{2}={\hat {L}}_{x}^{2}+{\hat {L}}_{y}^{2}+{\hat {L}}_{z}^{2}\,\!$ 。

其伴随算符 $({\hat {L}}^{2})^{\dagger }\,\!$ 为

$({\hat {L}}^{2})^{\dagger }=({\hat {L}}_{x}^{2}+{\hat {L}}_{y}^{2}+{\hat {L}}_{z}^{2})^{\dagger }=({\hat {L}}_{x}^{2})^{\dagger }+({\hat {L}}_{y}^{2})^{\dagger }+({\hat {L}}_{z}^{2})^{\dagger }\,\!$ 。

由于 ${\hat {L}}_{x}^{2}\,\!$ 算符、${\hat {L}}_{y}^{2}\,\!$ 算符、${\hat {L}}_{z}^{2}\,\!$ 算符，都是厄米算符，

$({\hat {L}}^{2})^{\dagger }={\hat {L}}_{x}^{2}+{\hat {L}}_{y}^{2}+{\hat {L}}_{z}^{2}={\hat {L}}^{2}\,\!$ 。

所以，${\hat {L}}^{2}\,\!$ 算符是厄米算符。

对易关系

主条目：角动量算符对易关系

两个算符 ${\hat {A}}\,\!$ 与 ${\hat {B}}\,\!$ 的交换算符 $[{\hat {A}},\ {\hat {B}}]\,\!$ ，表示出它们之间的对易关系。

角动量算符与自己的对易关系

思考 ${\hat {L}}_{x}\,\!$ 与 ${\hat {L}}_{y}\,\!$ 的交换算符，

${\begin{aligned}\left.\right.[{\hat {L}}_{x},\ {\hat {L}}_{y}]&=[{\hat {y}}{\hat {p}}_{z}-{\hat {z}}{\hat {p}}_{y},\ {\hat {z}}{\hat {p}}_{x}-{\hat {x}}{\hat {p}}_{z}]\\&=[{\hat {y}}{\hat {p}}_{z},\ {\hat {z}}{\hat {p}}_{x}]-[{\hat {z}}{\hat {p}}_{y},\ {\hat {z}}{\hat {p}}_{x}]-[{\hat {y}}{\hat {p}}_{z},\ {\hat {x}}{\hat {p}}_{z}]+[{\hat {z}}{\hat {p}}_{y},\ {\hat {x}}{\hat {p}}_{z}]\\&=i\hbar ({\hat {x}}{\hat {p}}_{y}-{\hat {y}}{\hat {p}}_{x})\\&=i\hbar {\hat {L}}_{z}\\\end{aligned}}\,\!$ 。

由于两者的对易关系不等于 0 ， $L_{x}\,\!$ 与 $L_{y}\,\!$ 彼此是不相容可观察量。${\hat {L}}_{x}\,\!$ 与 ${\hat {L}}_{y}\,\!$ 绝对不会有共同的基底量子态。一般而言，${\hat {L}}_{x}\,\!$ 的本征态与 ${\hat {L}}_{y}\,\!$ 的本征态不同。

给予一个量子系统，量子态为 $|\psi \rangle \,\!$ 。对于可观察量算符 ${\hat {L}}_{x}\,\!$ ，所有本征值为 $\ell _{xi}\,\!$ 的本征态 $|f_{i}\rangle ,\quad i=1,\ 2,\ 3,\ \cdots \,\!$ ，形成了一组基底量子态。量子态 $|\psi \rangle \,\!$ 可以表达为这基底量子态的线性组合：$|\psi \rangle =\sum _{i}\ |f_{i}\rangle \langle f_{i}|\psi \rangle \,\!$ 。对于可观察量算符 ${\hat {L}}_{y}\,\!$ ，所有本征值为 $\ell _{yi}\,\!$ 的本征态 $|g_{i}\rangle ,\quad i=1,\ 2,\ 3,\ \cdots \,\!$ ，形成了另外一组基底量子态。量子态 $|\psi \rangle \,\!$ 可以表达为这基底量子态的线性组合：$|\psi \rangle =\sum _{i}\ |g_{i}\rangle \langle g_{i}|\psi \rangle \,\!$ 。

根据哥本哈根诠释，量子测量可以用量子态坍缩机制来诠释。假若，我们测量可观察量 $L_{x}\,\!$ ，得到的测量值为其本征值 $\ell _{xi}\,\!$ ，则量子态概率地坍缩为本征态 $|f_{i}\rangle \,\!$ 。假若，我们立刻再测量可观察量 $L_{x}\,\!$ ，得到的答案必定是 $\ell _{xi}\,\!$ ，量子态仍旧处于 $|f_{i}\rangle \,\!$ 。可是，假若，我们改为测量可观察量 $L_{y}\,\!$ ，则量子态不会停留于本征态 $|f_{i}\rangle \,\!$ ，而会坍缩为 ${\hat {L}}_{y}\,\!$ 的本征态。假若，得到的测量值为其本征值 $\ell _{yj}\,\!$ ，则量子态概率地坍缩为本征态 $|g_{j}\rangle \,\!$ 。

根据不确定性原理，

$\Delta L_{x}\ \Delta L_{y}\geq \left|{\frac {\langle [{\hat {L}}_{x},\ {\hat {L}}_{y}]\rangle }{2i}}\right|={\frac {\hbar |\langle {\hat {L}}_{z}\rangle |}{2}}\,\!$ 。

$L_{x}\,\!$ 的不确定性与 $L_{y}\,\!$ 的不确定性的乘积 $\Delta L_{x}\ \Delta L_{y}\,\!$ ，必定大于或等于 ${\frac {\hbar |\langle L_{z}\rangle |}{2}}\,\!$ 。

$L_{x}\,\!$ 与 $L_{z}\,\!$ 之间，$L_{y}\,\!$ 与 $L_{z}\,\!$ 之间，也有类似的特性。

角动量平方算符与角动量算符之间的对易关系

思考 ${\hat {L}}^{2}\,\!$ 与 ${\hat {L}}_{z}\,\!$ 的交换算符，

${\begin{aligned}\left.\right.[{\hat {L}}^{2},\ {\hat {L}}_{z}]&=[{\hat {L}}_{x}^{2}+{\hat {L}}_{y}^{2}+{\hat {L}}_{z}^{2},\ {\hat {L}}_{z}]\\&={\hat {L}}_{x}{\hat {L}}_{x}{\hat {L}}_{z}-{\hat {L}}_{z}{\hat {L}}_{x}{\hat {L}}_{x}+{\hat {L}}_{y}{\hat {L}}_{y}{\hat {L}}_{z}-{\hat {L}}_{z}{\hat {L}}_{y}{\hat {L}}_{y}\\&={\hat {L}}_{x}({\hat {L}}_{z}{\hat {L}}_{x}-i\hbar {\hat {L}}_{y})-({\hat {L}}_{x}{\hat {L}}_{z}+i\hbar {\hat {L}}_{y}){\hat {L}}_{x}+{\hat {L}}_{y}({\hat {L}}_{z}{\hat {L}}_{y}+i\hbar {\hat {L}}_{x})-({\hat {L}}_{y}{\hat {L}}_{z}-i\hbar {\hat {L}}_{x}){\hat {L}}_{y}\\&=0\\\end{aligned}}\,\!$。

${\hat {L}}^{2}\,\!$ 与 ${\hat {L}}_{z}\,\!$ 是对易的，$L^{2}\,\!$ 与 $L_{z}\,\!$ 彼此是相容可观察量，两个算符有共同的本征态。根据不确定性原理，我们可以同时地测量到 $L^{2}\,\!$ 与 $L_{z}\,\!$ 的本征值。

类似地，

$[{\hat {L}}^{2},\ {\hat {L}}_{x}]=0\,\!$ 、

$[{\hat {L}}^{2},\ {\hat {L}}_{y}]=0\,\!$ 。

${\hat {L}}^{2}\,\!$ 与 ${\hat {L}}_{x}\,\!$ 之间、${\hat {L}}^{2}\,\!$ 与 ${\hat {L}}_{y}\,\!$ 之间，都分别拥有类似的物理特性。

在经典力学里的对易关系

在经典力学里，角动量算符也遵守类似的对易关系：

$\{L_{i},\ L_{j}\}=\epsilon _{ijk}L_{k}\,\!$ ；

其中，$\{\ ,\ \}\,\!$ 是帕松括号，$\epsilon _{ijk}\,\!$ 是列维-奇维塔符号，$i\,\!$ 、$j\,\!$ 、$k\,\!$ ，代表直角坐标 $(x,\ y,\ z)\,\!$ 。

本征值与本征函数

采用球坐标。展开角动量算符的方程：

${\begin{aligned}{\hat {\mathbf {L} }}&={\frac {\hbar }{i}}{\hat {\mathbf {r} }}\times \nabla \\&={\frac {\hbar }{i}}r\mathbf {e} _{r}\times \left(\mathbf {e} _{r}{\frac {\partial }{\partial r}}+\mathbf {e} _{\theta }{\frac {1}{r}}{\frac {\partial }{\partial \theta }}+\mathbf {e} _{\phi }{\frac {1}{r\sin \theta }}{\frac {\partial }{\partial \phi }}\right)\\&={\frac {\hbar }{i}}\left(-\mathbf {e} _{\theta }{\frac {1}{\sin \theta }}{\frac {\partial }{\partial \phi }}+\mathbf {e} _{\phi }{\frac {\partial }{\partial \theta }}\right)\\\end{aligned}}\,\!$ ；

其中，$\mathbf {e} _{r}\,\!$ 、$\mathbf {e} _{\theta }\,\!$ 、$\mathbf {e} _{\phi }\,\!$ ，分别为径向单位矢量、天顶角单位矢量、与方位角单位矢量。

转换回直角坐标，

${\hat {\mathbf {L} }}={\frac {\hbar }{i}}\left[\mathbf {e} _{x}\left(-\sin \phi {\frac {\partial }{\partial \theta }}-\cot \theta \cos \phi {\frac {\partial }{\partial \phi }}\right)+\mathbf {e} _{y}\left(\cos \phi {\frac {\partial }{\partial \theta }}-\cot \theta \sin \phi {\frac {\partial }{\partial \phi }}\right)+\mathbf {e} _{z}{\frac {\partial }{\partial \phi }}\right]\,\!$ 。

其中，$\mathbf {e} _{x}\,\!$ 、$\mathbf {e} _{y}\,\!$ 、$\mathbf {e} _{z}\,\!$ ，分别为 x-单位矢量、y-单位矢量、与 z-单位矢量。

所以，${\hat {L}}_{x}\,\!$ 、${\hat {L}}_{y}\,\!$ 、${\hat {L}}_{z}\,\!$ 分别是

${\hat {L}}_{x}={\frac {\hbar }{i}}\left(-\sin \phi {\frac {\partial }{\partial \theta }}-\cot \theta \cos \phi {\frac {\partial }{\partial \phi }}\right)\,\!$ 、

${\hat {L}}_{y}={\frac {\hbar }{i}}\left(\cos \phi {\frac {\partial }{\partial \theta }}-\cot \theta \sin \phi {\frac {\partial }{\partial \phi }}\right)\,\!$ 、

${\hat {L}}_{z}={\frac {\hbar }{i}}{\frac {\partial }{\partial \phi }}\,\!$ 。

角动量平方算符是

${\hat {L}}^{2}={\hat {L}}_{x}^{2}+{\hat {L}}_{y}^{2}+{\hat {L}}_{z}^{2}\,\!$ ；

其中，

${\begin{aligned}{\hat {L}}_{x}^{2}&=-\hbar ^{2}\left(-\sin \phi {\frac {\partial }{\partial \theta }}-\cot \theta \cos \phi {\frac {\partial }{\partial \phi }}\right)\left(-\sin \phi {\frac {\partial }{\partial \theta }}-\cot \theta \cos \phi {\frac {\partial }{\partial \phi }}\right)\\&=-\hbar ^{2}\left(\sin ^{2}\phi {\frac {\partial ^{2}}{\partial \theta ^{2}}}+\cot \theta \cos ^{2}\phi {\frac {\partial }{\partial \theta }}+\cot \theta \sin \phi \cos \phi {\frac {\partial ^{2}}{\partial \theta \partial \phi }}-\csc ^{2}\theta \sin \phi \cos \phi {\frac {\partial }{\partial \phi }}\right.\\\end{aligned}}\,\!$

$\left.+\cot \theta \sin \phi \cos \phi {\frac {\partial ^{2}}{\partial \theta \partial \phi }}-\cot ^{2}\theta \sin \phi \cos \phi {\frac {\partial }{\partial \phi }}+\cot ^{2}\theta \cos ^{2}\phi {\frac {\partial ^{2}}{\partial \phi ^{2}}}\right)\,\!$、

${\begin{aligned}{\hat {L}}_{y}^{2}&=-\hbar ^{2}\left(\cos \phi {\frac {\partial }{\partial \theta }}-\cot \theta \sin \phi {\frac {\partial }{\partial \phi }}\right)\left(\cos \phi {\frac {\partial }{\partial \theta }}-\cot \theta \sin \phi {\frac {\partial }{\partial \phi }}\right)\\&=-\hbar ^{2}\left(\cos ^{2}\phi {\frac {\partial ^{2}}{\partial \theta ^{2}}}+\cot \theta \sin ^{2}\phi {\frac {\partial }{\partial \theta }}-\cot \theta \sin \phi \cos \phi {\frac {\partial ^{2}}{\partial \theta \partial \phi }}+\csc ^{2}\theta \sin \phi \cos \phi {\frac {\partial }{\partial \phi }}\right.\\\end{aligned}}\,\!$

$\left.-\cot \theta \sin \phi \cos \phi {\frac {\partial ^{2}}{\partial \theta \partial \phi }}+\cot ^{2}\theta \sin \phi \cos \phi {\frac {\partial }{\partial \phi }}+\cot ^{2}\theta \sin ^{2}\phi {\frac {\partial ^{2}}{\partial \phi ^{2}}}\right)\,\!$ 、

${\hat {L}}_{z}^{2}=-\hbar ^{2}{\frac {\partial ^{2}}{\partial \phi ^{2}}}\,\!$ 。

经过一番繁杂的运算，终于得到想要的方程

${\hat {L}}^{2}=-\hbar ^{2}\left({\frac {\partial ^{2}}{\partial \theta ^{2}}}+\cot \theta {\frac {\partial }{\partial \theta }}+(1+\cot ^{2}\theta ){\frac {\partial ^{2}}{\partial \phi ^{2}}}\right)=-\hbar ^{2}\left({\frac {1}{\sin \theta }}{\frac {\partial }{\partial \theta }}\left(\sin \theta {\frac {\partial }{\partial \theta }}\right)+{\frac {1}{\sin ^{2}\theta }}{\frac {\partial ^{2}}{\partial \phi ^{2}}}\right)\,\!$ 。

满足算符 ${\hat {L}}^{2}\,\!$ 的本征函数是球谐函数 $Y_{\ell m}\,\!$ ：

${\hat {L}}^{2}Y_{\ell m}=\ell (\ell +1)\hbar ^{2}Y_{\ell m}\,\!$ ；

其中，本征值 $\ell \,\!$ 是正整数。

球谐函数也是满足算符 ${\hat {L}}_{z}\,\!$ 微分方程的本征函数：

${\hat {L}}_{z}Y_{\ell m}=m\hbar Y_{\ell m}\,\!$ ；

其中，本征值 $m\,\!$ 是整数，$-\ell \leq m\leq 0\,\!$ 。

因为这两个算符的正则对易关系是 0 ，它们可以有共同的本征函数。

球谐函数 $Y_{\ell m}\,\!$ 表达为

$Y_{\ell m}(\theta ,\ \phi )=(i)^{m+|m|}{\sqrt {{(2\ell +1) \over 4\pi }{(\ell -m)! \over (\ell +m)!}}}\,P_{\ell m}(\cos {\theta })\,e^{im\phi }\,\!$ ；

其中，$i\,\!$ 是虚数单位，$P_{\ell m}(\cos {\theta })\,\!$ 是伴随勒让德多项式，用方程定义为

$P_{\ell m}(x)=(1-x^{2})^{|m|/2}\ {\frac {d^{|m|}}{dx^{|m|}}}P_{\ell }(x)\,$ ；

而 $P_{\ell }(x)\,\!$ 是 $\ell$ 阶勒让德多项式，可用罗德里格公式表示为：

$P_{\ell }(x)={1 \over 2^{\ell }\ell !}{d^{\ell } \over dx^{\ell }}(x^{2}-1)^{\ell }$ 。

球谐函数满足正交归一性：

$\int _{0}^{2\pi }\int _{0}^{\pi }\ Y_{\ell _{1}m_{1}}Y_{\ell _{2}m_{2}}\sin(\theta )d\theta d\phi =\delta _{\ell _{1}\ell _{2}}\delta _{m_{1}m_{2}}\,\!$ 。

这样，角动量算符的本征函数，形成一组单范正交基。任意波函数 $\psi (\theta ,\,\phi )\,\!$ 都可以表达为这单范正交基的线性组合：

$\psi (\theta ,\,\phi )=\sum _{\ell ,m}\ A_{\ell m}Y_{\ell m}(\theta ,\,\phi )\,\!$ ；

其中，$A_{\ell m}=\int _{0}^{2\pi }\int _{0}^{\pi }\ Y_{\ell m}^{*}(\theta ,\,\phi )\psi (\theta ,\,\phi )\sin(\theta )d\theta d\phi \,\!$ 。

参阅

• 氢原子
• 球对称位势
• 拉普拉斯-龙格-楞次矢量

外部链接

• 圣地牙哥加州大学物理系量子力学视听教学：角动量加法