Пред.
След.
Макеты страниц
Распознанный текст, спецсимволы и формулы могут содержать ошибки, поэтому с корректным вариантом рекомендуем ознакомиться на отсканированных изображениях учебника выше Также, советуем воспользоваться поиском по сайту, мы уверены, что вы сможете найти больше информации по нужной Вам тематике ДЛЯ СТУДЕНТОВ И ШКОЛЬНИКОВ ЕСТЬ
ZADANIA.TO
Для квантовой механики вяжно обобщение спектральной теоремы на неограниченные операторы. Неограниченные операторы (за несущественным исключением) не могут быть определены на всем пространстве $\mathscr{K}$. Задание неогравиченного оператора всегда подразумевает и описание области его определения. Пусть $X$-оператор с областыо определения $\mathscr{D}(X)$. Он называется симметринным, если соответствующая полуторалинейная форма эрмитова на $\mathscr{D}(\boldsymbol{X})$ : Оператор $X$ с плотной областью определения называется самосопрялсенным, если $X=X^{*}$, т. е. $\mathscr{D}\left(X^{*}\right)=\mathscr{T}(X)$ и выполняется равенство (4.1). Иногда симметричный оператор $X$ можно расширить до самосопряженного. Если это можно сделать и притом единственным способом, то $X$ называется суцественно самосопрямсенным. Симметричный оператор, не имеющий симметричных расширений, называется максимальным. В качестве примера рассмотрим оператор $P_{+}=i^{-1} \frac{d}{d x}$ в пространстве $\mathscr{L}^{2}(0, \infty)$ с областью определения Тогда где $P_{\psi}^{*}=i^{-1} \frac{d}{d x}$ с областыо определения Таким образом, $P_{+} \subset P_{+}^{*}, P_{+} С другой стороны, оператор $P=i^{-1} \frac{d}{d x}$ в $\mathscr{L}^{2}(-\infty, \infty)$ с областью определения как будет показано ниже, является самосопряженным. Примером существенно самосопряженного оператора может служить сужение этого оператора на финитные бесконечно дифференцируемые функции. Рассмотрим теперь интеграл типа (3.6), где $E(d \lambda)$ проиявольное ортогональное ралложение единишы на прямой. Теперь нельзя ожидать, чтобы интеграл в правой части (3.8) сходился для всех $\psi \in \mathscr{C}$, однако он заведомо сходится, если $\Psi$ принадлежит подпространству Можно показать, что $\mathscr{D}$ плотно в $\mathscr{Z}$ и эрмитова форма (3.7) определяет самосопряженный оператор $X$ с $\mathscr{V}(X)=$ $=\mathscr{D}$, так что Последнее равенство показывает, почему должно быть $\mathscr{D}(X)=\mathscr{V}$. Теорема 4.1 (спектральная теорема для самосопряжевных операторов). Соотношения (4.4), (4.5) устанаяливают взаимно-однозначное соответствие между самосопряменными операторими и ортогональными разлоэсениями единицы в $\mathscr{K}$ (спектральными мерами). Рассмотрим (неограниченный) оператор $Q$ умножения на $x$ в $\mathscr{L}^{2}(-\infty, \infty)$ с пластью определения $\left\{\psi:\left.\int_{-\infty}^{\infty} x^{2} i \psi(x)\right|^{2} d x<\infty\right\}$. Для любых $\varphi, \psi \in \mathscr{D}(Q)$ выполняется $(\varphi \mid Q \psi)=\int x \overline{\varphi(x)} \Psi(x) d x=(Q \varphi \mid \psi)$, так что $Q$ симметричен. Для доказательства самосопряженности возьмем $\varphi \in \mathscr{D}\left(Q^{*}\right)$; тогда $\int x \bar{\psi} \psi d x$ является непрерывным функционалом от $\psi$ и по лемме Рисса — Фреше $\int x \Phi \psi d x=$ $=\int h \psi d x$, где $\int|h(x)|^{2} d x<\infty$. Отсюда $h=x \varphi$ и $\int|x \varphi(x)|^{2} d x<\infty$, так что $\varphi \in \mathscr{D}(Q)$ и $\mathscr{D}\left(Q^{*}\right)=\mathscr{D}(Q)$. Рассуждая как в случае конечного интервала в § 3 , находим его спектральную меру или, формально, В качестве следующего примера рассмотрим самосопряженный оператор $P=i^{-1} \frac{d}{d x}$ в $\mathscr{L}^{2}(-\infty, \infty)$. Этот оператор имеет континуальный набор формальных собственных векторов удовлетворяющий условиям ортогональности и полноты типа (3.12). Обозначая формальные собственные векторы через $\mid \eta$ ); $-\infty<\eta<\infty$, мы можем ожидать, что $P$ имеет спектральное разложение Для того чтобы придать этим рассуждениям точный смысл, рассмотрим преобразование Фурье Формально это можно записать как или же что согласуется с полученным формальным спектральным разложением оператора $P$. Отметим, что в обозначениях Дирака преобразование Фурье соответствует переходу от сбазиса $\{\mid \xi)\}$ к єбазису» $\{\mid \eta)\}$ : поскольку Все сказанное в § 3 о функциях эрмитовых операторов переносится с очевидными изменениями на функции самосопряженных операторов. Рассмотрим, в частности, преобразование Фурье спектральной меры оператора $X$ : Непосредственно проверяется, тто семейство $V_{t}=e^{t t x}$. $-\infty<t<\infty$, является еруппой унитарных операторов, T. e. Можно также показать, тто семейство операторов $\left\{V_{t}\right\}$ сильно непрерывно по $t$, т. е. что для любого $\psi$ формула определяет непрерывную кривую в гильбертовом пространстве $\mathscr{K}$. Более того, кривая (4.12) дифференцируема в $\mathscr{K}$ тогда и только тогда, когда $\psi \equiv \mathscr{D}(X) ; n р и$ этом $\psi_{t} \in \mathscr{D}(X)$ и Верно и обратное утверждение, известное как теорема Стоуна. Теорема 4.2. Всякая сильно (слабо) мепрерьвкая группа унитарных операторов имеет вид $V_{t}=e^{\text {it }}$, где $X$ однозначно определенный самосопряэсенный оператор. Оператор $X$ называется инфинитези мальным оператором группы $\left\{V_{t}\right\}$. Найдем группу $\left\{e^{t t P}\right\}$ в $\mathscr{L}^{2}(-\infty, \infty)$. Используя (4.10), (4.9), получаем Перейдем теперь к рассмотрению симметричных, но не обязательно самосопряженных операторов. Имеет место следующее обобщение теоремы 4.1. Теорема 4.3. Для плотно определенного симметричного оператора $X$ сунествует, вообще говоря, ме единственное разломсение единиць (спектральная мера) $M(d \lambda)$ такое, что Если эсе оператор $X$ максимален и өключение в первом соотношении заменяется на равенство, то $M(d \lambda)$ определяется по $\boldsymbol{X}$ однознанно. В качестве примера рассмотрим оператор $P_{+}$в пространстве $\mathscr{L}^{2}(0, \infty)$. Мы покажем, что его спектральная мера имеет вид где $\left|\eta_{+}\right|$-формальные собственные векторы оператора дифференцирования $\frac{1}{\sqrt{2 \pi}} e^{i \eta x} ;-\infty<\eta<\infty$, которые отличаются от $|\eta\rangle$ только тем, что аргумент $x$ меняется от 0 до $\infty$. Система $\left.\left\{\mid \eta_{t}\right)\right\}$, очевидно, удовлетворяет формальному условию полноты но не ортогонаљьна, так как Поэтому разложение единицы (4.15) не является ортогональным. Подобные системы называются в фнзнке кпереполненными». Разложение единицы (4.15) можно аккуратно определить с помощью формулы типа (4.8): где $\boldsymbol{\psi}$-указанное продолжение функции $\boldsymbol{\psi}$. Если $\boldsymbol{\psi} \in$ $\in \mathscr{V}\left(P_{+}\right)$, то $\tilde{\psi} \in \mathscr{V}(P)$, причем $P_{+\psi}=P \tilde{\psi}$. Поэтому откуда видно, что $M(d \eta)$ удовлетворяет соотношениям (4.14), характеризующим спектральную меру оператора $P_{+}$.
|
1 |
Оглавление
|