力学量算符至少是线性算符；量子力学方程是线性齐次方程

力学量算符至少是线性算符；量子力学方程是线性齐次方程

[DOC] 第四章
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D. 厄密算符: 若算符的厄密共轭就是它自身，则称该算符为厄密算符，即, 若 ，则称 为厄密算 ... 厄密算符相加、减，仍是厄密算符；但厄密算符之积并不一定为厄密算符 ...
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第四章

量子力学中的力学量



















第四章 目 录
§4.1表示力学量算符的性质 3
(1) 一般运算规则 3
(2) 算符的对易性 5
(3) 算符的厄密性（Hermiticity） 7
§4.2 厄密算符的本征值和本征函数 11
(1) 厄密算符的本征值和本征函数 11
(2) 厄密算符的本征值的本征函数性质 13
§4.3 连续谱本征函数“归一化” 16
（1） 连续谱本征函数“归一化” 16
（2） δ函数 19
（3） 本征函数的封闭性 23
§4.4 算符的共同本征函数 25
(1) 算符“涨落”之间的关系 25
(2) 算符的共同本征函数组 28
(3) 角动量的共同本征函数组―球谐函数 29
(4) 力学量的完全集 35
§4.5 力学量平均值随时间的变化，运动常数（守恒量）,恩费斯脱定理（Ehrenfest Theorem） 37
(1) 力学量的平均值，随时间变化；运动常数 37
(2) Vivial Theorem维里定理 38
(3) 能量—时间测不准关系 39
(4) 恩费斯脱定理（Ehrenfest Theorem） 39

第四章 量子力学中的力学量
§4.1表示力学量算符的性质
(1) 一般运算规则
一个力学量如以算符 表示。它代表一运算，它作用于一个波函数时，将其变为另一波函数
。
它代表一个变换，是将空间分布的几率振幅从

例： ，于是




即将体系的几率分布沿x方向移动距离a .

A. 力学量算符至少是线性算符；量子力学方程是线性齐次方程。
由于态叠加原理，所以在量子力学中的算符应是线性算符。所谓线性算符，即


例如1：
若 是方程解， 也是方程解，则 是体系的可能解。事实上

有 ；
例如2：对不显含时间的薛定谔方程
，
若 ， ，则 也是解



有
量子力学不仅要求力学量算符是线性算符，而且方程是线性齐次，
方程 就不行。因
， 。但
。
而 。所以，方程形式只能为 ，且 必须是线性算符。当然，可观察的力学量算符不仅应是线性的，而且应是线性厄密算符。
B. 算符之和：
表示，对任意波函数进行变换所得的新波函数完全相等，即
， ；
C. 算符之积: 表示，对任意波函数 ，有 ，则
；
D. 逆算符：算符 将任一波函数 , 即 。若有另一算符使 ，则称 为 的逆算符，并表为 ，显然， ；
E. 算符的函数：
设： 在x=0处，有各级导数
，
则定义算符的函数
。
例如: 它有各级导数 ， 。于是
。
如果函数不能以幂级数表示，则还有算符函数的自然展开。我们将在后面给出。
（2）算符的对易性
一般而言，两算符的乘积和次序有关，不能彼此对易。
若 , ，则 。
我们熟悉 ， 。所以

由于 是任意波函数。所以算符 。
引入对易子： 为算符 的对易子， 。
由于算符的不可对易性，导致其对易子并不定为0。对易子有如下性质


，
并有 ，
证： 成立
设： 成立，即
，而





例： 求


。
由于算符之间存在不对易的情况，因此在算符的运算时，要特别小心，不要与常规运算混淆。
例： 都和 对易，可证明
。
所以， 。
这种差异，是因为 。而仅当 时， 才成立。
下面是一些有用的对易关系



其中 i,j,k可取1，2，3， 称为Levi-Civita符号。取值 （ 为从123→ijk的对换数。如 ， 。显然，当ijk中有两个相同，则 =0 ）。
用上述关系可证：


这表明， ， 。但 ，所以，

应该强调指出：对易关系是与坐标选择无关。因此，求对易关系，可找计算起来最简单的坐标系来做。其结果，当然对任何坐标系都成立。
例：

=0 。
而 =0 。
另外，对易关系与表象选择无关。
如
（3）算符的厄密性（Hermiticity）
A. 算符复共轭：若对波函数（任意）有
,
则称 为 的复共轭算符，以 表示。
例 ,
,
所以， 。
事实上，算符的复共轭就是将算符所有复数量取复共轭。显然，
， 。
B. 算符的转置
1. 标积定义：若体系有两个波函数，其标积为
。
显然，
对于标积，显然


。所以对 ，标积是性运算；而对 ，
标积是反线性运算。
当标积为零，

则称这两波函数正交。
2．转置定义：算符 称为算符 的转置算符，即
，或 。
通常以算符 表示算符 的转置算符。即
，或
例： ，所以，
，
显然， 。
可以证明 ,
C. 算符的厄密共轭
定义：算符的厄密共轭是该算符取复共轭，再转置，（以 表示），即 ，
也就是， ；由明显的标积形式

例：
可证： ；
而 ，即 的厄密共轭等于它自己。这是一类特殊的算符。（ ， ）
D. 厄密算符: 若算符的厄密共轭就是它自身，则称该算符为厄密算符，即, 若 ，则称 为厄密算符，也就是
。
任一算符有
显然， ， ， 。当然实数也是一厄密算符
E. 厄密算符的性质
1. 厄密算符相加、减，仍是厄密算符；但厄密算符之积并不一定为厄密算符
2. 任何状态下，厄密算符的平均值必为实数

3. 在任何状态下，平均值为实的线性算符必为厄密算符。
证：根据假设，对任一波函数，平均值为实的线性算符 有

令 , ( ), 于是

线性 （1）
实数
（2）
两式相减得



由于入取任意值，上式都成立，因此上式成立仅当
，
即 为实数，则 的虚部为零； 为虚数，则 的实部为零；

由于 是任意的，所以 是厄密算符。
易证：若 是厄密算符，则 。因

§4.2 厄密算符的本征值和本征函数
(1) 厄密算符的本征值和本征函数
对有一定几率分布（围绕最大几率测量值）的状态，进行一次测量，其偏差大小可由一“涨落”来定义，即由方均根来定义
。
若 是一厄密算符，那 是一实数。所以 也是一厄密算符。
，
因此，要使“涨落”为零，即测量值只取确定值（即仅测得一个值，其几率为1）
即
这一方程表明，当体系处于满足上述方程所确定的状态中，这时测量力学量 ，发现没有“涨落”，即测量值为一确定值。当然也就是平均值。
如令这一特殊状态为 ，而在这一状态中的平均值，也就是这一态中测量仅得一个值 ，则有方程

一般而言，这是一微分方程，它的解只有在一定边条件下才能唯一确定（可以是在∞为零；可以是周期性边条件；更一般是保持厄密性）。而在一定边条件下， 不是取任何值都有非零解。我们称，有非零解的值 为方程的本征值，相应的非零解为本征函数，而上述方程为算符的本征方程。
由于 是厄密算符，所以 必为实数。
这样给出量子力学中又一基本假设：在量子力学中，一个直接可观测的力学量，对应于一个线性厄密算符；当对体系进行该力学量的测量时，一切可能测得的值，只能是算符 的本征方程的本征值。
显然，仅当体系处于本征函数所描述的状态时，测量值才是唯一的，即为相应的本征值（这时“涨落“为0）。而不含时间的薛定谔方程，即为体系的能量本征方程。

例1：求轨道角动量在z方向分量的本征值和本征函数。


于是有 ，所以
。
由于 是轨道角动量，因此空间转 回到原处，所以具有周期性边条件，
，
所以 。
同时，周期性边条件也保证了 是厄密算符。
事实上，要求 是厄密算符（保证本征值为实数）。那对任意二个波函数 有
所以，
。
如 是本征解，则有
，
于是有
，即
这表明，两本征值之差最小绝对值为 。所以，
。
也就是说，要求 是厄密算符，得不出 必需取整数的结论。
例2 求绕固定轴转子的能量本征值和本征函数。
绕固定轴转子的能量本征方程
。
所以

在坐标空间转 ，波函数应相等（周期性边条件），所以
， 。
固定转子的能量本征值为
，
相应本征函数为
。
因此，除基态外，每条能级是两重简并（这虽是一维问题，且是束缚态分立能级，但简并。这是因为在变量 之间，波函数无零点。所以，
。
(2) 厄密算符的本征值的本征函数性质
A. 力学量的每一可取值都是实数（即本征值）
因厄密算符平均值为实数，所以本征值必为实。这正是我们为什么要求可观测力学量算符是线性厄密算符的缘由。
B. 相应不同本征值的本征函数是正交的
证：



取复共轭，则有

。
由于 是厄密算符，所以

，即 正交。

属于不同本征值的本征函数是正交的（因此，它们是线性无关的），所以它们不能互相代替，这就使波函数在某力学量的本征函数展开时是唯一的，即
在 中， 是唯一的。
当然，如果一个本征值An对应S个线性无关的本征函数，这组本征函数并不一定正交，我们可以通过Schmit正交法（Schmit orthogonalization method）来实现正交归一化。
取 使 ；
取 ，
显然， ，且 。
同样有
这必然有 ，且 。
依此类推。
当然，利用此方法可得多组正交归一化波函数，（如 是一组正交归一化的波函数，而 也是一组正交归一化的波函数）。
C. 任何一个算符总可表示为两个厄密算符之和。

其中 ， 。
D. 测量结果的几率
现来计算测量力学量 取值 的几率。当要测量力学量 的值时，根据态叠加原理，如能测得 ，则体系处的态为

其中 ,
所以





从平均值的观点来看（或态叠加原理来看， ，若 都是归一化的），表达式表明，在 中取 值的几率为 ，也就是说，在 中测量力学量 ，测得值为 的几率为 。所以， 为几率振幅。而由

得
。
所以，要求在一体系中（以 描述）测量力学量 ，取值 的几率振幅，就是要将 以 展开，展开项的 系数 即为几率振幅，具体表示为
，
为测得 的几率。而在 状态中， 的可能测得值是那些 的 。
还需指出， 的意义还不仅这一点。事实上，当我们得知{ }全体后，则 完全被确定。因此，{ }集合也表示了体系的波函数，即完全可代替波函数 。
E. 直接可观测的力学量的本征函数构成一完备组。
如 是力学量 的本征函数组，则任一波函数 可以以 表示。

事实上，根据态叠加原理，体系处于 态中，那进行力学量 的测量，如测量值为 ，则体系只可能处于这些本征值所相应的本征函数的线性叠加态上。即
。
所以，从物理上考虑，可以得出结论：任一波函数能够根据可观测的力学量的本征函数展开。反之，某一力学量的本征函数组并不形成完备组，则这一力学量不是可观测的。

§4.3 连续谱本征函数“归一化”
前面讨论的是局限于分立谱的情况，也就是波函数是平方可积的，能归一化的。显然，并不是所有本征函数都能归一化。
（1）连续谱本征函数“归一化”
与上一节比较
A. 本征函数，本征谱
（取分立值） （取连续值）
B. 任一波函数可按其展开

( ) ( )
C.

所以， 是一“奇异函数”。
因左边仅与 有关，所以右边 应无贡献，这时 应为零；而当 时， 。
所以， 。
为实现这一要求，我们引入一个奇异函数，即 ，其定义
，以及
。
因此，如 ，则

这就保证获得我们所需结果。
所以，连续谱本征函数 应使其有 ，这时连续谱本征函数“正交归一”了。它是分立谱本征函数的正交归一 的自然推广。
D. 表示态 中测量 而由
力学量 取 的几率
（如 已归一化）。

由这可见（如 已归一化）， 为测量 取值在 区域中的几率，而 是表示在态 中测得值为 的几率密度。
例1：求“正交归一”的动量本征函数
设： 是平方可积，即可进行Fourier展开
，
而

于是应有 。
所以， 。“正交归一”的动量本征函数为

例2，求“正交归一”的坐标本征函数
由本征方程


仅当 时，上面的要求才能满足。所以，“正交归一”的坐标本征函数为 。
* 事实上，由于物理波函数在无穷远为0，




。
于是有，
显然, 是完备的。因任何一波函数 可按它展开


为在 中，观测到粒子在 范围中的几率。
(2) δ函数
A. 函数的定义和表示
函数不是一般意义下的函数，而是一分布，因对一个处处为0，而仅一点不为零的函数其积分为0。但习惯上仍将它看作一函数。其重要性和意义在积分中体现出来，它可用一函数的极限来定义。
前面我们已经论述过
，
且
，
现看不定积分
。
这是一阶梯函数，设

由上述积分知

写得更为明确一些




所以，当 ， （ ）。但总面积恒为1，即
（对任意a）
可以证明： ，所以


下面给出另一些δ表示式（作为函数参量极限）






=
B. δ函数的性质
下面给出δ函数的性质，是表示当它们在积分中出现时，左边表示可被右边表示代替。



推论：如有方程A＝B，则 。
例 所以， 。
由于
。
对于 a, b都大于零或都小于零，两式相等；但a>0, b0,
则两式不等，而可定出 ，即
。


。 （若 ，但 ，即不是重根）。
例


于是有推论 （有条件 ）。
但是由






由这给出 。
这一矛盾或错误的来源是因 是有条件的（ ），而在 时，是不成立的。
为清楚看到这一点，取





。
所以， 。这表明，无条件地由
推论得 是不对的。
仅当 才成立。
C. 函数的导数
函数具有任何级的导数，可以证明
（注意：微商是对宗量进行的）。




例：求 之解
因 , 所以特解是 ，而相应齐次方程是
，
有解 。 从而得通解
。
事实上 ，于是得
。
应特别注意 ，
但
。

（3）本征函数的封闭性
已经讨论过厄密算符的正交，归一和完备性，即
（正交，归一）
（完备）
对于连续谱

。
下面我们来讨论本征函数的封闭性
，
而 已归一化。所以
。
由此可见， 。
上述表示式称为本征函数的封闭性，它表明本征函数组可构成一δ函数。
例1 的本征函数

有 ，即
，
人们熟习的形式：
例2 的本征函数

有
本征函数的封闭性在表象变换理论运算中及一些矩阵元求和中是很有用的。
A. 封闭性是正交、归一的本征函数完备性的充分必要条件。
若 是完备的 封闭性（必要条件）
有封闭性 完备的（充分条件）
1．必要条件已证过
2．充分条件：有封闭性:
则

，即
任一波函数可按 展开， 是完备的。
B．本征函数的封闭性也可看作 函数按本征函数展开，而展开系数恰为本征函数的复共轭。

。所以

§4.4 算符的共同本征函数
我们已介绍了算符的意义，性质，力学量的可取值及测量值的几率。并介绍了本征函数的封闭性及连续谱的正交，“归一性”。
现在我们讨论算符间的关系，在§4.2中已提出，当体系处于状态 中，测量算符 时，可能取不同值。而大量全同的测量结果，发现取这些可能值的几率就有一定分布，所以一次测量有一“涨落”（即偏离平均值）。


当然，如果 是 的本征函数，则 ，即没有涨落。
两算符 ， 在一个态中，一般都有涨落 ， 。现在要问，能否找到一组态，而有 呢？换句话说，如有一组态是 的本征函数组，即这时 ；如果该组态也是 的本征函数组 。因此，问题就归结在什么条件下，有共同本征函数组。
(1) 算符“涨落”之间的关系
A. Schwartz不等式
如果 ， 是任意两个平方可积的波函数，则
，
即
证：令 , ，
取 ，则
，即

从而得：
这与矢量是类似 ，即
（即 的长度大于等于在任一方向 的投影）
B. 算符“涨落”之间的关系－测不准关系：
如令
,
则根据Schwarty不等式

因 是厄密算符，实常数 也是，所以 也是厄密算符，于是有
。
同理 ，所以
。
但我们知，复数模的平方大于等于其虚部模的平方
即

。
所以，
。
（如果某一个态 是 ， 共同本征函数，即 ， 都为零，则 ，但这仅对一特定态，而不是任何态。）
上式表明，对 的态，则在该态中， ， 的涨落不可能同时为零，当一为零则另一个应为 ）。
在原则上，当 ，则
例1 ，

由于是一常数，所以在任何态下平均都不可能为0。所以，
。
这即为海森堡（Heisenberg）的测不准关系的严格证明。
应该指出，当 时，并不是说，在任何态下，“涨落”总不可能同时为0。事实上，可能在某特殊态下，这时 ，从而可能 ，即 时，仍可能有个别态，使 ，即可同时测准。
例2 ，
但在态 , (是 的本征态，本征值为0)。

但这仅是某一特殊态，在这态下， ， 的测量值都可以同时测准， 测得值为0。
例3
在态 下（ 是 的本征态，本征值为 ， ）， 。这时， ， 。所以，在某特定态下，尽管两算符不对易，但一个算符的测不准度可为0，另一个可为有限（当然，这仅对某特殊态）。
但是，当对易子为常数（纯虚数）时，则不可能存在某一态，在那一个态中， ， 的涨落都为零；或一为0，一为有限。
（2） 算符的共同本征函数组
定理1. 如果两个力学量相应的算符有一组正交，归一，完备的共同
本征函数组，则 ， 算符必对易， 。
设 是共同的正交，归一和完备的本征函数组。
， （当n,m给定，还可能有简并）。
于是 。对于任一波函数 ，我们有

由于 是任意的波函数。所以，
定理2：如果两力学量所相应算符对易，则它们有共同的正交，归一和完
备的本征函数组。
证：设 是 的一个本征函数组。（它们当然是完备的）

如S＝1，即不简并，于是
。所以，若 是 的本征态，本征值为 ，那 也是。但由于不简并，则
（仅与 差一常数）。所以，当 的本征函数不简并，由于 ， 对易，则 的本征函数，也是 的本征函数，这一本征函数组是它们的共同本征函数组。
当S>1，即有简并，无妨设 的本征函数组为 （这也是一完备组）。将 展开
，
所以



显然， 是 的本征函数，本征值为 。

。
所以， 也是 的本征函数，本征值为 。而不同本征值的本征函数是正交的。所以等式两边，必逐项相等，于是
。
这表明， 是 ， 的共同本征函数。（本征值为 ， ）。显然，它们是完备的（对所有s,n,m集合）。因对任一波函数


。
这表明任一 都可按 展开，所以它形成一完备组。如经过Schmidt正交归一法，可由 构成一正交，归一，完备的 ， 共同本征函数组 。这样

所以，


（3）角动量的共同本征函数组―球谐函数
因 ，它们有共同本征函数组。由对易关系

，则有
， ，
其中， ，
A．本征值：
设： 是它们的共同本征函数，则
， 。
所以，
。
由于， ，而 是厄密算符，所以， 的平均值恒为正。因此，
。
当l确定， 就确定，这时， 。即 有上、下限。
由于， , 所以

这表明，如 是 的本征态，相应本征值为 ，则 也是 的本征态，本征值为 。所以


称 为降算符（对 而言）。
同理
称 为升算符（对 而言）。
由于， 固定时， 有上，下限。若设 为上限， 为下限，则
，
，





由于， 为上限， 为下限，所以，只能取 ，而
。若设： ，则 。于是
， 。这表明， 只能取整数或半整数。但 只能取整。于是，我们有： 的本征值为 ；
本征值可取

即，取 ， 。而 。
现给出归一化的本征态。
设 已归一化，而




所以，


这表明，角动量的本征值是量子化的。它与能量量子化不同在于它并不需要粒子是束缚的。自由粒子的角动量是量子化的，这在经典力学看来是非常费解的。这在量子力学看来是非常清楚的，即动量本征态可由角动量的本征态叠加而成。因 ， ，所以各个角动量本征态的几率振幅不随时间变，是守恒的。
B．本征函数
我们已求得本征值。现求本征函数。
由 ，即

于是有解

而

根据 ，所以

而 ，即得

现求归一化系数

，所以，

所以，归一化的

显然，
现先讨论 的归一化问题，然后给出 的具体形式。


若 是归一化的，由前知
有
下面我们一步步给出归一化的波函数




所以，


以此类推




于是得 的共同本征函数组-球谐函数
，
而 ，
称为缔合勒让德函数（Associated Legendre function）。
当l, m 给定，也就是 的本征值给定，那就唯一地确定了本征函数 。其性质：
1. .正交归一
2．封闭性

3．
所以，

因此，
4. 宇称 。
由 ，
所以， 的宇称为
5.递推关系




,
(4) 力学量的完全集
量子力学描述与经典描述大不一样，经典力学是知某时刻 ，那以后任一时刻的运动行为被牛顿方程所确定（初值确定）。
但在量子力学中，是状态波函数的描述，是确定体系所处的状态。如对体系测量力学量的可能值及相应几率。如能充分确定，则认为是完全描述了。但是，如何才能将状态描述得完全确定呢？
设： 是力学量所对应的算符，并且对易。如 是 的本征函数。
由 ，所以 也是 的本征函数，本征值为a。
如 的本征函数不简并，则
。
所以， 也是 的本征函数。 如测量 ，取值a，则知体系处于 态，而不可能是别的态。
但是，当 的本征值是两重简并。那问题就不一样了，测量 取值a时，并不知处于那一态，可能为 。
因 是 的本征态，由于 与 对易，所以 也是 的本征态，本征值也为a，但它并不一定为 。
一般而言， =

于是有
。
由这可得
，
而， 。
这时， ， 是 的本征函数，本征值为a，又是 的本征函数，本征值为 ， （若 ）。那 一起就唯一地决定函数 。
当测得值为 ，那体系只能处于 ，而不可能处于别的态。所以，力学量 的本征值给定，则唯一地给定了态，即 的共同本征态没有一个是简并的。
因此，我们可以给出一个如下定义：
力学量完全集：设力学量 彼此对易；它们的共同本征函数 是不简并的，也就是说，本征值a,b,c…仅对应一个独立的本征函数，则称这一组力学量是为完全集（或 …仅有一个共同的本征完备组）。
我们可用一组完全集的力学量的共同本征函数组来描述一个体系可能处的状态。如 与t无关，则它是一组特解（对于一个体系，其完全集的力学量的数目一般等于它的自由度数）。所以，以后要描述一个体系所处的态时，我们首先集中注意力去寻找一组独立的完全集，以给出特解，然后得通解。
有了力学量完全集（如包含与t无关的 ），则可得 。而


完全集相应的本征函数为 。宇称算符 也可以，加上就多余了。
描述一个物理体系可以有几组不同的完全集，如x,y,z（相应本征函数组 ）；
（相应本征函数组 ）)；
（相应本征函数组 ））。
当然，当 与t无关时，选包括 的力学量完全集，有利于写出与 t相关的通解。
§4.5 力学量平均值随时间的变化，运动常数（守恒量）,恩费斯脱定理（Ehrenfest Theorem）
现在讨论本章一开始提出的最后一个问题，看看力学量在一体系的平均值是如何随时间变化的，它们的变化取决于什么？
（1） 力学量的平均值，随时间变化；运动常数

它随时间变化为



。
若 不显含t，则
。
我们看到，力学量 （不显含时间）在一体系中的平均值是否随时间变化，取决于 与体系的哈密顿 是否对易。
当 ，则 （对体系任何态），也就是说，若力学量与体系的哈密顿量对易，则力学量在该体系中的平均值不随时间改变。
这可如此看：由于 与 对易，所以可找到一完全集包括 和 ，其共同本征函数组 （n代表除 的其他力学量的量子数）


而 的特解是定态解
。
通解（即任何一个态）为
。
对 的平均值




.
所以 不随t变，而取 的几率 也不随t变。与经典类似，我们称与体系 对易的不显含时间的力学量算符 为体系的运动常数。
但与经典运动常数所不同的是，运动常数并不是说只能取一个值。当体系在t=0时，处于 的本征态，那以后任何时刻它都处于 的本征态，而测得值即为相应的本征值 。我们习惯称 的本征值为体系的“好量子数”。当然，t=0时，体系不处于 的本征态，那以后任何时刻它将“保持”不处于 的本征态，但“保持”处于 的各本征态的几率分布不变。
各运动常数并不都能同时取确定值。因尽管它们都与 对易，但它们之间可能不对易。如
，
都是运动常数，但 彼此不对易，不能同时取确定值。
(2) Vivial Theorem维里定理
不显含t的力学量，在定态上的平均与t 无关。
，而


。
于是有， 。若 是x,y,z的齐次函数，则

(3) 能量—时间测不准关系
由算符的“涨落”关系，有
。
如 ，则有
。
而对不显含时间的算符 ，其平均值随t变化有

若令 ，从而有
。
这即为能量和时间的测不准关系。
即为在体系中， 的平均值变化 所需时间（即 的统计分布有一明显变化）。
显然，当体系处于定态时， ，则 ，而这时， 。
（4）恩费斯脱定理（Ehrenfest Theorem）
将力学量算符平均值的变化用于 ，并以 , 表示 的平均值。
当 时，我们有
；
当 时，我们有
，

于是有 。
所以，体系的坐标平均值的时间导数等于其速度算符的平均值；而其动量算符平均值的时间导数等于作用力的平均值。这就是通常称的恩费斯脱定理。
我们可以看到，上面三个式子与经典力学看起来非常相似。
， ,
即
但是，必须注意，决不能无条件地认为 。因为，如果这样是正确的，即可得

但事实上，一般而言
。
但当V(x)随x的变化很缓慢时， 比较小，那上式近似相等。以一维运动来讨论
因
，
所以，
当场随空间变化非常缓慢，且 很小时, 我们有不等式
， 即
。
这样，量子力学中粒子运动与经典力学规律相似。经典运动是一好的近似。
当然，根据测不准关系， 。因此，当 较小时， 比较大。所以动量不确定度很大。而这与经典力学的观点相矛盾。所以粒子运动真正能够从量子力学过渡到经典力学，


，
要有两个条件：
★ 位势随空间变化缓慢：
★ 动能很大：