- •Б. В. Селюк
- •Введение
- •I. Предпосылки создания квантовой механики
- •§1. Классическая электронная теория
- •§2. Равновесное излучение. Гипотеза Планка
- •§3. Корпускулярные свойства света. Теория атома по Бору
- •§4. Волновые свойства частиц. Корпускулярно-волновой дуализм
- •II. Описание состояний микрообъектов
- •§5. Состояния микрочастиц
- •§6. Свойства амплитуд состояний
- •§7. Векторы состояний
- •III. Операторы и наблюдаемые
- •§8. Операторы
- •§9. Наблюдаемые
- •§10. Матричное и координатное представления
- •§11. Операторы координат, импульсов и их функций
- •§12. Операторы момента импульса
- •§13. Спин
- •IV. Эволюция состояний
- •§14. Уравнение Шредингера. Стационарные состояния
- •§15. Уравнение движения в форме Гейзенберга. Интегралы движения
- •§16. Переход от квантовых уравнений движения к классическим
- •§17. Квазистационарные состояния. Соотношения неопределенностей для энергии и времени
- •V. Простешие случаи движения §18. Свободное движение микрочастиц
- •§19. Движение частиц в прямоугольной потенциальной яме
- •§20. Прохождение частицы через потенциальный барьер. Туннельный эффект
- •§21. Линейный гармонический осциллятор
- •VI. Движение в центральном поле §22. Ротатор. Собственные функции и собственные значения операторов орбитального момента импульса
- •§23. Задача о движении двух частиц.
- •§24. Решение квантово-механической задачи об атоме водорода
- •§25. Энергетический спектр и пространственная структура атома водорода. Влияние спина электрона на энергетический спектр
- •VII. Теория возмущений. Атомы и молекулы §26. Теория стационарных возмущений
- •§27. Теория нестационарных возмущений
- •§28. Принцип неразличимости одинаковых частиц
- •§29. Атом гелия
- •§30. Периодическая система элементов д.И. Менделеева
- •§31. Молекула водорода
- •§32. Природа химических связей
- •Заключение
- •Литература
- •Оглавление
§9. Наблюдаемые
Литература: [8], [3], [1], [7].
Наблюдаемыми в квантовой механике называют переменные величины, которые подлежат измерению. Предпринимались попытки построить теорию, в которой использовались не наблюдаемые переменные, «скрытые параметры».
Наблюдаемые в квантовой механике находятся посредством операторов. Постулируется, что каждой наблюдаемой F сопоставляется линейный самосопряженный оператор . Собственные значения этого оператора (действительные, так как оператор самосопряженный) равны тем значениям, которые рассматриваемая величина F может принимать на опыте. Собственные векторы описывают состояния, в которых наблюдаются соответствующие собственные значения.
Если объект находится в состоянии, описываемом собственным векторомi оператора : i = i Fi, то при каждом измерении наблюдаемой величины F будет зарегистрировано значение Fi. Таково же будет и ее среднее значение. Система может оказаться в состоянии , которое не описывается собственным вектором оператора . Тогда в отдельных измерениях будут регистрироваться те или иные собственные значения Fi оператора, но с различной вероятностью.
Для нахождения этих вероятностей вектор можно разложить по собственным векторам i оператора , поскольку они образуют полный базис: = . Коэффициенты этого разложения и дают вероятностиi-го собственного значения: Wi = i2 = i* i = i i. Среднее значение величины F находится по формуле
F = = = = . (9.1)
Совместность величин связана с коммутативностью сопоставляемых им операторов. Эта связь устанавливается теоремой о коммутирующих операторах. Необходимым и достаточным условием совместности наблюдаемых величин является коммутативность сопоставляемых им операторов.
Докажем необходимость этого условия. Пусть F и G – совместные величины. Это означат, что в состояниях n, в которых F имеет определенные значения Fn, определенные значения Gn имеет и величина G. Тогда
n = n Fn и (9.2)
n = n Gn . (9.3)
Состояние n в этом случае можно обозначить и так Fn, Gn, подчеркнув тем самым, что вектор n является общим для обоих операторов собственным вектором. Применив к обеим частям (9.2) оператор , а к (9.3) – оператор , получим после вычитания: ( – )n = []n = 0. Коммутативность операторов еще не доказана, поскольку нулевым называют оператор, который дает ноль при применении к произвольному вектору. Но общая для обоих операторов система собственных векторов n образует полный базис, по которому можно разложить произвольный вектор . Тогда получим: [] = = 0, так как каждое слагаемое равно нулю.
Докажем, что коммутативность операторов достаточна для совместности сопоставляемых им величин. Ограничимся случаем отсутствия вырождения. Для собственных векторов оператора запишем равенство (9.2). Применим к обеим частям равенства (9.2) оператор и учтем коммутативность операторов:n = (n) = (n) Fn. Получается, что вектор (n) есть собственный для оператора , соответствующий собственному значению Fn. Но в (9.2) таковым является вектор n. Одно состояние могут описывать разные векторы, если они отличаются постоянным множителем. Так что n = n Gn, то есть векторn является собственным не только для оператора , но и для оператора . Величины, операторы которых имеют общие собственные векторы, совместны. Теорема доказана.
Теорему о коммутирующих операторах можно доказать и с учетом возможного вырождения.
? Контрольные вопросы
Что такое наблюдаемые величины?
Почему наблюдаемым величинам можно сопоставлять только самосопряженные операторы?
Какие значения величины F регистрируются в состоянии, описываемом собственным вектором оператора ?
Какие значения величины F регистрируются в произвольном состоянии?
Как найти среднее значение величины F в состоянии ?
Чем замечательны операторы совместных величин?
Д. 9.1. Теорема о коммутирующих операторах.
9.1. Докажите, что exp(–x2/2) есть собственная функция оператора –d2/dx2 + x2, соответствующая собственному значению 1, а x exp(–x2/2) есть собственная функция того же оператора, соответствующая собственному значению 3.
9.2. Найдите собственные функции и собственные значения оператора –d2/dx2, действующего на функции, определенные в области 0 x a и равные нулю на границах этой области. A sin, , n = 1, 2, 3,…