Dynamik im Schrödinger- Heisenberg- und Wechselwirkungsbild

Quantenmechanikvorlesung von Prof. Dr. E. Schöll, PhD

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Der Artikel Dynamik im Schrödinger- Heisenberg- und Wechselwirkungsbild basiert auf der Vorlesungsmitschrift von Franz- Josef Schmitt des 2.Kapitels (Abschnitt 5) der Quantenmechanikvorlesung von Prof. Dr. E. Schöll, PhD.

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Betrachte die zeitabhängigen Zustände${|\mathrm{\Psi }⟩}_t$

$i\hslash \frac{\partial }{\partial t}{|\mathrm{\Psi }⟩}_t=\hat{H}{|\mathrm{\Psi }⟩}_t$

Die zeitabhängige Schrödingergleichung kann formal gelöst werden:

${|\mathrm{\Psi }⟩}_t=e^{-\frac{i}{\hslash }\hat{H}t}{|\mathrm{\Psi }⟩}_0=U(t,0){|\mathrm{\Psi }⟩}_0$

Definition des Operators U geschieht über eine Potenzreihe:

$U(t,0)=e^{-\frac{i}{\hslash }\hat{H}t}=\sum _{n=0}^{\mathrm{\infty }}\frac{1}{n!}{(-\frac{i}{\hslash }\hat{H}t)}^n$

Zeitentwicklungsoperator

Setzt man dies in die Schrödingergelichung ein, so folgt:

$i\hslash \frac{\partial }{\partial t}\sum _{n=0}^{\mathrm{\infty }}\frac{1}{n!}{(-\frac{i}{\hslash }t)}^n{\hat{H}}^n{|\mathrm{\Psi }⟩}_0=\hat{H}\sum _{n=0}^{\mathrm{\infty }}\frac{1}{n!}{(-\frac{i}{\hslash }t)}^n{\hat{H}}^n{|\mathrm{\Psi }⟩}_0=\hat{H}\sum _{n=1}^{\mathrm{\infty }}\frac{1}{n-1!}{(-\frac{i}{\hslash }t)}^{n-1}{\hat{H}}^{n-1}{|\mathrm{\Psi }⟩}_0$

Da H hermitesch ist, muss U(t,0) ein unitärer Operator sein!

Klar: $\begin{array}{ll}& H^{+}=H\\ & \Rightarrow U^{+}=\sum _{n=0}^{\mathrm{\infty }}\frac{1}{n!}{\left(\frac{i}{\hslash }t\right)}^n{\hat{H}}^n\Rightarrow U^{+}U=1\\ \end{array}$

Die adjungierte Schrödingergleichung lautet:

${⟨\mathrm{\Psi }|}_t\hat{H}=-i\hslash \frac{\partial }{\partial t}{⟨\mathrm{\Psi }|}_t$

Mit der formalen Lösung:

${⟨\mathrm{\Psi }|}_t={⟨\mathrm{\Psi }|}_0{e}^{\frac{i}{\hslash }\hat{H}t}={⟨\mathrm{\Psi }|}_0{U}^{+}(t,0)$

Der Erwartungswert eines Operators, der auch explizit zeitabhängig sein kann, z.B. über $\overline{A}(t)$ ergibt sich für

$\hat{F}=\hat{F}(\hat{\overline{r}},\hat{\overline{p}},t)$

$⟨\hat{F}⟩={⟨\mathrm{\Psi }|}_t\hat{F}{|\mathrm{\Psi }⟩}_t$

$\begin{array}{ll}& \frac{d}{dt}⟨\hat{F}⟩=\frac{d}{dt}{⟨\mathrm{\Psi }|}_t\hat{F}{|\mathrm{\Psi }⟩}_t={⟨\mathrm{\Psi }|}_t\frac{\partial \hat{F}}{\partial t}{|\mathrm{\Psi }⟩}_t+\left(\frac{\partial }{\partial t}{⟨\mathrm{\Psi }|}_t\right)\frac{d}{dt}\hat{F}{|\mathrm{\Psi }⟩}_t+{⟨\mathrm{\Psi }|}_t\hat{F}\left(\frac{\partial }{\partial t}{|\mathrm{\Psi }⟩}_t\right)\\ & \left(\frac{\partial }{\partial t}{⟨\mathrm{\Psi }|}_t\right)=-\frac{1}{i\hslash }{⟨\mathrm{\Psi }|}_t\hat{H}\\ & \frac{\partial }{\partial t}{|\mathrm{\Psi }⟩}_t=\frac{1}{i\hslash }\hat{H}{|\mathrm{\Psi }⟩}_t\\ \end{array}$

Also:

$\frac{d}{dt}⟨\hat{F}⟩=\frac{d}{dt}{⟨\mathrm{\Psi }|}_t\hat{F}{|\mathrm{\Psi }⟩}_t={⟨\mathrm{\Psi }|}_t\frac{\partial \hat{F}}{\partial t}+\frac{i}{\hslash }[\hat{H},\hat{F}]{|\mathrm{\Psi }⟩}_t$

Ein nicht explizit zeitabhängiger Operator ist grundsätzlich zeitlich konstant, wenn er mit dem Hamiltonoperator vertauscht. Für einen nicht explizit zeitabhängigen Operator gilt folglich:

$[\hat{H},\hat{F}]=0\Rightarrow \frac{d}{dt}⟨\hat{F}⟩=0$

Klassisches Analogon: Poisson- Klammern in der klassischen Mechanik finden wir analog die Poissonklammern: Sei $F(\overline{q},\overline{p},t)$ eine klassische Observable und $H(\overline{q},\overline{p})$ die klassische Hamiltonfunktion, so gilt:

$\begin{array}{ll}& \frac{d}{dt}F(\overline{q},\overline{p},t)=\frac{\partial }{\partial t}F(\overline{q},\overline{p},t)+\sum _{i=1}^3(\frac{\partial F(\overline{q},\overline{p},t)}{\partial q_i}{\dot{q}}_i+\frac{\partial F(\overline{q},\overline{p},t)}{\partial p_i}{\dot{p}}_i)\\ & \frac{d}{dt}F(\overline{q},\overline{p},t)=\frac{\partial }{\partial t}F(\overline{q},\overline{p},t)+\sum _{i=1}^3(\frac{\partial F(\overline{q},\overline{p},t)}{\partial q_i}\frac{\partial H}{\partial p_i}-\frac{\partial F(\overline{q},\overline{p},t)}{\partial p_i}\frac{\partial H}{\partial q_i})=\frac{\partial }{\partial t}F(\overline{q},\overline{p},t)+\{H,F\}\\ \end{array}$

Also gilt in der Quantenmechanik die anschauliche Relation:

$\{H,F\}\to \frac{i}{\hslash }[\hat{H},\hat{F}]$

Definiere: Observable " zeitliche Veränderung von $F(\overline{q},\overline{p},t)$ " als Operator:

$\hat{F}{}^{\circ }=\frac{\partial \hat{F}}{\partial t}+\frac{i}{\hslash }[\hat{H},\hat{F}]$

Fundamentalbeziehung der Dynamik der Quantentheorie, aber keine Differenzialgleichung für $\hat{F}$,

da im Allgemeinen:

$\hat{F}{}^{\circ }\ne \frac{d\hat{F}}{dt}$

Der Operator der zeitlichen Veränderung ist lediglich über seinen Erwartungswert definiert:

$⟨\hat{F}{}^{\circ }⟩=\frac{d}{dt}⟨\hat{F}⟩$

Speziell gilt, analog zu den klassischen Hamiltonschen Gleichungen:

$\begin{array}{ll}& \hat{\overline{r}}{}^{\circ }=\frac{i}{\hslash }[\hat{H},\hat{\overline{r}}]\\ & \hat{\overline{p}}{}^{\circ }=\frac{i}{\hslash }[\hat{H},\hat{\overline{p}}]\\ \end{array}$

Merke dazu (Ehrenfest- Theorem):

$\begin{array}{ll}& {\partial }_t\hat{\overline{r}}=0\\ & {\partial }_t\hat{\overline{p}}=0\\ \end{array}$

→ die partiellen Zeitableitungen verschwinden. Die Operatoren für Ort und Impuls sind nicht explizit zeitabhängig! Mit der Allgemeinen Hamiltonfunktion für ein Potenzial, nämlich

$\hat{H}=\frac{{\hat{\overline{p}}}^2}{2m}+V(\hat{\overline{r}})$

folgt:

$\begin{array}{ll}& [\hat{H},{\hat{x}}_k]=\frac{\hslash }{i}\frac{\partial \hat{H}}{\partial {\hat{p}}_k}\\ & [\hat{H},{\hat{p}}_k]=-\frac{\hslash }{i}\frac{\partial \hat{H}}{\partial {\hat{x}}_k}\\ \end{array}$

Also:

$\begin{array}{ll}& \hat{\overline{r}}{}^{\circ }=\frac{\hat{\overline{p}}}{m}\\ & \hat{\overline{p}}{}^{\circ }=-\mathrm{\nabla }V\left(\hat{\overline{r}}\right)\\ \end{array}$

Denn:

$\begin{array}{ll}& [\hat{H},{\hat{x}}_k]=\frac{\hslash }{i}\frac{\partial \hat{H}}{\partial {\hat{p}}_k}=\frac{\hslash }{i}{{\hat{x}}_k}^{\circ }\Rightarrow {\hat{x}}^{\circ }=\frac{\partial \hat{H}}{\partial \hat{p}}=\frac{\hat{p}}{m}\\ & [\hat{H},{\hat{p}}_k]=-\frac{\hslash }{i}\frac{\partial \hat{H}}{\partial {\hat{x}}_k}\Rightarrow {\hat{p}}^{\circ }=-\frac{\partial \hat{H}}{\partial \hat{x}}=-\mathrm{\nabla }V\left(\hat{x}\right)\\ \end{array}$

Merke:

$\begin{array}{ll}& \frac{d}{dt}⟨\hat{\overline{r}}⟩=⟨{\hat{\overline{r}}}^{{}^{\circ }}⟩\\ & \frac{d}{dt}⟨\hat{\overline{p}}⟩=⟨{\hat{\overline{p}}}^{{}^{\circ }}⟩\\ \end{array}$

Woraus das Ehrenfestsche Theorem folgt:

$\begin{array}{ll}& \frac{d}{dt}⟨\hat{\overline{r}}⟩=\frac{1}{m}⟨\hat{\overline{p}}⟩\\ & \frac{d}{dt}⟨\hat{\overline{p}}⟩=-⟨\mathrm{\nabla }V\left(\hat{\overline{r}}\right)⟩\\ \end{array}$

da ja: $\begin{array}{ll}& {\partial }_t\hat{\overline{r}}=0\\ & {\partial }_t\hat{\overline{p}}=0\\ \end{array}$

das heißt, die Erwartungswerte quantenmechanischer Observablen gehorchen den klassischen Bewegungsgleichungen

Bilder

Da die Erwartungswerte invariant bei unitären Transformationen U sind, sind Operatoren und Zustände nur bis auf UNITÄR- ÄQUIVALENZ festgelegt:

$\begin{array}{ll}& |\mathrm{\Psi }⟩\to |\mathrm{\Psi }\stackrel{´}{}⟩=U|\mathrm{\Psi }⟩\\ & \hat{F}\to \hat{F}\stackrel{´}{}=U\hat{F}{U}^{+}\\ \end{array}$

Für verschiedene, zeitabhängige U erhält man sogenannte verschiedene "Bilder": Im Folgenden gelte $\frac{\partial \hat{F}}{\partial t}=0$,

also keine explizite Zeitabhängigkeit!

Merke: Hat man ein Bild gefunden, so kann man die Zustände und Operatoren durch eine beliebige unitäre Trafo "verdrehen" und man hat ein neues Bild! Now I feel sutpid. That's cleared it up for me

G8MHyi <a href="http://avtqcaltafzn.com/">avtqcaltafzn</a>

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