- •Квантовая механика
- •§ 1. Экспериментальные основы квантовой механики
- •§ 2. Классическое и квантовое описание системы.
- •§ 3 Принцип неопределенности.
- •§ 4. Полный набор динамических переменных
- •§ 5. Постулаты квантовой механики.
- •§ 6 Роль классической механики в квантовой механике
- •§ 7 Волновая функция и ее свойства.
- •§ 8 Принцип суперпозиции состояний
- •§ 9 Понятие о теории представлений
- •§ 10 Операторы в квантовой механике
- •§ 12 Среднее значение измеряемой величины.
- •§ 13 Вероятность результатов измерения
- •§ 14 Коммутативность операторов и одновременная измеримость физических величин
- •§ 15. Операторы координаты , импульса, момента импульса, энергии.
- •§ 16. Решение задачи Штурма-Лиувилля для оператора .
- •§ 17 Решение задачи Штурма-Лиувилля для оператора .
- •§ 18. Вычисление коммутаторов, содержащих операторы .
- •§ 19 Волновое уравнение
- •§ 20 Производная оператора по времени
- •§ 21 Интегралы движения в кв. Механике.
- •§ 22. Свойства операторов вида
- •§23. Флуктуации физических величин.
- •§ 24. Неравенство Гайзенберга.
- •§ 25 Оператор Гамильтона различных систем.
- •§ 26. Стационарное состояние различных систем
- •§ 27. Решение волнового уравнения в случае свободной материальной точки
- •Для трехмерного случая
- •§ 28. Интегральные операторы в квантовой механике.
- •§ 29. Интегральный оператор канонического преобразования.
- •§ 30. Каноническое преобразование оператора.
- •§ 31. Уравнения Шредингера в матричной форме.
- •§ 32. Линейный гармонический осциллятор
- •Предельные технологические размеры кристаллов и.С. 0.1 – 0.5 мкм. Существует и предел по физической работоспособности. Однако с уменьшением размера кристалла увеличивается быстродействие приборов.
- •§ 30.1. Каноническое преобразование оператора. Ч. 2
- •§ 34. Унитарные инварианты в квантовой механике.
- •§ 35. Вид операторов ив декартовых и сферических координатах.
- •§ 36. Коммутационные соотношения с оператором .
- •§ 37. Собственные функции и собственные значения операторов и.
- •§ 38. Вырождение энергетических уровней частицы, движущейся в центральном поле.
- •§ 39. Гамильтониан частицы без спина, движущейся в магнитном поле.
- •§ 40. Снятие вырождения по квантовому числу m в случае частицы без спина, движущейся в магнитном поле. Используем
- •§ 41. Оператор бесконечно малого поворота без учета спина.
- •§ 42. Собственный механический момент (спин).
- •§ 43. Операторы ии их свойства.
- •§ 44. Спиновая переменная волновой функции
- •§ 45. Матрицы Паули и их свойства.
- •§ 46 Понятие о спинорах
- •§ 47. Уравнение Паули Мы писали волновое уравнение в виде
- •§ 48. Операторы и, и их свойства
- •§ 50. Принцип тождественности.
- •§ 51. Оператор перестановки и его свойства
- •§ 52. Симметричное и антисимметричное состояния.
- •§ 53. Обменное взаимодействие
- •§ 54. Основное состояние атома гелия
- •§ 55. Схема Юнга квантовой механики.
- •1. И ,
- •2. И .
- •§ 56. Стационарная теория возмущений в случае невырожденного дискретного энергетического спектра: нулевое и первое приближения.
- •§ 58 Стационарная теория возмущений в случае невырожденного дискретного энергетического спектра: второе приближения.
- •§ 59. Критерий применимости теории возмущений.
- •§ 60. Стационарная теория возмущений в случае близких энергетических уровней.
- •§ 61. Метод (представление) Шредингера. Оператор эволюции и его свойства.
- •§ 62. Метод (представление) Гейзенберга. Уравнение движения для оператора.
- •§ 63. Уравнение эволюции среднего значения физической величины. Соотношение неопределенности: время – энергия.
- •§ 64. Матричное представление операторов.
- •§ 65. E – представление.
- •§ 66. Уравнение Шредингера в матричной форме.
- •§ 67. Матричная формулировка задачи о линейном гармоническом осцилляторе.
- •§ 68. Расчет матричных элементов операторов .
§ 16. Решение задачи Штурма-Лиувилля для оператора .
Оператор импульса – оператор с непрерывным спектром собственных значений.
(1)
Мы рассматриваем координатное представление, тогда - функция координат.
Оператор векторный, он имеет трикомпоненты:
Например:
(2)
Тогда уравнение (1) разваливается на три независимых члена, т.к. операторы коммутируют.
Существует утверждение, что если можно представить в виде суммы коммутирующих операторов:
, ,
то задача Штурма-Лиувилля распадается на подзадачи этих коммутаторов:
Для задачи (1) имеем:
,
где i принимает значения 1,2,3
Решим случай i=1, тогда
(3)
Подставляем (2) в (3) и временно опустим индекс px у , тогдаимеем
т.к. - функция одной переменной,тогда
здесь - число, собственное значение.
Запишем тоже с индексами:
При решении задачи получили, что p имеет непрерывный спектр на всей числовой оси. Т. е. - не квантуется.
Найдем . Используем условие ортонормированности.
В нашем случае:
,
Тогда:
(4)
.
.
Обозначим .
.
Тогда
Интеграл дает с точностью до множителя - функцию, поскольку:
Используем следующее свойство -функции:
.
В нашем случае получим
,
тогда
(5)
Подставляем (5) в (4)
В связи с тем, что волновые функции в квантовой механике определены с точностью до фазового множителя, то
.
Фаза точно не определена, и ее можно отнести к самой волновой функции. Такая неоднозначность принципиальна и не может быть устранена, однако она несущественна, так как не отражается ни на каких физических величинах. Таким обрахзом: .
Мы получили
Теперь запишем
(6)
Функция (6) удовлетворяет условию нормировки (4).
В импульсном представлении:
§ 17 Решение задачи Штурма-Лиувилля для оператора .
Если в классической механике рассматривать , то
.
Если полученному выражению поставить в соответствие оператор в квантовой механике, то он может быть записан в виде:
, где - угол поворота вокруг оси.
Задача Штурма-Лиувилля для оператора :
,
где .
Решение для :.
Мы накладываем на функцию условие периодичности, т. к. уголменяется отдо, т. е..
Это ограничение приводит к виду собственной функции:
Поскольку если , то, то получаем, что , гдеN и M целые числа. Отсюда должно быть целым. Приравниваем . Отсюда получаемдля .- целое безразмерное число.
Из условия периодичности получили квантованность проекции орбитального момента на ось z. Спектр собственных значений оператора дискретный.
Так как целое число, то функция приобретает индекс.
Найдем константу :
Условие нормировки .
{при интеграл дает 0, только при интеграл не равен 0}
При интеграл дает
Тогда имеем для уравнения собственную волновую функцию
Здесь получили дискретный спектр собственных значений и нормируемость собственной функции.
§ 18. Вычисление коммутаторов, содержащих операторы .
Для оператора :
Найдем , где- есть функцияи, т.е.- координатное представление.
Это равенство понимается в том смысле, что при действии коммутатора на любую функцию, равенство выполняется.
{распишем это},
теперь
, (1)
т.к. - произвольная функция.
Аналогичный результат для оператора :
,
в импульсном представлении.
, (2)
здесь .
Рассмотрим частные случаи формул (1) и (2):
, здесь играет роль функции.
, здесь потенциальная энергия - функция координат и времени.
3a.
, здесь импульсное представление, таким образом .
5a. {для одной материальной точки }-это справедливо и в координатном и в импульсном представлении. Для координатного , а для импульсного.
-координатное представление.
-импульсное представление
Рассмотрим соотношение для оператора
Используем дополнительное соотношение:
{используем (1) и (2): ,}{, тогда второе слагаемое } ={в классической математике измерение компонента вектора при бесконечно малом повороте:
,
это оотношение справедливо и в квантовой теории поля:
}={}={,
. В общем случае импульс и координата не коммутируют, тогда функция координат и импульсов и импульс, координата и функция координат и импульсов не коммутируют. Если f – функция скалярная, тогда она не меняется при вращении. В этом случае, чтобы , тоf – векторная функция.} (где f есть компонента некоторой векторной величины, т. е. .
Тогда перепишем в виде :
{меняем местами индексы}
Тогда для любой векторной функции имеем:
Здесь вместо можно подставить, например,
- коммутатор с любым скаляром равен нулю.
Получим: