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 § 23. Линейный осцилляторРассмотрим частицу, совершающую одномерные малые колебания (так называемый линейный осциллятор). Потенциальная энергия такой частицы равна где — в классической механике собственная частота колебаний. Соответственно этому, гамильтониан осциллятора
Поскольку потенциальная энергия обращается в бесконечность при , то частица может совершать лишь финитное движение. В соответствии с этим весь энергетический спектр осциллятора будет дискретным. Определим уровни энергии осциллятора с помощью матричного метода. Будем исходить из уравнений движения в форме (19,3); в данном случае они дают
В матричном виде это уравнение гласит:
Для матричных элементов ускорения имеем, согласно (11,8) , поэтому получаем
Отсюда видно, что равны нулю все матричные элементы за исключением тех, для которых Пронумеруем все стационарные состояния таким образом, чтобы частоты соответствовали переходам . Тогда отличными от нуля матричными элементами будут лишь Будем предполагать, что волновые функции выбраны вещественными. Поскольку есть величина вещественная, то такими же будут и все матричные элементы Условие эрмитовости (11,10) приводит теперь к тому, что матрица симметрична:
Для вычисления отличных от нуля матричных элементов координаты воспользуемся правилом коммутации
написав его в матричном виде
С помощью правила умножения матриц (11,12) имеем отсюда для
В этой сумме отличны от нуля только члены с что получаем
Из этого равенства заключаем, что величины образуют арифметическую прогрессию, неограниченную сверху, но непременно ограниченную снизу, так как в ней могут содержаться только положительные члены. Поскольку мы пока установили только относительное расположение номеров состояний , но не их абсолютные значения, то мы можем произвольно выбрать значение , соответствующее первому — нормальному — состоянию осциллятора. Положим его равным нулю. Соответственно этому, надо считать тождественно равным нулю, и последовательное применение уравнений (23,3) с приводит к результату;
Таким образом, окончательно получаем следующее выражение для отличчых от нуля матричных элементов координаты
Матрица оператора Н диагональна и матричные элементы представляют собой искомые собственные значения энергии осциллятора. Для их вычисления пишем
В сумме по I отличны от нуля только члены с ; подставляя (23,4), получаем
Таким образом, уровни энергии осциллятора расположены через равные интервалы . Энергия нормального состояния равна ; подчеркнем, что она оказывается отличной от нуля. Результат (23,5) можно получить и путем решения уравнения Шредингера. Это уравнение для осциллятора имеет вид
Здесь удобно ввести вместо координаты х безразмерную переменную согласно соотношению
Тогда получим уравнение
(Здесь штрих означает дифференцирование по ) При больших можно опустить по сравнению с уравнение имеет асимптотические интегралы (Дифференцирование этой функции действительно дает, при пренебрежении членами более низкого порядка по ) Поскольку волновая функция должна оставаться при конечной, то в показателе должен быть выбран знак минус. В связи с этим естественно сделать в уравнении (23,8) подстановку
Для функции получаем уравнение (вводим обозначение поскольку нам заранее известно, что , то (23,10) причем функция должна быть конечной при всех конечных , а при может обращаться в бесконечность не быстрее конечной степени (так, чтобы функция обращалась в нуль). Такие решения уравнения (23,10) существуют лишь при целых положительных (включая значение нуль) значениях числа (см. § а математических дополнений); это дает для энергии известные уже нам собственные значения (23,5). Соответствующие различным целым значениям решения уравнения (23,10) имеют вид
где — так называемые полиномы Эрмита, представляющие собой полиномы степени по , определяемые формулой (23,11) Определяя const так, чтобы функции удовлетворяли условию нормировки
получим (см. (а, 7))
Так, волновая функция нормального состояния есть
Как и следовало быть, она не имеет нулей при конечных х. Вычисляя интегралы можно определить матричные элементы координаты; такое вычисление приводит, разумеется, к тем же значениям (23,4). В заключение покажем, каким образом можно вычислить волновые функции матричным методом. Замечаем, что в матрицах операторов отличны от нуля только элементы (23,14) Исходя из общей формулы (11,11) и учитывая, что заключаем, что
После подстановки выражения получаем отсюда уравнение
нормированное решение которого есть (23,13). Далее, поскольку
получаем рекуррентную формулу
n-кратное применение которой к функции (23,13) приводит к выражению (23,12) для нормированных функций . Задачи1. Определить распределение вероятностей различных значений импульса для осциллятора. Решение. Вместо того чтобы разлагать волновую функцию стационарного состояния по собственным функциям импульса, в случае осциллятора проще исходить непосредственно из уравнения Шредингера в импульсном представлении. Подставляя в (23,1) оператор координаты (15,12) , получим гамильтониан в импульсном представлении
Соответствующее уравнение Шредингера на для волновой функции в импульсном представлении
Это уравнение — в точности такого же вида, как и (23,6); поэтому его решения могут быть написаны непосредственно по аналогии с (23,12). Таким образом, находим искомое распределение вероятностей в виде
2. Определить нижний предел для возможных значений энергии осциллятора с помощью соотношения неопределенности (16,7). Решение. Замечая, что и используя (16,7), имеем для среднего значения энергии осциллятора
Найдя минимальное значение этого выражения (как функция от ), получим нижний предел для средних, а потому и для всех вообще возможных значений энергии: 3. Найти волновые функции состояний линейного осциллятора, минимизирующих соотношение неопределенностей, т. е. состояний, в которых средние квадратичные флуктуации координаты и импульса в волновом пакете связаны равенством (Е. Schrodtnger, 1926) . Решение. Искомые волновые функции должны иметь вид
Их координатная зависимость в каждый данный момент времени соответствует формуле (16,8), причем — средние значения координаты и импульса; согласно (19,3) для линейного осциллятора имеем а потому и для средних значений или
т. е. функция удовлетворяет классическому уравнению движения. Постоянный коэффициент в (1) определяется условием нормировки помимо этого множителя Р может содержать еще фазовый множитель с зависящей от времени фазой Неизвестные постоянная и функция определяются подстановкой (1) в волновое уравнение
С учетом (2) подстановка дает
Отсюда находим и затем
Таким образом, окончательно
При эта функция переходит в — волновую функцию основного состояния осциллятора. Средняя энергия осциллятора в когерентном состоянии
введенная здесь величина есть среднее «число квантов» в данном состоянии. Мы видим, что когерентное состояние полностью определяется заданием той или иной зависимости удовлетворяющей классическому уравнению (2), Общий вид такой зависимости можно записать в виде
Функция (3) может быть разложена по волновым функциям стационарных состояний осциллятора
Коэффициенты этого разложения
Отсюда вероятность осциллятору находиться в состоянии
т. е. дается известным распределением Пуассона. 4. Определить уровни энергии для частицы, движущейся в поле с потен циальной энергией
(рис. 3, Ph. Morse, 1929). Решение. Спектр положительных собственных значений энергий — непрерывен (причем уровни не вырождены), а спектр отрицательных значений — дискретен.
Рис. 3 Уравнение Шредингера гласит:
Вводим новую переменную
(пробегающую значения от 0 до ) и обозначения (рассматриваем дискретный спектр, так что
Тогда уравнение Шредингера приобретает вид
При функция ведет себя асимптотически как а при функция пропорциональна Из соображений конечности должно быть выбрано решение, ведущее себя как при и как при . Делаем подстановку
и получаем для w уравнение
которое должно быть решено при условиях: w конечно при а при обращается в бесконечность не быстрее конечной степени . Уравнение (2) есть уравнение вырожденной гипергеометрической функции (см. § d математических дополнений)
Решение, удовлетворяющее требуемому условию, получается при целом неотрицательном (причем функция F сводится к полиному). Согласно определениям (1) получаем, следовательно, для уровней энергии значения
где пробегает целые положительные значения, начиная от нуля и до наибольшего значения, при котором еще
(так что параметр s, в соответствии с его определением, положителен). Таким образом, дискретный спектр содержит ограниченный ряд уровней. Если
то дискретный спектр вообще отсутствует.
Рис. 4 5. То же при (рис. 4). Решение. Спектр положительнык энергий непрерывен, а отрицательных — дискретен; рассматриваем последний. Уравнение Шредингера
Делаем замену переменной и, вводя обозначения
получаем
Это — уравнение обобщенных функций Лежандра. Приводим его к гипергеометрическому виду подстановкой
и временной заменой переменной
Решение, конечное при (т. е. при ), есть
Для того чтобы оставалось конечным и при (т. е. при ), должно быть , где (тогда F есть полином степени , конечный при Таким образом, уровни энергии определяются условием откуда
Имеется конечное число уровней, определяемое условием .
|
1 |
Оглавление
|