WikiDer > Оператор позиции

В квантовая механика, то оператор позиции это оператор что соответствует положению наблюдаемый из частица.

Когда оператор позиции рассматривается с достаточно широкой областью (например, пространство умеренные распределения) его собственными значениями являются возможные векторы положения частицы.^[1]

В одном измерении, если по символу

${displaystyle | xangle}$

обозначим унитарный собственный вектор оператора положения, соответствующий собственному значению ${displaystyle x}$, тогда, ${displaystyle | xangle}$ представляет собой состояние частицы, в котором мы с уверенностью знаем, что сама частица находится в положении ${displaystyle x}$.

Поэтому, обозначая оператор позиции символом ${displaystyle X}$ - в литературе мы находим и другие символы для оператора позиции, например ${displaystyle Q}$ (из лагранжевой механики), ${displaystyle {hat {mathrm {x}}}}$ и так далее - мы можем написать

${displaystyle X | xangle = x | xangle}$,

для каждой реальной позиции ${displaystyle x}$.

Одна из возможных реализаций унитарного государства с позицией ${displaystyle x}$ - распределение дельты (функции) Дирака с центром в позиции ${displaystyle x}$, часто обозначаемый ${displaystyle delta _ {x}}$.

В квантовой механике упорядоченное (непрерывное) семейство всех распределений Дирака, то есть семейство

${displaystyle delta = (delta _ {x}) _ {xin mathbb {R}}}$,

называется (унитарным) базисом позиции (в одном измерении) просто потому, что он является (унитарным) собственным базисом оператора позиции ${displaystyle X}$.

Важно отметить, что существует только один линейный непрерывный эндоморфизм ${displaystyle X}$ на пространстве умеренных распределений такие, что

${displaystyle X (delta _ {x}) = xdelta _ {x}}$,

для каждой реальной точки ${displaystyle x}$. Можно доказать, что единственный указанный выше эндоморфизм обязательно определяется формулой

${displaystyle X (psi) = mathrm {x} psi}$,

для любого умеренного распределения ${displaystyle psi}$, куда ${displaystyle mathrm {x}}$ обозначает координатную функцию позиционной линии, определяемую от реальной линии до комплексной плоскости как

${displaystyle mathrm {x}: mathbb {R} o mathbb {C}: xmapsto x.}$

Вступление

В одном измерении - для частицы, заключенной в прямую линию - квадратный модуль

${displaystyle | psi | ^ {2} = psi ^ {*} psi}$ ,

нормированной квадратично интегрируемой волновой функции

${displaystyle psi: mathbb {R} o mathbb {C}}$,

представляет плотность вероятности найти частицу в некоторой позиции ${displaystyle x}$ реальной линии в определенное время.

Другими словами, если - в определенный момент времени - частица находится в состоянии, представленном квадратично интегрируемой волновой функцией ${displaystyle psi}$ и полагая волновую функцию ${displaystyle psi}$ быть одним из ${displaystyle L ^ {2}}$-норма равна 1,

${displaystyle | psi | ^ {2} = int _ {- infty} ^ {+ infty} | psi | ^ {2} dmathrm {x} = 1,}$

тогда вероятность найти частицу в диапазоне положений ${displaystyle [a, b]}$ является

${displaystyle pi _ {X} (psi) ([a, b]) = int _ {a} ^ {b} | psi | ^ {2} dmathrm {x}.}$

Следовательно ожидаемое значение измерения позиции ${displaystyle X}$ для частицы значение

${displaystyle langle Xangle _ {psi} = int _ {mathbb {R}} mathrm {x} | psi | ^ {2} dmathrm {x} = int _ {mathbb {R}} psi ^ {*} mathrm {x} psi dmathrm {x},}$

куда:

1. предполагается, что частица находится в состоянии ${displaystyle psi}$;
2. функция ${displaystyle mathrm {x} | psi | ^ {2}}$ предполагается интегрируемым, т. е. класса ${displaystyle L ^ {1}}$;
3. мы указываем ${displaystyle mathrm {x}}$ координатная функция позиционной оси.

Соответственно, квантово-механический оператор соответствующая наблюдаемой позиции ${displaystyle X}$ обозначается также

${displaystyle X = {шляпа {mathrm {x}}}}$,

и определил

${displaystyle left ({hat {mathrm {x}}} psi ight) (x) = xpsi (x),}$

для каждой волновой функции ${displaystyle psi}$ и за каждую точку ${displaystyle x}$ реальной линии.

В циркумфлекс над функцией ${displaystyle mathrm {x}}$ слева указывает на наличие оператора, так что это уравнение можно прочитать:

результат оператора позиции ${displaystyle X}$ действуя на любую волновую функцию ${displaystyle psi}$ равна координатной функции ${displaystyle mathrm {x}}$ умноженный на волновую функцию ${displaystyle psi}$.

Или проще,

Оператор ${displaystyle X}$ умножает любую волновую функцию ${displaystyle psi}$ координатной функцией ${displaystyle mathrm {x}}$.

Примечание 1. Для большей наглядности мы ввели координатную функцию

${displaystyle mathrm {x}: mathbb {R} o mathbb {C}: xmapsto x,}$

который просто погружает позиционную линию в комплексную плоскость, это не что иное, как каноническое вложение действительной прямой в комплексную плоскость.

Заметка 2. Ожидаемое значение оператора положения по волновой функции (состоянию) ${displaystyle psi}$ можно интерпретировать как скалярное произведение:

${displaystyle langle Xangle _ {psi} = int _ {mathbb {R}} mathrm {x} | psi | ^ {2} = int _ {mathbb {R}} psi ^ {*} (mathrm {x} psi) = langle psi | X (psi) угол,}$

считая частицу в состоянии ${displaystyle psi в L ^ {2}}$ и предполагая функцию ${displaystyle mathrm {x} psi}$ быть классным ${displaystyle L ^ {2}}$ - откуда сразу следует, что функция ${displaystyle mathrm {x} | psi | ^ {2}}$ Интегрируема, т. Е. Класса ${displaystyle L ^ {1}}$.

Заметка 3. Строго говоря, наблюдаемая позиция ${displaystyle X}$ можно точечно определить как

${displaystyle left ({hat {mathrm {x}}} psi ight) (x) = xpsi (x),}$

для каждой волновой функции ${displaystyle psi}$ и за каждую точку ${displaystyle x}$ действительной линии на волновые функции, которые являются точно определенными точками. В случае классов эквивалентности ${displaystyle psi в L ^ {2}}$ определение читается прямо следующим образом

${displaystyle {hat {mathrm {x}}} psi = mathrm {x} psi,}$

для каждой волновой функции ${displaystyle psi в L ^ {2}}$.

Основные свойства

В приведенном выше определении, как сразу заметит внимательный читатель, не существует какой-либо четкой спецификации области и ко-области для оператора положения (в случае частицы, удерживаемой на линии). В литературе, более или менее явно, мы находим по существу три основных направления решения этой фундаментальной проблемы.

Собственные состояния

В собственные функции оператора положения (в пространстве умеренных распределений), представленного в позиционное пространство, находятся Дельта-функции Дирака.

Неофициальное доказательство. Чтобы показать, что возможные собственные векторы оператора позиции обязательно должны быть дельта-распределениями Дирака, предположим, что ${displaystyle psi}$ является собственным состоянием оператора положения с собственным значением ${displaystyle x_ {0}}$. Запишем уравнение на собственные значения в координатах положения,

${displaystyle {hat {mathrm {x}}} psi (x) = mathrm {x} psi (x) = x_ {0} psi (x)}$

напоминая, что ${displaystyle {hat {mathrm {x}}}}$ просто умножает волновые функции на функцию ${displaystyle x}$, в представлении позиции. Поскольку функция ${displaystyle x}$ переменная, в то время как ${displaystyle x_ {0}}$ константа, ${displaystyle psi}$ должен быть равен нулю везде, кроме точки ${displaystyle x_ {0}}$. Ясно, что никакая непрерывная функция не удовлетворяет таким свойствам, более того, мы не можем просто определить волновую функцию как комплексное число в этой точке, потому что ее ${displaystyle L ^ {2}}$-norm будет 0, а не 1. Это говорит о необходимости «функционального объекта». концентрированный в момент ${displaystyle x_ {0}}$ и с интегралом, отличным от 0: любое кратное дельте Дирака с центром в ${displaystyle x_ {0}. Отсутствует квадрат}$

Нормированное решение уравнения

${displaystyle mathrm {x} psi = x_ {0} psi}$

является

${displaystyle psi (x) = delta (x-x_ {0})}$ ,

или лучше

${displaystyle psi = delta _ {x_ {0}}}$ .

Доказательство. Здесь мы строго доказываем, что

${displaystyle mathrm {x} delta _ {x_ {0}} = x_ {0} delta _ {x_ {0}}}$.

Действительно, вспоминая, что произведение любой функции на распределение Дирака с центром в точке - это значение функции в этой точке, умноженное на само распределение Дирака, мы немедленно получаем

${displaystyle mathrm {x} delta _ {x_ {0}} = mathrm {x} (x_ {0}) delta _ {x_ {0}} = x_ {0} delta _ {x_ {0}}. missingsquare}$

Значение дельта-волны Дирака. Хотя такие состояния Дирака физически нереализуемы и, строго говоря, они не являются функциями, распределение Дирака с центром в ${displaystyle x_ {0}}$ можно рассматривать как «идеальное состояние», положение которого точно известно (любое измерение положения всегда возвращает собственное значение ${displaystyle x_ {0}}$). Следовательно, по принцип неопределенности, об импульсе такого состояния ничего не известно.

Три измерения

Обобщение на три измерения несложно.

Волновая функция пространства-времени теперь ${displaystyle psi (mathbf {r}, t)}$ и математическое ожидание оператора позиции ${displaystyle {шляпа {mathbf {r}}}}$ в государстве ${displaystyle psi}$ является

${displaystyle leftlangle {шляпа {mathbf {r}}} ightangle _ {psi} = int mathbf {r} | psi | ^ {2} d ^ {3} mathbf {r}}$

где интеграл берется по всему пространству. Оператор позиции

${displaystyle mathbf {hat {r}} psi = mathbf {r} psi}$

Импульсное пространство

Обычно в квантовой механике под представлением в импульсном пространстве мы подразумеваем представление состояний и наблюдаемых относительно канонического унитарного импульсного базиса

${displaystyle eta = left (left [(2pi hbar) ^ {- {frac {1} {2}}} e ^ {(iota / hbar) (mathrm {x} | p)} ight] ight] ight) _ {pin mathbb {Р} }}$.

В импульсное пространство, оператор позиции в одном измерении представлен следующим дифференциальным оператором

${displaystyle left ({hat {mathrm {x}}} ight) _ {P} = ihbar {frac {d} {dmathrm {p}}} = i {frac {d} {dmathrm {k}}}}$,

куда:

• представление оператора положения в импульсном базисе естественным образом определяется формулой ${displaystyle left ({hat {mathrm {x}}} ight) _ {P} (psi) _ {P} = left ({hat {mathrm {x}}} psi ight) _ {P}})$, для каждой волновой функции (умеренное распределение) ${displaystyle psi}$;
• ${displaystyle mathrm {p}}$ представляет координатную функцию на линии импульса и функцию волнового вектора ${displaystyle mathrm {k}}$ определяется ${displaystyle mathrm {k} = mathrm {p} / hbar}$.

Формализм в ${displaystyle L ^ {2} (mathbb {R}, mathbb {C})}$

Рассмотрим, например, случай бесспиновый частица движется в одном пространственном измерении (то есть по линии). В пространство состояний для такой частицы содержит L²-Космос (Гильбертово пространство) ${displaystyle L ^ {2} (mathbb {R}, mathbb {C})}$ из комплексный и квадратично интегрируемый (с уважением к Мера Лебега) функции на реальная линия.

Оператор позиции в ${displaystyle L ^ {2} (mathbb {R}, mathbb {C})}$,

${displaystyle Q: D_ {Q} o L ^ {2} (mathbb {R}, mathbb {C}): psi mapsto mathrm {q} psi,}$

поточечно определяется:^[2][3]

${displaystyle Q (psi) (x) = xpsi (x) = mathrm {q} (x) psi (x),}$

для каждого поточечно определенного квадратичного интегрируемого класса ${displaystyle psi в D_ {Q}}$ и для каждого действительного числа x с доменом

${displaystyle D_ {Q} = left {psi in L ^ {2} ({mathbb {R}}) mid mathrm {q} psi in L ^ {2} ({mathbb {R}}) ight},}$

куда ${displaystyle mathrm {q}: mathbb {R} o mathbb {C}}$ координатная функция, отправляющая каждую точку ${displaystyle xin mathbb {R}}$ себе.

Поскольку все непрерывные функции с компактная опора роды D (Q), Q является плотно определенный. Q, будучи простым умножением на Икс, это самосопряженный оператор, таким образом удовлетворяя требованию квантово-механической наблюдаемой.

Сразу из определения можно вывести, что спектр состоит из всего реальная линия и это Q имеет чисто непрерывный спектр, поэтому нет дискретных собственные значения.

Аналогично определяется трехмерный случай. Мы сохраним предположение об одномерности в следующем обсуждении.

Теория измерений в ${displaystyle L ^ {2} (mathbb {R}, mathbb {C})}$

Как и в любом квантовомеханическом наблюдаемый, чтобы обсудить позицию измерение, нам необходимо вычислить спектральное разрешение оператора положения

${displaystyle X: D_ {X} o L ^ {2} (mathbb {R}, mathbb {C}): psi mapsto mathrm {x} psi}$

который

${displaystyle X = int _ {mathbb {R}} lambda dmu _ {X} (lambda) = int _ {mathbb {R}} mathrm {x} mu _ {X} = mu _ {X} (mathrm {x} ),}$

куда ${displaystyle mu _ {X}}$ - так называемая спектральная мера оператора положения.

Поскольку оператор ${displaystyle X}$ это просто оператор умножения на функцию вложения ${displaystyle mathrm {x}}$, его спектральное разрешение простое.

Для Борелевское подмножество ${displaystyle B}$ реальной линии, пусть ${displaystyle chi _ {B}}$ обозначить индикаторная функция из ${displaystyle B}$. Мы видим, что проекционно-оценочная мера

${displaystyle mu _ {X}: {mathcal {B}} (mathbb {R}) o mathrm {Pr} ^ {perp} left (L ^ {2} (mathbb {R}, mathbb {C}) ight)}$

дан кем-то

${displaystyle mu _ {X} (B) (psi) = chi _ {B} psi,}$

т.е. ортогональная проекция ${displaystyle mu _ {X} (B)}$ - оператор умножения на индикаторную функцию ${displaystyle B}$.

Следовательно, если система готовится в состоянии ${displaystyle psi}$, то вероятность измеренного положения частицы, принадлежащей Набор Бореля ${displaystyle B}$ является

${displaystyle | mu _ {X} (B) (psi) | ^ {2} = | chi _ {B} psi | ^ {2} = int _ {B} | psi | ^ {2} mu = pi _ { X} (фунт / кв. Дюйм) (B),}$

куда ${displaystyle mu}$ - мера Лебега на прямой.

После любого измерения, направленного на обнаружение частицы в подмножестве B, волновая функция рушится либо

${displaystyle {frac {mu _ {X} (B) psi} {| mu _ {X} (B) psi |}} = {frac {chi _ {B} psi} {| chi _ {B} psi |} }}$

или же

${displaystyle {frac {(1-chi _ {B}) psi} {| (1-chi _ {B}) psi |}}}$,

куда ${displaystyle | cdot |}$ норма гильбертова пространства на ${displaystyle L ^ {2} (mathbb {R}, mathbb {C})}$.

Смотрите также

• Положение и импульсное пространство
• Оператор моментума
• Оператор трансляции (квантовая механика)

Рекомендации