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＇注＇这些成功包括超流体的解释和固态的量子理论。
III
我们看到，量子力学中的主要问题是求解哈密顿量的本征值，这一问题只在少数量子系统中能够精确解出。为了做到这一点，我们通常需要采用微扰方法。如上所述，我们从形为H=Ho＋λV的哈密顿量出发，其中H0相应于我们已经解出了本征值（“自由”哈密顿量）的哈密顿算符，V是通过所谓耦合常数又与H0耦合的微扰。我们假设已知本征值的解H0un（0）=En（0）un（0），且希望求解方程Hun=Enun，故标准步骤（即薛定谔微扰方法）是把本征值和本征函数都展开为耦合常数λ的幕级数形式。
微扰方法得到包括各阶λ方程的复现方案。这些方程的解意味着使用形如1/（En（0）…Em（0））的项，当分母为零时它变成不定式。这一情形再次对应于共振＇注＇ ，我们又一次遇到位于不可积系统的庞加莱定义之核心的发散问题。
＇注＇在量子力学中，每个能量E相应于由 E=（h／2π）ω所表达的频率ω。
然而，这里存在着根本差别。我们已经介绍了离散谱与连续谱之间的区别。在量子力学中，这一区别变得很关键。事实上，当谱是离散谱时，通过适当选择不受微扰的哈密顿量＇注＇，通常能够避免发散难题。由于一切有限量子系统都具有离散谱，因而我们可以推断它们是可积的。
＇注＇用更专门的术语来说，我们首先通过适当变换提高简并度。
我们转向包含激发原子、散射系统等大的量子系统时，情形就大为改观了。在这种情况下，谱是连续谱，我们又回到了LPS。第五章第V节提到的粒子与场耦合的例子也适用于量子系统。每当与粒子相关联的频率ω1和与场相关联的频率ωk相等时，就产生了共振。唯一的差别在于，频率在量子系统中与能量相联系。本征值Eα相应于频率（h/2π）ωα，其中h是普朗克常量。
图6。1相应于LPS的例子说明，每当两能级之间的能量差等于被发射光子的能量时，就会产生共振。
像第四章处理确定性混沌的情形那样，我们可以把本征值问题扩展到希尔伯特空间之外的奇异函数。薛定谔方程的形式解是Ψ（t）＝U（t）Ψ（O），其中 U（t）＝e…iHt；U（t）是把时刻t的波函数值与初始时刻t＝0的波函数值相联系的演化算符。无论t1和t2的符号如何，都有U（t1）U（t2）＝U（t1＋t2），故未来和过去扮演着相同的角色。这一特性定义所谓动力学群。在希尔伯特空间之外，动力学群分裂为两个半群，从而存在相应于激发原子的两个函数：第一个函数中φ1在未来呈指数衰减（φ1~e…t/τ）；第二个函数~φ1，在过去呈指数衰减（~φ1~et/τ）。这两个半群中只有一个能在自然界实现。在这两种情形里，都存在精确的指数衰减（与上一节描述的近似指数衰减呈对照）。这是伯姆（Arno Bohm）和苏达尚（George Sudarshan）研究得到的第一个此种例子，他们表明，为获得精确的指数律，避免在第II节提到的困难，希尔伯特空间必须被放弃。然而，在他们的方案中，核心量仍然是概率幅，量子力学的基本佯谬（波函数坍缩）仍未解决。如上所述，激发原子或不稳定粒子的衰变仅相应于能量从一个系统（激发原子）向另一系统（光子）传递。趋向平衡要求对量子理论进行基本修正。像在经典力学中那样，我们不得不从与波函数相联系的个体描述走向与系综相联系的统计描述。
IV
与经典力学相比，在从个体描述向统计描述的转变中，量子理论引入某些特殊特征。我们在第五章已看到，统计分布函数是坐标和动量的函数。轨道对应于δ函数（参见第一章第III节）。在量子力学中，与波函数相联系的量子态由自变量的连续函数来描述。我们不是取坐标作为自变量而考虑Ψ（q），就是取动量作为自变量而考虑Ψ（p）。海森伯不确定性原理不允许我们同时取二者。所以，量子态的定义仅涉及经典态定义中所用变量的一半。
量子态Ψ代表概率幅，相应的概率ρ由两个概率幅Ψ（q）和Ψ*（q'）之积给出，故p是两组变量q和q'或者p和p'的函数，我们可以写作p（q，q'）或者p（p，p'）。第一式对应于坐标表象，第二式对应于动量表象，它们对我们特别有用。在量子力学中，概率ρ常常被称为“密度矩阵”（像在代数中学过的那样，矩阵也有两个指标）。已知Ψ的方程（薛定谔方程），我们不难写出ρ的演化方程。ρ的演化方程是量子刘维尔方程，其显式为 ；它是ρ与H的对易式。这表明，当ρ是H的函数时，我们有平衡情形。于是 ，因为H与它自身的函数对易。
我们已考虑了相应于单个波函数的分布函数ρ。我们还可考虑ρ相应于各种波函数“混合”的情形。刘维尔方程在这两种情形里保持不变。
对于可积系统，统计表述并没有引入新的特征。假设我们已知本征函数φα（p）和H的本征值Eα，则L的本征函数是积φα（p）φβ（p'），本征值是差Eα…Eβ。推导H和L的谱表象问题是等价的。
L的本征值 Eα－Eβ直接相应于光谱学中测得的频率，分布函数ρ的时间演化是振荡项的叠加，这里再一次没有趋向平衡的方案。而且，对于我们可以就哈密顿量推导本征值的那些情形，L的本征函数，如φα（p）φα（p），对应于刘维尔算符的零本征值Eα…Eα=0，故为运动不变量。所以系统是可积的（如同非相互作用粒子的系统），且不能达到平衡。这是量子佯谬的一种形式。
我们现在清楚地看到，将波函数扩展到希尔伯特空间之外是不够的。如第III节所指出的，这会得到一个形如 Eα＝ω…iγα的复能量，其中ωα是实部，γα是描述激发原子或不稳定粒子衰变的寿命，但这仍然不能解释与趋向平衡相联系的不可逆过程。尽管Eα呈复数形式，但ρ的所有对角元都是积φα（p）φα（p'），故它们都是不变量，因为本征值Eα…Eα再次为零，系统仍为可积的且不能趋向平衡*。
*用Eα…Eβ*（Eβ*是Eβ的复并轭）代替Eα… Eβ时会出现困难，这里Eα…Eα*=…iγα≠0，不存在平衡态。
玻尔原子理论及随后出现的量子理论的实验基础，建立于里兹…里德伯定则之上，按照这一定则，光谱学中测得的每个频率v是代表两个量子能级的Eα和Eβ这两数之差。然而，对于产生使系统趋向平衡的不可逆过程的系统，这不再成立。因此，量子理论必须得到根本性的修正。
从历史上看，力学的根基位于两个物理学分支：使普朗克于1900年引入他的著名常量的物质与辐射之间的热平衡，以及使里兹…里德伯定则到玻尔原子，最后由海森伯（1926）到量子理论的光谱学。然而，这两个领域之间的关系从未被阐明。我们看到，里兹…里德伯定则与普朗克的工作所描述的趋向热平衡不相容。因此，我们需要一个使热物理学与光谱学相容的新表述。这可以在概率分布层次上实现，由此我们能导出可观测的频率（包括其复数部分），但这些频率不再是我们预期趋向平衡的系统的能级之差。我们必须在更一般的函数空间求解LPS的量子刘维尔本征值问题。像在经典力学一样，这将包含两个基本成分：导致奇点的退定域分布函数，和导致新动力学过程的庞加莱共振。像在经典动力学一样，在统计层次上出现的新解不能约化为量子力学传统的波函数表述，且不再满足里兹…里德伯定则。在这一意义上，我们可以真正谈论量子理论的新表述。
V
作某种修正后，我们可以仿照第五章对经典系统给出的概率表述。刘维尔方程的形式解为 ，其中Lρ在量子理论里是哈密顿量与ρ的对易式（Lρ=Hρ…ρH），它可以写为ρ（t）=e…iHtρ（0）e＋iHt，或者ρ（t）=e…iHtρ（0）。这些方程有什么区别？在第一个表述中，我们有两个独立的动态演化：一个与e…iHt有关联，另一个与 e＋iHt有关联；一个向“未来”演化，另一个向“过去”演化（当t被一t所代替时）。如果是这样的话，我们预期没有时间对称性破缺，统计描述能保持薛定谔方程的时间对称性。当我们包含与两个时间演化（e…iHt和e＋iHt）耦合的庞加莱共振时，情况就不再是这样。现在只存在唯—一个独立的时间演化（时间有“一维”）。为了研究时间对称性破缺，我们必须从式ρ（t）＝ e…itLρ（O）出发，此式描述刘维尔空间中的单一时间序列。换句话说，我们必须按照单一时间序列来安排动力学事件。＇注＇于是，与在经典力学中相同，我们可以把相互作用描述为被自由运动所分开的相继事件。在经典力学中，这些事件改变了波矢k和动量p的值。我们在第五章介绍了导致关联产生和关联消灭的各种事件，看到对于LPS而言，决定性的因素是新事件（图5．7中的气泡）出现，这些新事件与关联产生和关联消灭耦合。由于它们引入了扩散，打破了确定论，破坏了时间对称性，所以从根本上改变了经典动力学。我们也可以在量子力学中确认相同的事件。为此，我们需要在量子力学中引入变量，其作用如同波矢k在经典理论的傅里叶表示中所起的作用。在经典力学中，我们从统计表述出发，其中分布函数 ρ（q，p）表达为坐标q和动量p的函数。然后，我们进行包含波矢k和动量的傅里叶变换ρk（P）。
＇注＇如果不这么做，我们就必须十分谨慎。费恩曼著名的表述，即电子向未来传播，正电子向过去传播，它指的是按照单一时间序列安排动力学事件之前出现于薛定谔方程中的时间。
在量子力学中，我们可以遵循类似的步骤。我们从动量表象中的密度矩阵ρ（p，p'）出发，密度矩阵是两组变量P和P'的函数。于是，我们引入新变量k= p－p'和P＝（p＋ p'）／2。现在，像在经典力学中一样，我们可以写出ρk（P）。可见，k在量子力学中所起的作用与波矢在经典力学所起的作用相同。（例如，在相互作用中波矢之和守恒，即，kj＋kn=k'j＋k'n。）再次像在经典力学中一样，庞加莱共振引入了与关联产生和关联消灭相耦合的新动力学事件，从而描述量子扩散过程。
对于LPS，经典理论表述和量子理论表述大体上是平行的，仅仅在动量P的作用上呈现微小的差异。如第五章所述，对于每一事件，相互作用粒子的动量都改变。在量子力学中，我们使用两个变量k和P；其中变量P取代经典动量。这些变量相互作用时，P的修正与普朗克常量h有关。然而当h－》0时，我们回到经典动量p。但这一差异并不对形式发展带来重要影响，我们在此不作详细讨论。
在上一章，我们介绍了瞬时相互作用与持续相互作用之间的根本性差别。持续相互作用所以特别重要，原因在于，它们出现于可以应用热力学的所有情形中。像在经典力学中一样，相应于持续相互作用的分布函数ρ用变量k的奇异函数来描述。在经典动力学以及经典力学和量子力学中，持续散射是由统计力学和宇宙学所描述的典型情形。例如，在大气中，粒子不断碰撞，被散射后又再次碰撞。持续散射由退定域分布函数加以描述，退定域分布函数是波矢空间中的奇异函数。如我们在第五章所见，后者迫使我们走出希尔伯特空间。
通过考察退定域奇异分布函数和庞加莱共振，像在经典力学中一样，我们得到刘维尔算符L的复数的、不可约谱表示。像在经典动力学中一样，不可逆性与愈益高阶关联出现相联系。如在经典力学中那样，这导致动理学理论和宏观物理学中的新特征。我们的量子力学表述的基本结论如下：
1．刘维尔算符的本征值不再是从薛定谔方程得到的哈密顿量的本征值之差。所以，里兹…里德伯定则被违背，系统不再是可积的，趋向平衡是可能的。
2．与薛定谔方程的线性相联系的量子叠加原理被违背。
3．刘维尔算符的本征函数不用概率幅或波函数而用概率本身来表达。
我们的预言已在简单情形中得到了证实，我们在此种情形中可以在希尔伯特空间之外追随波函数的坍缩。而且，它们产生了谱线形式的有意义的预言，使我们能够精确地描述趋向平衡。我们对不能详述其专门的应用感到遗憾，但我们在本书中的目的仅仅是提供其理论背景的一个概览。
VI
1927年，在布鲁塞尔举行的第五届索尔维物理学会议上，爱因斯坦和玻尔之间有一场历史性的论战。用玻尔的话来说：