Formelsamling til Fysik 5 - Bozack @ KU
Formelsamling til Fysik 5 - Bozack @ KU
Formelsamling til Fysik 5 - Bozack @ KU
Create successful ePaper yourself
Turn your PDF publications into a flip-book with our unique Google optimized e-Paper software.
<strong>Formelsamling</strong> <strong>til</strong> <strong>Fysik</strong> 5<br />
– Eksamensnoter <strong>til</strong> Kvantemekanik I<br />
Pia Jensen, www.fys.ku.dk/~bozack,<br />
28. oktober 2008,<br />
Version 1.2.
2 Indholdsfortegnelse<br />
Indledning<br />
Denne formelsamling samler de vigtigste formler og metoder <strong>til</strong> andenårs fysikkurset <strong>Fysik</strong> 5<br />
(Kvant I) på Københavns Universitet. Dette kursus omhandler kvantemekanik, og er en introduktion<br />
<strong>til</strong> det videre kursus <strong>Fysik</strong> 8 (Kvant II). I kursets pensum er størstedelen af kapitlerne 1-5 fra<br />
bogen Introduction to Quantum Mechanics af David J. Griffiths.<br />
Jeg vil i denne formelsamling følge bogens opbygning med mine afsnitsnumre – så det er<br />
nemmere at slå op i bogen hvis der er noget man vil have uddybet nærmere. Udledninger vil der<br />
ikke være, med mindre visse mellemresultater er specifikt gode at bruge <strong>til</strong> et eller andet.<br />
Indholdsfortegnelse<br />
1 Bølgefunktionen 4<br />
2 Den tids-uafhængige Schrödingerligning 6<br />
2.2 Det uendelige brøndpotentiale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6<br />
2.3 Den harmoniske oscillator . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7<br />
2.4 Den fri partikel . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9<br />
2.5 Delta-funktions potentialet . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9<br />
2.6 Det endelige brøndpotentiale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10<br />
3 Formalisme 12<br />
3.1 Hilbert rum . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12<br />
3.2 Operatorer og observable . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13<br />
3.3 Generaliseret statistisk fortolkning . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14<br />
3.4 Dirac-notation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14<br />
4 Kvantemekanik i tre dimensioner 16<br />
4.1 Løsning af Schrödingerligningen i sfæriske koordinater . . . . . . . . . . . . . . . . 16<br />
4.2 Hydrogenatomet . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18<br />
4.3 Bevægelsesmængdemoment . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 19<br />
4.4 Spin . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 20<br />
5 Identiske partikler 22<br />
A Regneregler 23<br />
A.1 Kommutatorer . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 23<br />
A.2 Hermitiske operatorer . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 23<br />
B Vigtige integraler 23<br />
C Vigtige matematiske formler 24<br />
D Fourierserier og Fouriertransformationer 24<br />
E Egenskaber vi har fundet i opgaver 25<br />
Indeks 26
Indholdsfortegnelse 3<br />
Oversigt over sætninger og definitioner<br />
1.1 Diskrete sandsynligheder . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4<br />
1.2 Kontinuerte sandsynligheder . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4<br />
1.3 Forventningsværdi . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5<br />
2.1 Kommutatorer . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8<br />
2.2 Forventningsværdier . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9<br />
2.3 Bundne <strong>til</strong>stande og sprednings<strong>til</strong>stande . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9<br />
2.4 Dirac delta funktionen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10<br />
3.1 Hilbert rum . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12<br />
3.2 Bra- og ket-notationen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15<br />
4.1 Kanoniske kommutationsrelationer . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16<br />
4.2 Kvantetallene l og m . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17<br />
4.3 Hydrogens spektrum . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 19<br />
4.4 Spin 1/2 system . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21<br />
5.1 Bosoner og fermioner . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22
4 1 Bølgefunktionen<br />
1 Bølgefunktionen<br />
Kvantemekanikken bygger på at systemer beskrives ved deres bølgefunktion Ψ(x,t). Denne findes<br />
ved at løse Schrödingers ligning,<br />
i ∂Ψ<br />
∂t = − 2 ∂ 2 Ψ<br />
2m ∂x 2 + V Ψ,<br />
for det potentiale V som systemet er i. Her er Plancks konstant, givet ved<br />
= h<br />
2π = 1.054572 × 10−34 J s.<br />
Sandsynlighedsfortolkningen siger så at |Ψ(x,t)| 2 er sandsynligheden for at finde partiklen ved x<br />
<strong>til</strong> tiden t, og det generaliseres <strong>til</strong> at<br />
∫ b<br />
{ }<br />
sandsynlighed for at finde partiklen<br />
|Ψ(x,t)| 2 dx =<br />
.<br />
mellem a og b <strong>til</strong> tiden t<br />
a<br />
En måling på en partikel gør at bølgefunktionen kollapser omkring den værdi som man målte –<br />
så hvis man måler igen får man med sikkerhed det samme resultat. Bølgefunktionen vil efter tid<br />
udvikle sig efter Schrödingers ligning igen, og brede sig mere ud.<br />
Sætning 1.1 (Diskrete sandsynligheder) Hvis P(j) er sandsynligheden for at vælge j (hvor<br />
der altså skal gælde at ∑ P(j) = 1), vil en gennemsnitsværdi af j være givet ved summen af<br />
værdierne gange deres <strong>til</strong>hørende gennemsnit, og mere generelt er gennemsnittet af en funktion<br />
af j givet ved summen af funktionerne gange sandsynlighederne, altså<br />
〈j〉 =<br />
n∑<br />
jP(j) ⇒ 〈f(j)〉 =<br />
j=0<br />
n∑<br />
f(j)P(j).<br />
Vi definerer standardafvigelsen σ ved først at definere ∆j = j − 〈j〉, og derefter se at<br />
j=0<br />
σ 2 = 〈(∆j) 2 〉 = 〈j 2 〉 − 〈j〉 2 ,<br />
hvor der normalt gælder at 〈j 2 〉 ≥ 〈j〉 2 , hvor de to kun er lig med hinanden når σ = 0.<br />
◭<br />
Sætning 1.2 (Kontinuerte sandsynligheder) Vi definerer sandsynlighedstætheden ρ(x)<br />
ved<br />
{ }<br />
sandsynlighed for at en <strong>til</strong>fældigt valgt partikel<br />
ρ(x)dx =<br />
.<br />
ligger mellem x og x + dx<br />
Sandsynligheden for at man finder partiklen mellem a og b er da givet ved et integrale<br />
P ab =<br />
∫ b<br />
a<br />
ρ(x)dx,<br />
og der skal som før gælde at ∫ ρ(x)dx = 1 hvis man integrerer over hele intervallet. Her er<br />
gennemsnitsværdier givet næsten som ved diskrete sandsynligheder, og vi har at<br />
〈x〉 =<br />
∫ +∞<br />
−∞<br />
xρ(x)dx ⇒ 〈f(x)〉 =<br />
∫ +∞<br />
−∞<br />
f(x)ρ(x)dx,
1 Bølgefunktionen 5<br />
og der fås en standardafvigelse på σ 2 = 〈(∆x)〉 2 = 〈x 2 〉 − 〈x〉 2 .<br />
◭<br />
Bølgefunktionen kvadreret er en kontinuert sandsynlighedstæthed som ρ(x) ovenfor, og denne skal<br />
være normaliseret for at den kan give nogen fysisk mening, så vi lægger kravet at<br />
∫ +∞<br />
−∞<br />
|Ψ(x,t)| 2 dx = 1.<br />
Dette kan gøres eftersom vi ved at hvis Ψ(x,t) er en løsning <strong>til</strong> Schrödingerligningen, så er AΨ(x,t)<br />
det også – så vi skal bare vælge konstanten A så integralet ovenfor gælder. Denne proces kaldes<br />
normalisering, og man gør den normalt for t = 0. Det vises i bogen at hvis bølgefunktionen er<br />
normaliseret <strong>til</strong> tiden nul, så er den det også <strong>til</strong> alle andre tider. Et mellemresultat for beviset af<br />
dette bruges ofte, og jeg vil altså have det med her (bemærk at generelt betyder |Ψ| 2 = Ψ ∗ Ψ)<br />
∂<br />
∂t |Ψ|2 = i (<br />
Ψ ∗ ∂2 Ψ<br />
2m ∂x 2 − ∂2 Ψ ∗ )<br />
∂x 2 Ψ = ∂ [ ( i<br />
Ψ ∗ ∂Ψ )]<br />
∂x 2m ∂x − ∂Ψ∗<br />
∂x Ψ .<br />
Fra samme bevis forklares det også at Ψ(x,t) skal gå mod nul for x → ±∞, ellers kan den jo ikke<br />
normaliseres.<br />
Definition 1.3 (Forventningsværdi) Forventningsværdien for en variabel defineres som gennemsnittet<br />
af gentagne målinger på en samling af identisk forberedte systemer. Den er givet<br />
ved udtrykket (her for x)<br />
〈x〉 =<br />
∫ +∞<br />
−∞<br />
Ψ ∗( x ) Ψdx.<br />
Mere generelt indfører man en operator som skal operere på bølgefunktionen for at give forventningsværdien<br />
for den variable operatoren repræsenterer. Operatoren for impulsen p er en<br />
differentialoperator, givet så 〈p〉 = md〈x〉/dt, altså<br />
〈p〉 =<br />
∫ +∞<br />
−∞<br />
Ψ ∗ ( <br />
i<br />
)<br />
∂<br />
Ψdx,<br />
∂x<br />
og helt generelt kan man finde alle variable der afhænger af position x og impuls p ved<br />
〈Q(x,p)〉 =<br />
∫ +∞<br />
−∞<br />
(<br />
Ψ ∗ Q x, )<br />
∂<br />
Ψdx.<br />
i ∂x<br />
Udtrykket for Q er simpelthen bare det klassisk kendte udtryk for den variable man vil måle,<br />
som funktion af sted og impuls.<br />
◭<br />
Heisenbergs usikkerhedsprincip siger at man ikke kan måle sted og impuls helt nøjagtigt på<br />
samme system, og at der altså gælder at<br />
σ x σ p ≥ 2 ,<br />
hvor σ x er standardafvigelsen i x og σ p er standardafvigelsen i p.
6 2 Den tids-uafhængige Schrödingerligning<br />
2 Den tids-uafhængige Schrödingerligning<br />
Når potentialet V i Schrödingers ligning er uafhængigt af tiden tales der om stationære <strong>til</strong>stande.<br />
Her kan man løse ligningen med separation af de variable, Ψ(x,t) = ψ(x)ϕ(t). Her får vi at<br />
− 2 ∂ 2 ψ<br />
+ V ψ = Eψ ⇔ Ĥψ = Eψ<br />
2m ∂x2 og at ϕ(t) = e −iEt/ . Denne ligning kaldes den tids-uafhængige Schrödingerligning, og denne<br />
skal løses for givne potentialer V (x).<br />
Det specielle for disse stationære <strong>til</strong>stande er tre specifikke ting:<br />
⊲ Sandsynlighedstætheden afhænger kun af x, ikke af tiden, hvorfor der gælder at |Ψ(x,t)| 2 =<br />
|ψ(x)| 2 , hvilket medfører at<br />
〈Q(x,p)〉 =<br />
∫ +∞<br />
−∞<br />
(<br />
ψ ∗ Q x, )<br />
∂<br />
ψ dx,<br />
i ∂x<br />
der betyder at alle målbare variable er konstante i tiden. Specielt er 〈p〉 = 0 – der sker aldrig<br />
noget i en stationær <strong>til</strong>stand!<br />
⊲ Bølgefunktionerne <strong>til</strong>hører en bestemt energi. Vi definerer Hamiltonoperatoren som<br />
Ĥ = ˆp2<br />
2<br />
+ V (x) = −<br />
2m 2m<br />
∂ 2<br />
∂x 2 + V (x),<br />
hvorved den tids-uafhængige Schrödingerligning kan skrives som et egenværdiproblem Ĥψ =<br />
Eψ. Hamiltonoperatoren er den totale energi (kinetisk plus potentiel). Man kan vise at<br />
〈H〉 = E og 〈H 2 〉 = E 2 , hvorfor energien er helt præcist bestemt, da σ H = 0.<br />
⊲ Den generelle løsning <strong>til</strong> den tids-uafhængige Schrödingerligning er en lineær kombination af<br />
løsninger, hver med deres specifikke energi. Der er altså en forskellig bølgefunktion for hver<br />
<strong>til</strong>ladt egenenergi. Man kan altså for en kendt egenfunktion <strong>til</strong> tiden nul finde konstanterne<br />
c n så<br />
∞∑<br />
Ψ(x,0) = c n ψ n (x),<br />
og disse samme konstanter bruges så <strong>til</strong> at finde den tidsafhængige bølgefunktion ved<br />
n=1<br />
n=1<br />
∞∑<br />
∞∑<br />
Ψ(x,t) = c n ψ n (x)e −iEnt/ = c n Ψ n (x,t).<br />
n=1<br />
2.2 Det uendelige brøndpotentiale<br />
Det uendelige brøndpotentiale er karakteriseret ved at være nul inden for et vist område, og<br />
ellers uendeligt. Vi ser på potentialet af formen<br />
V (x) =<br />
{<br />
0, hvis 0 ≤ x ≤ a<br />
∞, ellers.
2 Den tids-uafhængige Schrödingerligning 7<br />
Uden for brønden vil ψ(x) = 0 over alt, men inden for brønden er bølgefunktionen givet ved<br />
ψ n (x) =<br />
√<br />
2<br />
a sin ( nπ<br />
a x )<br />
,<br />
med <strong>til</strong>hørende egenenergier<br />
E n = 2 k 2 n<br />
2m = 2 n 2 π 2<br />
2ma 2 , k n = nπ a .<br />
Disse løsninger har nogle vigtige egenskaber, som jeg vil opliste her:<br />
⊲ De er skiftevis lige og ulige med hensyn <strong>til</strong> centrum af brønden.<br />
⊲ Jo højere energi, des flere “noder” har bølgefunktionen. En node er en krydsning af x-aksen.<br />
For hver n man går op kommer der én node mere. ψ 1 har ingen noder, ψ 2 har én node, osv.<br />
⊲ Bølgefunktionerne er indbyrdes orthogonale. Der gælder altså at<br />
∫<br />
ψ ∗ m(x)ψ n (x)dx = δ mn ,<br />
hvor δ mn er Kronecker-deltaet, der er 1 når m = n og ellers er nul.<br />
⊲ Sættet af bølgefunktioner er komplet, hvilket betyder at alle andre funktioner inden for<br />
intervallet hvor de er defineret (0 ≤ x ≤ a) kan beskrives som en lineær kombination af dem.<br />
Man kan altså, hvis man kender bølgefunktionen <strong>til</strong> tiden nul, opskrive<br />
Ψ(x,0) =<br />
√ ∞∑<br />
2<br />
c n ψ n (x), hvor c n =<br />
a<br />
n=1<br />
hvorved man kan få den tidsafhængige bølgefunktion <strong>til</strong> at være<br />
√<br />
2<br />
∞∑ ( nπ<br />
)<br />
Ψ(x,t) = c n sin<br />
a a x e −in2 π 2 t/2ma 2 .<br />
n=1<br />
∫ a<br />
0<br />
( nπ<br />
)<br />
sin<br />
a x Ψ(x,0)dx,<br />
Det sidste punkt er vigtigt at bemærke, da konstanten c n fortæller noget om systemet, nemlig<br />
hvor meget af bølgefunktionen nummer n der er “indeholdt” i det system man ser på. Værdien<br />
|c n | 2 fortæller hvad sandsynligheden er for at måle energien E n hvis man måler på systemet, og<br />
der gælder at ∑ c n = 1. Mere vigtigt gælder der at<br />
∞∑<br />
〈H〉 = |c n | 2 E n .<br />
n=1<br />
2.3 Den harmoniske oscillator<br />
Det harmoniske potentiale er karakteriseret ved<br />
V (x) = 1 2 mω2 x 2 ,
8 2 Den tids-uafhængige Schrödingerligning<br />
hvor ω er frekvensen, der ud fra fjederkonstanten k er givet ved ω = √ k/m. Vi definerer først<br />
hæve- og sænkeoperatoren givet ved<br />
a ± ≡<br />
1<br />
√<br />
2mω<br />
(∓iˆp + mωˆx) .<br />
Der gælder for disse operatorer at de er hinandens komplekst konjugerede (a † − = a + og a † + = a − )<br />
og at deres kommutator er 1 ([a − ,a + ] = 1 så a − a + = 1 + a + a − ).<br />
Definition 2.1 (Kommutatorer) En kommutator viser hvor meget to operatorer fejler i at<br />
kommutere. Kommutatoren er defineret for to generelle operatorer  og ˆB ved<br />
[Â, ˆB] = Â ˆB − ˆBÂ.<br />
Når man arbejder med kommutatorer er det smart at indsætte en arbitrær funktion og operere<br />
på den, for så <strong>til</strong> sidst at fjerne den igen. Den vigtigste kommutator i kvantemekanikken er den<br />
mellem position og impuls, der er givet ved<br />
[ˆx, ˆp] = i,<br />
og også kaldes for den kanoniske kommutatorrelation.<br />
◭<br />
Vi kan med hæve- og sænkeoperatorerne skrive Hamiltonoperatoren som<br />
(<br />
Ĥ = ω a ± a ∓ ± 1 )<br />
.<br />
2<br />
Dette betyder, at hvis ψ er en løsning <strong>til</strong> den tids-uafhængige Schrödingerligning med energi E,<br />
så er a + ψ en løsning med <strong>til</strong>hørende energi E + ω og a − ψ er en løsning med energi E − ω.<br />
Man kommer dog <strong>til</strong> et punkt hvor man ikke kan “sænke” energien mere, og dette punkts<br />
bølgefunktion kalder vi for ψ 0 . Der gælder altså at a − ψ 0 = 0, og det kan vises at<br />
ψ 0 (x) =<br />
( mω<br />
) 1/4<br />
e<br />
− mω<br />
2 x2 ,<br />
π<br />
E 0 = 1 2 ω.<br />
De videre løsninger findes <strong>til</strong> at være<br />
ψ n (x) = √ 1<br />
(<br />
(a + ) n ψ 0 (x), E n = n + 1 )<br />
ω.<br />
n! 2<br />
Disse løsninger, er lige som ved det uendelige brøndpotentiale, orthogonale, så der gælder at<br />
∫<br />
ψ ∗ m(x)ψ n (x)dx = δ mn .<br />
Derfor kan vi igen bruge fremgangsmåden fra det uendelige brøndpotentiale for at finde en specifik<br />
løsning når vi kender bølgefunktionen <strong>til</strong> tiden nul, og igen har vi at |c n | 2 er sandsynligheden for<br />
at måle den <strong>til</strong>hørende energi E n .<br />
Eksempel 2.5 på side 61 i bogen viser hvordan man finder forventningsværdier på en nem måde<br />
ved at bruge hæve- og sænkeoperatorerne i stedet for at skrive alt ud.
2 Den tids-uafhængige Schrödingerligning 9<br />
Sætning 2.2 (Forventningsværdier) Når man skal finde forventningsværdier er det praktisk at<br />
have de to identiteter<br />
ˆx =<br />
√<br />
) (â+ + â − ,<br />
2mω<br />
√<br />
mω )<br />
ˆp = i<br />
(â+ − â − .<br />
2<br />
Herfra kan man så anvende at â + ψ n = √ n + 1ψ n+1 , at â − ψ n = √ nψ n−1 samt at<br />
bølgefunktionerne er ortonormale.<br />
◭<br />
2.4 Den fri partikel<br />
Den fri partikel er kendetegnet ved at potentialet er nul over alt hvor den kan være. Løsningerne<br />
<strong>til</strong> den tids-uafhængige Schrödingerligning er her et kontinuert spektrum af bølgefunktioner givet<br />
ved<br />
(<br />
Ψ k (x,t) = Ae i kx− k2<br />
2m<br />
), t 2mE<br />
k ≡ ±√<br />
.<br />
<br />
Konstanten k kan være både positiv og negativ, med følgende relation<br />
{<br />
k > 0, ⇒ bølge der bevæger sig mod højre<br />
k < 0, ⇒ bølge der bevæger sig mod venstre.<br />
Disse løsninger er ikke normaliserbare, hvorfor der ikke findes sådan noget som en fri partikel. Men<br />
løsningerne kan bruges <strong>til</strong> noget andet end lige at beskrive denne fri partikel. Man kan lave en<br />
lineær kombination af løsningerne <strong>til</strong> at få en bølgefunktion der er normaliserbar. Man kan altså<br />
få en normaliserbar bølgefunktion ved<br />
Ψ(x,t) = √ 1 ∫ +∞<br />
2π<br />
−∞<br />
( )<br />
φ(k)e i kx− k2<br />
2m t dk.<br />
Her spiller φ(k)/ √ 2π rollen som konstanten der ganges på for hvert k som vi før havde en konstant<br />
c n . Vi kan altså igen opskrive en kendt bølgefunktion <strong>til</strong> tiden nul ved dette og derefter få<br />
tidsudviklingen af den, nu med<br />
Ψ(x,0) = √ 1 ∫ +∞<br />
φ(k)e ikx dk, φ(k) = 1 ∫ +∞<br />
√ Ψ(x,0)e −ikx dx.<br />
2π 2π<br />
−∞<br />
Dette kaldes for en bølgepakke.<br />
−∞<br />
2.5 Delta-funktions potentialet<br />
Definition 2.3 (Bundne <strong>til</strong>stande og sprednings<strong>til</strong>stande) En bunden <strong>til</strong>stand er en <strong>til</strong>stand<br />
hvor potentialet er højere end systemets energi, hvorfor systemet vil holde sig der hvor<br />
der er en “grav” i potentialet. Her vil systemet så oscillere frem eller <strong>til</strong>bage (eller stå s<strong>til</strong>le) –<br />
men det vil ikke kunne forlade “graven”. En sprednings<strong>til</strong>stand er en <strong>til</strong>stand hvor systemets<br />
energi er højere end potentialet, og hvor systemet derfor kan bevæge sig frit over det hele.
10 2 Den tids-uafhængige Schrödingerligning<br />
I kvantemekanikken er det kun potentialet i uendeligt der gælder – for selv en meget høj<br />
barrierre vil kunne <strong>til</strong>lade at partikler tunnellerer igennem den. Der gælder altså at<br />
{<br />
E < [V (−∞) og V (+∞)] ⇒ bunden <strong>til</strong>stand<br />
E > [V (−∞) og V (+∞)] ⇒ sprednings<strong>til</strong>stand.<br />
Normalt er V (±∞) = 0, hvilket forsimpler regningerne endnu mere.<br />
◭<br />
Definition 2.4 (Dirac delta funktionen) Dirac delta funktionen er en uendeligt høj og uendeligt<br />
tynd top. Den er defineret som<br />
{<br />
∫<br />
0 hvis x ≠ a +∞<br />
δ(x − a) ≡<br />
∞ hvis x = a , δ(x − a)dx = 1.<br />
Der gælder at f(x)δ(x − a) = f(a)δ(x − a), og specielt at<br />
−∞<br />
∫ +∞<br />
−∞<br />
f(x)δ(x − a)dx = f(a).<br />
◭<br />
Et potentiale som er formet af en negativ Dirac delta funktion er en brønd. Hvis potentialet har<br />
formen V (x) = −αδ(x) bliver der præcist en bunden <strong>til</strong>stand (hvor E < 0), givet ved<br />
ψ(x) =<br />
√ mα<br />
e−mα|x|/2 , E = − mα2<br />
2 2 .<br />
Når E > 0 er der tale om sprednings<strong>til</strong>stande, og det viser sig at man kan se bølgefunktionen som<br />
flere dele a : En del der kommer ind fra den ene side, der derefter splittes op i to; en del der går lige<br />
igennem <strong>til</strong> den anden side og en del der sendes <strong>til</strong>bage fra brønden.<br />
Man definerer reflektionskoefficienten R som sandsynligheden for at en indgående partikel<br />
bliver sendt <strong>til</strong>bage og transmissionskoeffeicienten som sandsynligheden for at en indgående<br />
partikel går igennem, og<br />
R =<br />
1<br />
1 + ( 1<br />
) og T =<br />
2 2 E<br />
mα<br />
1 + ( ).<br />
mα 2<br />
2 2 2 E<br />
Så des større energi, jo større sandsynlighed for transmission. Bemærk at der gælder at R+T = 1<br />
(partikelantallet er bevaret!).<br />
Hvis vi i stedet ser på en delta funktion barriere, hvor V (x) = αδ(x), vil den ene bundne <strong>til</strong>stand<br />
forsvinde, men reflektions- og transmissionskoefficienterne er de samme! Der er altså en<br />
mulighed for at en partikel går igennem barrieren selv om den har en energi der er mindre end<br />
toppen af potentialet.<br />
2.6 Det endelige brøndpotentiale<br />
Det endelige brøndpotentiale er lige som det uendelige brøndpotentiale, men med den forskel at<br />
potentialet ikke går op <strong>til</strong> uendeligt, men derimod er nul undtagen for et bestemt område, hvor<br />
a Læs fra midten af side 85 og frem for en udførlig forklaring af dette resultat.
2 Den tids-uafhængige Schrödingerligning 11<br />
den er en konstant mindre end nul. Der gælder at<br />
{<br />
−V 0 for − a < x < a<br />
V (x) =<br />
0 for |x| > a.<br />
Først vil jeg se på de bundne <strong>til</strong>stande, hvor E < 0. Løsningerne for dette potentiale er her delt<br />
op i tre dele, hvert sin interval på hver sin side og i brønden, hvor løsningerne er givet ved<br />
x < −a : ψ(x) = Be κx ,<br />
−a < x < a :<br />
ψ(x) = C sin lx + D cos lx,<br />
a < x : ψ(x) = Fe −κx ,<br />
hvor de to positive reelle konstanter κ og l er defineret ved<br />
κ ≡<br />
√<br />
−2mE<br />
<br />
og<br />
√<br />
2m(E + V0 )<br />
l ≡<br />
.<br />
<br />
Da potentialet er en lige funktion vil bølgefunktionerne være enten lige eller ulige, hvorfor man<br />
deler det op i disse to <strong>til</strong>fælde, som jeg vil klare hver for sig.<br />
⊲ De lige løsninger vil være givet på formen<br />
⎧<br />
⎪⎨ ψ(−x) for x < 0,<br />
ψ(x) = D cos lx for 0 < x < a,<br />
⎪⎩<br />
Fe −κx for a < x.<br />
Her skal der gælde at κ = l tan la for at bølgefunktionen er kontinuert i x = a og har en<br />
kontinuert afledt. Med definitionen af z ≡ la og z 0 ≡ a √ 2mV 0 / fås at κa = √ z0 2 − z2 og<br />
der gælder at<br />
√ (z0 ) 2<br />
tan z = − 1.<br />
z<br />
Hvis brønden bliver bred og dyb er z 0 meget stor og skæringen mellem tan z og √ (z 0 /z) 2 − 1<br />
ligger lige omkring z n = nπ/2 med n ulige. Her er energien<br />
E + V 0<br />
∼ =<br />
n 2 π 2 2<br />
2m(2a) 2 ,<br />
n ulige.<br />
Hvis brønden derimod er meget smal og ikke særlig dyb bliver z 0 lille, og der kommer mindre<br />
og mindre antal bunde <strong>til</strong>stande. Når z 0 < π/2 er der kun en bunden <strong>til</strong>stand <strong>til</strong>bage, men<br />
denne vil blive ved med at være der.<br />
⊲ De ulige løsninger vil være givet på formen<br />
⎧<br />
⎪⎨ −ψ(−x) for x < 0,<br />
ψ(x) = C sinlx for 0 < x < a,<br />
⎪⎩<br />
Fe −κx for a < x.<br />
Her medfører kontinuitet af bølgefunktionen for x = a samt kontinuitet af dens afledte at<br />
−κa = lacot la, der igen medfører at<br />
√ (z0 ) 2<br />
−cot z = − 1.<br />
z
12 3 Formalisme<br />
Hvis brønden her er dyb og bred er der skæring ved z n = nπ/2 med n lige, altså ved π, 2π,<br />
3π osv. Energien bliver da<br />
E + V 0<br />
∼ =<br />
n 2 π 2 2<br />
2m(2a) 2 ,<br />
n lige.<br />
Hvis z 0 < π/2, hvilket svarer <strong>til</strong> at V 0 < π 2 2 /2ma 2 , er der ikke nogen ulige bunden <strong>til</strong>stand<br />
– så der er altså kun den ene lige bundne <strong>til</strong>stand <strong>til</strong>bage her.<br />
Nu vil jeg så se på sprednings<strong>til</strong>standene, hvor E > 0. Løsningerne for dette potentiale er også<br />
delt op i tre dele, givet ved<br />
x < −a : ψ(x) = Ae ikx + Be −ikx ,<br />
−a < x < a :<br />
ψ(x) = C sin lx + D cos lx,<br />
a < x : ψ(x) = Fe ikx ,<br />
hvor de to positive reelle konstanter k og l er defineret ved<br />
k ≡<br />
√<br />
2mE<br />
<br />
og<br />
√<br />
2m(E + V0 )<br />
l ≡<br />
.<br />
<br />
Man kan se A som den indgående amplitude, B som den reflekterede amplutude og F som<br />
den transmitterede amplitude. Kontinuitet af bølgefunktionen for x = ±a og af dens afledte<br />
giver at<br />
B = i<br />
sin (2la)<br />
(l 2 − k 2 )F og F =<br />
2kl<br />
e −2ika A<br />
cos (2la) − i k2 +l 2<br />
2kl<br />
sin (2la) ,<br />
hvilket giver en transmissionskoefficient T = |F | 2 /|A| 2 på<br />
T −1 V 2 ( )<br />
0 2a √<br />
= 1 +<br />
4E(E + V 0 ) sin2 2m(E + V0 ) ,<br />
<br />
som er lig med 1 (der svarer <strong>til</strong> at brønden er “gennemsigtig”) præcist når<br />
2a√ 2m(E + V0 ) = nπ ⇔ E + V 0 = n2 π 2 2<br />
<br />
2m(2a) 2 .<br />
3 Formalisme<br />
3.1 Hilbert rum<br />
Hvis vi arbejder med kvantemekanikken med lineær algebra er bølgefunktionerne vektorer og<br />
operatorerne er matricer. Men der er ikke tale om vektorer der lever i et Euklidisk rum, derimod<br />
et uendeligt-dimensionalt rum der har funktioner som basisvektorer. Dette rum er Hilbertrummet,<br />
som jeg nu vil definere.<br />
Definition 3.1 (Hilbert rum) Hilbertrummet er defineret som indeholdende alle kvadratisk<br />
integrable funktioner. For at en funktion kan være i Hilbertrummet skal der altså gælde at<br />
f(x)<br />
så<br />
∫ b<br />
a<br />
|f(x)| 2 dx < ∞.
3 Formalisme 13<br />
Det indre produkt mellem to funktioner f og g i dette rum er defineret ved<br />
〈f|g〉 ≡<br />
∫ b<br />
a<br />
f ∗ (x)g(x)dx < ∞.<br />
Bemærk at 〈f|g〉 = 〈g|f〉 ∗ , samt at 〈f|f〉 er reel og ikke-negativ, samt at den kun er nul hvis<br />
f(x) = 0.<br />
◭<br />
En funktion f kaldes normaliseret hvis 〈f|f〉 = 1, to funktioner f og g er orthogonale hvis<br />
〈f|g〉 = 0 og et sæt af funktioner {f n } er orthonomalt hvis der gælder at<br />
〈f n |f m 〉 = δ nm .<br />
Til sidst kaldes et sæt af funktioner for komplet hvis alle andre funktioner i Hilbert-rummet kan<br />
skrives op som en lineær kombination af sættets funktioner:<br />
f(x) =<br />
∞∑<br />
c n f n (x).<br />
n=1<br />
Hvis basissættet er orthonormalt er koefficienterne givet ved<br />
c n = 〈f n |f〉.<br />
3.2 Operatorer og observable<br />
Forventningsværdien for en observabel kan skrives pænt med indre produkt-notationen,<br />
∫<br />
〈Q〉 =<br />
Ψ ∗ ˆQΨdx = 〈Ψ| ˆQΨ〉,<br />
og da en observabel skal være reel gælder der at 〈Q〉 = 〈Q〉 ∗ , hvorfor der gælder at 〈Ψ| ˆQΨ〉 =<br />
〈 ˆQΨ|Ψ〉. Operatorer der repræsenterer fysiske observable har derfor den fine egenskab at<br />
〈f| ˆQg〉 = 〈 ˆQf|g〉<br />
for alle f(x) og g(x). Sådanne operatorer kaldes for hermitiske.<br />
Lige som stationære <strong>til</strong>stande er egen<strong>til</strong>stande <strong>til</strong> Hamiltonoperatoren, og dermed har en velbestemt<br />
energi, kan man også finde egen<strong>til</strong>stande <strong>til</strong> andre operatorer. Man får da at egen<strong>til</strong>standen<br />
har en velbestemt observabel <strong>til</strong>hørende operatoren. Egenværdiligningen er<br />
ˆQΨ = qΨ,<br />
hvor Ψ er en egenfunktion <strong>til</strong> ˆQ og q er den <strong>til</strong>hørende egenværdi. Samlingen af alle egenværdier<br />
for en operator kaldes et spektrum. Hvis der er flere egenværdier med samme egenfunktion er<br />
spektrum’et degenereret, eller udartet.<br />
Egenfunktionerne <strong>til</strong> hermitiske operatorer falder i to kategorier:
14 3 Formalisme<br />
⊲ Hvis spektret af egenværdier er diskret (separerede værdier) er egenfunktionerne i Hilbertrummet<br />
og de repræsenterer fysisk mulige <strong>til</strong>stande. Egenværdierne i et diskret spektrum er<br />
reelle, og egenfunktionerne for forskellige egenværdier er indbyrdes orthogonale. Derudover<br />
gælder der også at alle egenfunktionerne for en operator danner et komplet sæt.<br />
⊲ Hvis spektret af egenværdier er kontinuert (værdierne udfylder et område) er egenfunktionerne<br />
ikke normaliserbare, og de repræsenterer ikke hver for sig en fysisk <strong>til</strong>stand. Dog<br />
kan man ved at lave lineære kombinationer af dem få en sådan. Her er egenværdierne ikke<br />
nødvendigvis reelle, men hvis man udvælger de egenfunktioner der faktisk har reelle egenværdier<br />
så får man et sæt med en form for orthonormalitet, der kaldes Dirac-orthonomalitet.<br />
Et sådant sæt er komplet, men man skal bruge integraler i stedet for summer når man laver<br />
kombinationer med dem.<br />
3.3 Generaliseret statistisk fortolkning<br />
Hvis man måler en fysisk observabel Q(x,p) af en partikel i <strong>til</strong>standen Ψ(x,t) får man med sikkerhed<br />
en egenværdi for operatoren ˆQ(ˆx, ˆp). Hvis spektrummet for ˆQ er diskret er sandsynligheden<br />
for at få egenværdien q n <strong>til</strong>hørende egenfunktionen f n (x) givet ved<br />
|c n | 2 , hvor c n = 〈f n |Ψ〉.<br />
Forventningsværdien for målingen er da givet ved<br />
〈Q〉 = ∑ n<br />
q n |c n | 2 .<br />
Hvis spektret er kontinuert med reelle egenværdier q(z) og <strong>til</strong>hørende Dirac-orthonomaliserede<br />
egenfunktioner f z (x) er sandsynligheden for at måle et resultat i området dz givet ved<br />
|c(z)| 2 dz,<br />
hvor c(z) = 〈f z |Ψ〉,<br />
og forventningsværdien for målingen er givet ved<br />
∫<br />
〈Q〉 =<br />
q(z)|c(z)| 2 dz.<br />
3.4 Dirac-notation<br />
Vektorer (funktioner) er repræsenteret som lineære kombinationer af basisvektorerne (basisfunktionerne)<br />
i Hilbertrummet, ved<br />
|α〉 = ∑ n<br />
a n |e n 〉, hvor a n = 〈e n |α〉 og |β〉 = ∑ n<br />
b n |e n 〉,<br />
hvor b n = 〈e n |β〉.<br />
Operatorer, der omformer én vektor <strong>til</strong> en anden |β〉 = ˆQ|α〉, er repræsenteret med hensyn <strong>til</strong><br />
basisvektorerne (basisfunktionerne) ved matrixelementer givet ved<br />
Q mn ≡ 〈e m | ˆQ|e n 〉.
3 Formalisme 15<br />
Sættes disse ting sammen fås at<br />
b m = ∑ n<br />
Q nm a n ,<br />
så matrixelementerne i operatoren fortæller hvordan komponenterne af vektorerne transformeres.<br />
Hvis <strong>til</strong>standen beskrives i et N-dimensionalt vektorrum kan den repræsenteres som en søjlevektor<br />
med N komponenter, og operatorer kan beskrives som N × N-matricer b .<br />
Sætning 3.2 (Bra- og ket-notationen) Dirac indførte at man delte indre produkt-notationen<br />
op i bra, 〈α|, og ket, |β〉. Ket’en er en vektor mens bra’en er en operator der instruerer om at<br />
integrere<br />
∫<br />
〈f| = f ∗ [· · · ]dx,<br />
hvor [· · · ] står for det som bra’en virker ind på. I et endeligt dimensionelt vektorrum et ket’en<br />
en søjlevektor<br />
⎛ ⎞<br />
a 1<br />
a 2<br />
|α〉 =<br />
⎜ . ⎟<br />
⎝<br />
⎠ ,<br />
a n<br />
som kan omskrives <strong>til</strong> den <strong>til</strong>svarende bra ved at transponere den <strong>til</strong> en rækkevektor og komplekst<br />
konjugere, altså<br />
〈α| = ( )<br />
a ∗ 1 a ∗ 2 · · · a ∗ n . ◭<br />
b For et eksempel på et to-dimensionalt system, se eksempel 3.8 på siderne 132-134.
16 4 Kvantemekanik i tre dimensioner<br />
4 Kvantemekanik i tre dimensioner<br />
I tre dimensioner bliver impulsoperatoren givet ved<br />
p = i ∇,<br />
hvorfor Schrödingerligningen bliver givet ved<br />
i ∂Ψ<br />
∂t = − 2<br />
2m ∇2 Ψ + V Ψ,<br />
hvor ∇ 2 er Laplaceoperatoren. Bølgefunktionen og potentialet er nu generelt funktioner af tiden<br />
og stedvektoren r = (x,y,z), og sandsynligheden for at finde partiklen i et infinitesimalt volumen<br />
d 3 r = dxdydz er |Ψ(r,t)| 2 d 3 r. Normalisation af bølgefunktionen kræver nu at<br />
∫<br />
|Ψ(r,t)| 2 d 3 r = 1.<br />
Sætning 4.1 (Kanoniske kommutationsrelationer) De kanoniske kommutationsrelationer<br />
er sammenhængen mellem hvordan de forskellige positioner og impulser kommuterer (og<br />
hvor de fejler). Der gælder at<br />
[r i ,p j ] = −[p j ,r i ] = iδ ij , og [r i ,r j ] = −[p i ,p j ] = 0,<br />
hvor indeksene står for x, y og z og r x = x, r y = y samt r z = z.<br />
◭<br />
Hvis der er tale om et tids-uafhængigt potentiale kan vi, som vi gjorde i én dimension, bruge<br />
separation af de variable, hvorved man får at<br />
Ψ n (r,t) = ψ n (r)e −iEnt/ ,<br />
hvor den stedslige bølgefunktion ψ n (r) skal opfylde den tids-uafhængige Schrödingerligning<br />
− 2<br />
2m ∇2 ψ + V ψ = Eψ.<br />
Igen er den generelle løsning <strong>til</strong> den tidsafhængige Schrödingerligning givet ved en lineær kombination<br />
af de separerede løsninger <strong>til</strong> den tidsuafhængige ligning<br />
Ψ(r,t) = ∑ n<br />
c n ψ n (r)e −iEnt/ ,<br />
hvor konstanterne c n bestemmes ud fra begyndelsesbetingelserne Ψ(r,0).<br />
4.1 Løsning af Schrödingerligningen i sfæriske koordinater<br />
Hvis der videre er tale om en potentiale der kun er afstandsafhængigt er det specielt nemt at<br />
udregne en løsning, da man her kan bruge sfæriske koordinater. Først opdeler man løsningen<br />
som sædvanligt i den stedslige og den tidslige del, Ψ(R,t) = ψ(r)e −iEnt/ , og man arbejder så
4 Kvantemekanik i tre dimensioner 17<br />
videre med den stedslige, som opdeles ved ψ(r,θ,φ) = R(r)Y (θ,φ). Dette giver en angulær og en<br />
radial ligning,<br />
1<br />
Y<br />
[ 1<br />
sin θ<br />
1 d<br />
R dr<br />
∂<br />
∂θ<br />
(<br />
sinθ ∂Y<br />
∂θ<br />
(<br />
r 2 dR<br />
dr<br />
)<br />
+ 1<br />
∂ 2 ]<br />
Y<br />
∂φ 2 = −l(l + 1),<br />
sin 2 θ<br />
)<br />
− 2mr2<br />
2 [V (r) − E] = l(l + 1),<br />
hvor l(l + 1) er en konstant der har denne form ved lidt bagklogskab.<br />
Den angulære ligning løses ved endnu en omgang separation af de variable, Y (θ,φ) =<br />
Θ(θ)Φ(φ), der giver de to ligninger<br />
1 d 2 Φ<br />
Φ dφ 2 = m2 ,<br />
[<br />
1<br />
sin θ d (<br />
sinθ dΘ )]<br />
+ l(l + 1)sin 2 θ = m 2 ,<br />
Θ dθ dθ<br />
hvor konstanten m er et heltal, hvilket følger af den første, der har løsningen Φ(φ) = e imφ .<br />
Ligningen for θ har løsningen Θ(θ) = APl m (cos θ), hvor Pl<br />
m er den <strong>til</strong>hørende Legende funktion<br />
defineret ved<br />
( ) |m| d<br />
Pl m (x) ≡ (1 − x 2 ) |m|/2 P l (x),<br />
dx<br />
hvor P l er det l’te Legendre polynomie defineret ved<br />
Normaliseret er den angulære ligning givet ved<br />
Yl<br />
m (θ,φ) = ǫ<br />
hvor ǫ = (−1) m for m ≥ 0 og ǫ = 1 for m ≤ 0.<br />
P l (x) ≡ 1 ( ) l d<br />
2 l (x 2 − 1) l .<br />
l! dx<br />
√<br />
(2l + 1) (l − |m|)!<br />
4π (l + |m|)! eimφ Pl m (cos θ),<br />
Sætning 4.2 (Kvantetallene l og m) Ud fra ovenstående fås at l skal være et ikke-negativt<br />
heltal, og der skal gælde at |m| > l. Så for hvilket som helst givet l er der 2l + 1 muligheder for<br />
m, og der gælder altså at<br />
l = 0,1,2, · · · ;<br />
m = −l, −l + 1, · · · , −1,0,1, · · · ,l − 1,l.<br />
Vi kalder l for det azimuthale kvantetal og m for det magnetiske kvantetal.<br />
◭<br />
Den radiale ligning er afhængig af potentialet, og kan derfor ikke løses generelt. Man ops<strong>til</strong>ler i<br />
stedet for en forsimplet udgave af ligningen ved at indføre et skift i variable ved u(r) = rR(r) så<br />
ligningen bliver<br />
− 2 d 2 [<br />
]<br />
u<br />
2m dr 2 + V + 2 l(l + 1)<br />
2m r 2 u = Eu,
18 4 Kvantemekanik i tre dimensioner<br />
der kaldes for den radiale ligning. Denne ligning er magen <strong>til</strong> den en-dimensionale Schrödingerligning<br />
med det effektive potentiale<br />
V eff = V + 2 l(l + 1)<br />
2m r 2 ,<br />
der indeholder termet ( 2 /2m)[l(l+1)/r 2 ], der kaldes for det centrifugale term. Normalisationskravet<br />
kan nu oversættes <strong>til</strong><br />
∫ ∞<br />
0<br />
|u| 2 dr = 1.<br />
Eksempel (Den uendelige sfæriske brønd) Det uendelige sfæriske potentiale er defineret ved<br />
{<br />
0, hvis r < a,<br />
V (r) =<br />
∞, hvis r > a.<br />
For l = 0 er energierne givet ved E nl som<br />
E n0 = n2 π 2 2<br />
2ma 2<br />
der <strong>til</strong>hører bølgefunktionen benævnt med ψ nlm ved<br />
ψ n00 (r,θ,φ) = √ 1 1<br />
( nπr<br />
)<br />
2πa r sin .<br />
a<br />
For et generelt heltalligt l er løsningen givet ved R(r) = Aj l (kr), hvor j l er den sfæriske<br />
Besselfunktion af orden l, defineret ved<br />
( ) l 1<br />
j l (x) ≡ (−x) l d sin x<br />
x dx x ,<br />
der med randbetingelsen R(a) = 0 vælger k så j l (ka) = 0, og dermed k = a −1 β nl , hvor β nl er det<br />
n’te nulskæringspunkt for den l’te Besselfunktion. Løsningen er da generelt givet ved<br />
( )<br />
βnl r<br />
ψ nlm (r,θ,φ) = A nl j l Yl<br />
m (θ,φ),<br />
a<br />
hvor konstanten A nl bestemmes ved normalisation. Energierne bliver<br />
E nl =<br />
2<br />
2ma 2 β2 nl.<br />
Hver af disse energi<strong>til</strong>stande er 2l + 1 gange degenererede, da der er netop dette antal forskellige<br />
m for hvert l.<br />
◭<br />
4.2 Hydrogenatomet<br />
Hydrogenatomet kan <strong>til</strong>nærmes med en proton (en positiv ladning) i midten og en elektron (en<br />
negativ ladning) i en bane rundt omkring denne. Coulombs lov giver at potentialet må være<br />
V (r) = − e2<br />
4πǫ 0<br />
1<br />
r .
4 Kvantemekanik i tre dimensioner 19<br />
Her findes det efter mange lange regninger at den generelle bølgefunktion må være givet ved<br />
udtrykket<br />
√ ( ) 3 ( ) l ( )<br />
2 (n − l − 1)! 2r 2r<br />
ψ nlm (r,θ,φ) =<br />
na 2n[(n + l)!] 3 e−r/na L 2l+1<br />
n−l−1<br />
Yl<br />
m (θ,φ),<br />
na na<br />
hvor L p q−p er et associeret Laguerre polynomie med det q’te Laguerre polynomie L q :<br />
( ) p ( ) q<br />
L p d<br />
d<br />
q−p(x) ≡ (−1) p L q (x), L q (x) ≡ e x (<br />
e −x x q) .<br />
dx<br />
dx<br />
Energierne er givet ved<br />
[ ( )<br />
m e<br />
2 2<br />
]<br />
1<br />
E n = −<br />
2 2 4πǫ 0 n 2 = E 1<br />
, hvor n ∈ N.<br />
n2 Bindingsenergien for hydrogen (energien af den laveste <strong>til</strong>stand) er da givet ved E 1 = 13.6eV. Et<br />
sideresultat under udregningerne var Borh radiusen a, der er givet ved<br />
a ≡ 4πǫ 0 2<br />
me 2 = 0.529 × 10 −10 m.<br />
Sætning 4.3 (Hydrogens spektrum) Hvis putter hydrogenatomet i en eller anden <strong>til</strong>stand<br />
Ψ nlm , så burde det blive der for evigt. Men hvis man “kilder” atomet lidt kommer der energi<br />
<strong>til</strong> systemet, og det kan undergå en transition <strong>til</strong> en anden <strong>til</strong>stand – enten ved at absorbere<br />
energi eller afgive det.<br />
I praksis sker sådan nogle pertubationer hele tiden, hvilket betyder at hydrogen altid afgiver<br />
lys af bestemte bølgelængder, givet ved afstanden mellem energien i den bane elektronen var i,<br />
og den bane den kom <strong>til</strong>. Ud fra dette fås Rydbergs formel<br />
(<br />
1<br />
λ = R 1<br />
n 2 f<br />
− 1 n 2 i<br />
)<br />
,<br />
hvor R er Rydbergs konstant defineret ved<br />
R ≡<br />
m ( ) e<br />
2 2<br />
4πc 3 = 1.097 × 10 7 m −1 .<br />
4πǫ 0<br />
Overgange <strong>til</strong> n f = 1 er Lymann serierne (i det ultraviolette område), overgange <strong>til</strong> n f = 2<br />
er Balmer serierne (i det synlige område) og overgange <strong>til</strong> n f = 3 er Paschen serierne (i<br />
det infrarøde område).<br />
◭<br />
4.3 Bevægelsesmængdemoment<br />
Vi definerer bevægelsesmængdemomentet efter den klassiske notation ved<br />
L x = yp z − zp y , L y = zp x − xp z , L z = xp y − yp x
20 4 Kvantemekanik i tre dimensioner<br />
hvor p i er de kendte impulsoperatorer for de tre dimensioner (p x = −i∂/∂x osv.). Der gælder at<br />
disse tre ikke kommuterer med hinanden, og faktisk gælder der de fundamentale kommutatorrelationer<br />
for bevægelsesmængdemomentet,<br />
[L x ,L y ] = iL z , [L z ,L z ] = iL x , [L z ,L x ] = iL y .<br />
Kvadratet af længden af bevægelsesmængdemomentet kommuterer dog med de enkelte koordinater,<br />
der gælder altså at<br />
L 2 ≡ L 2 x + L 2 y + L 2 z ⇒ [L 2 ,L x ] = 0, [L 2 ,L y ] = 0, [L 2 ,L z ] = 0,<br />
eller mere kompakt [L 2 ,L] = 0. Så vi kan håbe at finde egenfunktioner <strong>til</strong> <strong>til</strong> L 2 som også er<br />
egenfunktioner <strong>til</strong> f.eks. L z , L 2 f = λf og L z f = µf. Vi definerer en hæve- og sænkeoperatoren<br />
for L z ved<br />
L ± ≡ L x ± iL y .<br />
For denne gælder der at [L z ,L ± ] = ±L ± og [L 2 ,L ± ] = 0. L ± f er en egenfunktion <strong>til</strong> L 2 med<br />
samme egenværdi λ,<br />
L 2 (L ± f) = λ(L ± f),<br />
mens L ± f er en egenfunktion <strong>til</strong> L z med den nye egenværdi µ ± ,<br />
L z (L ± f) = (µ ± )(L ± f).<br />
Så L − sænker altså egenværdien med , mens L + hæver den med .<br />
Eftersom der skal være en største og mindste egenfunktion findes det at egenværdierne <strong>til</strong> L z<br />
er m, hvor m går fra −l <strong>til</strong> +l i N heltallige trin. Der skal gælde at l = N/2, så l er enten et<br />
heltal eller et heltal divideret med to. Egenfunktionerne er karakteriserede ved<br />
L 2 f m l = 2 l(l + 1)f m l , L z f m l = mf m l ,<br />
hvor<br />
l = 0,1/2,1,3/2, · · · ;<br />
m = −l, −l + 1, · · · ,l − 1,l.<br />
Se eventuelt side 177 for en illustration af dette resultat som en kugle.<br />
4.4 Spin<br />
Spin er klassisk rotation omkring centrum af sig selv. Der gælder for spin de fundamentale<br />
kommutationsrelationer<br />
[S x ,S y ] = iS z , [S y ,S z ] = iS x , [S z ,S x ] = iS y .<br />
Ved definitionen S 2 ≡ S 2 x + S 2 y + S 2 z fås at egenvektorerne <strong>til</strong> S 2 og S z opfylder<br />
S 2 |sm〉 = 2 s(s + 1)|sm〉,<br />
S z |sm〉 = m|sm〉,
4 Kvantemekanik i tre dimensioner 21<br />
og med hæve- sænkeoperatoren defineret som S ± ≡ S x ± iS y fås at<br />
S ± |sm〉 = √ s(s + 1) − m(m ± 1) |s(m ± 1)〉.<br />
Her skal der gælde at<br />
s = 0,1/2,1,3/2, · · · ;<br />
m = −s, −s + 1, · · · ,s − 1,s,<br />
hvor s kaldes for spinnet. Det viser sig at alle elementære partikler har et specielt og helt fast<br />
værdi for s.<br />
Sætning 4.4 (Spin 1/2 system) Partikler der opbygger normalt stof har spin s = 1/2, dette<br />
er blandt andet elektroner, protoner og neutroner. For disse er der kun to egen<strong>til</strong>stande, nemlig<br />
|1/2 1/2〉 der kaldes for spin op (↑), og |1/2 (−1/2)〉 der kaldes for spin ned (↓). Den generelle<br />
<strong>til</strong>stand for en spin 1/2-partikel beskrives ved en spinor, der er en lineær kombination af de to<br />
baser:<br />
( ) a<br />
χ = = aχ + + bχ − ,<br />
b<br />
hvor χ + er spin-op <strong>til</strong>standen og χ − er spin-ned <strong>til</strong>standen, givet ved<br />
( 1<br />
χ + =<br />
0<br />
) ( 0<br />
, χ − =<br />
1<br />
)<br />
.<br />
Spin-operatorerne er givet ved 2 × 2 matricer, der er givet ved<br />
( ) ( ) (<br />
S 2 = 3 1 0<br />
0 1<br />
0 0<br />
4 2 , S + = , S − = <br />
0 1<br />
0 0<br />
1 0<br />
)<br />
,<br />
og<br />
S x = 2 σ x = 2<br />
(<br />
0 1<br />
1 0<br />
)<br />
, S y = 2 σ y = 2<br />
(<br />
0 −i<br />
i 0<br />
)<br />
, S z = 2 σ z = 2<br />
(<br />
1 0<br />
0 −1<br />
)<br />
,<br />
hvor σ x , σ y og σ z er Pauli spin matricerne. Bemærk at S 2 , S x , S y og S z er hermitiske, de<br />
repræsenterer noget målbart, mens dette ikke gælder for S + og S − .<br />
Egenvektorerne for de forskellige matricer med <strong>til</strong>hørende egenværdier er som følger<br />
( 1<br />
S z : χ + =<br />
0<br />
)<br />
, egenværdi + 2 , χ − =<br />
( 0<br />
1<br />
)<br />
, egenværdi − 2<br />
S x :<br />
( √2 1 )<br />
χ (x)<br />
+ = , egenværdi + ( √2 1<br />
√1<br />
2 , χ(x) − =<br />
),<br />
2<br />
− √ 1 egenværdi − 2<br />
2<br />
Så man kan opskrive den normale spinor ved hjælp af egen<strong>til</strong>standene for S x ved følgende<br />
( ) ( )<br />
a + b<br />
χ = √ χ (x) a − b<br />
+ + √ χ (x)<br />
− ,<br />
2 2<br />
så sandsynligheden for ved måling af S x at få værdien +/2 er (1/2)|a + b| 2 og for at få −/2<br />
er (1/2)|a − b| 2 . Sandsynligheden for ved måling af S z at få værdien +/2 er lig med |a| 2 og<br />
for at få −/2 er den |b| 2 .<br />
◭
22 5 Identiske partikler<br />
Bemærk at der for spin-1/2 systemer altid gælder at<br />
〈S 2 x〉 = 〈S 2 y〉 = 〈S 2 z〉 = 2<br />
4 .<br />
5 Identiske partikler<br />
Hvis vi har et system med to partikler i stedet for kun en enkelt vil vores bølgefunktion være givet<br />
som Ψ(r 1 ,r 2 ,t), og Hamiltonoperatoren vil være givet ved<br />
H = − 2<br />
∇ 2 1 −<br />
2<br />
∇ 2 2 + V (r 1 ,r 2 ,t).<br />
2m 1 2m 2<br />
Sandsynligheden for at finde partikel 1 i volumenet d 3 r 1 og partikel 2 i volumenet d 3 r 2 er givet<br />
ved |Ψ(r 1 ,r 2 ,t)|d 3 r 1 d 3 r 2 , og normalisationskravet bliver da<br />
∫<br />
|Ψ(r 1 ,r 2 ,t)|d 3 r 1 d 3 r 2 = 1.<br />
For tids-uafhængige potentialer kan igen bruges separation af de variable, og man får en bølgefunktion<br />
Ψ(r 1 ,r 2 ,t) = ψ(r 1 ,r 2 ,t)e −iEt/ , hvor den stedslige bølgefunktion ψ opfylder den tids-uafhængige<br />
Schrödingerligning<br />
− 2<br />
∇ 2<br />
2m<br />
1ψ −<br />
2<br />
∇ 2<br />
1 2m<br />
2ψ + V (r 1 ,r 2 ,t)ψ = Eψ.<br />
2<br />
Sætning 5.1 (Bosoner og fermioner) Hvis den ene partikel er i <strong>til</strong>standen ψ a (r 1 ) og den anden<br />
er i <strong>til</strong>standen ψ b (r 2 ) er den samlede bølgefunktion det simple produkt ψ(r 1 ,r 2 ) = ψ a (r 1 )ψ b (r 2 ).<br />
Dette kræver dog at vi kan kendte de to partikler fra hinanden. I kvantemekanikken kan ikke<br />
kende de to partikler fra hinanden, hvorfor vi bliver nødt <strong>til</strong> at se på den samlede bølgefunktion<br />
som<br />
ψ ± (r 1 ,r 2 ) = A[ψ a (r 1 )ψ b (r 2 ) ± ψ b (r 1 )ψ a (r 2 )].<br />
Der er altså to forskellige identiske partikler, der kaldes for bosoner (hvor man bruger plus)<br />
og fermioner (hvor man bruger minus). Der gælder at<br />
{<br />
alle partikler med heltalligt spin er bosoner<br />
alle partikler med halvtalligt spin er fermioner .<br />
Der følger at to identiske fermioner ikke kan være i samme <strong>til</strong>stand, for så bliver bølgefunktionen<br />
ψ − (r 1 ,r 2 ) = 0, og den kan ikke normaliseres. Dette er Pauli’s princip.<br />
Det viser sig at der kan findes to løsninger <strong>til</strong> Schrödingers ligning, de skal være enten<br />
symmetriske eller antisymmetriske ved ombytning af det to partikler. Der skal altså gælde at<br />
ψ(r 1 ,r 2 ) = ±ψ(r 2 ,r 1 ).<br />
Hvis et system starter i en sådan <strong>til</strong>stand bliver den i den for evigt. Identiske partikler skal<br />
overholde denne symmetrisationslov, med plus for bosoner og minus for fermioner. ◭
B Vigtige integraler 23<br />
Appendikser<br />
A<br />
Regneregler<br />
A.1 Kommutatorer<br />
En kommutator er defineret for to generelle operatorer som et udtryk for hvor meget de fejler i at<br />
kommutere. Udtrykket for dette er<br />
[Â, ˆB] = Â ˆB − ˆBÂ.<br />
Der gælder følgende identiteter for kommutatorer, hvor Â, ˆB og Ĉ er operatorer og a og b er<br />
konstanter:<br />
A.2 Hermitiske operatorer<br />
[Â, ˆB] = −[ ˆB,Â],<br />
[Â,a] = 0,<br />
[a + b ˆB,Ĉ] = a[Â,Ĉ] + b[ ˆB,Ĉ],<br />
[Â ˆB,Ĉ] = Â[ ˆB,Ĉ] + [Â,Ĉ] ˆB,<br />
[Â, ˆBĈ] = ˆB[Â,Ĉ] + [Â, ˆB]Ĉ.<br />
En operator er hermitisk hvis der gælder at 〈f| ˆQg〉 = 〈 ˆQf|g〉. Der gælder følgende regler (fundet<br />
i opgave 3.4)<br />
ˆP, ˆQ hermitiske ⇒ ( ˆP ± ˆQ) hermitisk.<br />
ˆQ hermitisk ⇒ α ˆQ hermitisk, hvis α ∈ R.<br />
ˆP, ˆQ hermitiske ⇒ ˆP ˆQ hermitisk, hvis [ ˆP, ˆQ] = 0.<br />
Derudover gælder der at ( ˆP ˆQ) † = ˆQ † ˆP † og at (a ˆQ+b ˆP) † = a ∗ ˆQ† +b ∗ ˆP † hvor a og b er konstanter.<br />
B<br />
Vigtige integraler<br />
Her kommer en liste over de integraler vi brugte flest gange <strong>til</strong> regneøvelserne, og som derfor<br />
sagtens kan dukke op <strong>til</strong> eksamen. Jeg skriver forklaringer ved dem alle, for at de også kan bruges<br />
i en eksamenssituation.<br />
∫ a ( xsin 2 nπ<br />
)<br />
0 a x dx = a2<br />
(Opgave 2.5)<br />
4<br />
∫ a ( π<br />
) ( 2π<br />
xsin<br />
0 a x sin<br />
)dx<br />
a x = − 8a2<br />
9π 2 (Opgave 2.5)<br />
∫ +∞<br />
√ π<br />
e −λu2 du =<br />
(Schaum’s 18.72, lige funktion)<br />
λ<br />
−∞<br />
∫ +∞<br />
−∞<br />
∫ +∞<br />
−∞<br />
ue −λu2 du = 0<br />
u 2 e −λu2 du = 1 √ π<br />
2λ λ = 1 √<br />
√ 1 π π =<br />
2λ 3/2 2 λ 3<br />
(Ulige funktion)<br />
(Schaum’s 18.77, lige funktion)
24 D Fourierserier og Fouriertransformationer<br />
∫ +∞<br />
−∞<br />
u m e −λu2 du =<br />
Γ[(m + 1)/2]<br />
λ (m+1)/2 (Schaum’s 18.77)<br />
Den sidste har brug for lidt forsimpling når man går fra det generelle m <strong>til</strong> et givet. Der gælder<br />
for gammafunktionen at<br />
(<br />
Γ m + 1 )<br />
1 · 2 · 3 · · · (2m − 1) √<br />
= π,<br />
2 2m<br />
(<br />
Γ −m + 1 )<br />
(−1) m 2 m √<br />
=<br />
π,<br />
2 1 · 2 · 3 · · · (2m − 1)<br />
og der gælder at Γ(n + 1) = nΓ(n) for n ∈ N. Man kan finde en tabel over gammafunktionens<br />
værdier på side 245 i Schaum’s, men de to vigtigste værdier er<br />
Γ(1) = Γ(2) = 1.<br />
C<br />
Vigtige matematiske formler<br />
Her vil jeg opliste matematiske sammenhænge som vi har brugt under regneøvelserne. Først bliver<br />
det Eulers formler:<br />
e ix = cos x + isin x, e −ix = cos x − isin x,<br />
cos x = eix + e −ix<br />
2<br />
, sin x = eix − e −ix<br />
.<br />
2i<br />
Hvis man har et udtryk Ae ikx + Be −ikx og vil omskrive det <strong>til</strong> udtrykket C cos kx + D sinkx eller<br />
omvendt, gælder der at (opgave 2.18)<br />
A = C 2 + D 2i , B = C 2 − D , C = A + B, D = i(A − B).<br />
2i<br />
For ulige og lige funktioner gælder der at<br />
lige ·lige = lige, lige ·ulige = ulige, ulige ·ulige = lige,<br />
samt at ∫ +a<br />
ulige = 0,<br />
−a<br />
∫ +a<br />
lige = 2<br />
∫ +a<br />
−a 0<br />
lige.<br />
Til sidst vil jeg lige opliste et par funktioner og hvorvidt de er lige eller ulige:<br />
sin kx er ulige, cos kx er lige, e kx2 er lige.<br />
D<br />
Fourierserier og Fouriertransformationer<br />
Normale Fourierserier er på formen af en sum ved<br />
f(x) =<br />
+∞∑<br />
n=−∞<br />
c n e inπx/L , hvor c n = 1<br />
2L<br />
∫ +L/2<br />
−L/2<br />
e −inπx/L f(x)dx,
E Egenskaber vi har fundet i opgaver 25<br />
men hvis k n = nπ/L bliver meget lille (L bliver meget stor) kan man approksimere summen med<br />
et integrale<br />
Så vi har en Fouriertransformation<br />
f(x) = L π<br />
∫ +∞<br />
−∞<br />
+∞∑<br />
n=−∞<br />
≈<br />
∫ +∞<br />
−∞<br />
dn = L π<br />
∫ +∞<br />
−∞<br />
dk.<br />
e ikx c(k)dk, hvor c(k) = 1<br />
2L<br />
∫ +∞<br />
−∞<br />
e −ikx f(x)dx<br />
eller<br />
f(x) = √ 1 ∫ +∞<br />
e ikx c(k)dk, hvor c(k) = 1 ∫ +∞<br />
√ e −ikx f(x)dx.<br />
2π 2π<br />
−∞<br />
−∞<br />
Når vi i kvantemekanikken har diskrete egenenergier kan vi bruge Fourierserierne, og vi ops<strong>til</strong>ler<br />
altså<br />
∞∑<br />
∫ +∞<br />
Ψ(x,0) = c n ψ n (x), hvor c n = ψ ∗ (x)Ψ(x,0)dx,<br />
n=1<br />
−∞<br />
og da er<br />
∞∑<br />
Ψ(x,t) = c n ψ n (x)e −iEnt/<br />
n=1<br />
med samme konstanter c n . Forventningsværdien for Hamiltonoperatoren findes da <strong>til</strong> at være<br />
∞∑<br />
〈H〉 = |c n | 2 E n .<br />
n=1<br />
E<br />
Egenskaber vi har fundet i opgaver<br />
I opgave 2.1 fandt vi at<br />
⊲ Energien E er altid reel!<br />
⊲ Man kan altid finde en stedslig bølgefunktion φ der er reel. Hvis man finder en der ikke er<br />
det, så kan man skrive den op som en lineær kombination så den bliver det.<br />
⊲ Hvis potentialet V (x) er en lige funktion, så vil den stedslige bølgefunktion ψ(x) altid være<br />
enten lige eller ulige.<br />
I opgave 2.2 fandt vi at<br />
⊲ Energien E skal være større end minimumsværdien for potentialet for alle normaliserbare<br />
løsninger <strong>til</strong> Schrödingers ligning. Der skal altså gælde at E > V min .<br />
I opgave 3.7 fandt vi at<br />
⊲ Hvis både f og g er egenfunktioner <strong>til</strong> operatoren ˆQ med samme egenværdi q, så er alle<br />
lineære kombinationer af f og g også egenfunktioner <strong>til</strong> operatoren ˆQ med egenværdi q.
26 Indeks<br />
Indeks<br />
Afstandsafhænigt potentiale, 16<br />
Angulær ligning, 17<br />
Azimuthalt kvantetal, 17<br />
Balmer serierne, 19<br />
Basisfunktion, 14<br />
Basisvektor, 14<br />
Besselfunktion, 18<br />
Bevægelsesmængdemoment, 19<br />
Borh radius, 19<br />
Boson, 22<br />
Bra, 15<br />
Bunden <strong>til</strong>stand, 9<br />
Bølgefunktion, 4<br />
Bølgepakke, 9<br />
Degeneration, 13<br />
Dirac delta funktion, 10<br />
Dirac-notation, 14<br />
Dirac-orthonormalitet, 14<br />
Egen<strong>til</strong>stand, 13<br />
Egenværdiligning, 13<br />
Endelig brønd, 10<br />
Fermion, 22<br />
Fjederkonstant, 8<br />
Forventningsværdi, 5, 13<br />
Fri partikel, 9<br />
Fundamental kommutatorrelation<br />
Bevægelsesmængdemoment,<br />
20<br />
Spin, 20<br />
Hamiltonoperator, 6<br />
Harmonisk potentiale, 7<br />
Heisenbergs usikkerhedsprincip,<br />
5<br />
Hermitisk operator, 13<br />
Hilbert rum, 12<br />
Hydrogen<br />
Spektrum, 19<br />
Hydrogenatomet, 18<br />
Hæveoperator, 8<br />
Bevægelsesmængdemoment,<br />
20<br />
Spin, 21<br />
Identiske partikler, 22<br />
Impulsoperator, 5<br />
Tre dimensioner, 16<br />
Indre produkt, 13<br />
Kanonisk kommutatorrelation, 8<br />
Tre dimensioner, 16<br />
Ket, 15<br />
Kommutator, 8<br />
Komplekst konjugeret, 15<br />
Komplet sæt, 13<br />
Kvantetal, 17<br />
Azimuthalt, 17<br />
Magnetisk, 17<br />
Laguerre polynomie, 19<br />
Laplaceoperator, 16<br />
Legendre funktion, 17<br />
Legrendre polynomie, 17<br />
Lymann serierne, 19<br />
Magnetisk kvantetal, 17<br />
Matrice, 15<br />
Matrixelement, 14<br />
Normaliseret, 13<br />
Normalisering, 5<br />
Observabel, 13<br />
Operator, 5<br />
Orthogonal, 13<br />
Orthonormalt, 13<br />
Paschen serierne, 19<br />
Pauli spin matricer, 21<br />
Pauli’s princip, 22<br />
Plancks konstant, 4<br />
Potentiale<br />
Afstandsafhængigt, 16<br />
Delta-funktion, 9<br />
Endelig brønd, 10<br />
Fri partikel, 9<br />
Harmonisk oscillator, 7<br />
Hydrogenatom, 18<br />
Uendelig brønd, 6<br />
Uendelig sfærisk brønd, 18<br />
Radial ligning, 17<br />
Reflektionskoefficient, 10<br />
Runnellering, 10<br />
Rydbergs formel, 19<br />
Rydbergs konstant, 19<br />
Sandsynlighed<br />
Diskret, 4<br />
Kontinuert, 4<br />
Sandsynlighedstæthed, 4<br />
Schrödingers ligning, 4<br />
Tids-uafhængig, 6<br />
Tre dimensioner, 16<br />
Sfæriske koordinater, 16<br />
Spektrum, 13<br />
Diskret, 14<br />
Hydrogen, 19<br />
Kontinuert, 14<br />
Spin, 20<br />
Spin 1/2 system, 21<br />
Spinor, 21<br />
Sprednings<strong>til</strong>stand, 9<br />
Standardafvigelse, 4<br />
Stationære <strong>til</strong>stande, 6<br />
Statistisk fortolkning, 14<br />
Søjlevektor, 15<br />
Sænkeoperator, 8<br />
Bevægelsesmængdemoment,<br />
20<br />
Spin, 21<br />
Transmissionskoefficient, 10<br />
Udartethed, 13<br />
Uendelig brønd, 6<br />
Uendelig sfærisk brønd, 18