Матричная механика - Matrix mechanics

Матричная механика формулировка квантовая механика создан Вернер Гейзенберг, Макс Борн, и Паскуаль Джордан в 1925 году. Это была первая концептуально автономная и логически последовательная формулировка квантовой механики. Его счет квантовые скачки вытеснил Модель Бора с электронные орбиты. Он сделал это, интерпретируя физические свойства частиц как матрицы которые развиваются во времени. Это эквивалентно Формулировка волны Шредингера квантовой механики, что проявляется в Дирак с обозначение бюстгальтера.

В некотором отличие от волновой формулировки, он производит спектры (в основном энергетических) операторов чисто алгебраическими методами: оператор лестницы методы.^[1] Опираясь на эти методы, Вольфганг Паули получил спектр атома водорода в 1926 г.,^[2] до развития волновой механики.

Развитие матричной механики

В 1925 г. Вернер Гейзенберг, Макс Борн, и Паскуаль Джордан сформулировал представление о матричной механике квантовой механики.

Богоявление в Гельголанде

В 1925 году Вернер Гейзенберг работал в Гёттинген по проблеме расчета спектральные линии из водород. К маю 1925 года он начал попытки описать атомные системы с помощью наблюдаемые Только. 7 июня, чтобы избежать последствий сильного приступа Сенная лихорадка, Гейзенберг ушел на свободу от пыльцы Северное море остров Гельголанд. Находясь там, между лазанием и заучиванием стихов из Гете с West-östlicher Diwan, он продолжал размышлять над призрачной проблемой и в конце концов понял, что не ездящий на работу наблюдаемые могут решить проблему. Позже он писал:

Было около трех часов ночи, когда передо мной предстал окончательный результат расчета. Сначала я был глубоко потрясен. Я был так взволнован, что не мог даже думать о сне. Я вышел из дома и стал ждать восхода солнца на вершине скалы.^[3]

Три фундаментальных документа

После того, как Гейзенберг вернулся в Геттинген, он показал Вольфганг Паули его расчеты, комментируя в одном месте:

Мне все еще неясно и непонятно, но похоже, что электроны больше не будут двигаться по орбитам.^[4]

9 июля Гейзенберг передал ту же бумагу своих расчетов Максу Борну, заявив, что «он написал сумасшедшую статью и не осмелился отправить ее для публикации, и что Борн должен прочитать ее и дать ему совет» перед публикацией. Затем Гейзенберг на время уехал, предоставив Борну проанализировать газету.^[5]

В статье Гейзенберг сформулировал квантовую теорию без резких электронных орбит. Хендрик Крамерс ранее рассчитали относительные интенсивности спектральных линий в Модель Зоммерфельда интерпретируя Коэффициенты Фурье орбит как интенсивности. Но его ответ, как и все другие расчеты в старая квантовая теория, было правильным только для большие орбиты.

Гейзенберг, после сотрудничества с Крамерсом,^[6] начал понимать, что вероятности переходов не были вполне классическими величинами, потому что единственными частотами, которые появляются в рядах Фурье, должны быть те, которые наблюдаются в квантовых скачках, а не вымышленные частоты, которые возникают из-за фурье-анализа острых классических орбит. Он заменил классический ряд Фурье матрицей коэффициентов, нечетким квантовым аналогом ряда Фурье. Классически коэффициенты Фурье дают интенсивность испускаемого радиация, поэтому в квантовой механике величина матричных элементов оператор позиции были интенсивностью излучения в спектре ярких линий. Величины в формулировке Гейзенберга были классическими положением и импульсом, но теперь они больше не были четко определены. Каждая величина была представлена ​​набором коэффициентов Фурье с двумя индексами, соответствующими начальному и конечному состояниям.^[7]

Когда Борн прочитал статью, он понял, что формулировка может быть переписана и распространена на систематический язык матриц,^[8] который он узнал из своего исследования под руководством Якоба Розанеса^[9] в Бреслауский университет. Борн с помощью своего помощника и бывшего ученика Паскуаля Джордана немедленно приступил к транскрипции и расширению, и они представили свои результаты для публикации; Статья поступила в печать всего через 60 дней после статьи Гейзенберга.^[10]

До конца года все три автора представили для публикации следующий документ.^[11] (Краткий обзор роли Борна в развитии формулировки матричной механики квантовой механики вместе с обсуждением ключевой формулы, включающей некоммутивность амплитуд вероятностей, можно найти в статье автора Джереми Бернштейн.^[12] Подробный исторический и технический отчет можно найти в книге Мехры и Рехенберга. Историческое развитие квантовой теории. Том 3. Постановка матричной механики и ее модификации 1925–1926 гг.^[13])

Три фундаментальных документа:

• В. Гейзенберг, Über quantentheoretische Umdeutung kinematischer und Mechanischer Beziehungen, Zeitschrift für Physik, 33, 879-893, 1925 (получено 29 июля 1925 г.). [Английский перевод на: Б. Л. ван дер Варден, редактор, Источники квантовой механики (Dover Publications, 1968 г.) ISBN  0-486-61881-1 (Английское название: Квантовая теоретическая интерпретация кинематических и механических соотношений).]
• М. Борн и П. Джордан, Зур Квантенмеханик, Zeitschrift für Physik, 34, 858-888, 1925 (получено 27 сентября 1925 г.). [Английский перевод на: Б. Л. ван дер Варден, редактор, Источники квантовой механики (Dover Publications, 1968 г.) ISBN  0-486-61881-1 (Английское название: О квантовой механике).]
• М. Борн, В. Гейзенберг и П. Джордан, Зур Квантенмеханик II, Zeitschrift für Physik, 35, 557-615, 1926 (получено 16 ноября 1925 г.). [Английский перевод на: Б. Л. ван дер Варден, редактор, Источники квантовой механики (Dover Publications, 1968 г.) ISBN  0-486-61881-1 (Английское название: О квантовой механике II).]

До этого времени матрицы редко использовались физиками; они считались принадлежащими к области чистой математики. Густав Мие использовал их в статье по электродинамике в 1912 году, а Борн использовал их в своей работе по теории решеток кристаллов в 1921 году. Хотя в этих случаях использовались матрицы, алгебра матриц с их умножением не входила в картину, как они в матричной формулировке квантовой механики.^[14]

Борн, однако, выучил матричную алгебру у Розана, как уже отмечалось, но Борн также изучил теорию интегральных уравнений и квадратичных форм Гильберта для бесконечного числа переменных, как видно из цитаты Борна из работы Гильберта. Grundzüge einer allgemeinen Theorie der Linearen Integralgleichungen опубликовано в 1912 году.^[15][16]

Джордан тоже был хорошо подготовлен для этой задачи. В течение нескольких лет он был помощником Ричард Курант в Геттингене при подготовке Куранта и Дэвид Гильберт книга Methoden der Mathematischen Physik I, который был опубликован в 1924 году.^[17] Эта книга, к счастью, содержала множество математических инструментов, необходимых для дальнейшего развития квантовой механики.

В 1926 г. Джон фон Нейман стал помощником Дэвида Гильберта, и он придумал термин Гильбертово пространство описать алгебру и анализ, которые использовались при развитии квантовой механики.^[18][19]

Рассуждения Гейзенберга

До матричной механики старая квантовая теория описывала движение частицы по классической орбите с четко определенными положением и импульсом. Икс(т), п(т), с ограничением, что интеграл по времени за один период Т количества движения, умноженного на скорость, должно быть целым положительным числом, кратным Постоянная Планка

${\displaystyle \int _{0}^{T}P\;{dX \over dt}\;dt=\int _{0}^{T}P\;dX=nh}$ .

Хотя это ограничение правильно выбирает орбиты с более или менее правильными значениями энергии E_пстарый квантово-механический формализм не описывал зависящих от времени процессов, таких как испускание или поглощение излучения.

Когда классическая частица слабо связана с полем излучения, так что радиационным затуханием можно пренебречь, она будет излучать излучение в форме, которая повторяется каждый период обращения. Тогда частоты, составляющие исходящую волну, являются целыми кратными орбитальной частоте, и это отражает тот факт, что Икс(т) периодичен, так что его Представление Фурье имеет частоты 2πн / т Только.

${\displaystyle X(t)=\sum _{n=-\infty }^{\infty }e^{2\pi int/T}X_{n}}$ .

Коэффициенты Икс_п находятся сложные числа. Те с отрицательными частотами должны быть комплексные конъюгаты из тех, которые имеют положительные частоты, так что Икс(т) всегда будет реальным,

${\displaystyle X_{n}=X_{-n}^{*}}$ .

С другой стороны, квантово-механическая частица не может излучать непрерывно, она может испускать только фотоны. Предполагая, что квантовая частица стартовала с орбиты с номером п, испустил фотон, затем оказался на орбите с номером м, энергия фотона равна E_п−E_м, что означает, что его частота равна (E_п−E_м)/час.

Для больших п и м, но с п−м относительно небольшие, это классические частоты по Бор с принцип соответствия

${\displaystyle E_{n}-E_{m}\approx h(n-m)/T}$ .

В приведенной выше формуле Т - классический период орбиты п орбита м, поскольку разница между ними на порядок выше по час. Но для п и м маленький, или если п − м является большим, частоты не являются целыми кратными какой-либо одной частоте.

Поскольку частоты, которые излучает частица, совпадают с частотами в фурье-описании ее движения, это предполагает, что что нибудь в нестационарном описании частица колеблется с частотой (E_п−E_м)/час. Гейзенберг назвал это количество Икс_нм, и потребовал свести его к классическому Коэффициенты Фурье в классическом пределе. Для больших значений п, м но с п − м относительно маленький,Икс_нм это (п−м)th коэффициент Фурье классического движения на орбите п. поскольку Икс_нм имеет частоту, противоположную Икс_мин, условие, что Икс реально становится

${\displaystyle X_{nm}=X_{mn}^{*}}$ .

По определению, Икс_нм только частота (E_п−E_м)/час, поэтому его эволюция во времени проста:

${\displaystyle X_{nm}(t)=e^{2\pi i(E_{n}-E_{m})t/h}X_{nm}(0)}$ .

Это первоначальная форма уравнения движения Гейзенберга.

Учитывая два массива Икс_нм и п_нм описывая две физические величины, Гейзенберг мог сформировать новый массив того же типа, объединив термины Икс_нкп_км, которые также колеблются с правильной частотой. Поскольку коэффициенты Фурье произведения двух величин являются свертка коэффициентов Фурье каждого из них в отдельности, соответствие рядам Фурье позволило Гейзенбергу вывести правило, по которому следует умножать массивы,

${\displaystyle (XP)_{mn}=\sum _{k=0}^{\infty }X_{mk}P_{kn}}$ .

Борн отметил, что это закон умножения матриц, так что положение, импульс, энергия, все наблюдаемые величины в теории интерпретируются как матрицы. Согласно этому правилу умножения, произведение зависит от порядка: XP отличается от PX.

В Икс Матрица представляет собой полное описание движения квантово-механической частицы. Поскольку частоты квантового движения не кратны общей частоте, матричные элементы нельзя интерпретировать как коэффициенты Фурье резкой классической траектории. Тем не менее, как матрицы, Икс(т) и п(т) удовлетворяют классическим уравнениям движения; также см. теорему Эренфеста ниже.

Основы матрицы

Когда она была представлена ​​Вернером Гейзенбергом, Максом Борном и Паскуалем Джорданом в 1925 году, матричная механика не была сразу принята и сначала вызвала споры. Позднее введение Шредингером волновая механика был очень благосклонен.

Отчасти причина заключалась в том, что формулировка Гейзенберга была на странном для того времени математическим языком, а формулировка Шредингера была основана на знакомых волновых уравнениях. Но была и более глубокая социологическая причина. Квантовая механика развивалась двумя путями: один во главе с Эйнштейном, который подчеркивал дуальность волна-частица, которую он предложил для фотонов, а другой во главе с Бором, который подчеркивал дискретные энергетические состояния и квантовые скачки, открытые Бором. Де Бройль воспроизвел дискретные энергетические состояния в рамках Эйнштейна - квантовое условие - это условие стоячей волны, и это дало надежду представителям школы Эйнштейна, что все дискретные аспекты квантовой механики будут включены в механику непрерывных волн.

Матричная механика, с другой стороны, пришла из школы Бора, которая занималась дискретными энергетическими состояниями и квантовыми скачками. Последователи Бора не ценили физические модели, которые изображали электроны как волны или что-то еще. Они предпочитали сосредотачиваться на количествах, непосредственно связанных с экспериментами.

В атомной физике спектроскопия предоставили данные наблюдений за атомными переходами, возникающими при взаимодействии атомов со светом. кванты. Школа Бора требовала, чтобы в теории фигурировали только те величины, которые в принципе можно измерить с помощью спектроскопии. Эти величины включают уровни энергии и их интенсивности, но они не включают точное местоположение частицы на ее боровской орбите. Очень трудно представить эксперимент, который мог бы определить, находится ли электрон в основном состоянии атома водорода справа или слева от ядра. Было глубокое убеждение, что на такие вопросы нет ответа.

Формулировка матрицы была построена на предпосылке, что все физические наблюдаемые представлены матрицами, элементы которых индексируются двумя различными уровнями энергии. Набор собственные значения матрицы были в конечном итоге поняты как набор всех возможных значений, которые может иметь наблюдаемое. Поскольку матрицы Гейзенберга равны Эрмитский, собственные значения действительны.

Если наблюдаемая измеряется и результатом является определенное собственное значение, соответствующее собственный вектор - состояние системы сразу после измерения. Акт измерения в матричной механике «разрушает» состояние системы. Если измерить две наблюдаемые одновременно, состояние системы коллапсирует до общего собственного вектора двух наблюдаемых. Поскольку большинство матриц не имеют общих собственных векторов, большинство наблюдаемых невозможно измерить точно в одно и то же время. Это принцип неопределенности.

Если две матрицы имеют общие собственные векторы, их можно диагонализовать одновременно. В базисе, где они обе диагональны, ясно, что их произведение не зависит от их порядка, потому что умножение диагональных матриц - это просто умножение чисел. Принцип неопределенности, напротив, является выражением того факта, что часто две матрицы А и B не всегда ездят на работу, т.е. AB - BA не обязательно равно 0. Основное коммутационное соотношение матричной механики,

${\displaystyle \sum _{k}(X_{nk}P_{km}-P_{nk}X_{km})={ih \over 2\pi }~\delta _{nm}}$

значит, что нет состояний, которые одновременно имеют определенную позицию и импульс.

Этот принцип неопределенности справедлив и для многих других пар наблюдаемых. Например, энергия также не коммутируется с положением, поэтому невозможно точно определить положение и энергию электрона в атоме.

Нобелевская премия

В 1928 г. Альберт Эйнштейн номинировал Гейзенберга, Борна и Джордана на Нобелевская премия по физике.^[20] Объявление Нобелевской премии по физике за 1932 г. было отложено до ноября 1933 г.^[21] Именно тогда было объявлено, что Гейзенберг получил премию 1932 года «за создание квантовой механики, применение которой, среди прочего, привело к открытию аллотропных форм водорода».^[22] и Эрвин Шредингер и Поль Адриан Морис Дирак разделил премию 1933 г. «за открытие новых продуктивных форм атомной теории».^[22]

Вполне можно спросить, почему Борн не был удостоен премии в 1932 году вместе с Гейзенбергом, и Бернштейн высказывает предположения по этому поводу. Один из них касается вступления Иордании в Нацистская партия 1 мая 1933 года и став штурмовик.^[23] Принадлежность Джордана к партии и связи Джордана с Борном вполне могли повлиять на шансы Борна на получение Премии в то время. Бернштейн далее отмечает, что, когда Борн наконец получил премию в 1954 году, Джордан был еще жив, в то время как премия была присуждена за статистическую интерпретацию квантовой механики, приписываемой одному Борну.^[24]

Реакция Гейзенберга на Борна, получившего премию за Гейзенберга в 1932 году, и на Борна, получившего премию в 1954 году, также поучительна при оценке того, должен ли Борн разделить Премию с Гейзенбергом. 25 ноября 1933 года Борн получил письмо от Гейзенберга, в котором он сказал, что его письмо задержалось из-за «нечистой совести», что он один получил премию «за совместную работу в Геттингене - вы, Джордан и я. . " Далее Гейзенберг сказал, что вклад Борна и Джордана в квантовую механику не может быть изменен «неправильным решением извне».^[25]

В 1954 году Гейзенберг написал статью, посвященную Макс Планк за свое понимание в 1900 году. В статье Гейзенберг приписал Борну и Джордану окончательную математическую формулировку матричной механики, а Гейзенберг продолжил подчеркивать, насколько велик был их вклад в квантовую механику, который «не получил должного признания в глазах общественности».^[26]

Математическое развитие

Однажды Гейзенберг ввел матрицы для Икс и п, он мог найти их матричные элементы в частных случаях путем догадок, руководствуясь принцип соответствия. Поскольку матричные элементы являются квантово-механическими аналогами коэффициентов Фурье классических орбит, простейшим случаем является гармонический осциллятор, где классические положение и импульс, Икс(т) и п(т), имеют синусоидальную форму.

Гармонический осциллятор

В единицах измерения, в которых масса и частота генератора равны единице (см. обезразмеривание ) энергия осциллятора равна

${\displaystyle H={1 \over 2}(P^{2}+X^{2})~.}$

В наборы уровней из ЧАС - орбиты по часовой стрелке, и они представляют собой вложенные круги в фазовом пространстве. Классическая орбита с энергией E является

${\displaystyle X(t)={\sqrt {2E}}\cos(t),\qquad P(t)=-{\sqrt {2E}}\sin(t)~.}$

Старое квантовое условие диктует, что интеграл от P dX на орбите, которая является площадью круга в фазовом пространстве, должна быть целым числом, кратным Постоянная Планка. Площадь круга радиуса √2E является 2πE. Так

${\displaystyle E={nh \over 2\pi }~,}$

или в натуральные единицы где час = 1, энергия - целое число.

В Компоненты Фурье из Икс(т) и п(т) просты, и тем более, если их объединить в количества

${\displaystyle A(t)=X(t)+iP(t)={\sqrt {2E}}\,e^{-it},\quad A^{\dagger }(t)=X(t)-iP(t)={\sqrt {2E}}\,e^{it}}$ .

И то и другое А и А^† имеют только одну частоту, и Икс и п могут быть восстановлены из их суммы и разницы.

поскольку А(т) имеет классический ряд Фурье только с самой низкой частотой, а матричный элемент А_мин это (м − п)th коэффициент Фурье классической орбиты, матрица для А отличен от нуля только на прямой выше диагонали, где он равен √2E_п. Матрица для А^† также отлична от нуля только на прямой под диагональю с теми же элементами.

Таким образом, от А и А^†, реконструкция дает

${\displaystyle {\sqrt {2}}X(0)={\sqrt {\frac {h}{2\pi }}}\;{\begin{bmatrix}0&{\sqrt {1}}&0&0&0&\cdots \\{\sqrt {1}}&0&{\sqrt {2}}&0&0&\cdots \\0&{\sqrt {2}}&0&{\sqrt {3}}&0&\cdots \\0&0&{\sqrt {3}}&0&{\sqrt {4}}&\cdots \\\vdots &\vdots &\vdots &\vdots &\vdots &\ddots \\\end{bmatrix}},}$

и

${\displaystyle {\sqrt {2}}P(0)={\sqrt {\frac {h}{2\pi }}}\;{\begin{bmatrix}0&-i{\sqrt {1}}&0&0&0&\cdots \\i{\sqrt {1}}&0&-i{\sqrt {2}}&0&0&\cdots \\0&i{\sqrt {2}}&0&-i{\sqrt {3}}&0&\cdots \\0&0&i{\sqrt {3}}&0&-i{\sqrt {4}}&\cdots \\\vdots &\vdots &\vdots &\vdots &\vdots &\ddots \\\end{bmatrix}},}$

которые с точностью до выбора единиц представляют собой матрицы Гейзенберга для гармонического осциллятора. Обе матрицы эрмитский, так как они построены из коэффициентов Фурье действительных величин.

обнаружение Икс(т) и п(т) является прямым, поскольку они являются квантовыми коэффициентами Фурье, поэтому они просто эволюционируют со временем,

${\displaystyle X_{mn}(t)=X_{mn}(0)e^{i(E_{m}-E_{n})t},\quad P_{mn}(t)=P_{mn}(0)e^{i(E_{m}-E_{n})t}~.}$

Матричное произведение Икс и п не отшельник, но имеет реальную и мнимую части. Действительная часть равна половине симметричного выражения XP + PX, а мнимая часть пропорциональна коммутатор

${\displaystyle [X,P]=(XP-PX)}$ .

Несложно явно проверить, что XP − PX в случае гармонического осциллятора я, умноженное на личность.

Также несложно проверить, что матрица

${\displaystyle H={1 \over 2}(X^{2}+P^{2})}$

это диагональная матрица, с участием собственные значения E_я.

Дальнейшая информация: Квантовый гармонический осциллятор § Метод лестничного оператора

Сохранение энергии

Основная статья: Сохранение энергии

Гармонический осциллятор - важный случай. Найти матрицы проще, чем определить общие условия из этих специальных форм. По этой причине Гейзенберг исследовал ангармонический осциллятор, с участием Гамильтониан

${\displaystyle H={1 \over 2}P^{2}+{1 \over 2}X^{2}+\epsilon X^{3}~.}$

В этом случае Икс и п матрицы больше не являются простыми недиагональными матрицами, поскольку соответствующие классические орбиты слегка сжаты и смещены, так что они имеют коэффициенты Фурье на каждой классической частоте. Для определения матричных элементов Гейзенберг требовал, чтобы классические уравнения движения подчинялись как матричным уравнениям:

${\displaystyle {dX \over dt}=P\quad {dP \over dt}=-X-3\epsilon X^{2}~.}$

Он заметил, что если это можно сделать, то ЧАС, рассматриваемую как матричную функцию от Икс и п, будет иметь нулевую производную по времени.

${\displaystyle {dH \over dt}=P*{dP \over dt}+(X+3\epsilon X^{2})*{dX \over dt}=0~,}$

где А * Б это антикоммутатор,

${\displaystyle A*B={1 \over 2}(AB+BA)~}$.

Учитывая, что все недиагональные элементы имеют ненулевую частоту; ЧАС постоянство означает, что ЧАС Гейзенбергу было ясно, что в этой системе энергия может точно сохраняться в произвольной квантовой системе, что является очень обнадеживающим признаком.

Процесс испускания и поглощения фотонов, казалось, требовал сохранения энергии в лучшем случае в среднем. Если волна, содержащая ровно один фотон, проходит над некоторыми атомами, и один из них поглощает его, этот атом должен сообщить другим, что они больше не могут поглощать фотон. Но если атомы находятся далеко друг от друга, любой сигнал не может достичь других атомов вовремя, и они могут в конечном итоге поглотить тот же фотон и рассеять энергию в окружающую среду. Когда сигнал достигнет их, другим атомам придется каким-то образом отзывать эта энергия. Этот парадокс привел Бор, Крамерс и Слейтер отказаться от точного сохранения энергии. Формализм Гейзенберга, когда он был расширен, чтобы включить электромагнитное поле, очевидно собирался обойти эту проблему, намек на то, что интерпретация теории будет включать коллапс волновой функции.

Уловка дифференцирования - канонические коммутационные соотношения

Требование сохранения классических уравнений движения не является достаточно сильным условием для определения матричных элементов. Постоянная Планка не фигурирует в классических уравнениях, поэтому матрицы могут быть построены для многих различных значений час и по-прежнему удовлетворяют уравнениям движения, но с разными уровнями энергии.

Итак, чтобы реализовать свою программу, Гейзенбергу нужно было использовать старое квантовое условие для фиксации уровней энергии, затем заполнить матрицы коэффициентами Фурье классических уравнений, затем слегка изменить матричные коэффициенты и уровни энергии, чтобы убедиться, что классические уравнения выполнены. Это явно не удовлетворительно. Старые квантовые условия относятся к области, ограниченной острыми классическими орбитами, которые не существуют в новом формализме.

Самое важное, что открыл Гейзенберг, - это как перевести старое квантовое условие в простую формулировку матричной механики.

Для этого он исследовал интеграл действия как матричную величину,

${\displaystyle \int _{0}^{T}\sum _{k}P_{mk}(t){dX_{kn} \over dt}dt\,\,{\stackrel {\scriptstyle ?}{\approx }}\,\,J_{mn}~.}$

Есть несколько проблем с этим интегралом, все проистекающие из несовместимости матричного формализма со старой картиной орбит. Какой период Т должен быть использован? Полуклассически, должно быть либо м или п, но разница в порядке час, и ответ на заказ час ищется. В квант состояние говорит нам, что J_мин равно 2πп по диагонали, поэтому тот факт, что J является классически постоянным, говорит нам, что недиагональные элементы равны нулю.

Его решающее прозрение состояло в том, чтобы дифференцировать квантовое условие относительно п. Эта идея имеет полный смысл только в классическом пределе, когда п не целое число, а непрерывный переменная действия J, но Гейзенберг проделал аналогичные манипуляции с матрицами, где промежуточные выражения иногда представляют собой дискретные разности, а иногда - производные.

В нижеследующем обсуждении, для ясности, дифференцирование будет выполнено по классическим переменным, а затем будет произведен переход к матричной механике, руководствуясь принципом соответствия.

В классической постановке производная - это производная по J интеграла, определяющего J, поэтому он тавтологически равен 1.

${\displaystyle {d \over dJ}\int _{0}^{T}PdX=1}$

${\displaystyle =\int _{0}^{T}dt\left({dP \over dJ}{dX \over dt}+P{d \over dJ}{dX \over dt}\right)=\int _{0}^{T}dt\left({dP \over dJ}{dX \over dt}-{dP \over dt}{dX \over dJ}\right)\,}$

где производные дП / дДж и dX / dJ следует интерпретировать как различия в отношении J в соответствующие моменты времени на ближайших орбитах, именно то, что было бы получено, если бы коэффициенты Фурье орбитального движения были дифференцированы. (Эти производные симплектически ортогональны в фазовом пространстве производным по времени dP / dt и dX / dt).

Окончательное выражение поясняется введением переменной, канонически сопряженной с J, который называется угловая переменная θ: Производная по времени является производной по θ, с точностью до 2πТ,

${\displaystyle {2\pi \over T}\int _{0}^{T}dt\left({dp \over dJ}{dX \over d\theta }-{dP \over d\theta }{dX \over dJ}\right)=1\,.}$

Таким образом, интеграл квантовых условий - это среднее значение за один цикл Скобка Пуассона из Икс и п.

Аналогичное дифференцирование ряда Фурье P dX показывает, что недиагональные элементы скобки Пуассона равны нулю. Скобка Пуассона двух канонически сопряженных переменных, таких как Икс и п, - постоянное значение 1, поэтому этот интеграл действительно является средним значением 1; так что это 1, как мы знали все время, потому что это дДж / дДж после всего. Но Гейзенберг, Борн и Джордан, в отличие от Дирака, не были знакомы с теорией скобок Пуассона, поэтому для них дифференцирование эффективно оценивало {X, P} в J, θ координаты.

Скобка Пуассона, в отличие от интеграла действия, имеет простой перевод в матричную механику - обычно она соответствует мнимой части произведения двух переменных: коммутатор.

Чтобы убедиться в этом, рассмотрим (антисимметричное) произведение двух матриц А и B в пределе соответствия, где элементы матрицы являются медленно меняющимися функциями индекса, имея в виду, что ответ классически равен нулю.

В пределе соответствия, когда индексы м, п большие и рядом, а k,р малы, скорость изменения матричных элементов в диагональном направлении является матричным элементом J производная соответствующей классической величины. Таким образом, можно сдвинуть любой элемент матрицы по диагонали через соответствие,

${\displaystyle A_{(m+r)(n+r)}-A_{mn}\approx r\;\left({dA \over dJ}\right)_{mn}\,}$

где правая часть действительно только (м − п) -ю фурье-компоненту дА / дДж на орбите рядом м к этому полуклассическому порядку, а не к полной четко определенной матрице.

Квазиклассическая производная матричного элемента по времени получается с точностью до множителя я умножив на расстояние от диагонали,

${\displaystyle ikA_{m(m+k)}\approx \left({T \over 2\pi }{dA \over dt}\right)_{m(m+k)}=\left({dA \over d\theta }\right)_{m(m+k)}\,.}$

поскольку коэффициент А_{м (м + к)} полуклассически k 'th коэффициент Фурье м-й классической орбите.

Мнимая часть произведения А и B можно оценить, перемещая элементы матрицы, чтобы воспроизвести классический ответ, который равен нулю.

Тогда ведущий ненулевой остаток полностью определяется сдвигом. Поскольку все элементы матрицы находятся в индексах, находящихся на небольшом расстоянии от позиции большого индекса (м, м), полезно ввести два временных обозначения: А[г, к] = А_{(т + г) (т + к)} для матриц и (дА / дДж)[р] для r-й фурье-компоненты классических величин

${\displaystyle (AB-BA)[0,k]=\sum _{r=-\infty }^{\infty }\left(A[0,r]B[r,k]-A[r,k]B[0,r]\right)}$

${\displaystyle =\sum _{r}\left(\;A[-r+k,k]+(r-k){dA \over dJ}[r]\;\right)\left(\;B[0,k-r]+r{dB \over dJ}[r-k]\;\right)-\sum _{r}A[r,k]B[0,r]\,.}$

Переворачивая переменную суммирования в первой сумме из р к р' = k − р, матричный элемент принимает вид,

${\displaystyle \sum _{r'}(\;A[r',k]-r'{dA \over dJ}[k-r']\;)\left(\;B[0,r']+(k-r'){dB \over dJ}[r']\;\right)-\sum _{r}A[r,k]B[0,r]\,}$

и ясно, что основная (классическая) часть сокращается.

Тогда ведущая квантовая часть без учета произведения производных высшего порядка в остаточном выражении равна

=${\displaystyle \sum _{r'}\left(\;{dB \over dJ}[r'](k-r')A[r',k]-{dA \over dJ}[k-r']r'B[0,r']\right)}$

так что, наконец,

${\displaystyle (AB-BA)[0,k]=\sum _{r'}\left(\;{dB \over dJ}[r']i{dA \over d\theta }[k-r']-{dA \over dJ}[k-r']i{dB \over d\theta }[r']\right)\,}$

который можно отождествить с я раз k-я классическая компонента Фурье скобки Пуассона.

Первоначальный трюк Гейзенберга с дифференцированием в сотрудничестве с Борном и Джорданом был в конечном итоге расширен до полного полуклассического вывода квантового условия.

${\displaystyle {\frac {ih}{2\pi }}\{X,P\}_{\mathrm {PB} }\qquad \qquad \longmapsto \qquad \qquad [X,P]\equiv XP-PX={\frac {ih}{2\pi }}\,}$ ,

это условие заменило и расширило старое правило квантования, позволяя матричным элементам п и Икс чтобы произвольная система определялась просто по виду гамильтониана.

Новое правило квантования было считается универсально истинным, даже несмотря на то, что вывод из старой квантовой теории требовал полуклассических рассуждений (однако, полное квантовое рассмотрение более сложных аргументов в пользу скобок было оценено в 1940-х годах как расширение скобок Пуассона на Брекеты Мойял.)

Векторы состояния и уравнение Гейзенберга

Для перехода к стандартной квантовой механике наиболее важным дополнительным дополнением было вектор квантового состояния, теперь написано |ψ⟩ - вектор, на который действуют матрицы. Без вектора состояния неясно, какое именно движение описывают матрицы Гейзенберга, поскольку они где-то включают все движения.

Интерпретация вектора состояния, компоненты которого записываются ψ_м, был предоставлен Борном. Эта интерпретация является статистической: результат измерения физической величины, соответствующей матрице А является случайным, со средним значением, равным

${\displaystyle \sum _{mn}\psi _{m}^{*}A_{mn}\psi _{n}~.}$

В качестве альтернативы и эквивалентно вектор состояния дает амплитуда вероятности ψ_п чтобы квантовая система находилась в энергетическом состоянии п.

Как только вектор состояния был введен, матричная механика могла быть повернута к любая основа, где ЧАС матрица больше не должна быть диагональной. Уравнение движения Гейзенберга в исходной форме утверждает, что А_мин эволюционирует во времени, как фурье-компонента,

${\displaystyle A_{mn}(t)=e^{i(E_{m}-E_{n})t}A_{mn}(0)~,}$

который можно преобразовать в дифференциальную форму

${\displaystyle {dA_{mn} \over dt}=i(E_{m}-E_{n})A_{mn}~,}$

и его можно переформулировать так, чтобы оно было истинным на произвольной основе, отметив, что ЧАС матрица диагональная с диагональными значениями E_м,

${\displaystyle {dA \over dt}=i(HA-AH)~.}$

Теперь это матричное уравнение, поэтому оно справедливо в любом базисе. Это современная форма уравнения движения Гейзенберга.

Его формальное решение:

${\displaystyle \,A(t)=e^{iHt}A(0)e^{-iHt}~.}$

Все эти формы приведенного выше уравнения движения говорят об одном и том же: А(т) эквивалентно А(0), поворотом базиса унитарная матрица е^iHt, систематическая картина, разъясненная Дираком в его обозначение бюстгальтера.

И наоборот, поворачивая базис вектора состояния каждый раз на е^iHtвременная зависимость в матрицах может быть отменена. Теперь матрицы не зависят от времени, но вектор состояния вращается,

${\displaystyle |\psi (t)\rangle =e^{-iHt}|\psi (0)\rangle ,\;\;\;\;{d|\psi \rangle \over dt}=-iH|\psi \rangle ~.}$

Это Уравнение Шредингера для вектора состояния, и это зависящее от времени изменение базиса составляет преобразование в Картина Шредингера, с ⟨Икс|ψ⟩ = ψ (х).

В квантовой механике в Картинка Гейзенберга то вектор состояния, |ψ⟩ Не меняется со временем, а наблюдаемая А удовлетворяет Уравнение движения Гейзенберга,

${\displaystyle {\frac {dA}{dt}}={i \over \hbar }[H,A]+{\frac {\partial A}{\partial t}}~.}$

Дополнительный термин предназначен для таких операторов, как

${\displaystyle A=(X+t^{2}P)}$

которые имеют явная временная зависимость, помимо обсуждаемой зависимости от времени от унитарной эволюции.

В Картинка Гейзенберга не отличает время от пространства, поэтому лучше подходит для релятивистский теории, чем уравнение Шредингера. Более того, сходство с классическая физика более очевиден: гамильтоновы уравнения движения для классической механики восстанавливаются путем замены коммутатора, указанного выше, на Скобка Пуассона (см. также ниже). Посредством Теорема Стоуна – фон Неймана, картина Гейзенберга и картина Шредингера должны быть унитарно эквивалентными, как подробно описано ниже.

Дальнейшие результаты

Матричная механика быстро превратилась в современную квантовую механику и дала интересные физические результаты по спектрам атомов.

Волновая механика

Джордан отметил, что коммутационные соотношения гарантируют, что P действует как дифференциальный оператор.

Личность оператора

${\displaystyle [a,bc]=abc-bca=abc-bac+bac-bca=[a,b]c+b[a,c]\,}$

позволяет оценить коммутатор п с любой силой Икс, а это означает, что

${\displaystyle [P,X^{n}]=-in~X^{n-1}\,}$

что вместе с линейностью означает, что a п-коммутатор эффективно дифференцирует любую аналитическую матричную функцию Икс.

Предполагая, что пределы определены разумно, это распространяется на произвольные функции - но это расширение не нужно делать явным, пока не потребуется определенная степень математической строгости,

${\displaystyle [P,f(X)]=-if'(X)\,.}$

поскольку Икс является эрмитовой матрицей, она должна быть диагонализуемой, и это будет ясно из окончательной формы п что каждое действительное число может быть собственным значением. Это делает математику более тонкой, поскольку для каждой точки в пространстве существует отдельный собственный вектор.

В основе где Икс диагональна, произвольное состояние можно записать как суперпозицию состояний с собственными значениями Икс,

${\displaystyle |\psi \rangle =\int _{x}\psi (x)|x\rangle \,}$ ,

так что ψ(Икс) = ⟨Икс|ψ⟩, А оператор Икс умножает каждый собственный вектор на Икс,

${\displaystyle X|\psi \rangle =\int _{x}x\psi (x)|x\rangle ~.}$

Определите линейный оператор D что отличает ψ,

${\displaystyle D\int _{x}\psi (x)|x\rangle =\int _{x}\psi '(x)|x\rangle \,}$ ,

и обратите внимание, что

${\displaystyle (DX-XD)|\psi \rangle =\int _{x}\left[\left(x\psi (x)\right)'-x\psi '(x)\right]|x\rangle =\int _{x}\psi (x)|x\rangle =|\psi \rangle \,}$ ,

так что оператор -я бы подчиняется тому же коммутационному соотношению, что и п. Таким образом, разница между п и -я бы должен ездить с Икс,

${\displaystyle [P+iD,X]=0\,}$ ,

поэтому его можно одновременно диагонализировать с Икс: его значение действует на любое собственное состояние Икс какая-то функция ж собственного значения Икс.

Эта функция должна быть реальной, потому что оба п и -я бы эрмитские,

${\displaystyle (P+iD)|x\rangle =f(x)|x\rangle \,}$ ,

вращая каждое состояние ${\displaystyle |x\rangle }$ по фазе ж(Икс), то есть переопределение фазы волновой функции:

${\displaystyle \psi (x)\rightarrow e^{-if(x)}\psi (x)\,}$ .

Оператор я бы переопределяется на сумму:

${\displaystyle iD\rightarrow iD+f(X)\,}$ ,

что означает, что в повернутом базисе п равно -я бы.

Следовательно, всегда есть основа для собственных значений Икс где действие п по любой волновой функции известно:

${\displaystyle P\int _{x}\psi (x)|x\rangle =\int _{x}-i\psi '(x)|x\rangle \,}$ ,

а гамильтониан в этом базисе является линейным дифференциальным оператором на компонентах вектора состояния:

${\displaystyle \left[{P^{2} \over 2m}+V(X)\right]\int _{x}\psi _{x}|x\rangle =\int _{x}\left[-{1 \over 2m}{\partial ^{2} \over \partial x^{2}}+V(x)\right]\psi _{x}|x\rangle }$

Таким образом, уравнение движения для вектора состояния - это всего лишь знаменитое дифференциальное уравнение,

${\displaystyle i{\partial \over \partial t}\psi _{t}(x)=\left[-{1 \over 2m}{\partial ^{2} \over \partial x^{2}}+V(x)\right]\psi _{t}(x)\,.}$

Смотрите также: Картина Шредингера

поскольку D является дифференциальным оператором, для того чтобы его можно было разумно определить, должны быть собственные значения оператора Икс который соседствует с каждым заданным значением. Это говорит о том, что единственная возможность состоит в том, что пространство всех собственных значений Икс это все реальные числа, и это P is iD, с точностью до чередования фаз.

Чтобы сделать это строгое, требуется разумное обсуждение предельного пространства функций, и в этом пространстве это Теорема Стоуна – фон Неймана: любые операторы Икс и п которые подчиняются коммутационным соотношениям, можно заставить действовать в пространстве волновых функций, с п производный оператор. Это означает, что изображение Шредингера всегда доступно.

Матричная механика естественным образом легко расширяется до многих степеней свободы. Каждая степень свободы имеет отдельный Икс оператор и отдельный эффективный дифференциальный оператор п, а волновая функция является функцией всех возможных собственных значений независимой коммутирующей Икс переменные.

${\displaystyle [X_{i},X_{j}]=0\,}$

${\displaystyle [P_{i},P_{j}]=0\,}$

${\displaystyle [X_{i},P_{j}]=i\delta _{ij}\,.}$

В частности, это означает, что система N взаимодействующие частицы в 3-х измерениях описываются одним вектором, компоненты которого в базисе, где все Икс диагональ - математическая функция 3N-мерное пространство описывая все их возможные позиции, фактически гораздо большая коллекция ценностей чем просто собрание N трехмерные волновые функции в одном физическом пространстве. Шредингер независимо пришел к такому же выводу и в конце концов доказал эквивалентность своего собственного формализма и формализма Гейзенберга.

Поскольку волновая функция является свойством всей системы, а не какой-либо ее части, описание в квантовой механике не является полностью локальным. Описание нескольких квантовых частиц коррелирует их, или запутанный. Эта запутанность приводит к странным корреляциям между удаленными частицами, которые нарушают классическую Неравенство Белла.

Даже если частицы могут находиться только в двух положениях, волновая функция для N частиц требуется 2^N комплексные числа, по одному на каждую общую конфигурацию позиций. Это экспоненциально много чисел в N, поэтому для моделирования квантовой механики на компьютере требуются экспоненциальные ресурсы. И наоборот, это говорит о том, что можно было бы найти квантовые системы размером N которые физически вычисляют ответы на задачи, которые обычно требуют 2^N биты для решения. Это стремление квантовые вычисления.

Теорема Эренфеста

Основная статья: Теорема Эренфеста

Для операторов, не зависящих от времени Икс и п, ∂А/∂т = 0 поэтому приведенное выше уравнение Гейзенберга сводится к:^[27]

${\displaystyle i\hbar {dA \over dt}=[A,H]=AH-HA}$ ,

где квадратные скобки [,] обозначают коммутатор. Для гамильтониана, который ${\displaystyle p^{2}/2m+V(x)}$, то Икс и п операторы удовлетворяют:

${\displaystyle {dX \over dt}={P \over m},\quad {dP \over dt}=-\nabla V}$ ,

где первый классически скорость, а вторая - классическая сила, или потенциальный градиент. Они воспроизводят форму Гамильтона Законы движения Ньютона. На картине Гейзенберга Икс и п операторы удовлетворяют классическим уравнениям движения. Вы можете взять математическое ожидание обеих сторон уравнения, чтобы увидеть, что в любом состоянии |ψ⟩:

${\displaystyle {\frac {d}{dt}}\langle X\rangle ={\frac {d}{dt}}\langle \psi |X|\psi \rangle ={\frac {1}{m}}\langle \psi |P|\psi \rangle ={\frac {1}{m}}\langle P\rangle }$

${\displaystyle {\frac {d}{dt}}\langle P\rangle ={\frac {d}{dt}}\langle \psi |P|\psi \rangle =\langle \psi |(-\nabla V)|\psi \rangle =-\langle \nabla V\rangle \,.}$

Таким образом, законы Ньютона точно подчиняются ожидаемым значениям операторов в любом данном состоянии. Это Теорема Эренфеста, которое является очевидным следствием уравнений движения Гейзенберга, но менее тривиально в картине Шредингера, которую открыл Эренфест.

Теория трансформации

Основная статья: Теория преобразований (квантовая механика)

В классической механике каноническое преобразование координат фазового пространства - это преобразование, которое сохраняет структуру скобок Пуассона. Новые переменные х ', р' имеют те же скобки Пуассона друг с другом, что и исходные переменные х, р. Временная эволюция - это каноническое преобразование, поскольку фазовое пространство в любое время является таким же хорошим выбором переменных, как и фазовое пространство в любое другое время.

Гамильтонов поток - это каноническое преобразование:

${\displaystyle x\rightarrow x+dx=x+{\partial H \over \partial p}dt}$

${\displaystyle p\rightarrow p+dp=p-{\partial H \over \partial x}dt~.}$

Поскольку гамильтониан может быть произвольной функцией Икс и п, существуют такие бесконечно малые канонические преобразования, соответствующие каждая классическая величина г, где г служит гамильтонианом для создания потока точек в фазовом пространстве с приращением времени s,

${\displaystyle dx={\partial G \over \partial p}ds=\{G,X\}ds\,}$

${\displaystyle dp=-{\partial G \over \partial x}ds=\{G,P\}ds\,.}$

Для общей функции А(Икс, п) на фазовом пространстве его бесконечно малое изменение на каждом шаге ds под этой картой

${\displaystyle dA={\partial A \over \partial x}dx+{\partial A \over \partial p}dp=\{A,G\}ds\,.}$

Количество г называется бесконечно малый генератор канонического преобразования.

В квантовой механике квантовый аналог г теперь эрмитова матрица, а уравнения движения задаются коммутаторами,

${\displaystyle dA=i[G,A]ds\,.}$

Бесконечно малые канонические движения могут быть формально интегрированы так же, как уравнение движения Гейзенберга:

${\displaystyle A'=U^{\dagger }AU\,}$

где U= е^iGs и s - произвольный параметр.

Таким образом, определение квантового канонического преобразования - это произвольное унитарное изменение базиса в пространстве всех векторов состояния. U - произвольная унитарная матрица, сложное вращение в фазовом пространстве,

${\displaystyle U^{\dagger }=U^{-1}\,.}$

Эти преобразования оставляют сумму абсолютных квадратов компонент волновой функции инвариантный, в то время как они принимают состояния, кратные друг другу (включая состояния, которые являются мнимыми кратными друг другу), в состояния, которые являются такой же кратные друг другу.

Интерпретация матриц заключается в том, что они действуют как генераторы движений на пространстве состояний.

Например, движение, создаваемое п можно найти, решив уравнение движения Гейзенберга, используя п как гамильтониан,

${\displaystyle dX=i[X,P]ds=ds\,}$

${\displaystyle dP=i[P,P]ds=0\,.}$

Это переводы матрицы Икс на кратное единичной матрицы,

${\displaystyle X\rightarrow X+sI~.}$

Это интерпретация производного оператора D: е^iPs = e^D, экспонента производного оператора - это перевод (так что Лагранж оператор смены ).

В Икс оператор аналогично генерирует переводы в п. Гамильтониан порождает переводы вовремя, угловой момент порождает вращения в физическом пространстве, а оператор Икс ² + п ² генерирует вращения в фазовом пространстве.

Когда преобразование, подобное вращению в физическом пространстве, коммутирует с гамильтонианом, преобразование называется симметрия (за вырождением) гамильтониана - гамильтониан, выраженный через повернутые координаты, совпадает с исходным гамильтонианом. Это означает, что изменение гамильтониана при генераторе инфинитезимальной симметрии L исчезает,

${\displaystyle {dH \over ds}=i[L,H]=0\,.}$

Отсюда следует, что изменение генератора при перевод времени тоже пропадает,

${\displaystyle {dL \over dt}=i[H,L]=0\,}$

так что матрица L постоянна во времени: она сохраняется.

Взаимно однозначная ассоциация генераторов бесконечно малых симметрий и законов сохранения была обнаружена Эмми Нётер для классической механики, где коммутаторы Скобки Пуассона, но квантово-механические рассуждения идентичны. В квантовой механике любое преобразование унитарной симметрии дает закон сохранения, поскольку если матрица U обладает свойством, что

${\displaystyle U^{-1}HU=H\,}$

из этого следует, что

${\displaystyle UH=HU}$

и что производная по времени от U равен нулю - сохраняется.

Собственные значения унитарных матриц представляют собой чистые фазы, так что значение унитарной сохраняющейся величины является комплексным числом единичной величины, а не действительным числом. Другими словами, унитарная матрица - это экспонента от я умноженное на эрмитову матрицу, так что аддитивная сохраняющаяся действительная величина, фаза, хорошо определена только с точностью до целого кратного 2π. Только когда унитарная матрица симметрии является частью семейства, которое сколь угодно близко подходит к единице, сохраняемые действительные величины являются однозначными, и тогда требование их сохранения становится гораздо более жестким ограничением.

Симметрии, которые могут быть непрерывно связаны с тождеством, называются непрерывный, примерами являются переводы, повороты и повышения. Симметрии, которые не могут быть постоянно связаны с идентичностью, являются дискретный, и операция пространственной инверсии, или паритет, и зарядовое сопряжение являются примерами.

Интерпретация матриц как генераторов канонических преобразований обусловлена ​​тем, что Поль Дирак.^[28] Соответствие между симметриями и матрицами было показано Юджин Вигнер быть полным, если антиунитарный включены матрицы, описывающие симметрии, включающие обращение времени.

Правила отбора

Гейзенбергу было физически ясно, что абсолютные квадраты матричных элементов Икс, которые являются коэффициентами Фурье колебания, дали бы скорость испускания электромагнитного излучения.

В классическом пределе больших орбит, если заряд с положением Икс(т) и зарядить q колеблется рядом с равным и противоположным зарядом в позиции 0, мгновенный дипольный момент равен q X(т), и изменение этого момента во времени непосредственно переводится в пространственно-временное изменение векторного потенциала, которое дает вложенные исходящие сферические волны.

Для атомов длина волны испускаемого света примерно в 10 000 раз больше атомного радиуса, и дипольный момент является единственным вкладом в радиационное поле, в то время как все другие детали распределения атомных зарядов можно игнорировать.

Пренебрегая обратной реакцией, мощность, излучаемая в каждой исходящей моде, представляет собой сумму отдельных вкладов квадрата каждой независимой временной моды Фурье d,

${\displaystyle P(\omega )={2 \over 3}{\omega ^{4}}|d_{i}|^{2}~.}$

Теперь, в представлении Гейзенберга, коэффициенты Фурье дипольного момента являются матричными элементами Икс. Это соответствие позволило Гейзенбергу установить правило для интенсивностей переходов - долю времени, в течение которой, начиная с начального состояния я, фотон испускается, и атом переходит в конечное состояние j,

${\displaystyle P_{ij}={2 \over 3}(E_{i}-E_{j})^{4}|X_{ij}|^{2}\,.}$

Затем это позволило статистически интерпретировать величину элементов матрицы: они дают интенсивность спектральных линий, вероятность квантовых скачков от испускания дипольного излучения.

Поскольку скорости перехода задаются матричными элементами Икс, где бы Икс_ij равен нулю, соответствующий переход должен отсутствовать. Их назвали правила отбора, которые были загадкой до появления матричной механики.

Произвольное состояние атома водорода без учета спина обозначено |п;ℓ, м ⟩, Где величина ℓ является мерой полного орбитального углового момента и м это его z-компонент, определяющий ориентацию орбиты. Компоненты углового момента псевдовектор находятся

${\displaystyle L_{i}=\epsilon _{ijk}X^{j}P^{k}\,}$

где продукты в этом выражении не зависят от порядка и являются действительными, поскольку разные компоненты Икс и п ездить.

Коммутационные отношения L со всеми тремя координатными матрицами X, Y, Z (или с любым вектором) легко найти,

${\displaystyle [L_{i},X_{j}]=i\epsilon _{ijk}X_{k}\,}$ ,

что подтверждает, что оператор L генерирует вращения между тремя компонентами вектора координатных матриц Икс.

Отсюда коммутатор L_z а координатные матрицы X, Y, Z можно прочитать,

${\displaystyle [L_{z},X]=iY\,}$ ,

${\displaystyle [L_{z},Y]=-iX\,}$ .

Это означает, что количества Икс + iY, Икс − iY иметь простое правило коммутации,

${\displaystyle [L_{z},X+iY]=(X+iY)\,}$ ,

${\displaystyle [L_{z},X-iY]=-(X-iY)\,}$ .

Как и матричные элементы X + iP и X - iP для гамильтониана гармонического осциллятора этот закон коммутации означает, что эти операторы имеют только некоторые недиагональные матричные элементы в состояниях определенного м,

${\displaystyle L_{z}((X+iY)|m\rangle )=(X+iY)L_{z}|m\rangle +(X+iY)|m\rangle =(m+1)(X+iY)|m\rangle \,}$

это означает, что матрица (Икс + iY) принимает собственный вектор L_z с собственным значением м к собственному вектору с собственным значением м + 1. Аналогично, (Икс− iY) снижаться м на одну единицу, а Z не меняет значение м.

Итак, в основе |ℓ, м⟩ Указывает, где L² и L_z имеют определенные значения, матричные элементы любого из трех компонентов позиции равны нулю, кроме случаев, когда м то же самое или меняется на единицу.

Это накладывает ограничение на изменение полного углового момента. Любое состояние можно повернуть так, чтобы его угловой момент был равен z-направление по возможности, куда м = ℓ. Матричный элемент позиции, действующий на |ℓ, м⟩ Может производить только значения м которые больше на единицу, так что если координаты повернуть так, чтобы конечное состояние было |ℓ ', ℓ' , Значение ℓ ’может быть не более чем на единицу больше, чем наибольшее значение ℓ, которое встречается в начальном состоянии. Таким образом, ’не превышает ℓ + 1.

Матричные элементы исчезают при ’> ℓ + 1, а обратный матричный элемент определяется эрмитичностью, поэтому они исчезают также, когда when’ <- 1: дипольные переходы запрещены при изменении углового момента более чем на одну единицу.

Правила сумм

Уравнение движения Гейзенберга определяет матричные элементы п в базисе Гейзенберга из матричных элементов Икс.

${\displaystyle P_{ij}=m{d \over dt}X_{ij}=im(E_{i}-E_{j})X_{ij}\,}$,

что превращает диагональную часть коммутационного соотношения в правило сумм для величин матричных элементов:

${\displaystyle \sum _{j}P_{ij}x_{ji}-X_{ij}p_{ji}=i\sum _{j}2m(E_{i}-E_{j})|X_{ij}|^{2}=i\,}$ .

Это дает соотношение для суммы спектроскопических интенсивностей в любое данное состояние и из него, хотя, чтобы быть абсолютно правильным, вклады от вероятности радиационного захвата для состояний несвязанного рассеяния должны быть включены в сумму:

${\displaystyle \sum _{j}2m(E_{i}-E_{j})|X_{ij}|^{2}=1\,}$ .

Смотрите также

• Картинка взаимодействия
• Обозначение бюстгальтера
• Введение в квантовую механику
• Путь Гейзенберга к матричной механике

Рекомендации

1. Герберт С. Грин (1965). Матричная механика (P. Noordhoff Ltd, Гронинген, Нидерланды) ASIN: B0006BMIP8.
2. Паули, В (1926). "Uber das Wasserstoffspektrum vom Standpunkt der neuen Quantenmechanik". Zeitschrift für Physik. 36 (5): 336–363. Bibcode:1926ZPhy ... 36..336P. Дои:10.1007 / BF01450175.
3. В. Гейзенберг, "Der Teil und das Ganze", Пайпер, Мюнхен, (1969) Рождение квантовой механики.
4. «Международная ассоциация квантовых структур IQSA». www.vub.be. Получено 2020-11-13.
5. В. Гейзенберг, Über quantentheoretische Umdeutung kinematischer und Mechanischer Beziehungen, Zeitschrift für Physik, 33, 879-893, 1925 (получено 29 июля 1925 г.). [Английский перевод на: Б. Л. ван дер Варден, редактор, Источники квантовой механики (Dover Publications, 1968 г.) ISBN  0-486-61881-1 (Английское название: «Квантовая теоретическая переинтерпретация кинематических и механических отношений»).]
6. Х. А. Крамерс и В. Гейзенберг, Über die Streuung von Strahlung durch Atome, Zeitschrift für Physik 31, 681-708 (1925).
7. Эмилио Сегре, От рентгеновских лучей до кварков: современные физики и их открытия (У. Х. Фриман и компания, 1980) ISBN  0-7167-1147-8С. 153–157.
8. Авраам Паис, Время Нильса Бора в физике, философии и политике (Кларендон Пресс, 1991) ISBN  0-19-852049-2С. 275–279.
9. Макс Борн - Нобелевская лекция (1954)
10. М. Борн и П. Джордан, Зур Квантенмеханик, Zeitschrift für Physik, 34, 858-888, 1925 (получено 27 сентября 1925 г.). [Английский перевод на: Б. Л. ван дер Варден, редактор, Источники квантовой механики (Dover Publications, 1968 г.) ISBN  0-486-61881-1]
11. М. Борн, В. Гейзенберг и П. Джордан, Зур Квантенмеханик II, Zeitschrift für Physik, 35, 557-615, 1925 (получена 16 ноября 1925 г.). [Английский перевод на: Б. Л. ван дер Варден, редактор, Источники квантовой механики (Dover Publications, 1968 г.) ISBN  0-486-61881-1]
12. Джереми Бернштейн Макс Борн и квантовая теория, Am. J. Phys. 73 (11) 999-1008 (2005)
13. Мехра, Том 3 (Springer, 2001)
14. Джаммер, 1966, стр. 206-207.
15. ван дер Варден, 1968, стр. 51.
16. Цитата Борна была в статье Борна и Джордана, второй статье в трилогии, которая положила начало формулировке матричной механики. См. Van der Waerden, 1968, стр. 351.
17. Констанс Рид Курант (Springer, 1996) стр. 93.
18. Джон фон Нейман Allgemeine Eigenwerttheorie Hermitescher Funktionaloperatoren, Mathematische Annalen 102 49–131 (1929)
19. Когда фон Нейман покинул Геттинген в 1932 году, его книга о математических основах квантовой механики, основанная на математике Гильберта, была опубликована под названием Mathematische Grundlagen der Quantenmechanik. См .: Норман Макрэй, Джон фон Нейман: научный гений, создавший современный компьютер, теорию игр, ядерное сдерживание и многое другое (Перепечатано Американским математическим обществом, 1999 г.) и Констанс Рид, Гильберта (Springer-Verlag, 1996) ISBN  0-387-94674-8.
20. Бернштейн, 2004, с. 1004.
21. Гринспен, 2005, стр. 190.
22. Нобелевская премия по физике и 1933 - Речь о вручении Нобелевской премии.
23. Бернштейн, 2005, стр. 1004.
24. Бернштейн, 2005, стр. 1006.
25. Гринспен, 2005, стр. 191.
26. Гринспен, 2005, стр. 285-286.
27. Квантовая механика, Э. Аберс, изд. Пирсона, Эддисон Уэсли, Prentice Hall Inc, 2004, ISBN  978-0-13-146100-0
28. Дирак, П.А.М. (1981). Принципы квантовой механики (4-е изд. Изм.). Нью-Йорк: Издательство Оксфордского университета. ISBN  0-19-852011-5.

дальнейшее чтение

• Джереми Бернштейн Макс Борн и квантовая теория, Am. J. Phys. 73 (11) 999-1008 (2005), Дои:10.1119/1.2060717.
• Макс Борн Статистическая интерпретация квантовой механики. Нобелевская лекция - 11 декабря 1954 г.
• Нэнси Торндайк Гринспен "Конец определенного мира: жизнь и наука Макса Борна "(Основные книги, 2005 г.) ISBN  0-7382-0693-8. Также опубликовано в Германии: Макс Борн - Baumeister der Quantenwelt. Биография Эйне (Spektrum Akademischer Verlag, 2005), ISBN  3-8274-1640-X.
• Макс Джаммер Концептуальное развитие квантовой механики (Макгроу-Хилл, 1966)
• Джагдиш Мехра и Гельмут Рехенберг Историческое развитие квантовой теории. Том 3. Постановка матричной механики и ее модификации 1925–1926 гг. (Спрингер, 2001) ISBN  0-387-95177-6
• Б. Л. ван дер Варден, редактор, Источники квантовой механики (Dover Publications, 1968 г.) ISBN  0-486-61881-1
• Ян Дж. Р. Айтчисона, Дэвид А. Макманус, Томас М. Снайдер, «Понимание« волшебной »статьи Гейзенберга от июля 1925 года: новый взгляд на детали расчетов», Американский журнал физики, 72, (11), 1370–1379 (2004), Дои:10.1119/1.1775243.
• Томас Ф. Джордан, Квантовая механика в простой матричной форме, (Публикации Dover, 2005) ISBN  978-0486445304
• Мерцбахер, Э (1968). «Матричные методы в квантовой механике». Am. J. Phys. 36: 814–821. Дои:10.1119/1.1975154.

внешние ссылки

• Обзор матричной механики
• Матричные методы в квантовой механике
• Квантовая механика Гейзенберга (Истоки теории и ее историческое развитие 1925-1927 гг.)
• Вернер Гейзенберг, 1970, интервью на радио CBC
• Вернер Карл Гейзенберг Соучредитель квантовой механики
• О матричной механике на MathPages
• Ян Дж. Р. Эйчисон, Дэвид А. Макманус, Томас М. Снайдер. Понимание "волшебной" статьи Гейзенберга от июля 1925 года: новый взгляд на детали расчетов, Американский журнал физики, 72 (11) 1370–1379 (2004). Дои:10.1119/1.1775243 .