Autor:Mirosław Makowiecki Absolwent UMCS Fizyki Komputerowej Uniwersytetu Marii Curie-Skłodowskiej w Lublinie Email: miroslaw(kropka)makowiecki(małpa)gmail(kropka)pl Dotyczy: książki, do której należy ta strona, oraz w niej zawartych stron i w nich podstron, a także w nich kolumn, wraz z zawartościami. Użytkownika książki, do której należy ta strona, oraz w niej zawartych stron i w nich podstron, a także w nich kolumn, wraz z zawartościami nie zwalnia z odpowiedzialności prawnoautorskiej nieprzeczytanie warunków licencjonowania. Umowa prawna:Creative Commons: uznanie autorstwa, na tych samych warunkach, z możliwością obowiązywania dodatkowych ograniczeń. Autor tej książki dołożył wszelką staranność, aby informacje zawarte w książce były poprawne i najwyższej jakości, jednakże nie udzielana jest żadna gwarancja, czy też rękojma. Autor nie jest odpowiedzialny za wykorzystanie informacji zawarte w książce, nawet jeśli wywołaby jakąś szkodę, straty w zyskach, zastoju w prowadzeniu firmy, przedsiębiorstwa lub spółki bądź utraty informacji, niezależnie czy autor (a nawet Wikibooks) został powiadomiony o możliwości wystąpienie szkód. Informacje zawarte w książce mogą być wykorzystane tylko na własną odpowiedzialność.
Kwantowo mechaniczne równanie Diraca zostało otrzymane z pominięciem zasady konstrukcji równania własnego. Nade wszystko, to równanie otrzymaliśmy konstruując gęstość Lagrangianu, aby otrzymać później równanie Klieina-Gordona lub Diraca.
Pierwszym krokiem do mechaniki kwantowej było zastąpienie funkcji pędu i położenia przez ich operatory co to nazywamy pierwszą kwantyzacją. Metodą podaną przez Schwingera jest zastąpienie funkcji pola Φ i ich pochodne czasowe (w teorii Kliena-Gordona) lub ich sprzężenia (w teorii Diraca) przez ich odpowiednie operatory, tzn. , , których nazwijmy operatorami "położenia" i "pędu" (lub prędkości), tą procedurę nazywamy drugą kwantyzacją.
Przejście między klasycznym i kwantowym Hamiltonianem, a zasada wariacyjna Schwingera[edytuj]
Ideom mechaniki kwantowej jest prowadzenie pewnych operatorów w zamian za wielkości skalarne lub wektorowe w mechanice kwantowej, co wykorzystamy w metodzie kwantyzacji Schwingera.
W mechanice teoretycznej wprowadzono tożsamość na nawiasach Poissona (MT-8.22), dzięki której możemy udowodnić tożsamość, którą przestawimy wzorem (MT-8.28), które jeszcze raz tutaj powtórzymy:
(33.1)
W mechanice kwantowej jest podobny wzór (13.5), które jest to równania Ehrenfesta, które dla funkcji operatora piszemy jako pochodna zupełna tejże funkcji względem czasu:
(33.2)
gdzie: jest to hamiltonian (operator energii całkowitej układu lub cząstki) według mechaniki kwantowej.
Równania kwantowe propagacji operatora (33.2) można otrzymać z równań klasycznych propagacji funkcji F (33.1) poprzez podstawienie według zasady:
(33.3)
Jeśli mamy lagrangian, to utwórzmy o nie oznaczoną całkę działania według schematu:
(33.4)
Naapiszmy wariancję S podanej według definicji (33.4) rozpisując ją według przepisu:
(33.5)
Drugi wyraz ostatniej całki znika, bo zakładamy, że prawa fizyki są takie, że jest spełniona zasada najmniejszego działania Eulera-Lagrange'a, ten wyraz przedstawiamy:
(33.6)
We wzorze (33.5) drugi wyraz znika, bo zachodzi (33.6), a jego pierwszy wyraz nie znika, bo w mechanice kwantowej są to punkty ruchome, ponieważ w punktach końcowych i początkowych wariacja nie zeruje się nigdy, natomiast w mechanice klasycznej (po pominięciu efektów kwantowych) rozważana wariacja znika, tą naszą zasadę wariacji nazywamy kwantową zasadą wariacyjną Schwingera, to wyrażenie na wariację funkcjonału S przyjmuje dla naszego przypadku postać:
(33.7)
Ale funkcje patrząc na równania (33.5), a także na (33.7), są w postaci:
(33.8)
Policzmy dla dowolnej funkcji F(q) nawias Poissona:
(33.9)
Odpowiednikiem nawiasu Poissona według w mechanice kwantowej jest operator napisany jako , bo (33.3), zatem możemy napisać na postawie (33.9), ale kwantowo.
(33.10)
Jeśli , to według (33.10), korzystając przy okazji jednocześnie z komutacji operatorów współrzędnych położenia i pędu (7.6), możemy przejść do obliczeń na liczbach ogólnych:
(33.11)
A więc otrzymaliśmy tożsamość, tzn. doszliśmy do tego, że skrajnie lewa i skrajnie prawa strona wyprowadzenia (33.11) są sobie równe, a więc zasada (33.10) jest poprawnie skonstruowane.
Dla układu cząstek zachodzi operator w mechanice kwantowej (operatorowo):
(33.12)
A więc, jeśli , to wariacja funkcji F napisaną wzorem (33.10) jest napisana według praw mechaniki kwantowej dotyczące komutacji pewnych operatorów według obliczeń:
(33.13)
Napiszemy sobie funkcję Gp, która jest zdefiniowana w reprezentacji pędowej w analogii do Gq, którego to definiujemy w reprezentacji położeniowej podanych w punkcie (33.12):
(33.14)
A także podamy wzór na wariację operatora , którego definicja jest podana przy pomocy komutatora:
(33.15)
Udowodniając wzór (33.15) przy pomocy nawiasów Poissona według mechaniki klasycznej można wykazać:
(33.16)
Zamienimy nawias Poissona na komutator w (33.16), według zasady (33.3).
W ten sposób udowodniliśmy na podstawie (33.16), że wyrażenie (33.15) jest zupełną prawdą.
A teraz zdefiniujmy nowy operator , który można otrzymać z poprzednich operatorów , definiując go wedle:
(33.17)
Jeśli mamy funkcję F(pq), to jej wariację możemy zdefiniować wedle zasady:
(33.18)
Według mechaniki klasycznej na nawiasach Poissona, jeśli zdefiniujemy G (33.17), czyli jako sumę wyrażeń (33.12) i (33.14), to można przejść do właściwego sedna dowodu na nawiasach Poissona:
(33.19)
Ze wzoru (33.18) można przejść od wzoru (33.19) poprzez zastąpienie wyrażenia, który jest nawiasem Poissona jej odpowiednikiem kwantowym wedle zasady (33.3).
Jeśli w mechanice kwantowej zachodzi relacja , to możemy napisać:
(33.20)
Na podstawie dowodu (33.20) udowodniliśmy, że zachodzi tożsamość, według zasady (33.18) otrzymaliśmy czego się spodziewaliśmy.
Znając gęstość Lagrangianu policzymy czemu jest równy operator Schwingera w "pędowej" i "położeniowej" reprezentacji i policzymy komutatory będących kombinacją tychże wielkości według naszej zasady wariacyjnej.
Gęstość Lagrangianu z definicji gęstości lagrangianu dla teorii Kleina-Gordona, która jest napisana w punkcie (28.24), co jego definicję tutaj przepiszemy:
(33.21)
Napiszmy funkcjonał S, który jest całką z gęstości Lagrangianu (33.21) względem współrzędnych czasoprzestrzennych:
(33.22)
Policzmy wariacje funkcjonału δS według wzoru podanego w punkcie (33.22) wykorzystując przy tym definicję o pochodnej iloczynu:
(33.23)
Wykonajmy częściowe całkowanie drugiego wyrażenia, który jest przestawiony we wzorze wyrażenia w (33.23) poprzez części względem współrzędnych przestrzennych:
W powyższych obliczeniach wykorzystano, że wariacja δΦ w punktach końcowych znika względem współrzędnych przestrzennych.
Wykonajmy całkowanie przez części pierwszego wyrażenia w (33.23) względem czasu:
Mając dwa ostatnie obliczenia podstawmy je do wzoru (33.23), to otrzymujemy całkę działania z pewnej funkcji:
(33.24)
Pierwszy składnik sumy w (33.24) jest to równanie relatywistyczne mechaniki kwantowej (28.30) i dlatego według powyższej tożsamości po skorzystaniu z tychże omówień możemy powiedzieć:
(33.25)
gdzie funkcja pola "pędu" określamy jako pochodna cząstkowa funkcji "położenia" względem czasu:
(33.26)
W reprezentacji pędowej, podobnie jak w (33.25), definiujemy jako całkę z iloczynu funkcji położenia i wariacji funkcji "pędu" z dokładnością do stałej, którą jest odwrotność prędkości światła:
(33.27)
Zastępując funkcję Φ przez operator położenia , a Π przez operator pędu , otrzymujemy wzory na operatory i , których definicja jest przestawiona w postaci całkowania względem współrzędnych przestrzennych:
(33.28)
(33.29)
Mając operator Schwingera możemy napisać, że wariacja operatora jest równa wyrażeniu zbudowanej przy pomocy komutatora w sposób:
(33.30)
Policzmy wariancję kładąc , wiedząc że rolę współrzędnych spełnia operator , a pędu operator "pędu" , korzystając z faktu (33.28), a także (33.30), jeszcze będziemy wykorzystywać fakt, że operatory i są nawzajem przemienne.
(33.31)
Równość (33.31) jest spełniona gdy nasza funkcja podcałkowa jest wprost proporcjonalna do delty Diraca pomnożonej przez iloczyn prędkości światła, stałej Plancka i jednostki urojonej.
(33.32)
Możemy wykorzystać (33.32) i udowodnić stwierdzenie (33.31), który jest pewnym komutatorem, by dojść potem do tożsamości:
(33.33)
Zdefiniujemy nowy operator , który możemy przestawić jako sumę operatorów w reprezentacji położeniowej (33.28) i pędowej (33.29), jako:
(33.34)
Ogólnie mamy według zasady (33.18) możemy napisać wariację operatora , którego definicja jest:
(33.35)
Podstawiając za (33.28) i za (33.29) we (33.34), a także przyporządkujemy za funkcję operator położenia, czyli napiszemy jego definicję , na podstawie (33.35) możemy dojść do wniosku:
(33.36)
By tożsamość (33.36) była spełniona, to powinny być spełnione tożsamości na operatorach "położenia", a podobnie zachodzi na operatorach "pędu":
Całkę działania w teorii wariacyjnej możemy zapisać dla mechaniki kwantowej Diraca, jeśli skorzystamy przy tym z definicji gęstości Lagrangianu, którego definicji jest podana w punkcie (28.43) dla mechaniki kwantowej Diraca, naszą wspomnianą całkę działania przy pomocy tej ostatniej wielkości możemy przepisać w postaci:
(33.39)
Następnie policzmy wariację działania S względem funkcji własnej równania własnego Diraca zależnego od czasu, czyli funkcji ψ, korzystając z definicji funkcjonału (33.39):
(33.40)
Pierwszy składnik w (33.40) możemy rozpisać przy wykorzystaniu definicji operatora (28.37).
(33.41)
Dokonajmy całkowania pierwszej całki występujące w obliczeniach (33.41) poprzez całkowanie przez części:
(33.42)
Dokonajmy całkowania drugiej całki występujące w obliczeniach (33.41) przez części, zatem:
(33.43)
W obliczeniach na liczbach ogólnych wykorzystano, że znika w punkcie początkowym i końcowym dla krzywych mającej punkty końcowe stałe w przestrzeni, tylko krzywa pomiędzy tymi punktami może inaczej przebiegać.
Wyrażenie (33.41), przy pomocy obliczeń (33.42) i (33.43), piszemy:
(33.44)
Następnie wstawiamy wyrażenie (33.44) do wariancji funkcjonału (33.40), mamy:
(33.45)
Drugi wyraz w (33.45) jest równy zero według równania Diraca w mechanice kwantowej relatywistycznej (28.35), to powiemy, że zachodzą związki na funkcje skalarne na funkcję "pędu" i "położenia":
(33.46)
(33.47)
Operatorowo zastępując wielkości klasyczne jej wielkościami operatorowymi, tzn. zastępujemy ψ operatorem "pędu" a ψ+ operatorem "pędu" , wtedy możemy napisać operatory Schwingera, tzn. i , które są całkami zbudowanej na operatorach "pedu" i "położenia" względem współrzędnych położenia w czteroprzestrzeni:
(33.48)
(33.49)
Napiszmy operator Schwingera w następującej postaci przy definicjach odpowiedników operatorowych do (33.48) i (33.49), zatem:
(33.50)
Napiszmy zasadę wariacyjną w mechanice kwantowej Diraca przy pomocy operatora i definicji operatora podaną w punkcie (33.50):
(33.51)
Korzystając ze wzoru (33.18), który jest słuszny również tutaj przy definicji (33.50), i biorąc funkcje korzystając z założenia, że operatory oraz antykomutują ze sobą, wtedy można napisać z definicji funkcji operatorowej (33.50) wniosek:
(33.52)
We obliczeniach (33.52) zauważamy, że zachodzą wnioski antykomutacyjne na operatorach "pędu" i "położenia", to przepisy tychże antykomutatorów są:
(33.53)
(33.54)
Wtedy wyrażenie (33.52) przy pomocy (33.53) możemy napisać w celu dowodu tego ostatniego, że tak jest:
(33.55)
Dalej, gdy obierzemy inny operator , możemy dojść do następnych równań przy założeniu, że poniższe wyrażenie jest tożsamością:
(33.56)
W obliczeniach (33.56) nalezy wykorzystać warunek (33.54) i na jej podstawie wynika też tożsamość:
(33.57)
Własności operatorów kreacji i anihilacji, a pole Kleina-Gordona[edytuj]
Napiszmy rozwiązanie równania pola Kleina-Gordona i jego sprzężenie zespolone, przepisy ich są:
(33.58)
(33.59)
Wstawiamy równanie (33.58) do równania pola Kleina-Gordona (28.30) dla przestrzeni trójwymiarowej, otrzymujemy:
(33.60)
Założymy, że cząstka znajduje się w sześcianie o długości jakiegoś jednego bogu równym L.
Warunkami brzegowymi dla naszego przypadku są to przepisy zapisane jako:
(33.61)
(33.62)
(33.63)
Wszystkie te trzy warunki tzn. (33.61), (33.62) oraz (33.63) sprowadzają się do jednego równania dla współrzędnej j-tej wektora położenia dla j=1,2,3:
(33.64)
Wektor falowy, na podstawie obliczeń (33.64), możemy przestawić w postaci ogólnego wzoru przy pomocy trójki liczb całkowitych podanej też w tej linijce:
(33.65)
(33.66)
Rozwiązaniem równania Kleina-Gordona (28.30), możemy napisać w bazie na funkcjach (33.71), (33.72), przyjmuje postać:
(33.67)
Korzystając ze wzoru na "kwantowy pęd" (33.26), co możemy napisać wzór na "pęd" w zależności od położenia przestrzennego i czasu różniczkując (33.67) względem czasu, stąd:
(33.68)
W (33.67) i (33.68) uważaliśmy za pewne funkcje i jako pewne funkcje skalarne zależne od współrzędnych w czteroprzestrzeni, a teraz niech te funkcje uważajmy jako operatory, tzn.: jako oraz , którego definicję podamy najpierw dla operatora zapisanej według tożsamości (33.67) zastępując przy okazji b+ i b- przez operatory kreacji i anihilacji, i w ten sposób dostajemy wniosek:
(33.69)
A później dla operatora zapisanej według tożsamości (33.68) zastępując w nim przy okazji b+ i b- przez operatory kreacji i anihilacji by otrzymać:
(33.70)
Operator (33.69) mnożymy przez , a (33.70) przez jednostkę urojoną , następnie dodajemy i odejmujemy je od siebie, w ten sposób otrzymujemy następujący układ równań:
(33.71)
Pomnóżmy pierwszą równość układu równań (33.71) przez: , a drugą przez: , dalej scałkujemy te dwa równania otrzymując:
(33.72)
Przy obliczeniach (33.72) w celu wyprowadzenie wyrażeń na operatory kreacji i anihilacji skorzystaliśmy z własności:
Z układu równań (33.72) można otrzymać układ równań na operatory kreacji i anihilacji w zależności od operatorów "położenia" i "pędu" w postaci układu dwóch równań:
(33.73)
Policzmy teraz komutator korzystając z układu równań (33.73):
(33.74)
Wyznaczmy czemu jest równy komutator występujących we wyrażeniu (33.74), który przepiszemy i rozwiniemy poniżej:
(33.75)
Wyrażenie (33.74), które chcemy policzyć, przy pomocy obliczeń pomocniczych zapisanych w punkcie (33.75), do którego wykorzystamy tożsamości komutacyjne (33.32), (33.37) i (33.38), by potem policzyć komutator na operatorach anihilacji i kreacji:
(33.76)
Gdy założymy w obliczeniach (33.76), że mamy , to otrzymujemy tożsamość:
(33.77)
Ale gdy założymy w obliczeniach (33.76), że zachodzi: , to na pewno otrzymujemy:
(33.78)
Udowodniliśmy na podstawie dwóch otrzymanych równań, że ogólnie równanie łączące dwie tożsamości zapisanej powyżej, tzn. (33.77) i (33.78) dla dowolnego k i k', można zapisać według ogólnej zasady:
(33.79)
Następnie wyznaczmy komutator oparty tylko na operatorach anihilacji przy wykorzystaniu wzorów (33.73):
(33.80)
W obliczeniach w (33.80) wyznaczyliśmy komutator, którego definicja jest zapisana przy pomocy operatorów kreacji i anihilacji dla bozonów:
(33.81)
Następnie krokiem jest wyznaczenie wyrażenia oparte tylko na operatorach kreacji:
(33.82)
W obliczeniach w (33.82) wyznaczyliśmy komutator operatorów kreacji według przepisu: