Κβαντοµηχανική ΙΙ. Πρόχειρες σηµειώσεις του µαθήµατος
|
|
- Χθόνια Γαλάνης
- 8 χρόνια πριν
- Προβολές:
Transcript
1 Κβαντοµηχανική ΙΙ Πρόχειρες σηµειώσεις του µαθήµατος Κωνσταντίνος Φαράκος, Αν. Καθηγητής Τοµέας Φυσικής Σχολή Εφαρµοσµένων Μαθηµατικών και Φυσικών Επιστηµών Εθνικό Μετσόβιο Πολυτεχνείο 6 Ιανουαρίου 011
2
3 Περιεχόµενα 1 Θεµελίωση της κβαντοµηχανικής Γραµµικοί διανυσµατικοί χώροι Ευκλείδειος τριδιάστατος χώρος, Υπόδειγµα ενός Γραµµικού ιανυσµατικού χώρου Ο ιανυσµατικός Χώρος των τετραγωνικά ολοκληρώσιµων κυµατοσυναρτήσεων Τελεστές Ιδιότητες των Ερµιτιανών Τελεστών ύο προτάσεις για τη σύνδεση µεταξύ Πειράµατος και Θεωρίας Βασικές Στατιστικές Εννοιες Μέση τιµή Συνεχής Κατανοµή, Πυκνότητα Πιθανότητας ιασπορά ( A) και Τυπική Απόκλιση A Στατιστικές Ροπές Εξίσωση του Schrödinger Λύση της Εξίσωσης του Schrödinger Στατιστική ερµηνεία της Κυµατοσυνάρτησης Ιδιότητες των Κυµατοσυναρτήσεων Εξίσωση του Schrödinger για περισσότερα από ένα σωµάτια Μεταθετικές Ιδιότητες Τελεστών Χρονική Μεταβολή της Μέσης Τιµής - ιατήρηση Φυσικών Μεγεθών Συνεχές Φάσµα Ιδιοτιµών - Συνάρτηση δ του Dirac Αναπαραστάσεις των συναρτήσεων δ-dirac Ιδιότητες της δ-συνάρτησης Αναπαράσταση κυµατοσυναρτήσεων και τελεστών στο χώρο των ορµών Συµβολισµός Dirac Ανάπτυξη Κυµατοσυνάρτησης σε ένα πλήρες ορθοκανονικό σύστηµα συναρτήσεων Ανισότητα του Schwartz Ορθογωνιοποίηση Schmidt Τελεστές, Γραµµικοί Μετασχηµατισµοί Ιδιότητες των Μοναδιαίων Τελεστών Αναπαράσταση Γραµµικών Τελεστών µε Πίνακες Πρόβληµα των Ιδιοτιµών Εφαρµογές της εξίσωσης Schrödinger- Μονοδιάστατα προβλήµατα 37.1 Συνεχές Ενεργειακό Φάσµα Ελεύθερο Σωµάτιο Ορθογώνιο Σκαλοπάτι υναµικού Φαινόµενο Σήραγγας ιακριτό Φάσµα υναµικό Τετραγωνικού Πηγαδιού Απείρου Βάθους Τετραγωνικό πηγάδι υναµικού πεπερασµένου ϐάθους
4 ii..3 Πηγάδι δυναµικού συνάρτησης δέλτα Μονοδιάστατος Αρµονικός Ταλαντωτής Αναλυτική λύση, πολυώνυµα Hermite Τελεστές ηµιουργίας και Καταστροφής Θεωρία διαταραχών ιαταραχή µη εκφυλισµένων καταστάσεων Τοποθέτηση του προβλήµατος ιαταραχή πρώτης τάξης ιαταραχή δεύτερης τάξης Εφαρµογές ιαταραχή εκφυλισµένων καταστάσεων Θεωρία διαταραχών εξαρτώµενη από το χρόνο Προσεγγιστικός υπολογισµός της πιθανότητας µετάβασης διαταρακτικά σε πρώτης τάξης προσέγγιση, διακριτό ϕάσµα υναµικό Coulomb- Λύση της εξίσωσης του Schrödinger Κλασσική µηχανική - το πρόβληµα των δύο σωµάτων Κβαντική µηχανική - το πρόβληµα των δύο σωµάτων Χωρισµός µεταβλητών Σφαιρικές αρµονικές Λύση της ακτινικής εξίσωσης Ενεργειακές ιδιοτιµές Τροχιακή Στροφορµή - spin- Πρόσθεση στροφορµών Οι συνιστώσες του Τελεστή της Τροχιακής Στροφορµής σε Σφαιρικές Συντεταγµένες Αλγεβρικός υπολογισµός των ιδιοτιµών του τελεστή της στροφορµής Αναπαράσταση των τελεστών της στροφορµής µε πίνακες Υπολογισµός των ιδιοσυναρτήσεων για ακέραια τιµή j = l της στροφορµής Spin Πρόσθεση στροφορµών Πρόσθεση δύο spin1/
5 1 Θεµελίωση της κβαντοµηχανικής 1.1 Γραµµικοί διανυσµατικοί χώροι Οπως έχουµε µάθει στο εισαγωγικό µάθηµα Κβαντοµηχανικής στο προηγούµενο εξάµηνο, κάθε ϕυσικό σύστη- µα στο µικρόκοσµο περιγράφεται από µια µιγαδική συνάρτηση. Η συνάρτηση αυτή έχει όλη την πληροφορία για το ϕυσικό σύστηµα και συνηθίζουµε να τη λέµε «κυµατοσυνάρτηση» του συστήµατος. Η κυµατοσυνάρτηση περιγράφει πλήρως την κατάσταση του ϕυσικού συστήµατος. Ακόµη, είδαµε ότι εάν δύο µιγαδικές συναρτήσεις Φ 1, Φ είναι δυνατές καταστάσεις του συστήµατος, τότε και κάθε γραµµικός συνδυασµός τους είναι µια δυνατή κατάσταση του συστήµατος. Τα µετρήσιµα ϕυσικά µεγέθη εκπροσωπούνται στην Κβαντοµηχανική από µαθηµατικές εκφράσεις, τους τελεστές. Οι τελεστές αυτοί έχουν σα ϐασική ιδιότητά τους τη γραµµικότητα. Ξεκινάµε λοιπόν µε τους γραµµικούς διανυσµατικούς χώρους Ευκλείδειος τριδιάστατος χώρος, Υπόδειγµα ενός Γραµµικού ιανυσµατικού χώρου Ιδιότητες : (α) Εάν τα διανύσµατα a και b ανήκουν στον τριδιάστατο ευκλείδειο γραµµικό χώρο S, τότε και το άθροισµά τους a + b είναι διάνυσµα του χώρου S. Γενικότερα κάθε γραµµικός συνδυασµός c 1 a + c b είναι διάνυσµα του χώρου S, όπου c 1, c αυθαίρετοι σταθεροί πραγµατικοί αριθµοί. (ϐ) Κάθε διάνυσµα a γράφεται στον τριδιάστατο γραµµικό χώρο σαν γραµµικός συνδυασµός τριών µοναδιαίων διανυσµάτων ê 1, ê και ê 3, που λέµε ότι αποτελούν τη ϐάση του χώρου : a = a 1 ê 1 + a ê + a 3 ê 3 Τα τρία αυτά µοναδιαία διανύσµατα τα επιλέγουµε έτσι ώστε να είναι µεταξύ τους κάθετα. (γ) Το µέτρο του διανύσµατος a δίνεται στον ευκλείδειο γραµµικό χώρο από τη σχέση : a = ( a 1 + a + a ) 1/ 3 (δ) Το εσωτερικό γινόµενο δύο διανυσµάτων είναι ένας πραγµατικός αριθµός και δίνεται από τη σχέση όπου θ είναι η γωνία µεταξύ των δύο διανυσµάτων. a b = a b cos θ Για θ = π/ a b = 0 ορθογώνια διανύσµατα
6 Θεµελίωση της κβαντοµηχανικής (ε) ιανύσµατα ϐάσης ê k όπου δ ij το σύµβολο του Kronecker δ ij = ê i ê j = δ ij { 0, = για i j 1, = για i = j Τα ê k είναι ορθοκανονικά διανύσµατα. Για δύο διανύσµατα a = a 1 ê 1 +a ê +a 3 ê 3, b = b 1 ê 1 +b ê +b 3 ê 3 ισχύει : a b = a 1 b 1 + a b + a 3 b 3 χρησιµοποιώντας τις ιδιότητες των ορθοκανονικών διανυσµάτων ϐάσης. Κάθε σύνολο τριών γραµµικά ανεξάρτητων διανυσµάτων µπορεί να αποτελέσει ϐάση για τον τριδιάστατο γραµµικό χώρο Ο ιανυσµατικός Χώρος των τετραγωνικά ολοκληρώσιµων κυµατοσυναρτήσεων Υπάρχουν και γραµµικοί χώροι απείρων διαστάσεων. Τα διανύσµατα του Ευκλείδειου χώρου αντικαθίστανται από µιγαδικές συναρτήσεις Ψ n (x) και δίνουν έναν συναρτησιακό χώρο, χώρος Hilbert. Τις συναρτήσεις ϐάσης αποτελεί κάθε πλήρης οµάδα ορθοκανονικών συναρτήσεων. Ιδιότητες : (α) Γραµµικότητα (είναι µια ιδιότητα που επιβάλλεται στο χώρο από τα πειράµατα). Εάν Φ 1 (x) και Φ (x) ανήκουν στο χώρο S, τότε κάθε γραµµικός συνδυασµός Φ(x) = c 1 Φ 1 (x) + c Φ (x) ανήκει επίσης στο χώρο S, µε c 1, c, µιγαδικές σταθερές. (ϐ) Εσωτερικό γινόµενο Φ 1, Φ = ορισµός Φ 1(x)Φ (x) dx όπου Φ 1(x) είναι η µιγαδική συζυγής της Φ 1 (x), και dx = dx 1 dx dx 3, εάν οι συναρτήσεις ορίζονται στον τριδιάστατο Ευκλείδειο χώρο R 3. Το εσωτερικό γινόµενο έχει όλες τις καλές ιδιότητες του εσωτερικού γινοµένου : Φ 1, Φ 1 0, Φ 1, aφ = a Φ 1, Φ Φ 1, Φ + Φ 3 = Φ 1, Φ + Φ 1, Φ 3 Οι κυµατοσυναρτήσεις του γραµµικού χώρου είναι τετραγωνικά ολοκληρώσιµες, δηλαδή Φ, Φ <. Εάν Φ 1, Φ = 0 λέµε ότι οι δύο συναρτήσεις είναι ορθογώνιες µεταξύ τους. (γ) Απεικόνιση του S S µέσω µιας µαθηµατικής πράξης, δηλαδή ενός τελεστή Â: ÂΦ Φ, (δ) Γραµµικότητα των τελεστών της Κβαντοµηχανικής Φ S Φ S ( ) d  = A x, dx,... Â(c 1 Φ 1 + c Φ + c 3 Φ 3 ) = c 1 (ÂΦ 1) + c (ÂΦ ) + c 3 (ÂΦ 3)
7 1. Τελεστές 3 1. Τελεστές (1) Πρόσθεση τελεστών που δρουν σε χώρο Hilbert Ĉ = Â + ˆB, δηλαδή : ĈΦ = (Â + ˆB)Φ = ÂΦ + ˆBΦ () Πολλαπλασιασµός Τελεστών (3) Μεταθέτες Τελεστών Ĉ = Â ˆB ĈΦ = Â( ˆBΦ), Φ S ˆD = [Â, ˆB] ˆDΦ = Â( ˆBΦ) ˆB(ÂΦ) (γενικά, ˆD 0) [Â, ˆB] = Â ˆB ˆB Â Εάν για δύο τελεστές ο µεταθέτης τους είναι µηδέν, λέµε ότι οι δύο τελεστές µετατίθενται. Παράδειγµα Â = x, ˆB = x, ( ) [Â, ˆB]Φ Φ = x (xφ) = Φ x x [Â, ˆB] = 1 Οι τελεστές αυτοί δε µετατίθενται. (4) Αντίστροφος τελεστής Â 1 Â Â 1 = Â 1 Â = 1 (Â Â 1 )Φ = Â(Â 1 Φ) = Φ = Â 1 (ÂΦ) (5) Ιδιοσυναρτήσεις και ιδιοτιµές Τελεστή Λύση της εξίσωσης ÂΦ = aφ για έναν τελεστή Â. Το Φ ονοµάζεται Ιδιοσυνάρτηση του Â και το a ονοµάζεται ιδιοτιµή του Â που αντιστοιχεί στην Ιδιοσυνάρτηση Φ. Εάν οι Ιδιοτιµές είναι ένα διακριτό σύνολο, τότε το αριθµούµε και το συµβολίζουµε µε a n, οπότε Φ n : ÂΦ n = a n Φ n Εάν ο τελεστής Â είναι ένας διαφορικός τελεστής τότε η εξίσωση των ιδιοτιµών αντιστοιχεί στη λύση µιας διαφορικής εξίσωσης. Εάν σε µια ιδιοτιµή a του τελεστή Â αντιστοιχούν δύο ή περισσότερες ιδιοσυναρτήσεις, γραµµικά ανεξάρτητες, οι ιδιοσυναρτήσεις αυτές λέγονται εκφυλισµένες. Οι συναρτήσεις Φ 1, Φ,..., Φ k λέγονται Γραµµικά Ανεξάρτητες εάν, δοθείσης της β 1 Φ 1 + β Φ β k Φ k = 0 ισχύει β 1 = β =... = β k = 0 (6) Ερµιτιανός Τελεστής Â (ορισµός) ) ) Ψ(x) Φ (x) (ÂΨ(x) dx = (ÂΦ(x) dx, Φ, Ψ S αλλιώς από το συµβολισµό του εσωτερικού γινοµένου γράφουµε : Φ, ÂΨ = ÂΦ, Ψ
8 4 Θεµελίωση της κβαντοµηχανικής (7) Συζυγής Τελεστής του Â Â Φ ( ) (Â Ψ ÂΨ dx = Φ) dx Φ, ÂΨ = Â Φ, Ψ Εφαρµογή : Υπολογισµός του (Â ˆB). Φ ( Â ˆBΨ ) (Â ( Ψ dx = Φ) ˆBΨ dx = ˆB Â Φ) dx Οµως ισχύει επίσης : εποµένως Φ ( Â ˆBΨ ) ( Ψ dx = (Â ˆB) Φ) dx (Â ˆB) = ˆB Â Εφαρµογή : (A ) = A ( ( Φ (AΨ)dx = (A Φ) Ψdx = (A Φ)Ψ dx) = ( ( ) = (A ) Ψ) Φdx = Φ (A ) Ψdx, Φ, Ψ A = (A ) ) Ψ (A Φ)dx (8) Αυτοσυζυγής Τελεστής είναι αυτός για τον οποίο ισχύει Ο αυτοσυζυγής τελεστής είναι και ερµιτιανός. Â = Â (9) Γενικά για µια συνάρτηση g(â) ενός τελεστή Â ισχύει : Παίρνουµε τη συνάρτηση g(x) και την αναπτύσουµε κατά Taylor γύρω από το µηδέν : g(x) = + n=0 g(â) = + n=0 1 n! g(n) (0)x n 1 g(n) (0)Ân n! Παράδειγµα : Να υπολογιστεί ο τελεστής της µετάθεσης T (α) που ορίζεται από τη σχέση Λύση : T (α)ψ(x) = Ψ(x + α) Ψ(x + α) = Ψ(x) + Ψ (x)α + 1 Ψ (x)α +... = = e α d dx Ψ(x) = T (α)ψ(x) n=0 T (α) = e α d dx µετάθεση κατά α. a n d n Ψ(x) n! dx n
9 1. Τελεστές Ιδιότητες των Ερµιτιανών Τελεστών (α) Το άθροισµα δύο Ερµιτιανών Τελεστών είναι Ερµιτιανός Τελεστής. (ϐ) Εάν οι δύο Ερµιτιανοί Τελεστές µετατίθενται τότε το γινόµενό τους είναι Ερµιτιανός Τελεστής (Â ˆB) = ˆB Â = ˆBÂ = Â ˆB (γ) Οι ιδιοτιµές ενός Ερµιτιανού Τελεστή είναι πραγµατικοί αριθµοί. Φ nâφ n dx = a n Φ nφ n dx Ακόµη, Φ nâφ n dx = (ÂΦ n) Φ n dx = = αn Φ nφ n dx (α n Φ n ) Φ n dx α n = α n (δ) Οι ιδιοσυναρτήσεις ενός Ερµιτιανού Τελεστή είναι ορθοκανονικές. Φ mâφ n dx = a n Φ mφ n dx Φ mâφ n dx = (ÂΦ m) Φ n dx = αm Φ mφ n dx αλλά α m = α m εποµένως (α n α m ) Φ mφ n dx = 0 Εάν a n a m έχουµε : Φ mφ n dx = 0 Ακόµη η εξίσωση ιδιοτιµών κατάλληλα ώστε ÂΦ = αφ είναι γραµµική, άρα µπορούµε να πολλαπλασιάσουµε τις Φ Φ nφ n dx = 1 Φ mφ n dx = δ mn (ε) Επαλληλία, πλήρες σύνολο ιδιοσυναρτήσεων για τους ερµιτιανούς τελεστές της Κβαντοµηχανικής. Στην Κβαντοµηχανική δεχόµαστε ότι : Σε κάθε µετρήσιµο ϕυσικό µέγεθος A ενός ϕυσικού συστήµατος αντιστοιχούµε έναν Ερµιτιανό Τελεστή. Οι ιδιοτιµές του τελεστή συµπίπτουν µε όλες τις δυνατές τιµές του A κατά τη µέτρηση. Ολοι οι Ερµιτιανοί Τελεστές που χρησιµοποιούνται στην Κβαντοµηχανική έχουν ένα πλήρες σύστηµα Ιδιοσυναρτήσεων, δηλαδή Φ S έχουµε : Φ = n c n Φ n, όπου ÂΦ n = α n Φ n και Φ nφ m dx = δ nm. Υπολογισµός των συντελεστών c n στο ανάπτυγµα της Φ: Φ nφ dx = c m Φ nφ m dx = m m c m δ mn επειδή m c mδ nm = c n c n = Φ nφ dx
10 6 Θεµελίωση της κβαντοµηχανικής (στ) Η αναµενόµενη (µέση) τιµή ενός ερµιτιανού τελεστή είναι πάντοτε πραγµατικός αριθµός. Εστω α = Φ (ÂΦ) dx = [ ] α = Φ (ÂΦ) dx = (ÂΦ) Φ dx Φ(ÂΦ) dx = α Μπορεί να δειχτεί και το αντίστροφο: Εάν η αναµενόµενη τιµή ενός τελεστή Â ως προς κάθε διάνυσµα του S είναι πραγµατικός αριθµός, τότε ο τελεστής είναι ερµιτιανός. Απόδειξη. Παίρνουµε δύο συναρτήσεις του S, έστω τις Φ 1 και Φ και ϕτιάχνουµε την Ψ = Φ 1 + αφ, µε α αυθαίρετο αριθµό. Η αναµενόµενη τιµή της Â ως προς την Ψ είναι ένας πραγµατικός αριθµός, δηλαδή : ( Ψ ÂΨ dx = Ψ ÂΨ) = (ÂΨ) Ψ dx = (Φ 1 + αφ ) Â(Φ 1 + αφ ) dx = (Φ 1 + αφ ) [Â(Φ1 + αφ )] dx. Φ 1ÂΦ 1 dx + α Φ 1ÂΦ dx + α Φ ÂΦ 1 dx + α Φ ÂΦ dx Φ 1 (ÂΦ 1) dx + α Φ (ÂΦ 1) dx + α Φ 1 (ÂΦ ) dx + α Φ (ÂΦ ) dx Ισχύει για κάθε α Φ 1(ÂΦ ) dx = (ÂΦ ) Φ 1 dx Φ 1, Φ Εποµένως ο τελεστής Â είναι ερµιτιανός. 1.. ύο προτάσεις για τη σύνδεση µεταξύ Πειράµατος και Θεωρίας 1. Σε κάθε µετρήσιµο ϕυσικό µέγεθος A(r, p) που είναι συνάρτηση της ϑέσης (r) και της ορµής (p) αντιστοιχεί ένας Ερµιτιανός Κβαντικός Τελεστής Â(ˆr, ˆp) που ϕτιάχνεται ϐάζοντας όπου ˆr = r και ˆp = i.. Οι τιµές ενός µετρήσιµου ϕυσικού µεγέθους A(r, p) ισούνται µε τις ιδιοτιµές του αντίστοιχου τελεστή Â(ˆr, ˆp), που υπολογίζονται από την αντίστοιχη εξίσωση ιδιοτιµών Â(r, i )Φ n (r) = λ n Φ n (r) Παράδειγµα 1. είξτε ότι ο τελεστής της ορµής p = i είναι ερµιτιανός στο χώρο των κανονικοποιήσιµων συναρτήσεων. Λύση : Για να είναι κανονικοποιηµένες οι συναρτήσεις πρέπει να τείνουν στο µηδέν για x ± + Φ 1(ˆp x Φ ) dx = i + [ + Φ dφ 1 dx dx d = ( i ) dx (Φ 1Φ ) dx = ( i ) [Φ 1Φ ] + (i ) + + = µηδέν + + = (ˆp x Φ 1 ) Φ dx ( i dφ 1 dx + + ( dφ1 dx ) Φ dx ( )] dφ 1 dx Φ dx ) Φ dx Θα χρησιµοποιώ πολλές ϕορές τους τελεστές p x, p y, p z της ορµής χωρίς το σύµβολο ˆ από επάνω.
11 1. Τελεστές 7 Παράδειγµα. Εάν για το δυναµικό (δυναµική ενέργεια) ισχύει V = V, τότε ο τελεστής της Ολικής Ενέργειας, δηλαδή η Χαµιλτονιανή Ĥ του συστήµατος είναι ερµιτιανός τελεστής στο χώρο των κανονικοποιήσιµων συναρτήσεων. Ĥ = p m + ˆV (r), Ας πάρουµε µόνο την p x = i d dx και ˆV = V (x). + Φ 1ĤΦ dx = 1 m = 1 m = 1 m Φ 1p xφ dx + + (p x Φ 1 ) p x Φ dx + (p xφ 1 ) Φ dx + p = p x + p y + p z + + Οµοια για τα p y και p z. Ακόµη, p xφ (x) p x (p x Φ ). Εάν Φ 0 για x ± και το dφ /dx 0, x ±. Φ 1V (x)φ dx (V (x)φ 1 ) Φ dx (V (x)φ 1 ) Φ dx = + (ĤΦ 1) Φ dx
12 8 Θεµελίωση της κβαντοµηχανικής 1.3 Βασικές Στατιστικές Εννοιες Μέση τιµή Εχουµε ένα στατιστικό µέγεθος A που παίρνει διακριτές τιµές a 1, a,..., a ν. Σε µια σειρά µετρήσεων N έχουµε N 1 ϕορές το a 1,..., N ν ϕορές το a ν. Η µέση τιµή του A δίνεται από τη σχέση A = N 1a N ν a ν N 1 = a 1 N N a ν ν = a 1 f a ν f ν = a k f k όπου f k οι συχνότητες εµφάνισης της k τιµής. Αν το N τότε f k P k, που είναι η πιθανότητα εµφάνισης της τιµής. ν A = a 1 P a ν P ν = a k P k και k=1 ν P k = 1 k=1 Για µια τυχούσα συνάρτηση G(A) ενός στατιστικού µεγέθους A, οι δυνατές τιµές είναι οι g ν = G(a ν ) G(A) = ν g k P k = k=1 k=1 ν G(a k )P k k= Συνεχής Κατανοµή, Πυκνότητα Πιθανότητας Εάν οι τιµές που παίρνει ένα στατιστικό µέγεθος A είναι συνεχείς, τότε ορίζουµε την πιθανότητα να ϐρεθεί η τιµή του A σε ένα διάστηµα απειροστό γύρω από κάποια τιµή a, δηλαδή στο διάστηµα ( a da, a + da ) ίση µε P (a)da N ν N όπου P (a) = πυκνότητα πιθανότητας + A = ap (a)da P (a 1 < a < a ) = a a 1 P (a) da και + P (a) da = 1 Για µια τυχούσα συνάρτηση G(A) του στατιστικού µεγέθους A: G(A) = + G(a)P (a) da ιασπορά ( A) και Τυπική Απόκλιση A ( A) = = ( A) = ( A A ), A = (A A ) + + (a A ) P (a) da + + a P (a) da A ap (a) da + A P (a) da } {{ } } {{ } A =1 = A A + A = A A
13 1.4 Εξίσωση του Schrödinger 9 Για διακριτή κατανοµή έχουµε : ( A) = ν (a k A ) P (a k ) k=1 = a kp k A k k = A A a k P k + A = A A + A Εάν η διασπορά µιας στατιστικής κατανοµής είναι µηδέν, τότε η κατανοµή αποτελείται από µία µόνο τιµή µε πιθανότητα 1. Άρα όλες οι µετρήσεις ϑα δίνουν σαν αποτέλεσµα αυτή την µοναδική τιµή. ( A) = 0 a = A Απόδειξη για διακριτή κατανοµή. αλλά P κ 0 και (a κ A ) 0 οπότε ν (a k A ) P κ = 0 κ=1 A = a κ0 και P κ0 = 1, P κ = 0 για κάθε k k 0, διότι κ P κ = Στατιστικές Ροπές Στατιστική Ροπή τάξης n (n-οστής τάξης) µιας στατιστικής κατανοµής ονοµάζουµε τη µέση τιµή της νιοστής δύναµης της στατιστικής µεταβλητής. I n = A n = + a n P (a) da Ξέροντας τις στατιστικές ϱοπές I n (n = 1,,..., ) µπορούµε να υπολογίσουµε τη µέση τιµή της τυχούσας συνάρτησης G(A) που µπορεί να αναπτυχθεί σε δυναµοσειρά Taylor. Εάν ϑεωρήσουµε τη συνάρτηση F (A, ξ) = e iξa, τότε (iξ) n A n n! f(ξ) = e iξa = n = (iξ) n A n = n! n n (iξ) n I n n! Η συνάρτηση f(ξ) ονοµάζεται χαρακτηριστική συνάρτηση της στατιστικής κατανοµής. και f(ξ) = e iξa = P (a) = 1 π + + e iξa P (a) da f(ξ)e iξa dξ I n f(ξ) P (a) 1.4 Εξίσωση του Schrödinger Ενα σωµατίδιο περιγράφεται στην Κβαντοµηχανική από µια µιγαδική συνάρτηση Ψ(r, t) του χώρου και του χρόνου, που ονοµάζεται κυµατοπακέτο ή κυµατοσυνάρτηση. Αυτή η κυµατοσυνάρτηση περιέχει όλη την πληροφορία για το σύστηµα. Η διαφορική εξίσωση που µας δίνει ως λύση την Ψ(r, t) για ένα σωµατίδιο που ϐρίσκεται υπό την επίδραση δυνάµεων είναι η εξίσωση του Schrödinger:
14 10 Θεµελίωση της κβαντοµηχανικής ] [ Ψ(r, t) m + V (r, t) Ψ(r, t) = i t Η εξίσωση αυτή δεν είναι συνέπεια κάποιου άλλου ϕυσικού νόµου. Αυτή η εξίσωση είναι ο ϐασικός ϕυσικός νόµος. Παίρνοντας κλασσικά την ολική ενέργεια ενός σώµατος, όταν η δυναµική ενέργεια δεν εξαρτάται από το χρόνο, έχουµε : Παίρνοντας και τον τελεστή της ορµής, έχουµε E = p m + V p = i Ĥ(r, t) = ˆp + V (r, t) = m m + V (r, t) γενικεύοντας και για χρονικά µεταβαλλόµενες δυνάµεις. Αυτή η έκφραση είναι η Χαµιλτονιανή H του συστή- µατος. Οπότε η εξίσωση του Schrödinger γράφεται ως εξής : ĤΨ = i Ψ t Μπορούµε να ϐρούµε µια αντιστοιχία µεταξύ της ορµής και ενέργειας ενός σωµατιδίου µε το µήκος κύµατος και τη συχνότητα για ένα κύµα, όταν V (r, t) = 0: i Ψ t = Ψ m x = p m Ψ = EΨ E = p m Εαν Ψ = Ae i(kx ωt) επίπεδο µονοχρωµατικό κύµα, κλασσικά Ψ t = iωψ = ie Ψ ω = E ν = E h ω = πν και = h π Ψ x = ikψ Ψ x = (ik) Ψ = k Ψ Συνεπώς για να ικανοποιεί αυτό το κύµα την εξίσωση του Schrödinger έχουµε : και επειδή E = p /m κλασσικά, ϑα έχουµε : EΨ = m ( k )Ψ p = k p = h π π λ λ = h p Σχέση του De Broglie Ψ(x, t) = Ae i(px Et)/ h είναι η σταθερά του Planck και ισούται µε 6, Joule sec. = h π = 1, Joule sec.
15 1.4 Εξίσωση του Schrödinger 11 Ιστορικά τα πράγµατα πηγαίνουν ανάποδα : De Broglie σε κάθε σωµατίδιο έχουµε Άρα ποια διαφορική εξίσωση δίνει τη λύση ; Εξίσωση από τον Schrödinger λ = h/p, ν = E h και E = p m ορµή p = διαφορικός τελεστής = i x Λύση της Εξίσωσης του Schrödinger ] [ Ψ(r, t) m + V (r, t) Ψ(r, t) = i t Η εξίσωση του Schrödinger µπορεί να λυθεί µε τη µέθοδο του χωρισµού των µεταβλητών. Αναζητούµε λοιπόν λύση της µορφής : Ψ(r, t) = Ψ(r)Φ(t) Τέτοια λύση υπάρχει µόνον όταν V = V (r). Αντικαθιστώντας στην εξίσωση (1.1), όταν η δυναµική ενέργεια δεν εξαρτάται από το χρόνο, ϐρίσκουµε : ] [ m Ψ + V (r)ψ Φ = i Φ t Ψ ιαιρούµε και τα δύο µέλη µε τη Ψ(r)Φ(t) οπότε παίρνουµε, ĤΨ(r) Ψ(r) } {{ } συνάρτηση µόνο των x,y,z = i 1 Φ } Φ {{ t } συνάρτηση µόνο του t Ισχύει η ισότητα για κάθε x, y, z, t. Άρα κάθε όρος είναι ένας σταθερός αριθµός, έστω W. Εποµένως παίρνουµε τις σχέσεις : ] [ m + V Ψ = W Ψ i Φ(t) t iw t/ = W Φ(t) Φ(t) = e iw t/ Ψ(r, t) = Ψ(r)e Ποια είναι η ϕυσική σηµασία της σταθεράς W ; Η W είναι η ενέργεια E του σωµατιδίου στην κατάσταση Ψ(r), όπως εύκολα ϕαίνεται από τα προηγούµενα όταν V = 0. Εποµένως, (1.1) ĤΨ(r) = EΨ(r) (1.) Ψ(r, t) = Ψ(r)e iet/ (1.3) Άρα E είναι µια ιδιοτιµή της Χαµιλτονιανής και Ψ(r) το αντίστοιχο ιδιοδιάνυσµα ή ιδιοσυνάρτηση. Λύνουµε λοιπόν πρώτα την (1.) και τότε η (1.3) µας δίνει τη χρονική εξάρτηση Στατιστική ερµηνεία της Κυµατοσυνάρτησης Οταν κάνουµε µια µέτρηση δε µπορούµε να ϐρούµε ακριβώς τη ϑέση x που ϐρίσκεται το σώµα. Αυτό που µπορούµε να ϐρούµε είναι η πιθανότητα να ϐρεθεί το σώµα σε αυτήν τη ϑέση, και αυτή η πιθανότητα είναι ανάλογη µε την κυµατοσυνάρτηση. Οσο µεγαλύτερη η κυµατοσυνάρτηση σε ένα σηµείο, τόσο µεγαλύτερη η πιθανότητα. Η κυµατοσυνάρτηση εκφράζει ένα πλάτος πιθανότητας (κατά Born), της οποίας το τετράγωνο της απόλυτης τιµής δίνει την πυκνότητα της πιθανότητας να ϐρεθεί ένα σύστηµα σε µια περιοχή του χώρου, κάποια χρονική στιγµή P (r, t) = Ψ (r, t)ψ(r, t)
16 1 Θεµελίωση της κβαντοµηχανικής Η ολική πιθανότητα να ϐρίσκεται το σωµάτιο τη χρονική στιγµή t κάπου µέσα στο χώρο εκφράζεται από το ολοκλήρωµα C = Ψ (r, t)ψ(r, t)d 3 x όγκο και αυτή η πιθανότητα πρέπει να είναι µονάδα. Άρα αυτό το ολοκλήρωµα πρέπει να συγκλίνει για κάθε t. Με αυτό τον τρόπο κανονικοποιούµε την κυµατοσυνάρτηση ώστε να δίνει πιθανότητα ένα. Συναρτήσεις µε αυτή την ιδιότητα ονοµάζονται τετραγωνικά ολοκληρώσιµες. Θα δείξουµε τώρα ότι το C είναι ανεξάρτητο του χρόνου (για µία διάσταση µόνο). dc dt = d dt = + + Ψ (x, t)ψ(x, t) Ψ t Ψ dx + + Ψ Ψ t dx αλλά και dc dt = i i Ψ t Ψ t = i ĤΨ, + i Ψ t = ĤΨ = (ĤΨ) Ψ t (ĤΨ) Ψ dx i = i (ĤΨ) + Ψ (ĤΨ) dx Ο τελεστής Ĥ είναι ερµιτιανός (ĤΨ) Ψ dx = Ψ (ĤΨ) dx dc dt = 0 και η ολική πιθανότητα + Ψ Ψ dx είναι ανεξάρτητη του χρόνου. Άρα κανονικοποιώντας για ένα συγκεκρι- µένο t = t 0 ισχύει για κάθε t Ιδιότητες των Κυµατοσυναρτήσεων α) Οι κυµατοσυναρτήσεις Ψ(r, t) που περιγράφουν ένα ϕυσικό σύστηµα σε µια κατάσταση και οι ιδιοσυναρτήσεις Ψ(r) του τελεστή Ĥ της ολικής ενέργειας, καθώς και οι πρώτες παράγωγοί τους πρέπει να είναι συνεχείς, µονότιµες και πεπερασµένες σε όλο το χώρο ορισµού των. (Για να είναι δεκτές λύσεις της ĤΨ = EΨ) Ακόµη, ϑέλουµε το Ψ (r, t)ψ(r, t)d 3 x V να είναι πεπερασµένο. ηλαδή ο γραµµικός χώρος των κυµατοσυναρτήσεων αποτελείται από τις τετραγωνικά ολοκληρώσιµες µιγαδικές συναρτήσεις. Εστω ότι πάµε σε σφαιρικές συντεταγµένες Εάν Ψ(r) r rα τότε, Για να συγκλίνει αυτό το ολοκλήρωµα ϑέλουµε d 3 x = r sin θ dr dθ dφ Ψ = Ψ Ψ r rα Ψ Ψd 3 x r α+ dr r α + < 1 α + 3 < 0 α < 3
17 1.4 Εξίσωση του Schrödinger 13 Εάν α + = 1 τότε dr r ln r, το οποίο αποκλίνει. Εάν α + > 1 το ολοκλήρωµα δίνει ϑετική δύναµη του r και αποκλίνει και πάλι. ϐ) Αρχή της Επαλληλίας : Εάν Ψ n (r, t) είναι ιδιοσυνάρτηση του ερµιτιανού τελεστή της ολικής Ενέργειας µε ιδιοτιµή E n, τότε κάθε γραµµικός συνδυασµός των Ψ n (r, t) που ικανοποιεί τις οριακές συνθήκες δίνει µια κυµατοσυνάρτηση Ψ(r, t) που ϑα µπορούσε να περιγράψει το σύστηµα σε µια κατάσταση Ψ(r, t) = n α n Ψ n (r, t) οι αριθµοί α n (0 α n 1) εκφράζουν το ϐαθµό συµµετοχής κάθε Ψ n στην Ψ. Η ποσότητα α n = αnα n σχετίζεται µε την πιθανότητα εµφάνισης της ιδιοτιµής E n σε µια µέτρηση του µεγέθους E. Ακόµη, α n = Ψ n(r, t)ψ(r, t) d 3 x και όγκο α n = αnα n = 1 n n για να δίνει το Ψ την πυκνότητα πιθανότητας. Ισχύει Ψ(r, t) = α n Ψ n (r, t) = n n α n Ψ n (r)e ient/ και Ψ n(r)ψ m (r) d 3 x = δ nm όγκο Ψ n(r, t)ψ(r, t) d 3 x = α m Ψ n(r)ψ m (r) d 3 xe i(em En)/ m = m α m δ nm e i(em En)t/ = α n εφόσον η Ψ(r, t) είναι κυµατοσυνάρτηση ενός ϕυσικού συστήµατος, απαιτούµε Ψ (r, t)ψ(r, t) d 3 x = 1 όγκο 1 = Ψ Ψ d 3 x = αnα m V n m = αnα m δ nm e i( Enm)t n m όγκο Ψ n(r)ψ m (r)e i(em En)t d 3 x = n α nα n Η Ψ(r, t), που είναι γραµµική επαλληλία των Ψ n, ικανοποιεί την εξίσωση του Schrödinger. Πράγµατι : i Ψ t = n α n (i ) Ψ n t = n α n ĤΨ n = ĤΨ Οι αριθµοί α n είναι σταθεροί στο χρόνο και µπορούν να υπολογιστούν εάν ξέρουµε τη συνάρτηση Ψ(r, t) για µια συγκεκριµένη χρονική στιγµή t 0, έστω t 0 = 0 α n = Ψ n(r)ψ(r, 0) d 3 x όγκο
18 14 Θεµελίωση της κβαντοµηχανικής Χρονική Εξέλιξη Κυµατοσυνάρτησης Εάν ξέρουµε την κυµατοσυνάρτηση Ψ(r, 0), µπορούµε να ορίσουµε έναν τελεστή Ŝ(t) έτσι ώστε Η Ψ ικανοποιεί την εξίσωση του Schrödinger: Ψ(r, t) = Ŝ(t)Ψ(r, 0) i Ŝ Ψ(r, 0) = ĤŜ(t)Ψ(r, 0) t [ ] i Ŝ t ĤŜ Ψ(r, 0) = 0 t και Ψ i Ŝ t = ĤŜ, Ĥ εάν t = 0 Ŝ(t) = e iĥt/, Ψ(r, 0) = n α n Ψ n (r) Ψ(r, t) = e iĥt/ Ψ(r, 0) = n α n e iĥt/ Ψ n (r) = n α n Ψ n (r)e ient/ διότι εάν ĤΨ n = E n Ψ n. e iht Ψ n (r) = e ient/ Ψ n (r) γ) Ιδιοκαταστάσεις ή στάσιµες καταστάσεις ενός συστήµατος Εστω η Ψ n (r, t) είναι η κυµατοσυνάρτηση του συστήµατος σε µια κατάσταση µε ενέργεια E n. Η πυκνότητα πιθανότητας είναι Ψ n(r, t)ψ n (r, t) = Ψ n(r)ψ n (r)e ient/ e ient/ = Ψ n(r)ψ n (r) και είναι ανεξάρτητη του χρόνου. Αυτές οι καταστάσεις λέγονται στάσιµες καταστάσεις, και αντιστοιχούν σε σταθερή ενέργεια. Εάν όµως έχουµε την κυµατοσυνάρτηση του συστήµατος να είναι ένας γραµµικός συνδυασµός από Ψ n (r, t), τότε Ψ(r, t) = a n Ψ n (r, t) n και Ψ (r, t)ψ(r, t) = n a l a n Ψ l (r)ψ n (r) + n,l n l a na l Ψ nψ l e i(e l E n)t/ δηλαδή η πυκνότητα πιθανότητας δεν είναι σταθερή µε το χρόνο, και εκτελεί γενικά ταλάντωση µε γωνιακή συχνότητα π.χ. ανάµεσα στις Ψ n, Ψ l ιδιοκαταστάσεις του συστήµατος. ω nl = E n E l δ) Μέση ή Αναµενόµενη Τιµή Εφόσον P (x, t) = Ψ (x, t)ψ(x, t) είναι η πιθανότητα το σωµατίδιο να είναι στη ϑέση x τότε η µέση τιµή της ϑέσης είναι : + + x = xp (x, t) dx = Ψ(x, t) (ˆxΨ(x, t)) dx
19 1.4 Εξίσωση του Schrödinger 15 όπου ˆxΨ(x, t) = xψ(x, t). Αυτός ο τύπος ισχύει για κάθε δύναµη του ˆx n : x k = Ψ (x, t)x k Ψ(x, t) dx Γενικεύοντας λοιπόν έχουµε ότι η µέση τιµή για κάθε ϕυσικό µέγεθος A που δίνεται από τον τελεστή Â, όταν το σύστηµα είναι στην κατάσταση Ψ, ειναι A = Ψ (r, t)âψ(r, t) d3 x όγκο και όµοια, Άρα ειδικά για την ενέργεια έχουµε, εάν : A k = Ψ Â k Ψ d 3 x Ψ(r, t) = n a n Ψ n (r, t), E = ĤΨ n (r) = E n Ψ n (r) Ψ ĤΨ d 3 x E = n a n E n Εάν Φ(r, t) είναι η κυµατοσυνάρτηση για έναν ερµιτιανό τελεστή Â που αντιστοιχεί στην ιδιοτιµή λ, τότε ÂΦ = λφ και η µέση τιµή του Â είναι : A = Φ ÂΦ d 3 x = λ Φ Φ d 3 x = λ και η διασπορά είναι ( A) = A A = λ λ = 0 Άρα η µόνη τιµή που παίρνουµε κατά τη µέτρηση της ποσότητας A είναι η λ. Εάν Φ n (r, t) είναι ιδιοσυναρτήσεις του Â και του Ĥ συγχρόνως, τότε γράφουµε τη λύση του συστήµατος Ψ(r, t) σαν επαλληλία των Φ n και έχουµε : Ψ = n a n Φ n, a n σταθερές στο χρόνο A = Ψ ÂΨ d 3 x = n a na n λ n ανεξάρτητη του χρόνου. ηλαδή, a n = α na n = P n = Πιθανότητα να ϐρούµε την τιµή λ n για το ϕυσικό µέγεθος A σε µια µέτρηση. Το µέγεθος A µε µέση τιµή ανεξάρτητη του χρόνου λέµε ότι είναι διατηρήσιµο µέγεθος. Εάν οι ιδιοσυναρτήσεις της Ĥ δεν είναι και ιδιοσυναρτήσεις του Â, τότε εάν το σύστηµα είναι στην κατάσταση Φ(r, t) µε Φ(r, t) = n a nψ n (r, t): ĤΨ n = E n Ψ n
20 16 Θεµελίωση της κβαντοµηχανικής Η µέση τιµή του µεγέθους A είναι : A = Φ ÂΦ d 3 x = a na m Ψ nâψ m d 3 x n,m = a na m e i(em En)t/ Ψ n(r)âψ m(r) d 3 x n,m όγκο Ορίζουµε ω mn = (E m E n )/. Το A nm = Ψ n(r)âψ m(r) d 3 x όγκο είναι το στοιχείο (n, m) του πίνακα A. Επειδή ο Â είναι ερµιτιανός συνεπάγεται ότι A nm = A mn. A = n,m a na m e iωmnt A nm είναι χρονικά εξαρτηµένη. A nm = Ψ nâψ m d 3 x, A mn = Ψ mâψ n d 3 x ( (A mn ) = Ψ m(âψ n) d x) 3 = = Ψ nâψ m d 3 x = A nm (ÂΨ n) Ψ m d 3 x Το ότι ο Â είναι Ερµιτιανός Τελεστής συνεπάγεται ότι ο A kλ είναι Ερµιτιανός Πίνακας Εξίσωση του Schrödinger για περισσότερα από ένα σωµάτια Εάν ένα σύστηµα αποτελείται από N σωµάτια µε συντεταγµένες r k = (x k, y k, z k ) και ορµές p k = (p xk, p yk, p zk ), τότε η χαµιλτονιανή του συστήµατος είναι : H = N k=1 p k m k + V (r 1,..., r N ) Αντικαθιστώντας τα ϕυσικά µεγέθη µε τους αντίστοιχους τελεστές ϑέσης και ορµής έχουµε : ( ) p k = i,, x k y k z k N Ĥ = k + V (r 1,..., r N ) m k k=1 ĤΨ(r 1,..., r N, t) = i Ψ t (r 1,..., r N, t) Η πιθανότητα το σώµα 1 να ϐρεθεί γύρω από τη ϑέση r 1,..., το σώµα N να ϐρεθεί γύρω από τη ϑέση r N είναι : P (r 1,..., r N, t)dv 1 dv N = Ψ (r 1,..., r N, t)ψ(r 1,..., r N, t)dv dv = dv 1 dv N = d 3 x 1 d 3 x N µε Ψ(r 1,..., r N, t) = Ψ(r 1,..., r N )Φ(t) ĤΨ = EΨ και Φ(t) = e iet/
21 1.5 Μεταθετικές Ιδιότητες Τελεστών Μεταθετικές Ιδιότητες Τελεστών Ως Μεταθέτης δύο τελεστών Â, ˆB έχει οριστεί η σχέση [Â, ˆB] = Â ˆB ˆBÂ Εάν [Â, ˆB] = 0, λέµε ότι οι δύο τελεστές µετατίθενται. Οταν οι τελεστές δύο µεγεθών A, B µετατίθενται τότε τα δύο αυτά µεγέθη µπορούν να µετρηθούν ταυτόχρονα και µε απόλυτη ακρίβεια. Τα µεγέθη A, B λέγονται συµβιβαστά, αλλιώς εάν [Â, ˆB] 0 λέγονται ασυµβίβαστα. (1) Οταν δύο µεγέθη είναι συµβιβαστά, δηλαδή µπορούν να µετρηθούν συγχρόνως (και µε απόλυτη ακρίβεια) τότε οι τελεστές τους µετατίθενται. Απόδειξη. Οταν ένα µέγεθος A µετριέται, το σύστηµα ϐρίσκεται µετά τη µέτρηση σε µια ιδιοσυνάρτηση Ψ k του τελεστή Â: ÂΨ k = α k Ψ k του τελεστή Â, αλλά τότε η Ψ k είναι και ιδιοσυνάρτηση του B: ˆBΨk = β k Ψ k. Άρα κάθε ιδιοσυνάρτηση του Â είναι και ιδιοσυνάρτηση του ˆB και ανάποδα. Άρα, (Â ˆB ˆBÂ)Ψ k = α k β k Ψ k β k α k Ψ k = 0 Κάθε κυµατοσυνάρτηση γράφεται σαν επαλληλία των Ψ k : Ψ = k c kψ k (Â ˆB ˆBÂ)Ψ = Â ˆBΨ ˆBÂΨ = Â( ˆBΨ) ˆB(ÂΨ) = Â( k c k β k Ψ k ) ˆB( k c k α k Ψ k ) = k c k β k α k Ψ k k c k α k β k Ψ k = 0 () Αν οι δύο τελεστές Â, ˆB µετατίθενται και ο ένας, έστω ο Â έχει µη εκφυλισµένες ιδιοσυναρτήσεις, τότε αυτές ϑα είναι ιδιοσυναρτήσεις και του άλλου, του ˆB. Άρα τα δύο µεγέθη µπορούν να µετρηθούν ταυτόχρονα. Εάν ÂΨ k = α k Ψ k µη εκφυλισµένη ιδιοσυνάρτηση, τότε ˆB(ÂΨ k) = Â( ˆBΨ k ) ˆB(ÂΨ k) = α k ˆBΨk Â( ˆBΨ k ) = α k ( ˆBΨ k ) άρα η συνάρτηση Φ = ˆBΨ k ιδιοσυνάρτηση του A µε ιδιοτιµή α k µη εκφυλισµένη. Συνεπάγεται ότι η Φ είναι ανάλογη της Ψ k και άρα Φ = β k Ψ k ˆBΨ k = β k Ψ k (3) Αν δύο τελεστές Â, ˆB µετατίθενται και ο ένας από αυτούς έχει εκφυλισµένες ιδιοσυναρτήσεις, τότε µε κατάλληλο γραµµικό συνδυασµό αυτών µπορούµε να κατασκευάσουµε ιδιοσυναρτήσεις του άλλου. ηλαδή µπορούµε να κατασκευάσουµε κοινές ιδιοσυναρτήσεις και των δύο τελεστών. Ιδιότητες των µεταθετών [Â, ˆB] + [ ˆB, Â] = 0 [Â, Â] = 0 [Â, λ ˆB + µĉ] = λ[â, ˆB] + µ[â, Ĉ]
22 18 Θεµελίωση της κβαντοµηχανικής [αâ + β ˆB, Ĉ] = α[â, Ĉ] + β[ ˆB, Ĉ] [Â, ˆBĈ] =  ˆBĈ ˆBĈ =  ˆBĈ ˆBĈ ± ˆBÂĈ = [Â, ˆB]Ĉ + ˆB[Â, Ĉ] [ ˆB, Ĉ ˆD] =? = [Â, Ĉ] ˆB ˆD + Ĉ[Â, ˆD] ˆB + Â[ ˆB, Ĉ] ˆD + ĈÂ[ ˆB, ˆD] Μνηµονικός Κανόνας. Παίρνουµε όλους τους δυνατούς µεταθέτες : [Â, Ĉ], [Â, ˆD], [ ˆB, Ĉ], [ ˆB, ˆD] και πολλαπλασιάζουµε τον κάθε µεταθέτη µε τους υπόλοιπους τελεστές : Ολους τους «εξ αριστερών» τελεστές και των δύο γινοµένων προς τα αριστερά του απλού µεταθέτη και όλους τους «εκ δεξιών» προς τα δεξιά, όπως κατωτέρω : [A 1 A A n, B 1 B B k ] = ij = ij (A 1 A i 1 )(B 1 B j 1 )[A i, B j ](B j+1 B k )(A i+1 A n ) (B 1 B j 1 )(A 1 A i 1 )[A i B j ](A i+1 A n )(B j+1 B k ) [ ˆB, Ĉ ˆDÊ] = [Â, Ĉ] ˆB ˆDÊ + Ĉ[Â, ˆD] ˆBÊ + Ĉ ˆD[Â, Ê] ˆB + Â[ ˆB, Ĉ] ˆDÊ + ĈÂ[ ˆB, ˆD]Ê + Ĉ ˆDÂ[ ˆB, Ê] Μεταθέτες Φυσικών Μεγεθών (1) [ˆx, ˆp] = i, [ˆp, ˆx] = i [ˆx, ˆp]Ψ(x) = ˆxˆpΨ(x) ˆpˆxΨ(x) = i x dψ dx + i d dx (xψ) = i x dψ dx + i x dψ dx + i Ψ = i Ψ(x), Ψ(x). () [ˆx, ˆp ] = ˆp[ˆx, ˆp] + [ˆx, ˆp]ˆp = i ˆp + i ˆp = i ˆp = i dˆp dˆp [ˆx, ˆp k ] = i dˆpk dˆp = i kˆpk 1 [ˆx, Â(ˆx, ˆp)] = i  ˆp, απόδειξη µε ανάπτυξη του A(ˆx, ˆp) σε σειρά Taylor ως προς ˆp γύρω από το µηδέν.
Θεµελίωση της κβαντοµηχανικής
1 Θεµελίωση της κβαντοµηχανικής 1.1 Γραµµικοί διανυσµατικοί χώροι Οπως έχουµε µάθει στο εισαγωγικό µάθηµα Κβαντοµηχανικής στο προηγούµενο εξάµηνο, κάθε ϕυσικό σύστη- µα στο µικρόκοσµο περιγράφεται από
Διαβάστε περισσότεραΕφαρµογές της εξίσωσης Schrödinger - Μονοδιάστατα προβλήµατα
Εφαρµογές της εξίσωσης Schrödinger - Μονοδιάστατα προβλήµατα.1 Συνεχές Ενεργειακό Φάσµα.1.1 Ελεύθερο Σωµάτιο Εχουµε σε αυτή την περίπτωση F = 0, δηλαδή V (x, t) = σταθερό και τη σταθερή αυτή τιµή τη ϐάζουµε
Διαβάστε περισσότεραH = H 0 + V (0) n + Ψ (1) n + E (2) (3) >... Σε πρώτη προσέγγιση µπορούµε να δεχτούµε ότι. n και E n E n
3 Θεωρία διαταραχών 3. ιαταραχή µη εκφυλισµένων καταστάσεων 3.. Τοποθέτηση του προβλήµατος Θέλουµε να λύσουµε µε τη ϑεωρία των διαταραχών το πρόβληµα των ιδιοτιµών και ιδιοσυναρτήσεων ενός συστή- µατος
Διαβάστε περισσότεραΚίνηση σε Μονοδιάστατα Τετραγωνικά Δυναμικά
Κίνηση σε Μονοδιάστατα Τετραγωνικά Δυναμικά Δομή Διάλεξης Τετραγωνικό Πηγάδι Δυναμικού: Δέσμιες καταστάσεις - ιδιοτιμές Οριακές Περιπτώσεις: δ δυναμικό, άπειρο βάθος Σκέδαση σε μια διάσταση: Σκαλοπάτι
Διαβάστε περισσότεραΚΒΑΝΤΟΜΗΧΑΝΙΚΗ. Ασκήσεις Κεφαλαίου Ι
ΚΒΑΝΤΟΜΗΧΑΝΙΚΗ Ασκήσεις Κεφαλαίου Ι Άσκηση 1: Θεωρήστε δύο ορθοκανονικά διανύσματα ψ 1 και ψ και υποθέστε ότι αποτελούν βάση σε ένα χώρο δύο διαστάσεων. Θεωρήστε επίσης ένα τελαστή T που ορίζεται στο χώρο
Διαβάστε περισσότεραΚεφάλαιο 1. Κβαντική Μηχανική ΙΙ - Περιλήψεις, Α. Λαχανάς
Κεφάλαιο 1 Κβαντική Μηχανική ΙΙ - Περιλήψεις, Α. Λαχανάς 2 Κβαντική Μηχανική ΙΙ - Περιλήψεις, Α. Λαχανάς 1.1 Ο Μονοδιάστατος Γραµµικός Αρµονικός Ταλαντωτής 1.1.1 Εύρεση των ιδιοτοµών και ιδιοσυναρτήσεων
Διαβάστε περισσότεραΚΒΑΝΤΟΜΗΧΑΝΙΚΗ Ι Τελική Εξέταση: 30 Αυγούστου 2010 ( ιδάσκων: Α.Φ. Τερζής) ιάρκεια εξέτασης 2,5 ώρες.
ΘΕΜΑ [5575] ΚΒΑΝΤΟΜΗΧΑΝΙΚΗ Ι Τελική Εξέταση: 3 Αυγούστου ( ιδάσκων: ΑΦ Τερζής) ιάρκεια εξέτασης,5 ώρες (α) Να αποδειχθεί ότι για οποιοδήποτε µη εξαρτώµενο από τον χρόνο τελεστή Α, ισχύει d A / dt = A,
Διαβάστε περισσότεραΣυνεχές Φάσµα - Συνάρτηση δέλτα (Dirac)
Συνεχές ϕάσµα Συνεχές Φάσµα - Συνάρτηση δέλτα (Dirac) Στην κβαντική µηχανική τα ϕυσικά µεγέθη παρίστανται µε αυτοσυζυγείς τελεστές. Για έναν αυτοσυζυγή τελεστή ˆΩ = ˆΩ είναι γνωστό ότι οι ιδιοτιµές του
Διαβάστε περισσότεραΗ Αναπαράσταση της Θέσης (Position Representation)
Η Αναπαράσταση της Θέσης (Position Representation) Δομή Διάλεξης Το παρατηρήσιμο μέγεθος της θεσης και τα αντίστοιχα πλάτη πιθανότητας (συνεχές φάσμα ιδιοτιμών και ιδιοκαταστάσεων) Οι τελεστές της θέσης
Διαβάστε περισσότερα1 p p a y. , όπου H 1,2. u l, όπου l r p και u τυχαίο μοναδιαίο διάνυσμα. Δείξτε ότι μπορούν να γραφούν σε διανυσματική μορφή ως εξής.
ΚΒΑΝΤΟΜΗΧΑΝΙΚΗ Ασκήσεις Κεφαλαίου V Άσκηση : Οι θεμελιώδεις σχέσεις μετάθεσης της στροφορμής επιτρέπουν την ύπαρξη ακέραιων και ημιπεριττών ιδιοτιμών Αλλά για την τροχιακή στροφορμή L r p γνωρίζουμε ότι
Διαβάστε περισσότερα. Να βρεθεί η Ψ(x,t).
ΚΒΑΝΤΟΜΗΧΑΝΙΚΗ Ασκήσεις Κεφαλαίου II Άσκηση 1: Εάν η κυματοσυνάρτηση Ψ(,0) παριστάνει ένα ελεύθερο σωματίδιο, με μάζα m, στη μία διάσταση την χρονική στιγμή t=0: (,0) N ep( ), όπου N 1/ 4. Να βρεθεί η
Διαβάστε περισσότεραETY-202 ΟΙ ΓΕΝΙΚΕΣ ΣΥΝΕΠΕΙΕΣ ΤΩΝ ΘΕΜΕΛΙΩΔΩΝ ΑΡΧΩΝ ETY-202 ΎΛΗ & ΦΩΣ 03. ΟΙ ΓΕΝΙΚΕΣ ΣΥΝΕΠΕΙΕΣ. Στέλιος Τζωρτζάκης 1/11/2013
stzortz@iesl.forth.gr 1396; office Δ013 ΙΤΕ 2 ΎΛΗ & ΦΩΣ 03. ΟΙ ΓΕΝΙΚΕΣ ΣΥΝΕΠΕΙΕΣ ΟΙ ΓΕΝΙΚΕΣ ΣΥΝΕΠΕΙΕΣ ΤΩΝ ΘΕΜΕΛΙΩΔΩΝ ΑΡΧΩΝ Στέλιος Τζωρτζάκης 1 3 4 Ο νόμος της χρονικής μεταβολής των μέσων τιμών και το
Διαβάστε περισσότεραΚεφάλαιο 1. Κβαντική Μηχανική ΙΙ - Περιλήψεις, Α. Λαχανάς
Κεφάλαιο 1 Κβαντική Μηχανική ΙΙ - Περιλήψεις, Α. Λαχανάς 2 Κβαντική Μηχανική ΙΙ - Περιλήψεις, Α. Λαχανάς 1.1 Κίνηση σε κεντρικά δυναµικά 1.1.1 Κλασική περιγραφή Η Χαµιλτωνιανή κλασικού συστήµατος που κινείται
Διαβάστε περισσότεραΚΒΑΝΤΙΚΗ ΜΗΧΑΝΙΚΗ ΙΙ - Ενότητα 5
Κβαντική Μηχανική ΙΙ Ακ. Ετος 2013-14, Α. Λαχανάς 1/ 53 ΚΒΑΝΤΙΚΗ ΜΗΧΑΝΙΚΗ ΙΙ - Ενότητα 5 Α. Λαχανάς ΠΑΝΕΠΙΣΤΗΜΙΟ ΑΘΗΝΩΝ, Τµήµα Φυσικής Τοµέας Πυρηνικής Φυσικής & Στοιχειωδών Σωµατιδίων Ακαδηµαικό έτος
Διαβάστε περισσότεραETY-202 ΤΑ ΜΑΘΗΜΑΤΙΚΑ ΕΡΓΑΛΕΙΑ ΤΗΣ ΚΒΑΝΤΟΜΗΧΑΝΙΚΗΣ ETY-202 ΎΛΗ & ΦΩΣ 02. ΜΑΘΗΜΑΤΙΚΑ ΕΡΓΑΛΕΙΑ. Στέλιος Τζωρτζάκης 1/11/2013
stzortz@iesl.forth.gr 1396; office Δ013 ΙΤΕ 2 ΎΛΗ & ΦΩΣ 02. ΜΑΘΗΜΑΤΙΚΑ ΕΡΓΑΛΕΙΑ ΤΑ ΜΑΘΗΜΑΤΙΚΑ ΕΡΓΑΛΕΙΑ ΤΗΣ ΚΒΑΝΤΟΜΗΧΑΝΙΚΗΣ Στέλιος Τζωρτζάκης 1 3 4 Ο διανυσματικός χώρος των φυσικών καταστάσεων Η έννοια
Διαβάστε περισσότεραΜΙΓΑΔΙΚΟ ΔΥΝΑΜΙΚΟ ΓΕΝΙΚΑ. Έστω σωμάτιο, στις τρεις διαστάσεις, που βρίσκεται υπό την επίδραση μιγαδικού δυναμικού της μορφής
ΜΙΓΑΔΙΚΟ ΔΥΝΑΜΙΚΟ ΓΕΝΙΚΑ Έστω σωμάτιο, στις τρεις διαστάσεις, που βρίσκεται υπό την επίδραση μιγαδικού δυναμικού της μορφής Re Im V r V r i V r, όπου οι συναρτήσεις Re,Im V r V r είναι πραγματικές συναρτήσεις
Διαβάστε περισσότεραΤΜΗΜΑ ΦΥΣΙΚΗΣ ΣΥΓΧΡΟΝΗ ΦΥΣΙΚΗ ΔΙΔΑΣΚΩΝ: Δ. ΣΚΑΡΛΑΤΟΣ, ΑΝΑΠΛΗΡΩΤΗΣ ΚΑΘΗΓΗΤΗΣ ΣΥΓΧΡΟΝΗ ΦΥΣΙΚΗ
ΣΥΓΧΡΟΝΗ ΦΥΣΙΚΗ ΕΝΟΤΗΤΑ 5 Επίλυση της εξίσωσης Schrödinger σε απλά κβαντικά συστήματα Ι. ΕΙΣΑΓΩΓΗ Κάθε φυσικά πραγματοποιήσιμη φυσική κατάσταση ενός (μονοσωματιδιακού) κβαντικού συστήματος περιγράφεται
Διαβάστε περισσότεραΆσκηση 1. h 2 B = 1 + A = Για τις περιοχές A : x < 0, B : x > 0 η εξίσωση Schroedinger θα έχει τη μορφή της ελεύθερης εξίσωσης, αφού V(x) = 0:
Άσκηση 1 Για τις περιοχές A : x < 0, B : x > 0 η εξίσωση Schroediger θα έχει τη μορφή της ελεύθερης εξίσωσης, αφού Vx = 0: Ψ A + κ Ψ A = 0 Ψ B + κ Ψ B = 0 Για το σημείο x = 0 η εξίσωση Schroediger θα είναι:
Διαβάστε περισσότεραÂ. Θέλουμε να βρούμε τη μέση τιμή
ΜΕΣΗ ΤΙΜΗ ΕΝΟΣ ΕΡΜΙΤΙΑΝΟΥ ΤΕΛΕΣΤΗ Έστω ο ερμιτιανός τελεστής Â. Θέλουμε να βρούμε τη μέση τιμή Â μια χρονική στιγμή, που αυθαίρετα, αλλά χωρίς βλάβη της γενικότητας, θεωρούμε χρονική στιγμή μηδέν, όπου
Διαβάστε περισσότεραΘΕΜΑΤΑ ΚΒΑΝΤΙΚΗΣ ΙΙ. Θέμα 2. α) Σε ένα μονοδιάστατο πρόβλημα να δείξετε ότι ισχύει
ΘΕΜΑΤΑ ΚΒΑΝΤΙΚΗΣ ΙΙ Θέμα α) Δείξτε ότι οι διακριτές ιδιοτιμές της ενέργειας σε ένα μονοδιάστατο πρόβλημα δεν είναι εκφυλισμένες β) Με βάση το προηγούμενο ερώτημα να δείξετε ότι μπορούμε να διαλέξουμε τις
Διαβάστε περισσότεραυναµικό Coulomb - Λύση της εξίσωσης του Schrödinger
4 υναµικό Coulomb - Λύση της εξίσωσης του Schrödinger 4.1 Κλασσική µηχανική - το πρόβληµα των δύο σωµάτων Θεωρούµε την αλληλεπίδραση ενός ηλεκτρονίου µε µάζα m e και ϕορτίο q e = e µε έναν πυρήνα µε ϕορτίο
Διαβάστε περισσότερα!q j. = T ji Kάθε πίνακας µπορεί να γραφεί σαν άθροισµα ενός συµµετρικού και ενός αντι-συµµετρικού πίνακα
Συστήματα με Ν βαθμούς ελευθερίας ΦΥΣ 211 - Διαλ.25 1 Ø Συστήµατα µε Ν βαθµούς ελευθερίας που βρίσκονται κοντά σε µια θέση ισσορροπίας τους συµπεριφέρονται σαν Ν ανεξάρτητοι αρµονικοί ταλαντωτές Γιατί
Διαβάστε περισσότεραΕισαγωγή σε προχωρημένες μεθόδους υπολογισμού στην Επιστήμη των Υλικών
ΠΑΝΕΠΙΣΤΗΜΙΟ ΙΩΑΝΝΙΝΩΝ ΑΝΟΙΚΤΑ ΑΚΑΔΗΜΑΪΚΑ ΜΑΘΗΜΑΤΑ Εισαγωγή σε προχωρημένες μεθόδους υπολογισμού στην Επιστήμη των Υλικών Βασικά σημεία της κβαντομηχανικής Διδάσκων : Επίκουρη Καθηγήτρια Χριστίνα Λέκκα
Διαβάστε περισσότεραΚΒΑΝΤΟΜΗΧΑΝΙΚΗ Ι (Τµήµα Α. Λαχανά) 1 Φεβρουαρίου 2010
ΚΒΑΝΤΟΜΗΧΑΝΙΚΗ Ι Τµήµα Α Λαχανά) Φεβρουαρίου ΘΕΜΑ : Θεωρήστε τις δύο περιπτώσεις όπου η κυµατική συνάρτηση ψx) που περιγράφει µονοδιάστατη κίνηση σωµατιδίου σε απειρόβαθο πηγάδι δυναµικού µε τα τοιχώµατα
Διαβάστε περισσότερα[1] είναι ταυτοτικά ίση με το μηδέν. Στην περίπτωση που το στήριγμα μιας συνάρτησης ελέγχου φ ( x)
[] 9 ΣΥΝΑΡΤΗΣΙΑΚΟΙ ΧΩΡΟΙ ΜΕΤΑΣΧΗΜΑΤΙΣΜΟΣ FOURIER Η «συνάρτηση» δέλτα του irac Η «συνάρτηση» δέλτα ορίζεται μέσω της σχέσης φ (0) αν 0 δ[ φ ] = φ δ dx = (9) 0 αν 0 όπου η φ είναι μια συνάρτηση που ανήκει
Διαβάστε περισσότεραKΒΑΝΤΟΜΗΧΑΝΙΚΗ ΣΕ ΜΙΑ ΔΙΑΣΤΑΣΗ
ΦΡΟΝΤΙΣΤΗΡΙΑΚΑ ΜΑΘΗΜΑΤΑ ΦΥΣΙΚΗΣ Π.Φ. ΜΟΙΡΑ 693 946778 KΒΑΝΤΟΜΗΧΑΝΙΚΗ ΣΕ ΜΙΑ ΔΙΑΣΤΑΣΗ Κυματική εξίσωση Schrödiger Η δυνατότητα ενός σωματιδίου να συμπεριφέρεται ταυτόχρονα και ως κύμα, δηλαδή να είναι εντοπισμένο
Διαβάστε περισσότεραΚεφάλαιο 1. Κβαντική Μηχανική ΙΙ - Περιλήψεις, Α. Λαχανάς
Κεφάλαιο 1 Κβαντική Μηχανική ΙΙ - Περιλήψεις, Α. Λαχανάς 2 Κβαντική Μηχανική ΙΙ - Περιλήψεις, Α. Λαχανάς 1.1 Ατοµο του Υδρογόνου 1.1.1 Κατάστρωση του προβλήµατος Ας ϑεωρήσουµε πυρήνα ατοµικού αριθµού Z
Διαβάστε περισσότεραΔομή Διάλεξης. Εύρεση ακτινικού μέρους εξίσωσης Schrödinger. Εφαρμογή σε σφαιρικό πηγάδι δυναμικού απείρου βάθους. Εφαρμογή σε άτομο υδρογόνου
Κεντρικά Δυναμικά Δομή Διάλεξης Εύρεση ακτινικού μέρους εξίσωσης Schrödinger Εφαρμογή σε σφαιρικό πηγάδι δυναμικού απείρου βάθους Εφαρμογή σε άτομο υδρογόνου Ακτινική Συνιστώσα Ορμής Έστω Χαμιλτονιανή
Διαβάστε περισσότεραΕφαρμογές κβαντικής θεωρίας
Εφαρμογές κβαντικής θεωρίας Στοιχειώδες μαθηματικό υπόβαθρο Σχέση Euler Χρησιμοποιώντας τη σχέση Euler, ένα αρμονικό κύμα της μορφής Acos(kx) (πραγματική συνάρτηση), μπορεί να γραφτεί ως Re[Ae ikx ] που
Διαβάστε περισσότεραΚεφάλαιο 1. Κβαντική Μηχανική ΙΙ - Περιλήψεις, Α. Λαχανάς
Κεφάλαιο 1 Κβαντική Μηχανική ΙΙ - Περιλήψεις, Α. Λαχανάς 2 Κβαντική Μηχανική ΙΙ - Περιλήψεις, Α. Λαχανάς 1.1 Στροφορµή στην Κβαντική Μηχανική 1.1.1 Τροχιακή Στροφορµή Η Τροχιακή Στροφορµή στην Κβαντική
Διαβάστε περισσότεραΚΒΑΝΤΙΚΗ ΜΗΧΑΝΙΚΗ ΙΙ - Ενότητα 1
Κβαντική Μηχανική ΙΙ Ακ. Ετος 2013-14, Α. Λαχανάς 1/ 39 ΚΒΑΝΤΙΚΗ ΜΗΧΑΝΙΚΗ ΙΙ - Ενότητα 1 Α. Λαχανάς ΠΑΝΕΠΙΣΤΗΜΙΟ ΑΘΗΝΩΝ, Τµήµα Φυσικής Τοµέας Πυρηνικής Φυσικής & Στοιχειωδών Σωµατιδίων Ακαδηµαικό έτος
Διαβάστε περισσότερα( ) * Λύση (α) Καθώς η Χαµιλτονιανή είναι ερµιτιανός τελεστής έχουµε ότι = = = = 0. (β) Απαιτούµε
ΚΒΑΝΤΟΜΗΧΑΝΙΚΗ Ι Τελική Εξέταση: 3 Γενάρη ( ιδάσκων: ΑΦ Τερζής) ιάρκεια εξέτασης 3 ώρες ΘΕΜΑ [555555553] Θεωρούµε κβαντικό σύστηµα που περιγράφεται από την Χαµιλτονιανή H 3ε µ iε µε ιδιοσυναρτήσεις κάποιου
Διαβάστε περισσότεραΚεφάλαιο 3 ΠΑΡΑΓΩΓΟΣ. 3.1 Η έννοια της παραγώγου. y = f(x) f(x 0 ), = f(x 0 + x) f(x 0 )
Κεφάλαιο 3 ΠΑΡΑΓΩΓΟΣ 3.1 Η έννοια της παραγώγου Εστω y = f(x) µία συνάρτηση, που συνδέει τις µεταβλητές ποσότητες x και y. Ενα ερώτηµα που µπορεί να προκύψει καθώς µελετούµε τις δύο αυτές ποσοτήτες είναι
Διαβάστε περισσότεραΕξετάσεις 1ης Ιουλίου Για την ϐασική κατάσταση του ατόµου του Υδρογόνου της οποίας η κανονικοποιηµένη στην µονάδα
ΘΕΜΑ 1: Λύσεις Θεµάτων - Κβαντοµηχανική ΙΙ Εξετάσεις 1ης Ιουλίου 13 Τµήµα Α. Λαχανά) Α ) Για την πρώτη διεγερµένη κατάσταση του ατόµου του Υδρογόνου µε τροχιακή στροφορµή l = 1 να προσδιορισθουν οι αποστάσεις
Διαβάστε περισσότερα, που, χωρίς βλάβη της γενικότητας, μπορούμε να θεωρήσουμε χρονική στιγμή μηδέν, δηλαδή
Η ΚΥΜΑΤΟΣΥΝΑΡΤΗΣΗ ΣΤΗΝ ΑΝΑΠΑΡΑΣΤΑΣΗ ΘΕΣΗΣ ΑΝΑΠΑΡΑΣΤΑΣΗ ΟΡΜΗΣ p. Θα βρούμε πρώτα τη σχέση που συνδέει την p με την x. x ΚΑΙ ΣΤΗΝ Έστω η κατάσταση του συστήματός μας μια χρονική στιγμή t 0, που, χωρίς βλάβη
Διαβάστε περισσότερα( x) (( ) ( )) ( ) ( ) ψ = 0 (1)
ΚΑΤΑΣΤΑΣΕΙΣ ΕΛΑΧΙΣΤΗΣ ΑΒΕΒΑΙΟΤΗΤΑΣ ΘΕΣΗΣ ΟΡΜΗΣ ΣΤΗΝ ΑΝΑΠΑΡΑΣΤΑΣΗ ΘΕΣΗΣ Στην προηγούµενη ανάρτηση, δείξαµε ότι η κατάσταση είναι κατάσταση ελάχιστης αβεβαιότητας των µη µετατιθέµενων ερµιτιανών τελεστών
Διαβάστε περισσότερα[ ] και το διάνυσµα των συντελεστών:
Μηχανική ΙΙ Τµήµα Ιωάννου-Απόστολάτου 8 Μαϊου 2001 Εσωτερικά γινόµενα διανυσµάτων µέτρο διανύσµατος- ορθογώνια διανύσµατα Έστω ένας διανυσµατικός χώρος V, στο πεδίο των µιγαδικών αριθµών Τα στοιχεία του
Διαβάστε περισσότεραΑρμονικός Ταλαντωτής
Αρμονικός Ταλαντωτής Δομή Διάλεξης Η χρησιμότητα του προβλήματος του αρμονικού ταλαντωτή Η Hamiltonian και οι τελεστές δημιουργίας και καταστροφής Το φάσμα ιδιοτιμών της Hamiltonian Οι ιδιοκαταστάσεις
Διαβάστε περισσότεραΚΒΑΝΤΟΜΗΧΑΝΙΚΗ Ι Τελική Εξέταση: 31 Γενάρη 2012 ( ιδάσκων: Α.Φ. Τερζής) ιάρκεια εξέτασης 3 ώρες.
ΘΕΜΑ 1[1] ΚΒΑΝΤΟΜΗΧΑΝΙΚΗ Ι Τελική Εξέταση: 31 Γενάρη 1 ( ιδάσκων: ΑΦ Τερζής ιάρκεια εξέτασης 3 ώρες Ηλεκτρόνιο βρίσκεται σε δυναµικό απειρόβαθου πηαδιού και περιράφεται από την 1 πx πx κυµατοσυνάρτηση
Διαβάστε περισσότεραΚεφάλαιο 1: Προβλήµατα τύπου Sturm-Liouville
Κεφάλαιο : Προβλήµατα τύπου Stur-Liouvie. Ορισµός προβλήµατος Stur-Liouvie Πολλές τεχνικές επίλυσης µερικών διαφορικών εξισώσεων βασίζονται στην αναγωγή της µερικής διαφορικής εξίσωσης σε συνήθεις διαφορικές
Διαβάστε περισσότεραΚΒΑΝΤΙΚΗ ΜΗΧΑΝΙΚΗ (ΚΕΦΑΛΑΙΟ 39 +)
ΚΒΑΝΤΙΚΗ ΜΗΧΑΝΙΚΗ (ΚΕΦΑΛΑΙΟ 39 +) Σταύρος Κ. Φαράντος Τµήµα Χηµείας, Πανεπιστήµιο Κρήτης, και Ινστιτούτο Ηλεκτρονικής οµής και Λέιζερ, Ιδρυµα Τεχνολογίας και Ερευνας, Ηράκλειο, Κρήτη http://tccc.iesl.forth.gr/education/local.html
Διαβάστε περισσότερακαι χρησιμοποιώντας τον τελεστή A r P αποδείξτε ότι για
ΚΒΑΝΤΟΜΗΧΑΝΙΚΗ Ασκήσεις Κεφαλαίου IV Άσκηση 1: Σωματίδιο μάζας Μ κινείται στην περιφέρεια κύκλου ακτίνας R. Υπολογίστε τις επιτρεπόμενες τιμές της ενέργειας, τις αντίστοιχες κυματοσυναρτήσεις και τον εκφυλισμό.
Διαβάστε περισσότεραΠΑΝΕΠΙΣΤΗΜΙΟ ΙΩΑΝΝΙΝΩΝ ΑΝΟΙΚΤΑ ΑΚΑΔΗΜΑΪΚΑ ΜΑΘΗΜΑΤΑ. Κβαντική Θεωρία ΙΙ. Κεντρικά Δυναμικά Διδάσκων: Καθ. Λέανδρος Περιβολαρόπουλος
ΠΑΝΕΠΙΣΤΗΜΙΟ ΙΩΑΝΝΙΝΩΝ ΑΝΟΙΚΤΑ ΑΚΑΔΗΜΑΪΚΑ ΜΑΘΗΜΑΤΑ Κβαντική Θεωρία ΙΙ Κεντρικά Δυναμικά Διδάσκων: Καθ. Λέανδρος Περιβολαρόπουλος Άδειες Χρήσης Το παρόν εκπαιδευτικό υλικό υπόκειται σε άδειες χρήσης Creative
Διαβάστε περισσότεραΜιγαδικός λογισμός και ολοκληρωτικοί Μετασχηματισμοί
ΠΑΝΕΠΙΣΤΗΜΙΟ ΙΩΑΝΝΙΝΩΝ ΑΝΟΙΚΤΑ ΑΚΑΔΗΜΑΪΚΑ ΜΑΘΗΜΑΤΑ Μιγαδικός λογισμός και ολοκληρωτικοί Μετασχηματισμοί ΣΥΝΑΡΤΗΣΙΑΚΟΙ ΧΩΡΟΙ ΜΕΤΑΣΧΗΜΑΤΙΣΜΟΣ FOURIER Διδάσκων : Επίκ Καθ Κολάσης Χαράλαμπος Άδειες Χρήσης
Διαβάστε περισσότερα21/11/2013 ETY-202 ETY-202 ΎΛΗ & ΦΩΣ 06. Ο ΑΡΜΟΝΙΚΟΣ ΤΑΛΑΝΤΩΤΗΣ. 1396; office Δ013 ΙΤΕ. Στέλιος Τζωρτζάκης
stzortz@iesl.forth.gr 1396; office Δ013 ΙΤΕ 2 ΎΛΗ & ΦΩΣ 06. Ο ΑΡΜΟΝΙΚΟΣ ΤΑΛΑΝΤΩΤΗΣ Στέλιος Τζωρτζάκης Ο ΑΡΜΟΝΙΚΟΣ ΤΑΛΑΝΤΩΤΗΣ 1 3 4 Το δυναμικό του αρμονικού ταλαντωτή Η παραβολική προσέγγιση βρίσκει άμεση
Διαβάστε περισσότεραΚβαντομηχανική Ι 2o Σετ Ασκήσεων. Άσκηση 1
Κβαντομηχανική Ι 2o Σετ Ασκήσεων Άσκηση 1 Ξεκινάμε με την περίπτωση Ε
Διαβάστε περισσότεραΑρχίζουµε µε την µη συµµετρική µορφή του απειρόβαθου κβαντικού πηγαδιού δυναµικού, το οποίο εκτείνεται από 0 έως L.
Πρόβληµα ΑπειρόβαθοΚβαντικόΠηγάδια(ΑΚΠα) Να µελετηθεί το απειρόβαθο κβαντικό πηγάδι µε θετικές ενεργειακές καταστάσεις ( E > ). Αρχίζουµε µε την µη συµµετρική µορφή του απειρόβαθου κβαντικού πηγαδιού δυναµικού
Διαβάστε περισσότεραSpin του πυρήνα Μαγνητική διπολική ροπή Ηλεκτρική τετραπολική ροπή. Τάσος Λιόλιος Μάθημα Πυρηνικής Φυσικής
Spin του πυρήνα Μαγνητική διπολική ροπή Ηλεκτρική τετραπολική ροπή Τάσος Λιόλιος Μάθημα Πυρηνικής Φυσικής Εξάρτηση του πυρηνικού δυναμικού από άλλους παράγοντες (πλην της απόστασης) Η συνάρτηση του δυναμικού
Διαβάστε περισσότεραΣτοχαστικά Σήµατα και Εφαρµογές
Στοχαστικά Σήµατα & Εφαρµογές Ανασκόπηση Στοιχείων Γραµµικής Άλγεβρας ιδάσκων: Ν. Παπανδρέου (Π.. 407/80) Πανεπιστήµιο Πατρών ΤµήµαΜηχανικώνΗ/Υ και Πληροφορικής ιανύσµατα Ορίζουµετοδιάνυσµα µε Ν στοιχεία
Διαβάστε περισσότεραΜΕΡΟΣ Α: ΤΑ ΘΕΜΕΛΙΑ ΚΕΦ. 1. ΟΙ ΘΕΜΕΛΙΩΔΕΙΣ ΑΡΧΕΣ ΚΕΦ. 4. Ο ΓΕΝΙΚΟΣ ΦΟΡΜΑΛΙΣΜΟΣ ΤΟΥ DIRAC ΚΕΦ. 5. Ο ΑΡΜΟΝΙΚΟΣ ΤΑΛΑΝΤΩΤΗΣ ΚΕΦ. 7.
stzortz@iesl.forth.gr 1396; office Δ013 ΙΤΕ 2 ΎΛΗ & ΦΩΣ 01. ΟΙ ΘΕΜΕΛΙΩΔΕΙΣ ΑΡΧΕΣ ΜΕΡΟΣ Α: ΤΑ ΘΕΜΕΛΙΑ ΚΕΦ. 1. ΟΙ ΘΕΜΕΛΙΩΔΕΙΣ ΑΡΧΕΣ Στέλιος Τζωρτζάκης ΚΕΦ. 2. ΤΑ ΜΑΘΗΜΑΤΙΚΑ ΕΡΓΑΛΕΙΑ ΤΗΣ ΚΒΑΝΤΟΜΗΧΑΝΙΚΗΣ ΚΕΦ.
Διαβάστε περισσότεραx L I I I II II II Ακόµα αφού η συνάρτηση στην θέση x=0 είναι συνεχής, έχουµε την παρακάτω συνθήκη. ηλαδή οι ιδιοσυναρτήσεις είναι
Πρόβληµα ΑπειρόβαθοΚβαντικόΠηγάδι3α(ΑΚΠ3α), x > Θεωρούµε κβαντικό πηγάδι µε δυναµικό της µορφής V( x) x Να εκτιµηθούν οι ιδιοκαταστάσεις του συστήµατος για (α) c> και (β) c< Για την περίπτωση (α) να µελετηθεί
Διαβάστε περισσότεραΚβαντομηχανική Ι 3o Σετ Ασκήσεων. Άσκηση 1
Χειμερινό εξάμηνο 016-017 Κβαντομηχανική Ι 3o Σετ Ασκήσεων Άσκηση 1 Οι λύσεις του αρμονικού ταλαντωτή, με V = x είναι της μορφής ψ n (x) = ( mω π )1/4 1 n n! H n (x)e x /, n = 0,1, (1) Με Η n τα πολυώνυμα
Διαβάστε περισσότεραΤο Ελεύθερο Σωμάτιο Ρεύμα Πιθανότητας
Το Ελεύθερο Σωμάτιο Ρεύμα Πιθανότητας Δομή Διάλεξης Χρονική εξέλιξη Gaussian κυματοσυνάρτησης σε μηδενικό δυναμικό (ελέυθερο σωμάτιο): Μετατόπιση και Διασπορά Πείραμα διπλής οπής: Κροσσοί συμβολής για
Διαβάστε περισσότεραΛύσεις Θεµάτων - Κβαντοµηχανική ΙΙ (Τµήµα Α. Λαχανά) Ειδική Εξεταστική Περίοδος - 11ης Μαρτίου 2013
ΘΕΜΑ 1: ( 3 µονάδες ) Λύσεις Θεµάτων - Κβαντοµηχανική ΙΙ (Τµήµα Α. Λαχανά) Ειδική Εξεταστική Περίοδος - 11ης Μαρτίου 2013 Ηλεκτρόνιο κινείται επάνω από µία αδιαπέραστη και αγώγιµη γειωµένη επιφάνεια που
Διαβάστε περισσότεραΤι είναι βαθμωτό μέγεθος? Ένα μέγεθος που περιγράφεται μόνο με έναν αριθμό (π.χ. πίεση)
TETY Εφαρμοσμένα Μαθηματικά Ενότητα ΙΙ: Γραμμική Άλγεβρα Ύλη: Διανυσματικοί χώροι και διανύσματα, μετασχηματισμοί διανυσμάτων, τελεστές και πίνακες, ιδιοδιανύσματα και ιδιοτιμές πινάκων, επίλυση γραμμικών
Διαβάστε περισσότεραΔομή Διάλεξης. Οι τελεστές της τροχιακής στροφορμής στην αναπαράσταση της θέσης. Τελεστές δημιουργίας και καταστροφής για ιδιοκαταστάσεις στροφορμής
Τροχιακή Στροφορμή Δομή Διάλεξης Οι τελεστές της τροχιακής στροφορμής στην αναπαράσταση της θέσης Τελεστές δημιουργίας και καταστροφής για ιδιοκαταστάσεις στροφορμής Ιδιοτιμές και ιδιοκαταστάσεις της L
Διαβάστε περισσότεραΦΥΣ Διαλ.33 1 KYMATA
ΦΥΣ 131 - Διαλ.33 1 KYMATA q Κύµατα εµφανίζονται σε συστήµατα µε καταστάσεις ισορροπίας. Τα κύµατα είναι διαταραχές από τη θέση ισορροπίας. q Τα κύµατα προκαλούν κίνηση σε πολλά διαφορετικά σηµεία σε ένα
Διαβάστε περισσότεραΛΥΣΕΙΣ 6 ης ΕΡΓΑΣΙΑΣ - ΠΛΗ 12,
ΛΥΣΕΙΣ 6 ης ΕΡΓΑΣΙΑΣ - ΠΛΗ, - Οι παρακάτω λύσεις των ασκήσεων της 6 ης εργασίας που καλύπτει το µεγαλύτερο µέρος της ύλης της θεµατικής ενότητας ΠΛΗ) είναι αρκετά εκτεταµένες καθώς έχει δοθεί αρκετή έµφαση
Διαβάστε περισσότεραETY-202 ΎΛΗ & ΦΩΣ 07. ΣΤΡΟΦΟΡΜΗ ΚΑΙ ΤΟ ΑΤΟΜΟ ΤΟΥ ΥΔΡΟΓΟΝΟΥ
stzortz@iesl.forth.gr 1396; office Δ013 ΙΤΕ 2 ΎΛΗ & ΦΩΣ 07. ΣΤΡΟΦΟΡΜΗ ΚΑΙ ΤΟ ΑΤΟΜΟ ΤΟΥ ΥΔΡΟΓΟΝΟΥ Θεωρία της στροφορμής Στέλιος Τζωρτζάκης 1 3 4 Υπενθύμιση βασικών εννοιών της στροφορμής κυματοσυνάρτηση
Διαβάστε περισσότεραΚΒΑΝΤΙΚΗ ΦΥΣΙΚΗ Ι Τελική (επί πτυχίω) Εξέταση: 17 Ιούνη 2013 ( ιδάσκων: Α.Φ. Τερζής) ΘΕΜΑ 1[ ]
ΚΒΑΝΤΙΚΗ ΦΥΣΙΚΗ Ι Τελική (επί πτυχίω Εξέταση: 17 Ιούνη 13 ( ιδάσκων: ΑΦ Τερζής ΘΕΜΑ 1[1515] Θεωρούµε κβαντικό σύστηµα που περιράφεται από την Χαµιλτονιανή, ε H 4ε 1 1 3i 1 1, µε 1, ιδιοσυναρτήσεις κάποιου
Διαβάστε περισσότεραΚβαντομηχανική σε. τρεις διαστάσεις. Εξίσωση Schrödinger σε 3D. Τελεστές 2 )
vs of Io vs of Io D of Ms Scc & gg Couo Ms Scc ική Θεωλης ική Θεωλης ιδάσκων: Λευτέρης Λοιδωρίκης Π 746 dok@cc.uo.g cs.s.uo.g/dok ομηχ ομηχ δ ά τρεις διαστ Εξίσωση Schödg σε D Σε μία διάσταση Σε τρείς
Διαβάστε περισσότερα5.1 Συναρτήσεις δύο ή περισσοτέρων µεταβλητών
Κεφάλαιο 5 ΣΥΝΑΡΤΗΣΕΙΣ ΠΟΛΛΩΝ ΜΕΤΑΒΛΗΤΩΝ 5.1 Συναρτήσεις δύο ή περισσοτέρων µεταβλητών Οταν ένα µεταβλητό µέγεθος εξαρτάται αποκλειστικά από τις µεταβολές ενός άλλου µεγέθους, τότε η σχέση που συνδέει
Διαβάστε περισσότεραΕΛΛΗΝΙΚΟ ΑΝΟΙΚΤΟ ΠΑΝΕΠΙΣΤΗΜΙΟ
ΕΛΛΗΝΙΚΟ ΑΝΟΙΚΤΟ ΠΑΝΕΠΙΣΤΗΜΙΟ ΠΡΟΓΡΑΜΜΑ ΣΠΟΥ ΩΝ: ΠΛΗΡΟΦΟΡΙΚΗ ΘΕ: ΜΑΘΗΜΑΤΙΚΑ ΓΙΑ ΤΗΝ ΠΛΗΡΟΦΟΡΙΚH Ι (ΠΛΗ ) ΕΡΓΑΣΙΑ 6 - ΛΥΣΕΙΣ Άσκηση. (6 µον.) Ελέγξτε ποια από τα επόµενα σύνολα είναι διανυσµατικοί χώροι
Διαβάστε περισσότεραΜαθηµατικό Παράρτηµα 2 Εξισώσεις Διαφορών
Γιώργος Αλογοσκούφης, Δυναµική Μακροοικονοµική, Αθήνα 206 Μαθηµατικό Παράρτηµα 2 Εξισώσεις Διαφορών Στο παράρτηµα αυτό εξετάζουµε τις ιδιότητες και τους τρόπους επίλυσης εξισώσεων διαφορών. Oι εξισώσεις
Διαβάστε περισσότεραΠοια απο τις παρακάτω είναι η σωστή µορφή του πραγµατικού µέρους της κυµατοσυνάρτησης του
Τίτλος: Κυµατοσυνάρτηση-Φράγµα δυναµικού Χρόνος: min. Σωµάτιο προσπίπτει απο αριστερά στο παρακάτω φράγµα δυναµικού. Ποια απο τις παρακάτω είναι η σωστή µορφή του πραγµατικού µέρους της κυµατοσυνάρτησης
Διαβάστε περισσότεραΝα εκτιµηθούν οι ιδιοκαταστάσεις του συστήµατος για τις δέσµιες καταστάσεις.
Πρόβληµα ΑπειρόβαθοΚβαντικόΠηγάδια(ΑΚΠα), < Θεωρούµε κβαντικό πηγάδι µε δυναµικό της µορφής V( ) = VΘ( ), Να εκτιµηθούν οι ιδιοκαταστάσεις του συστήµατος για τις δέσµιες καταστάσεις V Ε Ι ΙΙ Σχήµα ΑΚΠα1
Διαβάστε περισσότεραΜετασχηματισμοί Καταστάσεων και Τελεστών
Μετασχηματισμοί Καταστάσεων και Τελεστών Δομή Διάλεξης Μετασχηματισμοί Καταστάσεων Τελεστής Μετατόπισης Συνεχείς Μετασχηματισμοί και οι Γεννήτορές τους Τελεστής Στροφής Διακριτοί Μετασχηματισμοί: Parity
Διαβάστε περισσότεραΔομή Διάλεξης. Ορισμός-Παραδείγματα Τελεστών. Αναμενόμενες τιμές φυσικών μεγεθών με χρήση τελεστών. Ιδιοκαταστάσεις και Ιδιοτιμές τελεστών
Τελεστές Δομή Διάλεξης Ορισμός-Παραδείγματα Τελεστών Αναμενόμενες τιμές φυσικών μεγεθών με χρήση τελεστών Ιδιοκαταστάσεις και Ιδιοτιμές τελεστών Ερμητειανοί τελεστές Στοιχεία πίνακα τελεστών Μεταθέτες
Διαβάστε περισσότεραΕλεύθερα ηλεκτρόνια στα μέταλλα-σχέση διασποράς
Ελεύθερα ηλεκτρόνια στα μέταλλα-σχέση διασποράς Στόχος : Να εξηγήσουμε την επίδραση του δυναμικού του κρυστάλλου στις Ε- Ειδικώτερα: Το δυναμικό του κρυστάλλου 1. εισάγονται χάσματα στα σημεία όπου τέμνονται
Διαβάστε περισσότεραΗ κυματοσυνάρτηση στην αναπαράσταση ορμής Ασκήσεις. Σπύρος Κωνσταντογιάννης Φυσικός, M.Sc. 8 Δεκεμβρίου 2017
Η κυματοσυνάρτηση στην αναπαράσταση ορμής Ασκήσεις Σπύρος Κωνσταντογιάννης Φυσικός, M.Sc. siroskonstantogiannis@gmail.com 8 Δεκεμβρίου 7 8//7 Coyrigt Σπύρος Κωνσταντογιάννης, 7. Με επιφύλαξη παντός δικαιώματος.
Διαβάστε περισσότεραΕυκλείδειοι Χώροι. Ορίζουµε ως R n, όπου n N, το σύνολο όλων διατεταµένων n -άδων πραγµατικών αριθµών ( x
Ευκλείδειοι Χώροι Ορίζουµε ως R, όπου N, το σύνολο όλων διατεταµένων -άδων πραγµατικών αριθµών x, x,, x ) Tο R λέγεται ευκλείδειος -χώρος και τα στοιχεία του λέγονται διανύσµατα ή σηµεία Το x i λέγεται
Διαβάστε περισσότεραˆ ˆ. (τελεστής καταστροφής) (τελεστής δημιουργίας) Το δυναμικό του συστήματός μας (αρμονικός ταλαντωτής μέσα σε ομογενές ηλεκτρικό πεδίο) είναι
ΜΟΝΟΔΙΑΣΤΑΤΟΣ ΑΡΜΟΝΙΚΟΣ ΤΑΛΑΝΤΩΤΗΣ ΜΕΣΕ ΣΕ ΟΜΟΓΕΝΕΣ ΗΛΕΚΤΡΙΚΟ ΠΕΔΙΟ: ΤΕΛΕΣΤΕΣ ΔΗΜΙΟΥΡΓΙΑΣ ΚΑΙ ΚΑΤΑΣΤΡΟΦΗΣ, ΒΑΣΙΚΗ ΚΑΤΑΣΤΑΣΗ, ΕΛΑΧΙΣΤΗ ΕΝΕΡΓΕΙΑ ΣΥΖΗΤΗΣΗ Ξεκινώντας από τους τελεστές δημιουργίας και καταστροφής
Διαβάστε περισσότερα7. Ταλαντώσεις σε συστήµατα µε πολλούς βαθµούς ελευθερίας
7 Ταλαντώσεις σε συστήµατα µε πολλούς βαθµούς ελευθερίας Συζευγµένες ταλαντώσεις Βιβλιογραφία F S Crawford Jr Κυµατική (Σειρά Μαθηµάτων Φυσικής Berkeley, Τόµος 3 Αθήνα 979) Κεφ H J Pai Φυσική των ταλαντώσεων
Διαβάστε περισσότεραx 2 = b 1 2x 1 + 4x 2 + x 3 = b 2. x 1 + 2x 2 + x 3 = b 3
ΓΡΑΜΜΙΚΗ ΑΛΓΕΒΡΑ ΕΞΕΤΑΣΕΙΣ ΣΕΠΤΕΜΒΡΙΟΥ 008-9 ΛΥΣΕΙΣ = 1 (Ι) Να ϐρεθεί ο αντίστροφος του πίνακα 6 40 1 0 A 4 1 1 1 (ΙΙ) Εστω b 1, b, b 3 στο R Να λύθεί το σύστηµα x = b 1 x 1 + 4x + x 3 = b x 1 + x + x
Διαβάστε περισσότεραΚβαντομηχανική Ι Λύσεις προόδου. Άσκηση 1
Κβαντομηχανική Ι Λύσεις προόδου Άσκηση 1 ψ(x) = A Sin (k x), < x < α) Sin (k x) = eikx e ikx i Mε πιθανές τιμές ορμής p = ± ħk, από τον τύπο του De Broglie. Kαθεμιά έχει πιθανότητα 50%. b) p = ψ p ψ =
Διαβάστε περισσότερα4.1 Το αόριστο ολοκλήρωµα - Βασικά ολοκληρώ-
Κεφάλαιο 4 ΟΛΟΚΛΗΡΩΜΑ 4.1 Το αόριστο ολοκλήρωµα - Βασικά ολοκληρώ- µατα Ορισµός 4.1.1. Αρχική ή παράγουσα συνάρτηση ή αντιπαράγωγος µιας συνάρτησης f(x), x [, b], λέγεται κάθε συνάρτηση F (x) που επαληθεύει
Διαβάστε περισσότεραΚβαντική Φυσική Ι. Ενότητα 15: Η έννοια του κυματοπακέτου στην Kβαντομηχανική. Τερζής Ανδρέας Σχολή Θετικών Επιστημών Τμήμα Φυσικής
Κβαντική Φυσική Ι Ενότητα 15: Η έννοια του κυματοπακέτου στην Kβαντομηχανική Τερζής Ανδρέας Σχολή Θετικών Επιστημών Τμήμα Φυσικής Σκοπός ενότητας Σκοπός της ενότητας είναι να ολοκληρώσει την εφαρμογή της
Διαβάστε περισσότεραΛυμένες ασκήσεις στροφορμής
Λυμένες ασκήσεις στροφορμής Θα υπολογίσουμε τη δράση των τελεστών κλίμακας J ± σε μια τυχαία ιδιοκατάσταση j, m των τελεστών J και Jˆ. Λύση Δείξαμε ότι η κατάσταση Jˆ± j, m είναι επίσης ιδιοκατάσταση των
Διαβάστε περισσότεραKεφάλαιο 4. Συστήµατα διαφορικών εξισώσεων
4 Εισαγωγή Kεφάλαιο 4 Συστήµατα διαφορικών εξισώσεων Εστω διανυσµατικό πεδίο F: : F=F( r), όπου r = ( x, ) και Fr είναι η ταχύτητα στο σηµείο r πχ ενός ρευστού στο επίπεδο Εστω ότι ψάχνουµε τις τροχιές
Διαβάστε περισσότεραΚεφάλαιο 38 Κβαντική Μηχανική
Κεφάλαιο 38 Κβαντική Μηχανική Περιεχόμενα Κεφαλαίου 38 Κβαντική Μηχανική Μια καινούργια Θεωρία Η κυματοσυνάρτηση και η εξήγησή της. Το πείραμα της διπλής σχισμής. Η αρχή της αβεβαιότητας του Heisenberg.
Διαβάστε περισσότεραΙΑΦΟΡΙΚΕΣ ΕΞΙΣΩΣΕΙΣ ΙΑΝΟΥΑΡΙΟΣ 2012 ΘΕΜΑΤΑ Α
ΙΑΦΟΡΙΚΕΣ ΕΞΙΣΩΣΕΙΣ ΙΑΝΟΥΑΡΙΟΣ 0 ΘΕΜΑΤΑ Α Θέµα ο. Να βρεθεί (α) η γενική λύση yy() της διαφορικής εξίσωσης y' y + καθώς και (β) η µερική λύση που διέρχεται από το σηµείο y(/). (γ) Από ποια σηµεία του επιπέδου
Διαβάστε περισσότεραNobel Φυσικής για Κβαντική Ηλεκτροδυναμική
Spin Nobel Φυσικής για Κβαντική Ηλεκτροδυναμική Δομή Διάλεξης Το πείραμα Stern-Gerlach: Πειραματική απόδειξη spin Ο δισδιάστατος χώρος καταστάσεων spin του ηλεκτρονίου: οι πίνακες Pauli Χρονική εξέλιξη
Διαβάστε περισσότεραΚβαντική Φυσική Ι. Ενότητα 10: Ερμιτιανοί τελεστές και εισαγωγή στους μεταθέτες. Ανδρέας Τερζής Σχολή Θετικών Επιστημών Τμήμα Φυσικής
Κβαντική Φυσική Ι Ενότητα 10: Ερμιτιανοί τελεστές και εισαγωγή στους μεταθέτες Ανδρέας Τερζής Σχολή Θετικών Επιστημών Τμήμα Φυσικής Σκοπός ενότητας Σκοπός της ενότητας είναι να αναδείξει την ερμιτιανότητα
Διαβάστε περισσότεραΠΡΟΓΡΑΜΜΑ ΣΠΟΥ ΩΝ ΠΛΗΡΟΦΟΡΙΚΗΣ ΜΑΘΗΜΑΤΙΚΑ Ι ΕΡΓΑΣΙΑ 6 ΛΥΣΕΙΣ
ΠΡΟΓΡΑΜΜΑ ΣΠΟΥ ΩΝ ΠΛΗΡΟΦΟΡΙΚΗΣ 00- ΜΑΘΗΜΑΤΙΚΑ Ι ΕΡΓΑΣΙΑ 6 ΛΥΣΕΙΣ. (5 µον.) ίνεται ο πίνακας 0 0 A. 0 (α) (α) Να βρεθούν όλες οι ιδιοτιµές και τα ιδιοδιανύσµατα του πίνακα Α. (β) Είναι δυνατή η διαγωνιοποίηση
Διαβάστε περισσότεραΑρµονική Ανάλυση. Ενότητα: L p Σύγκλιση. Απόστολος Γιαννόπουλος. Τµήµα Μαθηµατικών
Ενότητα: L p Σύγκλιση Απόστολος Γιαννόπουλος Τµήµα Μαθηµατικών Αδειες Χρήσης Το παρόν εκπαιδευτικό υλικό υπόκειται σε άδειες χρήσης Creaive Commos. Για εκπαιδευτικό υλικό, όπως εικόνες, που υπόκειται σε
Διαβάστε περισσότεραn = < n a a n > = a < n a n > = C C = n (1.13) n-1 n-1
ΠΑΝΕΠΙΣΤΗΜΙΟ ΠΑΤΡΩΝ ΤΜΗΜΑ ΦΥΣΙΚΗΣ Στα πλαίσια του Μεταπτυχιακού προγράµµατος σπουδών. ΙΩΑΝΝΗΣ Ε. ΣΦΑΕΛΟΣ 004 Π Ε Ρ Ι Ε Χ Ο Μ Ε Ν Α 1. Ορισµός των τελεστών δηµιουργίας καταστροφής. Ο γραµµικός αρµονικός
Διαβάστε περισσότεραΚεφάλαιο 7 Βάσεις και ιάσταση
Κεφάλαιο 7: Βάσεις και ιάσταση Σελίδα από 9 Κεφάλαιο 7 Βάσεις και ιάσταση n Στο Κεφάλαιο 5 είδαµε την έννοια της βάσης στο και στο Κεφάλαιο 6 µελετήσαµε διανυσµατικούς χώρους. Στο παρόν κεφάλαιο θα ασχοληθούµε
Διαβάστε περισσότεραΕΞΙΣΩΣΗ ΣΥΝΕΧΕΙΑΣ ΣΕ ΜΙΑ ΤΥΧΑΙΑ ΑΝΑΠΑΡΑΣΤΑΣΗ
ΕΞΙΣΩΣΗ ΣΥΝΕΧΕΙΑΣ ΣΕ ΜΙΑ ΤΥΧΑΙΑ ΑΝΑΠΑΡΑΣΤΑΣΗ Έστω â μια παρατηρήσιμη (διανυσματικός τελεστής) με συνεχές φάσμα ιδιοτιμών. Επίσης, έστω ότι t είναι η κατάσταση του συστήματός μας την τυχαία χρονική στιγμή
Διαβάστε περισσότεραETY-202. Ο γενικός φορμαλισμός Dirac ETY-202 ΎΛΗ & ΦΩΣ 05. Ο ΓΕΝΙΚΟΣ ΦΟΡΜΑΛΙΣΜΟΣ DIRAC. Στέλιος Τζωρτζάκης 21/11/2013
stzortz@iesl.forth.gr 1396; office Δ013 ΙΤΕ 2 ΎΛΗ & ΦΩΣ 05. Ο ΓΕΝΙΚΟΣ ΦΟΡΜΑΛΙΣΜΟΣ DIRAC Στέλιος Τζωρτζάκης Ο γενικός φορμαλισμός Dirac 1 3 4 Εικόνες και αναπαραστάσεις Επίσης μια πολύ χρήσιμη ιδιότητα
Διαβάστε περισσότεραΚεφάλαιο 4 ιανυσµατικοί Χώροι
Κεφάλαιο 4 ιανυσµατικοί Χώροι 4 ιανυσµατικοί χώροι - Βασικοί ορισµοί και ιδιότητες ιανυσµατικοί Χώροι Ένας ιανυσµατικός Χώρος V (δχ) είναι ένα σύνολο από µαθηµατικά αντικείµενα (αριθµούς, διανύσµατα, πίνακες,
Διαβάστε περισσότερα5.1 Ιδιοτιµές και Ιδιοδιανύσµατα
Κεφάλαιο 5 Ιδιοτιµές και Ιδιοδιανύσµατα 5 Ιδιοτιµές και Ιδιοδιανύσµατα Αν ο A είναι ένας n n πίνακας και το x είναι ένα διάνυσµα στον R n, τότε το Ax είναι και αυτό ένα διάνυσµα στον R n Συνήθως δεν υπάρχει
Διαβάστε περισσότεραΚβαντική Μηχανική ΙΙ. Ενότητα 1: Γενική διατύπωση της Κβαντικής Μηχανικής Αθανάσιος Λαχανάς Σχολή Θετικών Επιστημών Τμήμα Φυσικής
Κβαντική Μηχανική ΙΙ Ενότητα 1: Γενική διατύπωση της Κβαντικής Μηχανικής Αθανάσιος Λαχανάς Σχολή Θετικών Επιστημών Τμήμα Φυσικής Κβαντική Μηχανική ΙΙ Ακ. Ετος 2013-14, Α. Λαχανάς 2/ 39 Περιεχόµενα 1ης
Διαβάστε περισσότεραΚανονικ ες ταλαντ ωσεις
Κανονικες ταλαντωσεις Ειδαµε ηδη οτι φυσικα συστηµατα πλησιον ενος σηµειου ευαταθους ισορροπιας συ- µπεριφερονται οπως σωµατιδια που αλληλεπιδρουν µε γραµµικες δυναµεις επαναφορας οπως θα συνεαινε σε σωµατιδια
Διαβάστε περισσότεραΚΕΦΑΛΑΙΑ 3,4. Συστήµατα ενός Βαθµού ελευθερίας. k Για E 0, η (1) ισχύει για κάθε x. Άρα επιτρεπτή περιοχή είναι όλος ο άξονας
ΚΕΦΑΛΑΙΑ,4. Συστήµατα ενός Βαθµού ελευθερίας. Να βρεθούν οι επιτρεπτές περιοχές της κίνησης στον άξονα ' O για την απωστική δύναµη F, > και για ενέργεια Ε. (α) Είναι V και οι επιτρεπτές περιοχές της κίνησης
Διαβάστε περισσότεραL 2 -σύγκλιση σειρών Fourier
Κεφάλαιο 7 L -σύγκλιση σειρών Fourier 7.1 Χώροι Hilbert 7.1.1 Χώροι µε εσωτερικό γινόµενο και χώροι Hilbert Ορισµός 7.1.1. Εστω X γραµµικός χώρος πάνω από το K. Μια συνάρτηση, : X X K λέγεται εσωτερικό
Διαβάστε περισσότεραΗλεκτρονική δομή ημιαγωγών-περίληψη. Σχέση διασποράς για ελεύθερα ηλεκτρόνια στα μέταλλα-
E. K. Παλούρα Οπτοηλεκτρονική_semis_summary.doc Ηλεκτρονική δομή ημιαγωγών-περίληψη Σχέση διασποράς για ελεύθερα ηλεκτρόνια στα μέταλλα- Η κυματοσυνάρτηση ψ(r) του ελεύθερου e είναι λύση της Schrödinger:
Διαβάστε περισσότεραΕισαγωγή στη Φυσική Στοιχειωδών Σωματιδίων. 5 ο Εξάμηνο Δεκέμβριος 2009
Εισαγωγή στη Φυσική Στοιχειωδών Σωματιδίων 5 ο Εξάμηνο Δεκέμβριος 2009 Νόμοι Διατήρησης κβαντικών αριθμών Αρχές Αναλλοίωτου Συμμετρία ή αναλλοίωτο των εξισώσεων που περιγράφουν σύστημα σωματιδίων κάτω
Διαβάστε περισσότεραΔιάλεξη 1: Κβαντομηχανική σε τρεις διαστάσεις
Διάλεξη : Κβαντομηχανική σε τρεις διαστάσεις Βασικές Αρχές της Κβαντομηχανικής H κατάσταση ενός φυσικού συστήματος περιγράφεται από την κυματοσυνάρτησή του και αποτελεί το πλάτος πιθανότητας να βρεθεί
Διαβάστε περισσότεραΑΛΓΕΒΡΑ Α ΛΥΚΕΙΟΥ ΑΠΟΣΤΟΛΟΥ ΓΙΩΡΓΟΣ ΜΑΘΗΜΑΤΙΚΟΣ
6ο κεφάλαιο: Συναρτήσεις ΑΛΓΕΒΡΑ Α ΛΥΚΕΙΟΥ ΑΠΟΣΤΟΛΟΥ ΓΙΩΡΓΟΣ ΜΑΘΗΜΑΤΙΚΟΣ ) Copyright 2014 Αποστόλου Γιώργος Αποστόλου Γεώργιος apgeorge2004@yahoo.com άδεια χρήσης 3η Εκδοση, Αύγουστος 2014 Περιεχόµενα
Διαβάστε περισσότεραΠεριλήψεις Κβαντικής Μηχανικής ΙΙ Α. Λαχανάς
Κεφάλαιο 1 Περιλήψεις Κβαντικής Μηχανικής ΙΙ 1.1 Συµβολισµός Dirac Ακολουθώντας τον συµβολισµό του Dirac ϑα περιγράφουµε τις ϕυσικές καταστάσεις ενός Κβαντοµηχανικού συστήµατος από ένα ανυσµα Ψ(t) που
Διαβάστε περισσότερα