Quantum Mechanics
Transcription
Quantum Mechanics
Minikvant Fysik 22 - nu ogs˚ a med fysik 312 for os aber .. . ~enrik Dahl [email protected]. .. Resum´ e ADVARSEL - dette er et total underground-dokument!. Det er livsfarligt at bruge ukritisk. Der er næsten sikkert graverende fejl. Jeg p˚ atager mig intet ansvar overhovedet for noget som helst. Faktisk vil jeg for en sikkerheds skyld frar˚ ade brug af det følgende... Jeg har brugt flere kilder til det følgende. Selvfølgelig Liboff, men ogs˚ a Zettili,N: Quantum Mechanics, Concepts and Aplications (Wiley, 2001), Woan, G: The Cambridge Handbook of Physics Formulas (Cambridge, 2000) og Phillips, A.C.: Introduction to Quantum Mechanics (Wiley, 2003). Desuden ogs˚ a Sakurai og en note om ”Sjov med tensorer”af m og m. Hvis du finder fejl - og der er med garanti næsten lige s˚ a mange som i Liboff - eller har andre kommentarer hører jeg meget gerne om det. Send mig en mail, s˚ a det kan blive forbedret. P˚ a forh˚ and tak! - og tak til Michael B for at finde fejl og komme med forslag til forbedringer! INDHOLD 2 Indhold 1 Operatorer 1.1 Definition . . . . . . . . . . . 1.2 Operatoralgebra . . . . . . . . 1.3 Vigtige operatorer . . . . . . . 1.3.1 Cartesiske koordinater 1.3.2 Sfæriske koordinater . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4 4 4 5 5 6 2 Kommutatorer 2.1 Definition . . . . . . . 2.2 Kommutatoralgebra . . 2.3 Vigtige kommutatorer 2.4 Usikkerhedsrelation . . 2.5 Egenskaber . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7 7 7 7 9 9 3 Diracnotation 3.1 Definitioner . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.2 Algebra . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9 9 9 4 Sandsynlighed mm. 4.1 Usikkerhedsrelationer . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4.2 Sandsynlighed . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4.3 Middelværdi og spredning . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10 10 10 10 5 Postulaterne 11 6 Schr¨ odinger og stationære tilstande 11 7 Spektrumtyper 7.1 1 dimension . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12 12 8 Specifikke problemer 8.1 1 dimension . . . . . . . . . . . 8.1.1 Potentialtrin . . . . . . . 8.1.2 Potentialbarriere . . . . 8.1.3 Uendelig brønd . . . . . 8.1.4 Endelig brønd . . . . . . 8.1.5 Harmonisk oscillator . . 8.2 3 dimensioner . . . . . . . . . . 8.2.1 Impulsmoment, spherical 8.2.2 Kartesiske koordinater . 8.3 Sfæriske koordinater . . . . . . 8.3.1 Fri partikel . . . . . . . 12 12 12 13 14 14 15 16 16 17 18 18 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . harmonics . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . INDHOLD 8.3.2 3 Sfærisk æske . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18 9 Hydrogenlignende atomer 18 10 Spin 19 11 Specielle funktioner 11.1 Hermitiske polynomier . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11.2 Legendrepolynomier . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11.3 Sfæriske Besselfunktioner . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21 21 21 21 12 Fra Fysik312 (for os aber) 12.1 Tensorer . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12.1.1 Udtrykt ved stedkoordinater . . . . . 12.1.2 Stedkoordinater udtrykt ved tensorer 12.2 Udvalgsregler . . . . . . . . . . . . . . . . . 12.3 Perturbationsteori . . . . . . . . . . . . . . . 12.3.1 Statisk, ikke degenereret . . . . . . . 12.3.2 Statisk, degenereret . . . . . . . . . . 12.3.3 Tidsafhængig . . . . . . . . . . . . . 22 22 22 22 22 23 23 23 23 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1 OPERATORER 1 4 Operatorer 1.1 Definition Matematisk regel, der transformerer en ket til en anden ket fra samme rum (ditto ˆ for bra): A|ψi = |ψ 0 i, hφ|Aˆ = hφ0 | 1.2 Operatoralgebra ˆ 6= B ˆ Aˆ • Generelt gælder AˆB ˆ Cˆ = A( ˆB ˆ C) ˆ = (AˆB) ˆ Cˆ • AˆB • Aˆn Aˆm = Aˆn+m ˆ ˆ B|ψi) ˆ • AˆB|ψi = A( ˆ 1 |ψ1 i+a2 |ψ2 i) = a1 A|ψ ˆ 1 i+a2 A|ψ ˆ 2 i og (hψ1 |a1 + • Hvis Aˆ er lineær gælder A(a hψ2 |a2 )Aˆ = a1 hψ1 |Aˆ + a2 hψ2 |Aˆ • Middelværdien af en operator med hensyn til en tilstand |ψi er givet ved ˆ hψ|A|ψi • |φihψ| er en lineær operator ˆ • |ψiAˆ og Ahψ| er forbudte udtryk ˆ ∗ • Der gælder hψ|Aˆ† |φi = hφ|A|ψi ˆ † = a∗ Aˆ† • (aA) • (Aˆ† )† = Aˆ ˆ † = Aˆ† + B ˆ† • (Aˆ + B) ˆ †=B ˆ † Aˆ† • (AˆB) • (Aˆn )† = (Aˆ† )n † ˆ ˆ † Aˆ† • (AˆB|ψi) = hψ|B ˆ ˆ ∗ • Aˆ er hermitisk hvis Aˆ = Aˆ† (dvs. hψ|A|φi = hφ|A|ψi • Aˆ er antihermitisk (skævhermitisk) hvis Aˆ† = −Aˆ ˆ Produk• Aˆ er en projektionsoperator hvis Aˆ† = Aˆ (hermitisk) og Aˆ2 = A. tet af to projektionsoperatorer er en projektionsoperator (men det samme gælder normalt ikke for summen) 1 OPERATORER 1.3 5 Vigtige operatorer 1.3.1 Cartesiske koordinater ˆ Enhedsoperator Iˆ : I|ψi = |ψi Position → ˆ n = xn (1 dimension, R ˆ=− X r i 3 dimensioner) Impuls ∂n ˆ Pˆxn = (−i~)n ∂x n (1 dimension, P = −i~∇ i 3 dimensioner) Kinetisk energi ~2 ∂ 2 Tˆ = − 2m ∂x2 Hamilton → ~2 ˆ = − ~2 4 + Vˆ (− H r ) = − 2m 2m ∂2 ∂x2 + ∂2 ∂y 2 + ∂2 ∂z 2 ˆ Forharmonisk oscillator i 1 dimension: H = ˆ+1 ~ω N 2 Impulsmoment − → ˆ ˆ×∇ L = −i~R ˆ x = Yˆ Pˆz − Zˆ Pˆy = −i~(Yˆ ∂ − Zˆ ∂ ) L ∂y ∂z ∂ ∂ ˆ ˆ ˆ ˆ ˆ ˆ ˆ Ly = Z Px − X Pz = −i~ Z ∂x − X ∂z ˆz = X ˆ Pˆy − Yˆ Pˆx = −i~ X ˆ ∂ − Yˆ ∂ L ∂y ˆ2 = L ˆ2 + L ˆ2 + L ˆ2 L x y z Paritet → → ˆ − Pψ( r ) = ψ(−− r) → − → − ˆ r i=|− r i P| Gradient → ∇ψ(− r)= Laplace 4ψ = ∇2 ψ = Dimensionsfri pˆ = → ∂ψ − i ∂x + ∂2ψ ∂x2 → ∂ψ − j ∂y + ∂2ψ ∂y 2 + + → ∂ψ − k ∂z ∂2ψ ∂z 2 ˆ √P m~ω ˆ qˆ = X ˆ= Stigeoperatorer a a ˆ† = p mω/~ √1 (ˆ q+ 2 iˆ p) √1 (ˆ q− 2 iˆ p) (ikke-hermitiske) √ a ˆ|ni = √n|n − 1i a ˆ† |ni = n + 1|n + 1i ∂x → + Vˆ (− r) 1 (Pˆ 2m ˆ 2) = + m2 ω 2 X ~ω 2 (ˆ p 2 + qˆ2 ) = 1 OPERATORER 6 ˆ = aˆ√+ˆa† X 2β † Pˆ = mω0 aˆ√−ˆa i 2β Tal-operator ˆ =a (occupation number operator): N ˆ† a ˆ ˆ N |ni = n|ni Sænke- og hæveoperator Jˆ± = Jˆx ± iJˆy Jˆx = 12 (Jˆ+ + Jˆ− ) Jˆy = 2i1 (Jˆ+ − Jˆ− ) 1 2 ˆ ˆ ˆ ˆ ˆ J = 2 J+ J− + J− J+ + Jˆz2 Jˆ2 |j, mi = ~2 j(j + 1)|j, mi Jˆz |j, mi = ~m|j, mi, −j ≤ m ≤ j Jˆ± |j, mi = ~ 1.3.2 Laplace Impulsmoment Hæve- og sænkeoperatorer 4= p (j ∓ m)(j ± m + 1)|j, m ± 1i Sfæriske koordinater 1 ∂2 r r ∂r2 ˆ 2 = −~2 L − h 1 ˆ2 L ~2 r 2 1 ∂ sin θ ∂θ ∂ sin θ ∂θ + ∂ Pˆr = −i~ 1r ∂r r ∂ ˆ Lz = −i~ ∂ϕ ˆ ± = ~e±iϕ i cot θ ∂ ± L ∂ϕ ∂ ∂θ 1 ∂2 sin2 θ ∂ϕ2 i ˆ ± Y ml = ~[l(l + 1) − ml (ml ± 1)]1/2 Y ml ±1 L l l 2 KOMMUTATORER 2 2.1 Kommutatorer Definition ˆ B] ˆ = AˆB ˆ −B ˆ Aˆ Kommutator [A, ˆ B} ˆ = AˆB ˆ +B ˆ Aˆ Antikommutator {A, 2.2 Kommutatoralgebra ˆ A] ˆ =0 [A, ˆ c] = 0 [A, ˆ B] ˆ = −[B, ˆ A] ˆ [A, ˆ B ˆ + C] ˆ = [A, ˆ B] ˆ + [A, ˆ C] ˆ [A, ˆ B ˆ C] ˆ = [A, ˆ B] ˆ Cˆ + B[ ˆ A, ˆ C] ˆ [A, ˆ C] ˆ = A[ ˆ B, ˆ C] ˆ + [A, ˆ C] ˆB ˆ [AˆB, ˆ B] ˆ † = [B ˆ † , Aˆ† ] [A, ˆ [B, ˆ C]] ˆ + [B, ˆ [C, ˆ A]] ˆ + [C, ˆ [A, ˆ B]] ˆ =0 [A, ˆ j [A, ˆ B] ˆ Aˆn−j−1 ˆ B ˆ n ] = Pn−1 B [A, j=0 ˆ = Pn−1 Aˆn−j−1 [A, ˆ B] ˆB ˆj [Aˆn , B] j=0 2.3 Sted og impuls Vigtige kommutatorer ˆ Pˆx ] = i~ [X, ˆ n , Pˆx ] = i~nX ˆ n−1 [X ˆ Pˆxn ] = i~nPˆxn−1 [X, ˆ ˆ Pˆx ] = i~ df (X) [f (X), ˆ dX Sæt j, k = x, y, z - s˚ a gælder: ˆ j , Pˆk ] = i~δjk [R ˆj , R ˆk ] = 0 [R [Pˆj , Pˆk ] = 0 7 2 KOMMUTATORER → − → − → − ˆ ˆ ˆ [ P , f ( R )] = −i~∇f ( R ) Impulsmoment ˆ x, L ˆ y ] = i~L ˆz [L ˆy, L ˆ z ] = i~L ˆx [L ˆz, L ˆ x ] = i~L ˆy [L ˆ L ˆ x] = 0 [X, ˆ L ˆ y ] = i~Zˆ [X, ˆ L ˆ z ] = −i~Yˆ [X, ˆ x] = 0 [Pˆx , L ˆ y ] = i~Pˆz [Pˆx , L ˆ ˆ z ] = −i~Pˆy [Px , L ˆ L ˆ 2 ] = i~(L ˆ y Zˆ + Zˆ L ˆy − L ˆ z Yˆ − Yˆ L ˆy) [X, ˆ 2 ] = i~(L ˆ y Pˆz + Pˆz L ˆy − L ˆ z Pˆy − Pˆy L ˆy) [Pˆx , L [Jˆx , Jˆy ] = i~Jˆz [Jˆy , Jˆz ] = i~Jˆx [Jˆz , Jˆx ] = i~Jˆy [Jˆ2 , Jˆk ] = 0 [Jˆ2 , Jˆ± ] = 0 [Jˆ+ , Jˆ− ] = 2~Jˆz [Jˆz , Jˆ± ] = ±~Jˆ± Andre [ˆ q , pˆ] = i [ˆ a, a ˆ† ] = 1 For harmonisk oscillator i 1 dimension: ˆ = ~ωˆ [ˆ a, H] a † ˆ [ˆ a , H] = −~ωˆ a† ˆ, a [N ˆ] = −ˆ a † ˆ [N , a ˆ ]=a ˆ† 8 3 DIRACNOTATION 2.4 9 Usikkerhedsrelation 1 ˆ ˆ ∆A∆B ≥ |h[A, B]i| 2 2.5 Egenskaber ˆ B] ˆ = • To observerbare er kompatible, hvis deres operatorer kommuterer, [A, 0 • Hvis to observerbare er kompatible, har deres operatorer et sæt fælles egentilstande • Kompatible observerbare kan m˚ ales samtidig med vilk˚ arlig præcision (det kan inkompatible ikke) 3 3.1 Diracnotation Definitioner Ket Bra Skalarprodukt Braket |mi hn| R hn|mi = ψn∗ ψm dx R hn|ˆ a|mi = hψn |ˆ a|ψm i = ψn∗ a ˆψm dx Fortolkning hφ|ψi kan fortolkes som sandsynligheden for, at hvis systemet først er i tilstand ψ og der foretages en m˚ aling, s˚ a er systemet i tilstand φ. 3.2 Algebra |ψi∗ = hψ| a|ψi∗ = a∗ hψ| |aψi = a|ψi haψ| = a∗ hψ| hφ|ψi∗ = hψ|φi hψ|a1 ψ1 + a2 ψ2 i = a1 hψ|ψ1 i + a2 hψ|ψ2 i ha1 ψ1 + a2 ψ2 |ψi = a∗1 hψ1 |ψi + a∗2 hψ2 |ψi 4 SANDSYNLIGHED MM. 10 ha1 φ1 + a2 φ2 |b1 ψ1 + b2 ψ2 i = a∗1 b1 hφ1 |ψ1 i + a∗1 b2 hφ1 |ψ2 i + a∗2 b1 hφ2 |ψ1 i + a∗2 b2 hφ2 |ψ2 i hψ|ψi ≥ 0 (= 0 for |ψi = 0) Hvis tilstanden er normaliseret er hψ|ψi = 1 Schwarz: |hψ|φi|2 ≤ hψ|ψihφ|φi Trekantsulighed: p p p hψ + φ|ψ + φi ≤ hψ|ψi + hφ|φi Ortogonalitet: Hvis hψ|φi = 0 Ortonormalitet: hψ|φi = 0, hψ|ψi = hφ|φi = 1 4 4.1 Sandsynlighed mm. Usikkerhedsrelationer Generelt (∆a)2 (∆b)2 ≥ 14 hi[ˆ a, ˆb]i2 Heissenberg ∆p∆x ≥ 4.2 ~ 2 Sandsynlighed P (x, t)dx = |ψ(x, t)|2 dx ∗ ~ j(x) = − 2m ψ ∗ ∂ψ − ψ ∂ψ ∂x ∂x 4.3 Middelværdi Middelværdi og spredning R hai = hˆ ai = hψ|ˆ a|ψi = ψ ∗ a ˆψdx Hvis ikke normaliseret gælder hˆ ai = hψ|ˆ a|ψi hψ|ψi a ˆ a = ~i h[H, ˆ]i + h ∂ˆ i ∂t Tidsudvikling d hˆ ai dt Superposition Hvis a ˆψn = an ψn og Ψ = Ehrenfest m dtd hri = hpi d hpi = −h∇V i dt P cn ψn er hai = P |cn |2 an 5 POSTULATERNE Varians 11 (∆a)2 = ha2 i − hai2 hJˆx2 i = hJˆy2 i = 12 (hJˆ2 i − hJˆz2 i) = ~2 [j(j + 1) − m2 ] 5 Postulaterne Tilstand Et fysisk system er til enhver tid t specificeret ved en tilstandsvektor |ψ(t)i. En superposition af s˚ adanne er ogs˚ a en tilstand Observerbare ˆ hvis egenvektorer Til enhver observerbar A svarer en lineær hermitisk operator A, udgør en komplet basis M˚ aling M˚ aling kan repræsenteres ved at en operator Aˆ virker p˚ a en tilstand |ψ(t)i. Hvis m˚ alingen giver an er tilstanden umiddelbart efter givet ved en projektion p˚ a egenvektoren |ψn i, der svarer til an : |ψief ter = |ψn ihψn |ψ(t)i Spektre Sandsynligheden for et bestemt m˚ aleresultat er for diskrete spekre givet ved |hψn |ψi|2 Pn (an ) = hψ|ψi og for kontinuerte spektre ved 2 2 dP (a) = |ψ(a)| = R ∞ |ψ(a)| da hψ|ψi |ψ(a0 )|2 da0 −∞ Tidsudvikling Tidsudviklingen er givet ved den tidsafhængige Schr¨odingerligning ˆ i~ ∂|ψ(t)i = H|ψ(t)i ∂t 6 Schr¨ odinger og stationære tilstande Den tidsafhængige Schr¨odingerligning kan skrives i~ → ∂Ψ(− r , t) ~2 → → → =− 4Ψ(− r , t) + Vˆ (− r , t)Ψ(− r , t) ∂t 2m → → Antag tidsuafhængigt potential, Vˆ (− r , t) = Vˆ (− r ). Da f˚ as den tidsuafhængige Schr¨odingerligning: ~2 → − → → ˆ − 4 + V ( r ) ψ(− r ) = Eψ(− r) 2m Løsningerne til den tidsafhængige ligning bliver → → → Ψ(− r , t) = ψ(− r )e−iEt/~ = ψ(− r )e−iωt (E = ~ω) 7 SPEKTRUMTYPER Denne løsning er en stationær tilstand. Den generelle løsning bliver X iEn t → − → − Ψ( r , t) = cn ψn ( r ) exp − ~ n 7 Spektrumtyper 7.1 1 dimension Bundne tilstande Ubundne tilstande Partiklen kan ikke g˚ a til ±∞. I s˚ a fald er spektret diskret Blandede tilstande Paritet For nogle energiniveauer er partiklen bundet, for andre ubundet. Partiklen kan g˚ a mod ∞ eller −∞ eller begge. Ikke begge: Spektret er kontinuert, ingen egenværdier er degenererede Begge: Spektret er kontinuert, alle egenværdier er dobbelt degenererede Symmetrisk potential: V (−x) = V (x) Bundne egentilstande har enten lige eller ulige paritet: ψ(−x) = ±ψ(x) Degenereret spektrum: Egentilstande har ikke nogen given paritet 8 Potential For E > V0 Specifikke problemer 8.1 1 dimension 8.1.1 Potentialtrin Partiklen kommer fra venstre. 0 x<0 V (x) = V0 x > 0 ψ1 (x)e−iωt = Aei(k1 x−ωt) + Be−i(k1 x+ωt) x < 0 Ψ(x, t) = ψ2 (x)e−iωt = Cei(k2 x−ωt) x>0 B= C= R= T = k1 −k2 A k1 +k2 2k1 A k1 +k2 (k1 −k2 )2 (k1 +k2 )2 4k1 k2 (k1 +k2 )2 κ = k2 /k1 = (1−κ)2 (1+κ)2 4κ2 = (1+κ) 2 p = 1 − V0 /E 12 8 SPECIFIKKE PROBLEMER For E < V0 Ψ(x, t) = B= C= Aei(k1 x−ωt) + Be−i(k1 x+ωt) x < 0 0 Ce−k2 x e−iωt) x>0 k1 −ik20 A k1 +ik20 2k1 A k1 +ik20 R=1 0 P (x) = |C|2 e−2k2 x 8.1.2 Potentialbarriere Partiklen kommer fra venstre. 0 x<0 V0 0 ≤ x ≤ a Potential V = 0 x>a ψ1 (x) = Aeik1 x + Be−ik1 x x ≤ 0 ψ2 (x) = Ceik2 x + De−ik2 x 0 < x < a For E > V0 > 0 ψ(x) = ψ3 (x) = Eeik1 x x≥a p k1 = p2mE/~2 k2 = 2m(E − V0 )/~2 Randbetingelser: ψ1 (0) = ψ2 (0) dψ1 (0) 2 (0) = dψdx dx ψ2 (a) = ψ3 (a) dψ2 (a) 3 (a) = dψdx dx For E > (V0 < 0) E = 4k1 k2 Ae−ik1 a [4k1 k2 cos(k2 a) − 2i(k12 + k22 ) sin(k2 a)]−1 h i−1 √ |E|2 2 1 T = |A| ε − 1) 2 = 1 + 4ε(ε−1) sin (λ p λ = a 2mV0 /~2 ε = E/V0 h i−1 √ R = 1 + sin4ε(ε−1) 2 (λ ε−1) i−1 h √ 1 sin2 (λ ε + 1) T = 1 + 4ε(ε+1) p λ = a 2m|V0 |/~2 13 8 SPECIFIKKE PROBLEMER For E < V0 ε = E/|V0 | ψ1 (x) = Aeik1 x + Be−ik1 x x ≤ 0 ψ2 (x) = Cek2 x + De−k2 x 0 < x < a ψ(x) = ψ3 (x) = Eeik1 x x≥a k12 = 2mE/~2 k22 = 2m(E − V0 )/~2 i−1 h √ 2 1 T = 1 + 4ε(1−ε) sinh (λ 1 − ε) p λ = a 2mV0 /~2 ε = E/V0 R= T 4ε(1−ε) √ sinh2 (λ 1 − ε) 8.1.3 Asymmetrisk potential Uendelig brønd ∞ x<0 0 0≤x≤a V (x) = ∞ x>a En = ~2 2 k 2m n ψn (x) = Symmetrisk potential q = 2 a ~2 π 2 2 n ,n 2ma2 sin nπ x a = 1, 2, 3, . . . , n = 1, 2, 3, . . . q P −in2 E t/~ P ∞ 2 nπ −iEn t/~ 1 Ψ(x, t) = ∞ ψ (x)e = n=1 n n=1 sin a x e a ∞ x < −a/2 0 −a/2 ≤ x ≤ a/2 V (x) = ∞ x > a/2 q 2 q cos(nπx/a) n = 1, 3, 5, . . . a 2 nπ q ψn = a sin a (x + a/2) = 2 sin(nπx/a) n = 2, 4, 6 . . . a 8.1.4 Potential For E > V0 Endelig brønd V0 x < −a/2 0 −a/2 ≤ x ≤ a/2 V (x) = V0 x > a/2 Endelig reflektionskoefficient, oscillation i alle tre omr˚ ader For 0 < E < V0 k1 = p 2m(V0 − E)/~2 14 8 SPECIFIKKE PROBLEMER k2 = 2 d dx2 d2 dx2 d2 dx2 15 p 2mE/~2 − k12 ψ1 (x) = 0, x < −a/2 + k22 ψ2 (x) = 0, −a/2 ≤ x ≤ −a/2 − k12 ψ1 (x) = 0, x > a/2 ψ1 (x) = Aek1 x , x < −a/2 B cos(k2 x) symmetrisk ψ2 (x) = C sin(k2 x) antisymmetrisk ψ3 (x) = De−k1 x , x > a/2 8.1.5 Potential Harmonisk oscillator V = 12 mω 2 x2 ˆ = Pˆ 2 + 1 mω 2 X ˆ 2 = ~ω N ˆ+1 H 2m 2 2 † ˆ N =a ˆa ˆ En = n + 1 2 ~ω ψ0 (x) = √√1 πx0 exp ψn (x) = √√ 1 ∆x = ∆p = q q x2 − 2x 2 0 1 π2n n! mω 2 ˆ 2 |ni hn|X 2 = n+1/2 x0 + 1) m~ω (2n 2 + 1) p ~/(mω) 2 d n x x − x20 dx exp − 2x 2 = √√ 1 hn|Pˆ 2 |ni 2m ~ (2n 2mω , x0 = 0 2 2 1 e−x /2x0 Hn n π2 n!x0 ˆ = 12 hn|H|ni (virialsætningen) ∆x∆p = (n + 1/2)~ ≥ ~/2 De første 6 egenenergier og -tilstande x x0 8 SPECIFIKKE PROBLEMER n 0 1 2 3 4 5 En ~ω/2 3~ω/2 5~ω/2 7~ω/2 9~ω/2 11~ω/2 8.2 16 ψn 2 A0 e−ξ /2 2 A1 2ξe−ξ /2 2 A2 (4ξ 2 − 2)e−ξ /2 2 A3 (8ξ 3 − 12ξ)e−ξ /2 2 A4 (16ξ 4 − 48ξ 2 + 12)e−ξ /2 2 5 A5 (32ξp − 160ξ 3 + 120ξ)e−ξ /2 √ An = 2n n! π ξ 2 = mω x2 ~ 3 dimensioner 8.2.1 Impulsmoment, spherical harmonics ˆ 2 |l, mi = ~2 l(l + 1)|l, mi L ˆ z |l, mi = ~m|l, mi L hθ, ϕ|l, mi = Ylm (θ, ϕ) ˆ 2 Ylm (θ, ϕ) = ~2 l(l + 1)Ylm (θ, ϕ) L ˆ z Ylm (θ, ϕ) = m~Ylm (θ, ϕ) L ˆ ± Ylm (θ, ϕ) = ~ L p l(l + 1) − m(m ± 1)Ylm±1 (θ, ϕ) q (l−m)! m Ylm (θ, ϕ) = (−1)m 2l+1 P (cos θ)eimϕ (m ≥ 0) 4π (l+m)! l q l dl−m 2l+1 (l+m)! imϕ 1 e sinm θ d(cos Ylm (θ, ϕ) = (−1) (sin θ)2l (m ≥ 0) 4π (l−m)! 2l l! θ)l−m [Ylm (θ, ϕ)]∗ = (−1)m Yl,−m (θ, ϕ) Ylm (θ, ϕ) Y00 (θ, ϕ) = Y10 (θ, ϕ) = √1 q4π 3 4π cos θ q 3 ±iϕ e sin θ Y1,±1 (θ, ϕ) = ∓ 8π q 5 Y2,0 (θ, ϕ) = 16π (3 cos2 θ − 1) q 15 ±iϕ Y2,±1 (θ, ϕ) = ∓ 8π e sin θ cos θ q 15 ±2iϕ e sin2 θ Y2,±2 (θ, ϕ) = ∓ 32π Ylm (x, y, z) Y00 (x, y, z) = Y10 (x, y, z) = √1 q4π 3 z 4π r q 3 x±iy Y1,±1 (x, y, z) = ∓ 8π r q 5 3z 2 −r 2 Y2,0 (x, y, z) = 16π r2 q 15 (x±iy)z Y2,±1 (x, y, z) = ∓ 8π r2 q 2 15 x −y 2 ±2ixy Y2,±2 (x, y, z) = ∓ 32π r2 8 SPECIFIKKE PROBLEMER 8.2.2 17 Kartesiske koordinater ~2 Schr¨odinger − 2m ∇2 Ψ(x, y, z, t) + Vˆ (x, y, z, t)Ψ(x, y, z, t) = i~ ∂Ψ(x,y,z,t) ∂t Antag tidsuafhængigt potential Separation Fri partikel Ψ(x, y, z, t) = ψ(x, y, z)e−iEt/~ Kassepotential Kubisk kasse Hvis V (x, y, z) = Vx (x) + Vy (y) + Vz (z) f˚ as separation →− − → ψ(x, y, z) = (2π)−3/2 eikx x eiky y eikz z = (2π)−3/2 ei k · r kx2 = 2mEx /~2 →2 ~2 − k E = Ex + Ey + Ez = 2m 0 0 < x < a, 0 < y < b, 0 < z < c V (x, y, z) = ∞ ellers q 8 ψnx ,ny ,nz (x, y, z) = abc sin(nx πx/a) sin(ny πy/b) sin(nz πz/c) 2 2 2 2 n nx n2z y π Enx ,ny ,nz = ~2m + + a2 b2 c2 a=b=c=A ~2 π 2 2 2 2 Enx ,ny ,nz = 2mA 2 (nx + ny + nz ) Anisotropisk harmonisk oscillator Enx ,ny ,nz /E1 (xn , ny , nz ) Degenerering, gn 3 (111) 1 6 (211),(121),(112) 3 9 (221),(212),122) 3 11 (311),(131),(113) 3 12 (222) 1 14 (321),(312),(231),(213),(132),(123) 6 ˆ 2 + 1 mωy2 Yˆ 2 + 1 mωz2 Zˆ 2 Vˆ (ˆ x, yˆ, zˆ) = 12 mωx2 X 2 2 Enx ,ny ,nz = Enx + Eny + Enz = (nx + 1/2)~ωx + (ny + 1/2)~ωy + (nz + 1/2)~ωz ψ er produktet af de tre en-dimensionale harmoniske oscillatorer Isotropisk harmonisk oscillator (ωx = ωy = ωz = ω) Enx ,ny ,nz = (nx + ny + nz + 3/2)~ω Degenerering gn = (n + 1)(n + 2)/2 n 0 1 2 3 2En /(~ω) 3 5 7 9 (nx , ny , nz ) (000) (100),(010),(001) (200),(020),(002),(110),(101),(011) (300),(030),(003),(210),(201),(021) (120),(102),(012),(111) gn 1 3 6 10 9 HYDROGENLIGNENDE ATOMER 8.3 Sfæriske koordinater 8.3.1 Fri partikel Se ogs˚ a Liboff, s.424 Fri partikel ∂ pˆr = −i~ 1r ∂r r 2 ∇2 ~ ˆ =− H = 2m pˆ2r 2m ˆ2 L + 2mr 2 ˆ2 L 1 2 Schr¨odinger: 2m pˆr + r2 ϕklm = Eklm ϕklm ϕklm (r, θ, φ) = jl (kr)Ylm (θ, φ) 2 2 Ek = ~2mk 8.3.2 Centralt potential Sfærisk æske 0 r<a → − V ( r ) = V (r) = m ∞ r>a xln r ϕnlm = jl a Yl (θ, φ) Enl = 9 ~2 x2ln 2ma2 Hydrogenlignende atomer 2 Schr¨odinger ~ − 2µ ∇2 Ψnlm − Reduceret masse Egenfunktioner µ= Ze2 Ψ 4πε0 r nlm = En Ψnlm me mkerne me +mkerne 1/2 Ψnlm = (n−l−1)! 2n(n+l)! a = mµe aZ0 2 3/2 an m xl e−x/2 L2l+1 n−l−1 Yl (θ, φ) 2 ε0 h a0 = πm 2 ee 2r x = an Pn−l−1 L2l+1 n−l−1 = k=0 Energi 4 (l+n)!(−x)k (2l+1+k)!(n−l−1−k)!k! 2 En = − 8εµe2 hZ2 n2 0 Middelværdier hri = a2 (3n2 − l(l + 1)) 2 2 hr2 i = a 2n (5n2 + 1 − 3l(l + 1)) h1/ri = an1 2 2 h1/r2 i = (2l+1)n 3 a2 Tilladte kvantetal n = 1, 2, 3, . . . 18 10 SPIN 19 l = 0, 1, 2, . . . , (n − 1) m = 0, ±1, ±2, . . . , ±l Udvalgsregler ∆n 6= 0 ∆l = ±1 ∆m ∈ {−1, 0, 1} Bølgefunktioner Ψ100 = a−3/2 −r/a e π 1/2 a−3/2 2 − ar e−r/2a 4(2π)1/2 a−3/2 r −r/2a Ψ210 = 4(2π) cos θ 1/2 a e −3/2 Ψ21±1 = ∓ a8π1/2 ar e−r/2a sin θe±iφ Ψ200 = 2 a−3/2 27 − 18 ar + 2 ar 2 e−r/3a 81(3π)1/2 1/2 −3/2 Ψ310 = 2 81πa1/2 6 − ar ar e−r/3a cos θ a−3/2 6 − ar ar e−r/3a sin θe±iφ Ψ31±1 = ∓ 81π 1/2 a−3/2 r2 −r/3a Ψ320 = 81(6π) (3 cos2 θ − 1) 1/2 a2 e a−3/2 r2 −r/3a Ψ32±1 = ∓ 81π sin θ cos θe±iφ 1/2 a2 e a−3/2 r2 −r/3a Ψ32±2 = 162π sin2 θe±2iφ 1/2 a2 e Ψ300 = 10 Spin 0 1 Paulimatricer σ1 = 1 0 0 −i σ2 = i 0 1 0 σ3 = 0 −1 1 0 I= 0 1 Antikommutation{σi , σj } = σi σj + σj σi = 2δij I Cyklisk permutation Spinmatricer σi σj = iσk σi2 = I 0 1 ~ Sˆx = 2 1 0 0 −i Sˆy = ~2 i 0 10 SPIN Sˆz = Egenværdier Egenvektorer ~ 2 20 1 0 0 −1 λ = ± ~2 αx = √1 2 βx = √1 2 αy = √1 2 βy = √1 2 αz = √1 2 βz = √1 2 1 (spin op i x-retningen) 1 1 (spin ned i x-retningen) −1 1 (spin op i y-retningen) i 1 (spin ned i y-retningen) −i 1 (spin op i z-retningen) 0 0 (spin ned i z-retningen) 1 → − ˆ2 Sammensætning J i |ji , mi i = ji (ji + 1)~2 |ji , mi i Jˆiz |ji , mi i = mi ~|ji , mi i 2 Sˆtot = (Sˆ1 + Sˆ2 )2 Sˆtot,z = S1z + S2z Antal tilstande = 2s + 1, −s ≤ ms ≤ s | ↑↓i = 12 ((| ↑↓i + | ↓↑i) + (| ↑↓i − | ↓↑i)) Hvem og hvad? Bosoner heltalligt spin, fermioner halvtalligt spin. Liboff tabel 11.3 Spinbølgefunktioner for to elektroner i koblet repræsentation: Spinkombination Bølgefunktion ξ = |s1 s2 smi (1) ↑1 ↑2 ξ1 = α1 α2 (0) ↑1 ↓2 + ↓1 ↑2 ξ1 = √12 (α1 β2 + β1 α2 ) ↓1 ↓2 ↑1 ↓2 − ↓1 ↑2 (−1) ξ1 = β1 β2 (0) ξ0 = √12 (α1 β2 − β1 α2 ) s1 s2 s m 1 2 1 2 1 2 1 2 1 2 1 2 1 2 1 2 1 1 1 0 1 0 -1 0 11 SPECIELLE FUNKTIONER 11 21 Specielle funktioner 11.1 Hermitiske polynomier H0 (y) = 1 H1 (y) = 2y H2 (y) = 4y 2 − 2 H3 (y) = 8y 3 − 12y H4 (y) = 16y 4 − 48y 2 + 12 Hn+1 (y) = 2yHn (y) − 2nHn−1 (y) 11.2 Legendrepolynomier Løsning til 1 d sin θ dθ d(Θlm (θ)) sin θ dθ m2 + l(l + 1) − Θlm (θ) = 0 sin2 θ F˚ ar Θlm (θ) = Clm Plm (cos θ) Plm (x) = (1 − x2 )|m|/2 d|m| Pl (x) dx|m| 1 dl 2 (x − 1)l 2l l! dxl s 2l + 1 (l − m)! = (−1)m 2 (l + m)! Pl (x) = Clm Se Liboff, s.373 for stor tabel. Her en lille tabel. Legendrepolynomium P0 (cos θ) = 1 P1 (cos θ) = cos θ P2 (cos θ) = (3 cos2 θ − 1)/2 P3 (cos θ) = (5 cos3 θ − 3 cos θ)/2 P4 (cos θ) = (35 cos4 θ − 30 cos2 θ + 3)/8 P5 (cos θ) = (63 cos5 θ − 70 cos3 θ + 15 cos θ)/8 11.3 j0 (x) = j1 (x) = j2 (x) = Sfæriske Besselfunktioner sin x x sin x x − cos x2 x 3 − x1 sin x x3 − 3 x2 cos x Associeret Legendrepolynomium P11 (cos θ) = sin θ P21 (cos θ) = 3 cos θ sin θ P22 (cos θ) = 3 sin2 θ P31 (cos θ) = 3 sin θ(5 cos3 θ − 1)/2 P32 (cos θ) = 15 sin2 θ cos θ P33 (cos θ) = 15 sin3 θ 12 FRA FYSIK312 (FOR OS ABER) 12 22 Fra Fysik312 (for os aber) 12.1 Tensorer 12.1.1 Udtrykt ved stedkoordinater (0) T0 = − 13 (x2 + y 2 + z 2 ) = − 13 r2 (1) T0 = z (1) T1 = − √12 (x + iy) (1) T−1 = (2) T2 = (2) T−2 = (2) T1 = (2) T−1 (2) T0 = = 12.1.2 √1 (x − iy) 2 1 (x + iy)2 2 1 (x − iy)2 2 − √12 z(x − iy) hvis [x, y] = [y, z] = √1 z(x − iy) hvis [x, y] = [y, z] = 0 2 √1 (2z 2 − x2 − y 2 ) = √1 (3z 2 − r 2 ) 6 6 0 Stedkoordinater udtrykt ved tensorer (1) (1) √1 (T −1 − T1 ) 2 (1) (1) y = √i2 (T−1 + T1 ) (1) z = T0 (2) (2) (2) (0) x2 = 12 (T2 + T−2 ) − √16 T0 − T0 hvis [x, y] = [y, z] = 0 (2) (2) (2) (0) y 2 = − 12 (T2 + T−2 ) − √16 T0 − T0 hvis [x, y] = [y, z] = (2) (0) z 2 = √26 T0 − T0 hvis [x, y] = 0 (2) (2) xy = 2i1 (T2 − T−2 ) hvis [x, y] = 0 (2) (2) zy = √i2 (T1 + T−1 ) hvis [z, y] = 0 (2) (2) zx = 12 (T−1 − T1 ) hvis [z, x] = 0 (2) (2) x2 − y 2 = T2 + T−2 x= 12.2 0 Udvalgsregler Sfærisk potential V (r) giver egentilstande |nlmi. Vi skal afgøre, hvorn˚ ar hn0 l0 m0 |nlmi nødvendigvis er = 0 n˚ ar systemet perturberes med en operator W . • Regel 1: Paritet. 4l lige hvis W er lige (har positiv paritet). 4l ulige hvis W er ulige (har negativ paritet). NB - nogle operatorer er hverken lige eller ulige. 12 FRA FYSIK312 (FOR OS ABER) 23 (k) • Regel 2: Oversæt operator (W ) til tensor: W → Tq . 4m = q ved WignerEckhart (3.10.31). • Regel 3: |4l| ≤ k ved Wigner-Eckhart (3.10.22) • Sammenfat resultaterne fra de tre regler. Overtrædelse betyder, at hn0 l0 m0 |nlmi = 0 12.3 Perturbationsteori 12.3.1 Statisk, ikke degenereret H0 → H0 + V Til H0 svarer egenværdier En0 og egentilstande |ψn0 i Problem: Find første ordens korrektion til En0 . Løsning gEn1 = hψn0 |gV |ψn0 i (note (18)). 0 Problem: Find første ordens korrektion P til |ψn0 i. Løsning: Definer Vmn = hψm |V |ψn0 i. 0 mn Første ordens korrektion er da |ψn1 i = m6=n E 0V−E 0 |ψm i (note (21)). n m P |2 Problem: Find anden ordens korrektion til En0 . Løsning: En2 = m6=n E|V0mn 0 (note n −Em (27)) . 12.3.2 Statisk, degenereret (0) (0) (0) H0 er degenereret med degeneracy dn for egenværdi n: H0 |ni i = En |ni i, i = 1, . . . , dn H0 → H = H0 + V , giver splitting af disse degenerationer: H|ni i = En,i |ni i, i = 1, . . . , dn (0) Problem: Find første ordens korrektion til Ei . Løsning: Nedskriv matricen A = (0) (0) (1) hni |V |nj i (den er dn × dn ). Find egenværdier for A. Disse udgør Ei , alts˚ a første ordens korrektionerne. (0) Problem: Find nulte ordens korrektion til egentilstande |ni i. Løsning: Nedskriv A P som ovenfor og find egenvektorer for A. Nulte ordens korrektion er da (0) (0) n |li i = dj=1 cij |nj i. 12.3.3 Tidsafhængig H0 → H0 + V (t) Antag, at |ψ(t0 )i = e−iEk t0 /~ |ki E (0) −E (0) Definer ωlk = l ~ k (0) (0) Definer Vlk (t) = P hEl |V (t)|Ek i Da er |ψ(t)iI = l cl (t)|li (i Interaction picture), hvor cl f˚ as fra TDP: 12 FRA FYSIK312 (FOR OS ABER) 24 Rt clk = t0 eiωlk (s−t0 ) Vlk (s)ds P I Schr¨odinger picture f˚ as |ψ(t)iS = e−iH0 t/~ |ψ(t)iI = l clk (t)e−iEl t/~ |li Pk→l,k6=l (t, t0 ) = ~12 |clk |2 NB bemærk ovenfor, at l 6= k. Husk at være opmærksom p˚ a singulariteter. TDP er kun gyldig for sm˚ a perturbationer og muligvis ogs˚ a kun for kort tid.