Картинка Гейзенберга - Heisenberg picture

В физика, то Картинка Гейзенберга (также называемый Представительство Гейзенберга^[1]) является формулировкой (во многом благодаря Вернер Гейзенберг в 1925 г.) квантовая механика в которой операторы (наблюдаемые и другие) включают в себя зависимость от времени, но векторы состояния не зависят от времени, это произвольный фиксированный базис, прочно лежащий в основе теории.

Он контрастирует с Картина Шредингера в котором операторы постоянны, а состояния развиваются во времени. Эти две картинки отличаются только базисным изменением во временной зависимости, что соответствует разнице между активные и пассивные преобразования. Картина Гейзенберга - это формулировка матричная механика в произвольном базисе, в котором гамильтониан не обязательно диагонален.

Далее он служит для определения третьего, гибридного, изображения, картинка взаимодействия.

Математические детали

В гейзенберговской картине квантовой механики векторы состояния |ψ〉 Не меняются со временем, а наблюдаемые А удовлетворить

${\displaystyle {\frac {d}{dt}}A(t)={\frac {i}{\hbar }}[H,A(t)]+\left({\frac {\partial A}{\partial t}}\right)_{H},}$

куда ЧАС это Гамильтониан а [•, •] обозначает коммутатор двух операторов (в данном случае ЧАС и А). Принятие ожидаемых значений автоматически дает Теорема Эренфеста, представленные в принцип соответствия.

Посредством Теорема Стоуна – фон Неймана, картина Гейзенберга и картина Шредингера унитарно эквивалентны, просто изменение основы в Гильбертово пространство. В каком-то смысле Гейзенберг изображение более естественное и удобное, чем эквивалентное изображение Шредингера, особенно для релятивистский теории. Лоренц-инвариантность проявляется в картине Гейзенберга, поскольку векторы состояния не выделяют время или пространство.

Этот подход также имеет более прямое сходство с классическая физика: просто заменив коммутатор выше на Скобка Пуассона, то Уравнение Гейзенберга сводится к уравнению в Гамильтонова механика.

Эквивалентность уравнения Гейзенберга уравнению Шредингера

В целях педагогики здесь представлена ​​картина Гейзенберга из последующего, но более известного, Картина Шредингера.

В ожидаемое значение наблюдаемого А, что является Эрмитский линейный оператор, для данного состояния Шредингера |ψ(т)>, дан кем-то

${\displaystyle \langle A\rangle _{t}=\langle \psi (t)|A|\psi (t)\rangle .}$

В картине Шредингера состояние |ψ(т)>вовремя т связано с государством |ψ(0)〉 в момент времени 0 унитарным оператор эволюции во времени, U(т),

${\displaystyle |\psi (t)\rangle =U(t)|\psi (0)\rangle .}$

В картине Гейзенберга все векторы состояния считаются постоянными при своих начальных значениях |ψ(0)〉, тогда как операторы эволюционируют со временем согласно

${\displaystyle A(t):=U^{\dagger }(t)AU(t)\ .}$

Уравнение Шредингера для оператора временной эволюции имеет вид

${\displaystyle {d \over dt}U(t)=-{iH \over \hbar }U(t)}$

куда ЧАС гамильтониан и час это приведенная постоянная Планка.

Отсюда следует, что

${\displaystyle {\begin{aligned}{\operatorname {d} \over \operatorname {d} \!t}A(t)&={i \over \hbar }U^{\dagger }(t)HAU(t)+U^{\dagger }(t)\left({\frac {\partial A}{\partial t}}\right)U(t)+{i \over \hbar }U^{\dagger }(t)A(-H)U(t)\\&={i \over \hbar }U^{\dagger }(t)HU(t)U^{\dagger }(t)AU(t)+U^{\dagger }(t)\left({\frac {\partial A}{\partial t}}\right)U(t)-{i \over \hbar }U^{\dagger }(t)AU(t)U^{\dagger }(t)HU(t)\\&={i \over \hbar }\left(H(t)A(t)-A(t)H(t)\right)+U^{\dagger }(t)\left({\frac {\partial A}{\partial t}}\right)U(t),\end{aligned}}}$

где дифференцирование проводилось по правило продукта. Обратите внимание, что Гамильтониан которая появляется в последней строке выше, это гамильтониан Гейзенберга ЧАС(т), который может отличаться от гамильтониана Шредингера.

Важный частный случай приведенного выше уравнения получается, если Гамильтониан не меняется со временем. Тогда оператор эволюции во времени можно записать как

${\displaystyle U(t)=e^{-iHt/\hbar },}$

Следовательно,

${\displaystyle \langle A\rangle _{t}=\langle \psi (0)|e^{+iHt/\hbar }Ae^{-iHt/\hbar }|\psi (0)\rangle .}$

и,

${\displaystyle {\begin{aligned}{\operatorname {d} \over \operatorname {d} \!t}A(t)&={i \over \hbar }He^{iHt/\hbar }Ae^{-iHt/\hbar }+e^{+iHt/\hbar }\left({\frac {\partial A}{\partial t}}\right)e^{-iHt/\hbar }+{i \over \hbar }e^{+iHt/\hbar }A\cdot (-H)e^{-iHt/\hbar }\\&={i \over \hbar }e^{iHt/\hbar }\left(HA-AH\right)e^{-iHt/\hbar }+e^{+iHt/\hbar }\left({\frac {\partial A}{\partial t}}\right)e^{-iHt/\hbar }\\&={i \over \hbar }\left(HA(t)-A(t)H\right)+e^{+iHt/\hbar }\left({\frac {\partial A}{\partial t}}\right)e^{-iHt/\hbar }.\end{aligned}}}$

Здесь ∂А/∂т - производная по времени от начальной А, не А(т) оператор определен. Последнее уравнение выполняется, поскольку ехр (-я H t / ħ) ездит с ЧАС.

Уравнение решается А(т), определенного выше, что очевидно из использования стандартный идентификатор оператора,

${\displaystyle {e^{B}Ae^{-B}}=A+[B,A]+{\frac {1}{2!}}[B,[B,A]]+{\frac {1}{3!}}[B,[B,[B,A]]]+\cdots \ .}$

что подразумевает

${\displaystyle A(t)=A+{\frac {it}{\hbar }}[H,A]+{\frac {1}{2!}}\left({\frac {it}{\hbar }}\right)^{2}[H,[H,A]]+{\frac {1}{3!}}\left({\frac {it}{\hbar }}\right)^{3}[H,[H,[H,A]]]+\dots }$

Это соотношение справедливо и для классическая механика, то классический предел из вышеперечисленного, учитывая переписка между Скобки Пуассона и коммутаторы,

${\displaystyle [A,H]\quad \longleftrightarrow \quad i\hbar \{A,H\}}$

В классической механике для А без явной зависимости от времени,

${\displaystyle \{A,H\}={\frac {\operatorname {d} \!A}{\operatorname {d} \!t}}~,}$

так что снова выражение для А(т) - разложение Тейлора вокруг т = 0.

По сути, произвольный жесткий базис гильбертова пространства |ψ(0)〉 ускользнул из поля зрения и рассматривается только на последнем этапе получения конкретных математических ожиданий или матричных элементов наблюдаемых.

Коммутаторные отношения

Коммутаторные соотношения могут выглядеть иначе, чем в картине Шредингера, из-за временной зависимости операторов. Например, рассмотрим операторы Икс(т₁), Икс(т₂), п(т₁) и п(т₂). Временная эволюция этих операторов зависит от гамильтониана системы. Рассматривая одномерный гармонический осциллятор,

${\displaystyle H={\frac {p^{2}}{2m}}+{\frac {m\omega ^{2}x^{2}}{2}}}$ ,

эволюция операторов положения и импульса определяется выражением:

${\displaystyle {d \over dt}x(t)={i \over \hbar }[H,x(t)]={\frac {p}{m}}}$ ,

${\displaystyle {d \over dt}p(t)={i \over \hbar }[H,p(t)]=-m\omega ^{2}x}$ .

Еще раз дифференцируя оба уравнения и решая их с соответствующими начальными условиями,

${\displaystyle {\dot {p}}(0)=-m\omega ^{2}x_{0},}$

${\displaystyle {\dot {x}}(0)={\frac {p_{0}}{m}},}$

приводит к

${\displaystyle x(t)=x_{0}\cos(\omega t)+{\frac {p_{0}}{\omega m}}\sin(\omega t)}$ ,

${\displaystyle p(t)=p_{0}\cos(\omega t)-m\omega \!x_{0}\sin(\omega t)}$ .

Прямое вычисление дает более общие коммутаторные соотношения:

${\displaystyle [x(t_{1}),x(t_{2})]={\frac {i\hbar }{m\omega }}\sin(\omega t_{2}-\omega t_{1})}$ ,

${\displaystyle [p(t_{1}),p(t_{2})]=i\hbar m\omega \sin(\omega t_{2}-\omega t_{1})}$ ,

${\displaystyle [x(t_{1}),p(t_{2})]=i\hbar \cos(\omega t_{2}-\omega t_{1})}$ .

За ${\displaystyle t_{1}=t_{2}}$, можно просто восстановить стандартные канонические коммутационные соотношения, действующие на всех рисунках.

Сводное сравнение эволюции на всех картинках

Для независимого от времени гамильтониана ЧАС_S, куда ЧАС_{0, S} свободный гамильтониан,

Эволюция	Рисунок
из:	Гейзенберг	Взаимодействие	Шредингер
Кетское государство	постоянный	${\displaystyle |\psi _{I}(t)\rangle =e^{iH_{0,S}~t/\hbar }|\psi _{S}(t)\rangle }$	${\displaystyle |\psi _{S}(t)\rangle =e^{-iH_{S}~t/\hbar }|\psi _{S}(0)\rangle }$
Наблюдаемый	${\displaystyle A_{H}(t)=e^{iH_{S}~t/\hbar }A_{S}e^{-iH_{S}~t/\hbar }}$	${\displaystyle A_{I}(t)=e^{iH_{0,S}~t/\hbar }A_{S}e^{-iH_{0,S}~t/\hbar }}$	постоянный
Матрица плотности	постоянный	${\displaystyle \rho _{I}(t)=e^{iH_{0,S}~t/\hbar }\rho _{S}(t)e^{-iH_{0,S}~t/\hbar }}$	${\displaystyle \rho _{S}(t)=e^{-iH_{S}~t/\hbar }\rho _{S}(0)e^{iH_{S}~t/\hbar }}$

Смотрите также

• Обозначение Бра – Кет
• Картинка взаимодействия
• Картина Шредингера
• Уравнения Гейзенберга – Ланжевена
• Формулировка фазового пространства

Рекомендации

1. «Представительство Гейзенберга». Энциклопедия математики. Получено 3 сентября 2013.

• Коэн-Таннуджи, Клод; Бернар Диу; Фрэнк Лало (1977). Квантовая механика (Том первый). Пэрис: Вайли. С. 312–314. ISBN  0-471-16433-X.
• Альберт Мессия, 1966. Квантовая механика (Vol. I), английский перевод с французского Г. М. Теммера. Северная Голландия, John Wiley & Sons.
• Мерцбахер Э., Квантовая механика (3-е изд., John Wiley 1998) с. 430-1 ISBN  0-471-88702-1
• Л.Д. Ландо, Э. М. Лифшиц (1977). Квантовая механика: нерелятивистская теория. Vol. 3 (3-е изд.). Pergamon Press. ISBN  978-0-08-020940-1. Интернет-копия
• Р. Шанкар (1994); Принципы квантовой механики, Пленум Пресс, ISBN  978-0306447907.
• Дж. Дж. Сакураи (1993); Современная квантовая механика (Исправленное издание), ISBN  978-0201539295.

внешняя ссылка

• Педагогические пособия по квантовой теории поля Щелкните ссылку для гл. 2, чтобы найти обширное упрощенное введение в картину Гейзенберга.