费米黄金定则

在量子物理中，费米黄金定则是用来描述受一微扰后量子系统从某个能量特征态到一群连续能态的单位时间的跃迁几率公式。若微扰的强度不随时间变化，此单位时间跃迁几率亦不随时间变化，且正比于系统初始态和终末态间的耦合强度（由跃迁的矩阵元_(物理)平方来描述）以及态密度。若终末态不是连续态的一部分，但这一跃迁过程中存在量子去相干（例如原子弛豫过程，或微扰中存在噪声的情形），此定则也可以应用——此时公式中的态密度项应替换为末态去相干带宽的倒数。

## 概述

虽然黄金定则以恩里科·费米的名字命名，但推导该定则所涉大部分工作是由保罗·狄拉克完成的——他在20年前就推出了包含三项（常数$\frac{2\pi}{\hbar}$，微扰的矩阵元与能量差）的公式；这一公式与今天惯用的费米黄金定则在形式上是非常相似的。定则之所以以费米的名字命名，是由于费米强调了它的重要性，称其为“第二黄金定则”。

大多数文献提及费米黄金定则时，指的是“第二黄金定则”。费米“第一黄金定则”具有与第二定则相似的形式，但前者刻画的是每秒发生间接跃迁的几率。

## 推导

费米黄金定则描述一个有着未被扰动的哈密顿量H0、处于初始态$| i\rangle$的量子系统，在扰动哈密顿量H'作用下，跃迁到连续终末态的情形。若H'不含时，系统只会跃迁到与初始能量相同的末态。若H'以角频率ω随时间正弦震荡（即简谐震荡），则会跃迁到能量与初始态相差ħω终末态。

在此两种例子中，从初始态 $| i \rangle$到一套终末态 $| f\rangle$的“每秒跃迁的几率”基本上是一常数。考虑一阶微扰后，可求得此常数的具体值：

$$\Gamma_{i \rightarrow f}= \frac{2 \pi} {\hbar} \left | \langle f|H'|i \rangle \right |^{2} \rho(E_{f})$$

这里的 $\langle f|H'|i \rangle$ 是初始态和终末态之间微扰量H'的 矩阵元素 (物理学)（使用狄拉克符号），而 $\rho(E_{f})$ 是终末能量$E_{f}$的态密度（在无限小的能量区间 $E + dE$中的连续态数量）。此跃迁几率也称为“跃迁几率”，并正比于平均寿命的倒数。因此，测得系统处于$|f \rangle$的几率正比于$e^{-\Gamma_{i\rightarrow f} t}$。

推导公式的标准方法是从含时微扰理论开始，并假设测量时间远大于实际跃迁所需时间，对吸收率（作为时间$t$的函数）取$t\rightarrow\infty$的极限。

以含时微扰理论推导黄金定则是薛定谔方程式解哈密顿量最低阶微扰H'的直接结果。总哈密顿量是“原”哈密顿量H0和微扰量的和，$H = H_0 + H'$。在 相互作用绘景下，我们可以用未微扰的系统$|n\rang$的能量特征态搭配$H_0 |n\rang = E_n |n\rang$展开任一量子态的时间演化。被微扰的系统的量子态的级数展开在一时间t是$|\psi(t)\rang = \sum_n a_n(t) e^{- i E_n t / \hbar} |n\rang$。系数an(t) 是在狄拉克绘景下用来产生几率幅的未知含时函数。此一量子态遵循含时薛定谔方程式: : $H |\psi(t)\rang = i\hbar \frac{\partial}{\partial t} |\psi(t)\rang ~.$ 展开哈密顿量和量子态到一阶微扰， $\left ( H_0+H'-\mathrm{i}\hbar \frac{\partial}{\partial t}\right ) \sum_n a_n (t) |n\rangle \mathrm{e}^{-\mathrm{i}tE_n/\hbar}=0,$ 这里 En 和 n 是稳定态H0的特征值和特征函数。此等式可以被重写成一个针对$a_n(t)$的时间演化的微分方程式系统， :$\mathrm{i} \hbar \frac{\mathrm{d}a_k (t)}{\mathrm{d}t}=\sum_n \langle k| H'|n\rangle a_n(t) \mathrm{e}^{\mathrm{i}t (E_k-E_n)/\hbar}.$ 此等式相当简洁但实际上无法普通地解开。对于一个施加在t=0的常数微扰H'，我们可以用微扰理论$i$。即，如果$H'=0$，很明显的$a_n(t)=\delta_{n,i}$，简明的表述系统仍在初始态$i$。对于$k\ne i$情况下，因为$H'\ne 0$所以$a_k(t)\ne 0$，且因为微扰的影响上述几项量值皆假设很小。因此，可将$a_n(t)=\delta_{n,i}$放入上述等式0阶项来得出第一个修正的振幅$a_k(t)$。:$\mathrm{i} \hbar \frac{\mathrm{d}a_k (t)}{\mathrm{d}t}= \langle k| H'|i\rangle \mathrm{e}^{\mathrm{i}t (E_k-E_i)/\hbar},$ 经过积分后， :$\mathrm{i}\hbar a_k(t)= 2\langle k| H'|i\rangle \mathrm{e}^{\mathrm{i}\omega t/2} \frac{\sin \omega t/2}{\omega}$ 对于$\omega\equiv (E_k- E_i)/\hbar$，和 ai(0) =1，ak(0)=0，跃迁到 ak(t)态 ($k\ne i$)。跃迁速率是 :$\Gamma_{i\rightarrow k }= \frac{\mathrm{d}}{\mathrm{d}t} \left|a_k(t)\right|^2 = \frac {2|\langle k| H'|i\rangle |^2}{\hbar^2} \frac{\sin \omega t}{\omega},$ 一个对于小 ω 迅速上升的sinc函数。当$\omega=0$，$\sin(\omega t)/\omega=t$，所以到一个孤立的$|k\rangle$量子态的跃迁率随时间t线性变化！对于连续分布在能量E的量子态，它们一定要全部都被考虑到。因此需要在一能量区间中的态密度ρ(E)，来对它们的能量积分，同时也对应到ω。:$\Gamma_{i\rightarrow f }= \frac {2}{\hbar}\int_{-\infty}^{\infty} \mathrm{d}\omega \rho(\omega) |\langle f| H'|i\rangle |^2 \frac{\sin \omega t}{\omega} ~.$ 考虑很长一段时间，sinc函数在ω ≈ 0迅速攀升，以及可忽略外部区间只考虑−Π/t, Π/t ; 密度以及跃迁元素可以被拿出积分，因此跃迁率 :$\Gamma_{i\rightarrow f }= \frac {2\rho |\langle f| H'|i\rangle |^2}{\hbar} \int_{-\infty}^{\infty} \mathrm{d}\omega \frac{\sin \omega t}{\omega}$ 只正比于狄利克雷积分，常数π。“含时的部分消失了”，黄金定则是“常数衰变率”。它作为一个常数影响辐射的粒子衰变。（然而经过相当长的时间后只要ak ≪ ai，ak(t)的长期增长不会对最低阶的微扰理论产生影响。）

只有矩阵元素 $\langle f|H'|i \rangle$ 的量值在费米黄金定律中作为变数。而矩阵元素的相位，包含跃迁过程中离散的资讯。

费米黄金定则也出现在电子传输的半古典波兹曼方程式方法。

## 量子光学的应用

当考虑两个离散的能阶跃迁，费米黄金定则可以写成

$$\Gamma_{i \rightarrow f}= \frac{2 \pi} {\hbar} \left | \langle f|H'|i \rangle \right |^{2} g(\hbar \omega)$$

这里的$g(\hbar \omega)$ 是光子在该能量的态密度，$\hbar \omega$是光子的能量而$\omega$是角频率。此表示以存在终末（光子）态的连续体为前提，即容许存在的光子能量是连续的。

### Drexhage的实验

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费米黄金定则预测了激发态根据态密度的衰变几率。实验上这一现象可借由测量镜子附近的偶极子的衰变律：当镜子创造出高低态密度的区域时，测量到的衰变率由镜子和偶极子之间的距离决定。

## 外部链接

- More information on Fermi's golden rule
- Derivation of Fermi’s Golden Rule
- Time-dependent perturbation theory
- Fermi's golden rule: its derivation and breakdown by an ideal model