4. Viktige kvantemekaniske teoremer

Transkript

1 FY1006/TFY4215 Tillegg 4 1 TILLEGG 4 4. Viktige kvantemekaniske teoremer Før vi i neste kapittel går løs på treimensjonale potensialer, skal vi i kapittel 4 i ette kurset gå gjennom noen viktige kvantemekaniske teoremer. Dette kapitlet ekkes av avsnittene i Hemmers bok, sammen me ette tillegget. Innholet er 4.1 Kompatible observable, simultane egenfunksjoner og kommuterene operatorer [Hemmer 4.1] 4.2 Paritet [Hemmer 4.2] 4.3 Tisutvikling av forventningsverier [Hemmer 4.3] 4.4 Ehrenfests teorem [Hemmer 4.4] 4.1 Kompatible observable, simultane egenfunksjoner og kommuterene operatorer Når to observable for et system kan ha skarpe verier samtiig, sier vi at e to observablene er kompatible. Ser vi f.eks på en fri partikkel me masse m, så er impulsen p x og en kinetiske energien K x = p 2 x/2m kompatible observable: I tilstanen ψ p (x) = (2π h) 1/2 e ipx/ h er båe p x og K x skarpe, me veriene p og p 2 /2m: p x ψ p = p ψ p, K x ψ p = p2 2m ψ p. ( K x = p2 x 2m = h2 2m 2 x 2 ) Vi sier a at ψ p (x) er en simultan egenfunksjon; en er samtiig en egenfunksjon til båe p x og K x. For at ette skal være mulig, må e to operatorene kommutere; [ p x, K x ] = 0. Det er selvsagt lett å kontrollere en siste relasjonen orekte, men et er faktisk mer interessant å vise at en faktisk følger fra kompatibiliteten av e tilhørene operatorene, som vi nå skal vise. Anta at observablene F og G er kompatible. Fra eksemplet ovenfor skjønner vi a at et må eksistere et simultant egenfunksjonssett til e tilhørene operatorene: Det er a lett å vise følgene regel: F n = f n n, Ĝ n = g n n. (T4.1) A. For at observablene F og G skal være kompatible, vs for at et skal eksistere et simultant egenfunksjonssett til operatorene F og Ĝ, må isse kommutere; (T4.2) [ F, Ĝ] = 0.

2 FY1006/TFY4215 Tillegg 4 2 Den motsatte regelen gjeler også: B. Dersom operatorene F og egenfunksjonssett. Ĝ kommuterer, kan en finne et simultant (T4.3) Fra regel A følger et irekte at C. Dersom operatorene F og Ĝ ikke kommuterer, vs ersom [ F, Ĝ] 0, eksisterer et ikke et felles egenfunksjonssett til e to operatorene. De tilhørene observablene kan a ikke ha skarpe verier samtiig, vs e er ikke kompatible. (T4.4) Bevis av regel A: Når e to observablene F og G er kompatible, har vi som nevnt et simultant egenfunksjonssett (T4.1). Ve hjelp av isse egenveriligningene har vi a ( F Ĝ Ĝ F ) n = (f n g n g n f n ) n = 0 (for alle n). Sien operatorene er hermiteske, er settet n fullstenig. Da har vi for en vilkårlig funksjon = n c n n : ( F Ĝ Ĝ F ) = c n ( F Ĝ Ĝ F ) n = 0. n Derme har vi vist følgene operator-ientitet: F Ĝ Ĝ F [ F, Ĝ] = 0, q.e.. Bevis av regel B: La n være en av egenfunksjonene til operatoren F, me egenverien f: F n = f n. Sien e to operatorene F og Ĝ forutsettes å kommutere, har vi a F (Ĝ n) = Ĝ F n = f(ĝ n). Denne ligningen forteller at funksjonen Ĝ n, i likhet me funksjonen n, er en egenfunksjon til operatoren F me egenverien f. I resten av ette beviset må vi skille mellom to muligheter: (i) Den ene muligheten er at egenverien f til operatoren F er ikke-egenerert, slik at et eksisterer bare én egenfunksjon me enne egenverien. I så fall kan funksjonen Ĝ n bare atskille seg fra funksjonen n me en konstant faktor g: Ĝ n = g n. Denne ligningen uttrykker at n er en egenfunksjon også til Ĝ, og et var et vi skulle vise. (ii) Den anre muligheten er at egenverien f er egenerert, slik at et finnes flere egenfunksjoner til F me enne egenverien. Beviset av regel B er a mer komplisert, som u kan se i avsnitt 4.1 hos Hemmer.

3 FY1006/TFY4215 Tillegg 4 3 Eksempel 1 Fra en sentrale kommutatoren [x, p x ] = i h og regel C følger et at observablene x og p x ikke kan ha skarpe verier samtiig; e er ikke kompatible. Det er ette som også kommer til uttrykk i Heisenbergs uskarphetsrelasjon, x p x 1 2 h. (T4.5) Derimot er y og p x kompatible, iet [y, p x ] = 0. Eksempel 2 Vi har tiligere sett at e kartesiske komponentene av reieimpulsoperatoren L = r p ikke kommuterer; e oppfyller en såkalte reieimpulsalgebraen, som utgjøres av kommutatorrelasjonen [ L x, L y ] = i h L z, (T4.6) og to tilsvarene relasjoner som finnes fra enne ve syklisk ombytte av ineksene. Dette betyr at komponentene av observabelen L ikke er kompatible. Konsekvensen er at selv om størrelsen L av reieimpulsen har en skarp veri, så kan ikke komponentene være skarpe samtiig. Derfor kan ikke retningen til L være skarpt efinert, ifølge kvantemekanisk teori. Vi har også sett at hver av e kartesiske komponentene L x osv kommuterer me kvaratet L 2 av reieimpulsoperatoren, [ L 2, L x ] = [ L 2, L y ] = [ L 2, L z ] = 0. (T4.7) Ifølge reglene ovenfor betyr ette at L 2 er kompatibel me f.eks L z. Det går altså an å finne simultane egenfunksjoner til isse to operatorene, som vi skal se i neste kapittel. 4.2 Paritet I avsnittene og innfører Hemmer paritetsoperatoren P og begrepet paritet. Dette er enkle og velige nyttige hjelpemiler i kvantemekanikk. Etter å ha lest gjennom isse avsnittene kan u merke eg at når potensialet V (r) og erme Hamilton-operatoren er refleksjonsinvariant, så kommuterer paritetsoperatoren me Hamilton-operatoren: V ( r) = V (r) = PĤ(r) = Ĥ( r) = Ĥ(r) = [ P, Ĥ] = 0. Ifølge regel B ovenfor er et a mulig å finne simultane egentilstaner til P og Ĥ, vs energiegenfunksjoner ψ E (r) som har velefinert paritet (symmetriske eller antisymmetriske): I trå me beviset av regel B har vi Ĥ( Pψ E ) = PĤψ E = E( Pψ E ). Pψ E er altså i likhet me ψ E en energiegenfunksjon me energi E: (i) Er enne energien ikke-egenerert, må Pψ E være proporsjonal me ψ E, Pψ E = pψ E.

4 FY1006/TFY4215 Tillegg 4 4 Her er p enten +1 eller 1, sien ette er e eneste mulige egenveriene til P. For en ikkeegenererte energien E har altså energiegenfunksjonen ψ E nøvenigvis velefinert paritet; en er enten symmetrisk eller antisymmetrisk. (ii) Er energinivået E egenerert, me flere energiegenfunksjoner ψ Ei (i = 1,, g), trenger ikke isse å ha velefinert paritet, men regel B forteller at e kan lineærkombineres til paritetsegentilstaner. For å huske innholet i enne røftingen er et nok å tenke på et par velkjente eksempler, (1) en harmoniske oscillatoren har ikke-egenererte energinivåer, og energiegenfunksjonene har ganske riktig velefinert paritet, (2) en frie partikkelen. I ette tilfellet kan vi velge å arbeie me symmetriske eller antisymmetriske løsninger (cos kx og sin kx), men vi kan også bruke asymmetriske løsninger (e ±ikx ). Et treje eksempel er en enelige brønnen { 0 for x < l, V (x) = V 0 for x > l. For 0 < E < V 0 er energinivåene iskrete og ikke-egenererte, og energiegenfunksjonene har velefinert paritet. For E > V 0 har vi to løsninger me samme energi. Her går et ifølge regel B an å finne én symmetrisk og én antisymmetrisk løsning for hver E, men et er mye mer interessant å jobbe me asymmetriske løsninger av typen ψ E (x) = Ae ikx + Be ikx for x < l, De iqx + F e iqx for l < x < l, Ce ikx for x > l. (T4.8) Dette kalles en spreningsløsning, fori en inneholer en innkommene og en reflektert bølge til venstre for brønnen og en transmittert bølge til høyre for brønnen. (Det kan vises at sannsynligheten for transmisjon er T = C/A 2.) 4.3 Tisutviklingen av forventningsverier Tisutviklingen av en tilstan (r, t) bestemmes av Schröingerligningen, og et samme gjeler a selvsagt også alle forventningsverier av observable, F = F τ. Som vist i avsnitt 4.3 i Hemmer, kan visse trekk ve tisutviklingen av slike forventningsverier klarlegges uten at vi behøver å løse Schröingerligningen eksplisitt. Dette vises ve å regne ut en tiseriverte (/t) av venstre og høyre sie i ligningen ovenfor. På høyre sie kan erivasjonen flyttes inn uner integralet, når vi eriverer partielt me hensyn på t, vs holer anre variable fast. Den partielleriverte av integranen er a t [ ( F )] = t F + ( F ). t Hvis operatoren F ikke avhenger eksplisitt av t, kan en trekkes utenfor en siste erivasjonen. I motsatt fall gir en siste erivasjonen to le, slik at resultatet blir t F = t F τ + F t τ + F t τ.

5 FY1006/TFY4215 Tillegg 4 5 Ve å sette inn for / t og / t fra Schröingerligningen blir resultatet som vist i Hemmer følgene formel for tisutviklingen av forventningsverier: t F = ī [Ĥ, F ] F h + t. (T4.9) Her vil F vanligvis ikke avhenge eksplisitt av t, slik at vi kan stryke et siste leet. Dersom F, i tillegg til å være tisuavhengig, kommuterer me Ĥ, vs ersom observabelen F er kompatibel me energien E, finner vi nå et interessante resultatet at t F = 0. Forventningsverien F er altså tisuavhengig, og et kan vi slå fast uten å vite hvilken tilstan systemet befinner seg i. Vi sier a at observabelen F er en kvantemekanisk bevegelseskonstant. Alle observable som er kompatible me energien er altså slike bevegelseskonstanter. (Merk at et er forventningsveriene som er tisuavhengige.) Eksempel 1: Et eksempel er energien selv. Me F = E finner vi at t E = ī [Ĥ, h Ĥ] = 0. Dette gjeler forutsatt at Ĥ/ t = 0, vs uner forutsetning av at vi har et konservativt system. I et slikt system er altså energien en bevegelseskonstant for en vilkårlig, ikke-stasjonær tilstan. Eksempel 2: Paritetsbevarelse For et symmetrisk potensial har vi sett at [Ĥ, P] = 0. Det følger a at pariteten er en bevegelseskonstant, i en forstan at P = P τ er tisuavhengig. Som et spesialtilfelle kan vi tenke oss at tilstanen er symmetrisk (eller antisymmetrisk) ve et begynnelsestispunkt, slik at ette integralet er lik 1 (eller 1). Paritetsbevarelsen betyr i ette tilfellet at symmetrien (eller antisymmetrien) bevares hele tien (også om tilstanen er ikke-stasjonær). Eksempel 3: For en fri partikkel, me Ĥ = p 2 /2m, er [Ĥ, p] = 0, slik at (/t) p = 0. Så impulsen er en bevegelseskonstant (vs p =konstant) for en vilkårlig tisavhengig fri-partikkel-tilstan (r, t). Dette er kvantemekanikkens utgave av Newtons første lov. Hvoran vil forventningsverien r av posisjonen utvikle seg for en fri-partikkelbølge (r, t)? Svaret er, i trå me en klassiske relasjonen r/t = v = p/m, at t r = p m. Det viser seg at enne relasjonen også holer for en partikkel som beveger seg i et potensial V (r). Dette er en el av Ehrenfests teorem, som har mer å si om sammenhengen mellom kvantemekanikk og klassisk mekanikk:

6 FY1006/TFY4215 Tillegg Ehrenfests teorem Ehrenfests teorem er nyelig beskrevet i Hemmers avsnitt 4.4.