3. A KVANTUMMECHANIKA MATEMATIKAI

ÉS FIZIKAI ALAPJAI

Az előző fejezetben már láttuk, hogy Schrödinger hullámegyenlete képes a mikrofizikai objektumok energiaállapotaiban jelentkező kvantumos (diszkrét) jelenségeket is magyarázni. Röviden megemlítettük azt is, hogy a stacionárius Schrödinger egyenlet a matematikában már régóta ismert ún. sajátérték egyenletnek felel meg.

A fizikai mennyiségek értékének kvantumos, diszkrét változása ismeretlen volt a klasszikus fizikában, ezért ott a fizikai mennyiségeket folytonos, differenciáható függvényekkel írtuk le. A kisméretű mikroobjektumok vizsgálata megmutatta azonban, hogy a természetben a fizikai mennyiségek egyrészt folytonos, másrészt diszkrét értékkészlettel rendelkeznek, ezért a nekik megfelelő matematikai konstrukcióknak tükrözni kell e fontos tényt.

3.1. OPERÁTOROK ÉS REGULÁRIS FÜGGVÉNYEK

Dirac volt az, aki elsőként ismerte fel teljes általánosságban, hogy a fizikai mennyiségek matematikai reprezentánsai nem a klasszikus fizika szokásos függvényei, hanem bizonyos operátorok, amelyek a fizikai állapotot reprezentáló reguláris függvények terén, vagy más néven, a Hilbert-téren hatnak. Az a tér, amelyen az Ô operátor hat, az illető operátor D_{O} értelmezési tartománya.

Egy f függvény számhoz (x) számot (y) rendel: y = f(x). Példa: 0 = sin π.

Egy Ô operátor függvényhez (f) függvényt (g) rendel: g(x) = Ôf(x). Példák: g(x) = \frac{d}{dx}f(x), g(x) = \sqrt{f(x)}, stb.

Az operátorok a függvényekhez képest az absztrakció magasabb fokát képviselik, ezért nyilván sokkal gazdagabb lehetőséget kínálnak az elméleti leírás számára.

A fizikai mennyiségeket leíró (reprezentáló) operátorok nem lehetnek tetszőlegesek.

Az anyagi részecskékhez rendelt valószínűségi hullámok interferenciára való képessége (ld. például Davison-Germer kísérlet) vezetett el a szuperpozíció elv felállításához, amely kimondja, hogy két különböző állapot összege, szuperpozícója is egy lehetséges állapot (azaz a Schrödinger egyenletnek megoldása). Ahhoz, hogy a szuperpozíció elve teljesülhessen, szükséges az, hogy a fizikai mennyiségeket reprezentáló operátorok lineárisak legyenek. Egy Ô operátor lineáris, ha a következő tulajdonságokkal rendelkezik (ψ_{1}, ψ_{2} ∈ D_{O}):

Ô(ψ_{1} + ψ_{2}) = Ôψ_{1} + Ôψ_{2},

és

Ô(kψ_{1}) = k(Ôψ_{1}),

ahol k egy tetszőleges (komplex) számot jelent.

Láthatjuk tehát, hogy pl. a négyzetgyök vonás (√ ), vagy az abszolútérték képzés (| |) nem jöhet szóba, mint fizikai mennyiséget reprezentáló operátor.

Lineáris operátorok összegét a következő összefüggés értelmezi (ψ ∈ D_{O_{1}}, D_{O_{2}}):

(Ô_{1} + Ô_{2})ψ = Ô_{1}ψ + Ô_{2}ψ.

Lineáris operátorok szorzata pedig az operátorok egymás után való alkalmazását jelenti (ψ ∈ D_{O_{2}}, O_{2}ψ ∈ D_{O_{1}}):

Ô_{1}Ô_{2}ψ = Ô_{1}(Ô_{2}ψ) ≡ Ô_{1}g, ahol g = Ô_{2}ψ.

(Így könnyen előfordulhat, hogy Ô_{1}Ô_{2}ψ létezik, de Ô_{2}Ô_{1}ψ már nem!)

Operátor négyzet az Ô^{2} = ÔÔ összefüggést jelenti.

Különösen fontosak az olyan lineáris operátorok, amelyek egy függvényt állandószorosába viszik át:

Ôψ = kψ, k = konstans.

Az ilyen egyenletet az operátor sajátérték egyenletének nevezzük, ψ−t az operátor sajátfüggvényének, k−t pedig a operátor sajátértékének. Az Ô operátor összes sajátértékét spektrumnak nevezzük.

A Schrödinger egyenlet is egy speciális operátor egyenlet, az energia fizikai mennyiséghez rendelt Ĥ operátor sajátérték egyenlete:

Ĥψ = Eψ.

Alkossuk meg az energia Ĥ operátorát egydimenziós mozgás esetére! Legyen az x irányú impulzus fizikai mennyiséghez tartozó operátor

p̂_{x} → \frac{ℏ}{i} \frac{∂}{∂x}· ,  (20a)

azaz az x−szel való deriválás.

Az x irányú elmozdulás (koordináta) fizikai mennyiséghez tartozó operátor pedig legyen az x−szel való szorzás

x̂ → x· ,  (20b)

amiből azonnal következik, hogy a csupán koordinátákat tartalmazó potenciál fizikai mennyiséghez szintén a vele való szorzást rendeljük:

V̂ (x) → V (x) · .  (20c)

Az energia fizikai mennyiséghez rendelt operátort ezek után könnyen felírhatjuk:

Ĥ = \frac{p̂_{x}^{2}}{2m} + V̂ (x)  →  −\frac{ℏ^{2}}{2m} \frac{∂^{2}}{∂x^{2}} + V (x)  (20d)

és így a fenti operátoregyenlet

Ĥψ = Eψ  →  −\frac{ℏ^{2}}{2m} \frac{∂^{2}}{∂x^{2}} ψ + V ψ = Eψ

valóban a (14) alatti Schrödinger egyenletet adja egydimenziós mozgás esetén.

A fizikai mennyiségeket leíró (reprezentáló) operátorok természetesen nem tetszőleges függvényekre hatnak, hanem – az előző fejezettel összhangban – csak olyan függvényekre, amelyek fizikai állapotot jelenthetnek s így a következő tulajdonságokkal rendelkeznek:

– egyértékűek,

– folytonosak, és

– normálhatók (korlátosak).

Ezen tulajdonságokkal rendelkező függvényeket reguláris függvényeknek nevezzük. A reguláris függvények összessége Hilbert-teret alkot.

A reguláris függvényekkel végzett számítások során gyakran szerepel két függvény szorzatának integrálja. A jelölések egyszerűsítése érdekében bevezetjük a skalárszorzat fogalmát a következő definícióval:

⟨f_{i}|f_{k}⟩ ≡ ∫ f_{i}^{∗}f_{k} dv,

ahol az integrálás a függvényváltozók teljes értelmezési tartományára vonatkozik. Amint látjuk, a skalárszorzat olyan művelet, amely két függvényhez egy (komplex) számot rendel.

A skalárszorzat tulajdonságai a következők:

⟨ψ_{1}|ψ_{2} + ψ_{3}⟩ = ⟨ψ_{1}|ψ_{2}⟩ + ⟨ψ_{1}|ψ_{3}⟩,
⟨ψ_{1}|0⟩ = 0,
⟨ψ_{1}|ψ_{2}⟩ = ⟨ψ_{2}|ψ_{1}⟩^{∗},
⟨kψ_{1}|ψ_{2}⟩ = k^{∗}⟨ψ_{1}|ψ_{2}⟩,

ahol k egy tetszőleges (komplex) számot jelöl. Ezek a műveletek a vektorok skaláris szorzási szabályaira emlékeztetnek, ezért a skalárszorzat két elemét a bra (⟨ |) és ket (| ⟩) részt célszerű egy absztrakt duális vektortér elemeinek tekinteni. [A bra és ket elnevezést Dirac vezette be az angol bracket (zárójel) szó felbontásával.] Így beszélhetünk két függvény ortogonalitásáról, amennyiben ⟨ψ_{1}|ψ_{2}⟩ = 0.

Visszatérvén az operátorok sajátérték spektrumához, megjegyezzük, hogy van folytonos és diszkrét spektrum. Folytonos spektruma van pl. a differenciálás operátornak (Ô ≡ \frac{d}{dx}), ui. ennek sajátérték egyenlete a következő:

\frac{d}{dx}ψ = kψ,

amelynek megoldása

ψ = Ae^{kx},

amelyből viszont a korlátosság regularitási követelmény miatt k = ±i|k| következik. A differenciálás operátor sajátértékeit az összes imaginárius szám képezi, sajátfüggvényei pedig ψ = Ae^{±i|k|x} alakúak.

Diszkrét spektrummal rendelkezik az energiaoperátoron kívül pl. a tükrözés (paritás) operátora, amelynek definíciója a következő: P̂f(x) = f(−x). Sajátérték egyenlete:

P̂f(x) = kf(x) = f(−x).

Alkalmazzuk P̂−t még egyszer:

P̂^{2}f(x) = k^{2}f(x) = f(x),

azaz k^{2} = 1, amiből viszont k = ±1 következik. Tehát a paritás operátor sajátértéke a +1 vagy −1 lehet. A paritás operátor sajátfüggvényeit az összes páros ill. páratlan függvény képezi.

Bevezetjük az Ô^{+} adjungált operátor fogalmát a következő definícióval:

⟨ψ_{1}|Ôψ_{2}⟩ = ⟨Ô^{+}ψ_{1}|ψ_{2}⟩,

ahol ψ_{2} ∈ D_{O}, ψ_{1} ∈ D_{O^{+}}, és általában D_{O} ≠ D_{O^{+}}. Az olyan operátort, amelyre

Ô = Ô^{+} és D_{O} = D_{O^{+}},

önadjungált operátornak nevezzük.

A fizikában különlegesen fontosak az olyan operátorok, amelyekre

⟨ψ_{1}|Ôψ_{2}⟩ = ⟨Ôψ_{1}|ψ_{2}⟩

érvényes minden ψ_{1} és ψ_{2} ∈ D_{O} elemre. Ezek a hermitikus (v. szimmetrikus, ld. később) operátorok.

Az önadjungált operátorok természetesen hermitikusak is, viszont nem minden hermitikus operátor önadjungált is egyben. Ilyen pl. az impulzus operátor, amely hermitikus, de nem önadjungált a végpontokban eltűnő függvények terén [mivel a p^{+} operátor terét választhatjuk bővebbre is (ld. később)].

Tétel: A hermitikus operátorok alkalmasak fizikai mennyiségek reprezentálására (leírására, ábrázolására), mivel ezek valós sajátértékkel rendelkeznek.

Bizonyítás: Egyrészt

⟨φ|Ôφ⟩ = ⟨φ|kφ⟩ = k ⟨φ|φ⟩,

másrészt

⟨φ|Ôφ⟩ = ⟨Ôφ|φ⟩ = ⟨k φ|φ⟩ = k^{∗} ⟨φ|φ⟩,

amiből k = k^{∗} következik. Q.E.D.

Megjegyezzük továbbá, hogy a szorzat operátor adjungáltja (a definícióból következően) előállítható a tényező operátorok adjungáltjainak fordított sorrendben történő alkalmazásával:

(Ô_{1}Ô_{2})^{+} = Ô_{2}^{+}Ô_{1}^{+}.

A továbbiakban a fizikai mennyiségeket kizárólag lineáris hermitikus operátorokkal fogjuk jelölni, ezért a ”kalap”ˆ megkülönböztető jelet nem fogjuk alkalmazni.

3.1.1. A HILBERT TÉR.

A H Hilbert tér olyan ∞−dimenziós vektortér, amelyben az összes elemnek van véges hossza (normája). A tér elemei az f vektorok, amelyeken alábbi műveletek vannak értelmezve:

i) Skalárral való szorzás. ha f ∈ H, és λ ∈ C, akkor λf ∈ H. ii) Összeadás. ha f_{1} és f_{2} ∈ H, akkor f_{1} + f_{2} ∈ H. Az i) és ii) tulajdonságból következik, hogy két H−beli elem lineárkombinációja is H−beli elem: f = ∑_{i} c_{i}f_{i} ∈ H. iii) Értelmezett az elemek közötti ”belső szorzat”, vagy skalárszorzat:

⟨f|g⟩, ahol f, g ∈ H,

amely a H−beli elemeket a C komplex számok halmazába képezi le. A skalárszorzat a következő tulajdonságokkal rendelkezik:

a) ⟨f|g⟩ = ⟨g|f⟩^{∗}, ahol ^{∗} komplex konjugálást jelent;

b) ⟨λ_{1}f|λ_{2}g⟩ = λ_{1}^{∗}λ_{2}⟨f|g⟩

c) ⟨f_{1} + f_{2}|g⟩ = ⟨f_{1}|g⟩ + ⟨f_{2}|g⟩ és ⟨f|g_{1} + g_{2}⟩ = ⟨f|g_{1}⟩ + ⟨f|g_{2}⟩.

d) |⟨f|g⟩|^{2} ≤ ⟨f|f⟩⟨g|g⟩, Schwarz egyenlőtlenség. Az (iii) tulajdonság alapján definiálható egy ”hossz” (vagy norma): ∥f∥^{2} = ⟨f|f⟩, és az ortogonalitás: f⊥ g, ha ⟨f|g⟩ = 0. Az {f_{i}} szet ortonormált, ha ⟨f_{i}|f_{j}⟩ = δ_{ij}. A Hilbert-tér eddigi tulajdonságai hasonlítanak az E_{n} véges dimenziós Euklidészi vektortér tulajdonságaihoz. Az eltérés a következő tulajdonságban van: iv) Egy {f_{i}} vektorsorozat teljes, ha bármely f ∈ H lineárkombinációként írható fel vele, azaz

f = ∑_{i=1}^{∞} c_{i}f_{i}, f_{i} ∈ H, c_{i} ∈ C.

A Riesz-Fischer tétel az, amely bizonyítja, hogy a fenti összegzés konvergens, azaz a H−tér teljes. A teljesség megfogalmazásának egy másik módja a következő. Tekintsünk egy vektor sorozatot (Cauchysorozat): f_{1}, f_{2}, .. Tegyük fel, hogy minden ϵ > 0−ra találhatunk egy l−et úgy, hogy bármely véges m−re ∥f_{l+m} − f_{l}∥ < ϵ. E sorozat konvergenciáját bizonyítja a Riesz-Fischer tétel, amelyet illetően a matematikai szakirodalomra utalunk (pl. Szőkefalvi-Nagy: Funkcionálanalízis). Népszerűen megfogalmazva: a tétel a végtelen dimenziós Hilbert-tér teljességét bizonyítja, azaz azt, hogy a végtelen dimenziós térben kiválasztható egy végtelen elemből álló sorozat (bázis), amely szerint a tér bármely eleme kifejthető.

Az absztrakt Hilbert-tér egy speciális realizációja (modellje) az L_{2}−tér, azaz a négyzetesen integrálható, komplex értékű függvények tere, ahol a norma véges:

∥f∥^{2} = ⟨f|f⟩ = ∫ f^{∗}(x)f(x) dx < ∞.

Itt x bárhány változót jelölhet és az integrálás az f függvény teljes értelmezési tartományára kiterjesztendő.

Arról, hogy az L_{2}−tér Hilbert tér, úgy győződhetünk meg, hogy belátjuk sorban az i)–iv) tulajdonságok érvényességét a négyzetesen integrálható függvények körében is.

3.1.2. OPERÁTOROK.

Definíció: Az operátor leképezési műveletet jelent: egy ’A’ operátor a Hilbert-tér bizonyos elemeit Hilbert-térbeli elemekre képezi le. Azon elemek összessége, amelyekre az A operátor, tehát a leképezési művelet, értelmezve van, alkotja az A operátor D_{A} értelmezési tartományát. Ez általában H−nak egy résztartománya csupán: D_{A} ⊂ H. Azon elemek összessége, amelyek a leképezés során keletkeznek, alkotja az A operátor R_{A} értékkészletét. Az operátor értékkészlete is általában csak részhalmaza a teljes Hilbert térnek: R_{A} ⊂ H. Röviden tehát: ha f ∈ D_{A} ⊂ H, akkor g = Af ∈ R_{A} ⊂ H.

Lényeges körülmény az, hogy általában R_{A} ≠ D_{A}!

Példa. Legyen A ≡ x^{2}· , és H = L_{2}. A négyzetesen integráható fügvények közül kiválasztjuk az f(x; μ) = (x^{2} + a^{2})^{−μ} alakú függvények részhalmazát. Ekkor az A operátor értelmezési tartománya D_{A} = {f(x; μ), μ > 1/4} ⊂ H. Az A operátor értékkészlete viszont kisebb ennél: R_{A} = {f(x; μ), μ > 9/4} ⊂ D_{A}, amint azt integrálással könnyen ellenőrízhetjük.

Csak lineáris operátorok érdekelnek bennünket a szuperpozíció elvének érvényesülése miatt. Lineáris egy A operátor akkor, ha f_{1}, f_{2} ∈ D_{A} és λ_{1}, λ_{2} ∈ C esetén

A(λ_{1}f_{1} + λ_{2}f_{2}) = λ_{1}Af_{1} + λ_{2}Af_{2}

teljesül.

Az operátorokra értelmezve vannak bizonyos műveletek.

1) Számmal való szorzás. Ha A egy H−n ható operátor D_{A} értelmezési tartománnyal, akkor λA is egy H−n a következőképpen ható operátor D_{A} értelmezési tartománnyal:

(λA)f = λ(Af).

2) Operátor összege. Ha A egy operátor D_{A} értelmezési tartománnyal, és B egy operátor D_{B} értelmezési tartománnyal, akkor (A + B) is egy operátor D_{A} ∩ D_{B} értelmezési tartománnyal, és a következő definícióval:

(A + B)f = Af + Bf, f ∈ D_{A+B} = D_{A} ∩ D_{B}.

3) Egy A operátor R_{A} értékkészletét mindazon H−beli elemek alkotják, amelyeket A−nak D_{A}−n való operálásával kapunk. Formálisan:

R_{A} = AD_{A}.

4) Operátorok szorzata:

(BA)f = B(Af), ha R_{A} ⊂ D_{B},

ui. ekkor Af ∈ D_{B}, valamint

(AB)f = A(Bf), ha R_{B} ⊂ D_{A}.

Így lehet, hogy AB létezik, de BA nem, ill. fordítva.

3.1.3. HERMITICITÁS ÉS ÖNADJUNGÁLTSÁG.

Legyen A egy H−n értelmezett operátor és f ∈ D_{A}. Tekintsük a ⟨g|Af⟩ kifejezést. Ha valamely fix g ∈ H−ra azt találjuk, hogy

⟨g|Af⟩ = ⟨h|f⟩  (∗)

az összes f ∈ D_{A} elemre, akkor definiáljuk az A operátor adjungált operátorát, A^{+}−t, a következő egyenlettel:

h = A^{+}g,  (∗∗)

és olyan D_{A^{+}} értelmezési tartománnyal, amely mindazon {g} elemekből áll, amelyekre (*) és (**) érvényes. Ebben az esetben írhatjuk:

⟨g|Af⟩ = ⟨A^{+}g|f⟩, f ∈ D_{A}, g ∈ D_{A^{+}}.

Ahhoz, hogy h = A^{+}g egyértelműen definiált legyen g által, kell, hogy D_{A} sűrű legyen H−n belül (a gyakorlatban ez azt jelenti, hogy elég sok elemet tartalmaz). D_{A} sűrű, ha bármely g ∈ H−ra létezik olyan f ∈ D_{A}, hogy megadva ϵ > 0−t, ∥f − g∥ < ϵ.

Az A operátor hermitikus, ha minden f, g ∈ D_{A}−ra

⟨g|Af⟩ = ⟨Ag|f⟩ ≡ ⟨A^{+}g|f⟩.

Egy operátor szimmetrikus, ha hermitikus és értelmezési tartománya sűrű H−ban.

Szimmetrikus operátorokra D_{A^{+}} ⊃ D_{A}, mert definíció szerint D_{A^{+}}−ba D_{A} összes eleme beletartozik, de ennél még több elemet is tartalmazhat.

Amennyiben D_{A^{+}} = D_{A}, és A hermitikus (A^{+} = A skalárszorzatban), akkor A önadjungált is, nemcsak hermitikus (szimmetrikus).

Példa: az impulzus operátor koordináta reprezentációban,

p = \frac{ℏ}{i} \frac{d}{dx}, D_{p} = \{f ∈ L^{2}(a, b); f(a) = f(b) = 0 és f′ korlátos (a, b) − n.\}

Hermiticitás: legyen f, g ∈ D_{p}. Ekkor

⟨f|pg⟩ = ∫_{a}^{b} f^{∗} \frac{ℏ}{i} \frac{dg}{dx}dx = \frac{ℏ}{i}f^{∗}g]_{a}^{b} + ∫_{a}^{b} (\frac{ℏ}{i} \frac{df}{dx})^{∗} g dx = ⟨pf|g⟩.

Tehát p hermitikus (p = p^{+} egy skalárszorzatban), de nem önadjungált, mivel D_{p^{+}} ⊃ D_{p}.

Válasszuk ugyanis a g elemeket p értelmezési tartományából: g ∈ D_{p}, az f elemeket viszont tetszőleges térből, mindössze annyi korlátozással, hogy df/dx véges legyen (a, b)−n és f(b) = e^{iΘ}f(a), ahol Θ =const. Ekkor ⟨f|pg⟩ = ⟨pf|g⟩ ugyancsak fennáll, másrészt az adjungált definícióból ⟨f|pg⟩ ≡ ⟨p^{+}f|g⟩. Tehát p^{+} = p ≡ \frac{ℏ}{i} \frac{∂}{∂x}, azonban D_{p^{+}} ⊃ D_{p}.

Látjuk tehát, hogy ha a D_{p^{+}} értelmezési tartományt D_{p^{+}} = {f ∈ L^{2}(a, b), f(b) = e^{iΘ}f(a) és f′ korlátos (a, b) − n}−nek definiáljuk, akkor p^{+} szimmetrikus (hermitikus). Azt mondjuk ilyenkor, hogy p^{+} szimmetrikus kiterjesztése p−nek. Viszont p^{+} önadjungált is, mert D_{p^{+}} = D_{p^{++}}.

Definíció: Egy U operátor akkor és csak akkor uniter, ha D_{U} = R_{U} = H, és

⟨Uf|Uf⟩ = ⟨f|f⟩.

Ebből következik: U^{+}U = 1 és UU^{+} = 1.

Cayley-transzformáció: Ha A önadjungált operátor, akkor az

U = (A − i1)(A + i1)^{−1}

operátor uniter. Fordítottja is igaz: ha U uniter, akkor az

A = i(1 − U)^{−1}(1 + U) = i(1 + U)(1 − U)^{−1}

operátor önadjungált.

A fent előforduló A^{−1} operátort az A operátor inverzének hívjuk: A^{−1}A = 1. Az A operátor inverze akkor létezik, ha Af ≠ 0 (nincs zérus sajátértéke).

3.2. OPERÁTOROKKAL ÉS REGULÁRIS FÜGGVÉNYEKKEL KAPCSOLATOS TÉ-TELEK

a) KÜLÖNBÖZŐ SAJÁTÉRTÉKHEZ TARTOZÓ SAJÁTFÜGGVÉNYEK ORTOGONÁLISAK EGYMÁSRA

A tételt a Schrödinger egyenlet felhasználásával egyszer már bizonyítottuk, most a fizikailag szóba jöhető operátorok hermitikusságának és linearitásának kihasználásával sokkal hamarabb célhoz érünk.

Bizonyítás: Legyen

Oφ_{m} = k_{m}φ_{m},
Oφ_{n} = k_{n}φ_{n},

és k_{m} ≠ k_{n} ≠ 0. Ezért

⟨φ_{m}|φ_{n}⟩ = \frac{1}{k_{n}} ⟨φ_{m}|Oφ_{n}⟩ = \frac{1}{k_{n}} ⟨Oφ_{m}|φ_{n}⟩ = \frac{k_{m}}{k_{n}} ⟨φ_{m}|φ_{n}⟩,

amiből következik, hogy

(1 − \frac{k_{m}}{k_{n}} ) ⟨φ_{m}|φ_{n}⟩ = 0,

s mivel az első tényező nem zérus, a második kell az legyen, Q.E.D.

b) n-SZERES DEGENERÁLTSÁG ESETÉN LÉTEZIK n SZÁMÚ ORTOGONÁLIS SAJÁTFÜGGVÉNY

Bizonyítás: Tegyük fel, hogy f_{1} és f_{2} ugyanazon k sajátértékhez tartozó két különböző sajátfüggvény, azaz

Of_{1} = kf_{1}, Of_{2} = kf_{2} és ⟨f_{1}|f_{2}⟩ ≠ 0.

Alkosson φ_{1} ≡ f_{1} és φ_{2} ≡ a_{1}f_{1} + a_{2}f_{2} két, egymásra már ortogonális sajátfüggvényt (az eredeti k sajátértékkel természetesen, mivel Oφ_{1} = kφ_{1} és Oφ_{2} = kφ_{2}). Az ismeretlen a_{1}, a_{2} együtthatók egyértelműen meghatározhatók a ⟨φ_{1}|φ_{2}⟩ = 0 ortogonalitási és a ⟨φ_{2}|φ_{2}⟩ = 1 normáltsági feltételekből, Q.E.D.

Kettőnél magasabb degenerációs fok esetén a páronkénti ortogonalitás és a normáltsági feltételek mindig elegendő számú egyenletet szolgáltatnak az ismeretlen lineárkombinációs együtthatók meghatározására.

c) HERMITIKUS OPERÁTOROK SAJÁTFÜGGVÉNYEI TELJES FÜGGVÉNYRENDSZERT AL-KOTNAK E tétel bizonyítását illetően utalunk a matematikai szakirodalomra (Riesz-Fischer tétel), ill. a korábbi analízis tanulmányokra. A tétel alapvető jelentőségű a kvantummechanikában, ui. egy függvényrendszer teljessége azt jelenti, hogy szerinte bármely reguláris függvény sorba fejthető. Azaz egy tetszőleges ψ(x) állapfüggvényt elő lehet állítani, mint a φ_{n}(x) sajátfüggvények szuperpozíciója:

ψ(x) = ∑_{n} c_{n}φ_{n}(x), ⟨φ_{n}|φ_{m}⟩ = δ_{nm}.

A kifejtési együtthatókat meghatározó

c_{n} = ⟨φ_{n}|ψ⟩ = ∫_{−∞}^{∞} φ_{n}^{∗}(x′)ψ(x′) dx′

képletet visszahelyettesítve a kifejtésbe, majd az integrálást és az összegezést felcserélve kapjuk a következő kifejezést

ψ(x) = ∫_{−∞}^{∞} [ ∑_{n} φ_{n}(x)φ_{n}^{∗}(x′)]ψ(x′) dx′,

amelyből leolvasható a teljességet kifejező összefüggés

∑_{n} φ_{n}(x)φ_{n}^{∗}(x′) = δ(x − x′),  (21)

ahol δ(x) a Dirac-féle δ−függvényt jelöli (tulajdonságait ld. később a 4. fejezetben).

A ψ(x) állapot normáltságából a

1 = ⟨ψ|ψ⟩ = ∑_{n,m} c_{n}^{∗}c_{m}⟨φ_{n}|φ_{m}⟩ = ∑_{r} |c_{r}|^{2} = 1  (22)

ún. normáltsági feltétel következik a kifejtési együtthatókra vonatkozóan.

Folytonos spektrum esetén a fenti egyenletekben összegzés helyett integrálás értendő.

d) Könnyen beláthatjuk még, hogy a normálhatósági regularitási követelmény az energiaoperátor hermitikusságából levezethető:

\frac{d}{dt}⟨Ψ|Ψ⟩ = ⟨\frac{∂Ψ}{∂t}|Ψ⟩ + ⟨Ψ|\frac{∂Ψ}{∂t}⟩ = −\frac{1}{iℏ}⟨HΨ|Ψ⟩ + \frac{1}{iℏ}⟨Ψ|HΨ⟩ = 0,

azaz ⟨Ψ|Ψ⟩ =állandó.

3.3. A FIZIKAI MÉRÉS ALAPTÖRVÉNYE

Tiszta állapotról beszélünk, ha ψ = φ_{n}, azaz ψ éppen az egyik (az n−edik) sajátállapota az O operátorhoz tartozó fizikai mennyiségnek. Ha ekkor mérés sorozatot hajtunk végre a mindig ψ állapotban levő rendszeren, akkor biztosak lehetünk benne, hogy a mérések a k_{n} sajátértéket fogják szolgáltatni. Ilyenkor c_{n} ≠ 0 és c_{m} = 0, (m ≠ n) és |c_{n}|^{2} = 1.

Szuperponált állapotról akkor beszélünk, ha nem az előbbi eset valósul meg, azaz ha ψ = ∑_{n} c_{n}φ_{n}. Ekkor azt mondhatjuk csak, hogy az a φ_{n} sajátfüggvény van erősebben képviselve a ψ állapotban, amelyikhez tartozó |c_{n}|^{2} kifejezés nagyobb. Fel kell tehát tételeznünk (s aztán a tapasztalattal összevetni), hogy a mérés sorozat az ilyen φ_{n}−hez tartozó k_{n} sajátértéket nagyobb valószínűséggel szolgáltatja eredményül, mint a kisebb |c_{m}|^{2}−tel képviselt állapotokhoz tartozó k_{m} sajátértékeket.

Ezek után a fizikai mérés alaptörvénye a következőképpen fogalmazható meg:

annak W valószínűsége, hogy a ψ állapotban lévő rendszeren elvégzett mérés a φ_{n} sajátfüggvényhez tartozó sajátértéket, k_{n}−et adja eredményül, éppen

W (k_{n}) = |c_{n}|^{2} = |⟨φ_{n}|ψ⟩|^{2},  (23)

és a mérés után a rendszer a φ_{n} sajátállapotban található (ψ → φ_{n}).

Feltehetjük a kérdést: vajon mennyi a kérdéses mennyiség középértéke?

Amennyiben N mérésből N_{n}−szer mérünk k_{n} sajátértéket a kezdetben mindig ugyanabban a ψ állapotban levő rendszeren (sokaságon), akkor a középérték definíció szerint:

Ō = lim_{N→∞} ∑_{n} k_{n} \frac{N_{n}}{N} .

Felhasználva a mérési alaptörvényt, valamint további átalakításokat végezve nyerjük:

Ō = ∑_{n} k_{n} lim_{N→∞} \frac{N_{n}}{N} = ∑_{n} k_{n}W_{n}(k_{n}) = ∑_{n} k_{n}|c_{n}|^{2} =

= ∑_{m,n} k_{n}c_{m}^{∗}c_{n}⟨φ_{m}|φ_{n}⟩ = ⟨∑_{m} c_{m}φ_{m}|O ∑_{n} c_{n}φ_{n}⟩ = ⟨ψ|O ψ⟩ ≡ ⟨O⟩

Tehát a mérések középértéke megegyezik a fizikai mennyiség sűrűség szerinti átlagértékével, amit várható értéknek is nevezünk. (vö. az Ehrenfest tételnél használt jelöléssel.) Ebből is látszik a ψ állapotfüggvény centrális szerepe: az állapotfüggvény ismeretében a mérések várható (átlag)értéke előre meghatározható. A problémát általában az jelenti, hogy valós fizikai rendszer esetén a ψ állapotfüggvény nem ismeretes.

Szemléltető példaként számítsuk ki az L hosszúságú egydimenziós potenciáldobozban levő m tömegű részecske x koordinátájának a középértékét (=várható értékét). Az n−edik gerjesztett állapotban levő részecske állapotfüggvénye az előző fejezetből ismert módon ψ_{n}(x) = \sqrt{\frac{2}{L}} sin k_{n}x, ahol k_{n} = n\frac{π}{L}. A középérték tehát

x̄ = ⟨ψ_{n}|x ψ_{n}⟩ = \frac{2}{L} ∫_{0}^{L} x sin^{2} \frac{nπ}{L} x dx = \frac{2}{L} ∫_{0}^{L} x\frac{1}{2}(1 − cos 2\frac{nπ}{L} x) dx = \frac{2}{L} · \frac{L^{2}}{4} = \frac{L}{2}

Azt nyertük, hogy sok mérés végrehajtása esetén a részecske koordinátájára átlagban L/2, azaz a doboz közepének helykoordinátája adódna mérési eredményül.

Számítsuk most ki az impulzus átlagát. Könnyen beláthatjuk, hogy

p̄_{x} = ⟨ψ_{n}|\frac{ℏ}{i} \frac{∂}{∂x} ψ_{n}⟩ = 0,

azaz az impulzus középértéke zérus. Eredményeink megnyugtatóak; klasszikus fizikai szemléletünk alapján éppen ezen átlagértékekre számíthattunk.

A fizikai mérés alaptörvénye alapján Ehrenfest tétele így is írható:

\frac{dp̄_{x}}{dt} = m\frac{d^{2}x̄}{dt^{2}} = −\frac{\overline{∂V}}{∂x} = \overline{F_{x}}(= ⟨F_{x}⟩).

3.4. HEISENBERG-FÉLE FELCSERÉLÉSI RELÁCIÓK

Mint láttuk, a fizikai mennyiségek lineáris hermitikus operátorokkal reprezentálhatók. Ezen operátorok a fizikai rendszer lehetséges állapotait leíró reguláris függvényeken (a Hilbert tér elemein) hatnak. Két operátor egymás utáni hatása egy függvényre átalában különbözik az operátorok fordított sorrendben való alkalmazásának hatásától. Azt mondjuk, hogy az ilyen operátorok nem felcserélhetők: AB ≠ BA.

Legyen pl. A = p_{x} ≡ \frac{ℏ}{i} \frac{∂}{∂x} az x−irányú impulzus operátora, míg B = x ≡ x· az x− irányú elmozdulás (koordináta) operátora. Ekkor, mivel

\frac{∂}{∂x}(xψ) = ψ + x\frac{∂ψ}{∂x} ,

azaz

\frac{ℏ}{i} \frac{∂}{∂x}(xψ) − x\frac{ℏ}{i} \frac{∂ψ}{∂x} = \frac{ℏ}{i}ψ,

kapjuk a következő összefüggést

(p_{x} x − x p_{x})ψ = \frac{ℏ}{i}ψ.

Definiáljuk a két operátor felcserélhetőségét mérő kommutátort

[A, B] ≡ AB − BA.

Ha két operátor kommutátora zérus, a két operátor felcserélhető egymással, különben nem.

Fenti eredményünk ψ tetszőleges voltára figyelemmel, kommutátorral is kifejezhető:

[p_{x}, x] = \frac{ℏ}{i}.  (24a)

Hasonlóképpen

[p_{y}, y] = \frac{ℏ}{i},  (24b)
[p_{z}, z] = \frac{ℏ}{i},  (24c)

de például

[p_{x}, y] = 0,  (24d)

és ciklikus felcseréléssel hasonlóan a többi iránypárosításra nézve.

A klasszikus fizikában [p_{x}, x] = 0, azaz a fizikai mennyiségek felcseréhetők egymással. Azt, hogy ez csak közelítő érvénnyel igaz, és bizonyos fizikai mennyiségek (azaz a nekik megfelelő operátorok) nem felcserélhetők egymással, Heisenberg ismerte fel elsőként, és ezért a (24a-d) egyenleteket Heisenbergféle felcserélési relációknak hívjuk. A Heisenberg-relációk a természet alapvető törvényei közé tartoznak.

A (24) összefüggés a (14) Schrödinger egyenlettel egyenértékű operátoregyenlet. Ismeretük birtokában, mint fogjuk látni, a fizikai mennyiségek (mérhető) lehetséges értékei meghatározhatók a (nem mérhető) sajátfüggvényekkel együtt.

Tétel: Felcserélhető operátoroknak vannak közös sajátfüggvényei.

Bizonyítás: Legyen φ A−nak nem elfajult sajátfüggvénye: Aφ = aφ. Ekkor, mivel AB = BA,

A(Bφ) = BAφ = Baφ = a(Bφ),

azaz Bφ sajátfüggvénye A−nak ugyanazzal az a sajátértékkel, ezért Bφ arányos kell legyen φ−vel: Bφ = bφ. Q.E.D.

A tétel fordítottját is bizonyítjuk: Legyen φ közös sajátfüggvénye az A és B operátoroknak, azaz Aφ = aφ és Bφ = bφ. Bizonyítjuk, hogy ekkor [A, B] = 0 a φ sajátfüggvényre vonatkozóan.

ABφ = A(bφ) = bAφ = baφ = B(aφ) = BAφ

Azaz [A, B] = 0 (a φ− sajátfüggvényre való alkalmazás szempontjából). Q.E.D.

Tétel: Amennyiben [F, H] = 0, azaz egy F fizikai mennyiség operátora felcserélhető az energiaoperátorral, akkor az F mozgásállandó.

Bizonyítás: Tegyük fel, hogy F operátora explicit módon nem függ az időtől: ∂F/∂t = 0. Ekkor az \overline{F} átlagértéke még függhet az időtől a Ψ(r, t) állapotfüggvényen keresztül. Képezve a középérték idő szerinti deriváltját és kihasználva az állapotegyenletet (\frac{∂Ψ}{∂t} = \frac{1}{iℏ}HΨ), kapjuk:

\frac{d\overline{F}}{dt} = \frac{d}{dt} ⟨Ψ|F Ψ⟩ = ⟨\frac{∂Ψ}{∂t}|F Ψ⟩ + ⟨Ψ|F \frac{∂Ψ}{∂t}⟩ = −\frac{1}{iℏ} ⟨HΨ|F Ψ⟩ + \frac{1}{iℏ} ⟨Ψ|F HΨ⟩ =

= \frac{i}{ℏ} ⟨Ψ|[H, F]Ψ⟩ . ⟹ Tehát \frac{d\overline{F}}{dt} = 0, ha [H, F] = 0, Q.E.D.

A

\frac{dF}{dt} = \frac{i}{ℏ}[H, F]

mennyiséget kvantummechanikai időderiváltnak nevezzük.

A kvantummechanikai időderivált segítségével gyorsabban levezethetjük Ehrenfest tételét és mélyebb bepillantást nyerhetünk a newtoni mechanika törvényeinek érvényességi körébe.

Legyen F = x· . Ekkor

\frac{dx}{dt} = \frac{i}{ℏ}[H, x] = \frac{i}{2μℏ} (p_{x}^{2}x − xp_{x}^{2})

= \frac{i}{2μℏ} (p_{x}(p_{x}x − xp_{x}) + (p_{x}x − xp_{x})p_{x}) = \frac{1}{μ}p_{x}

Legyen F = p_{x} = \frac{ℏ}{i} \frac{∂}{∂x}. Ekkor

\frac{dp_{x}}{dt} = \frac{i}{ℏ}(Hp_{x} − p_{x}H) = \frac{i}{ℏ} (V p_{x} − p_{x}V) = −\frac{∂V}{∂x} .

Ennek véve a várható értékét, kapjuk Ehrenfest tételét. Newton törvényei tehát operátor egyenlőség alakjában érvényesek.

3.5. HEISENBERG-FÉLE HATÁROZATLANSÁGI ÖSSZEFÜGGÉSEK

Ha egy mikrorendszer ψ állapotfüggvénye az A operátornak (fizikai mennyiségnek) nem sajátfüggvénye, akkor az A által leírt fizikai mennyiség értékére a mérések általában különböző értékeket szolgáltatnak. Minél távolabb vannak ezek az értékek az általuk szolgáltatott átlagértéktől, annál határozatlanabb (elmosódottabb) ilyenkor a kérdéses fizikai mennyiség értéke, azaz annál nagyobb a mérés szórása.

Definiáljuk a négyzetes közepes eltérést (szórásnégyzetet):

(ΔA)^{2} = ⟨(A − ⟨A⟩)^{2}⟩,

ahol ⟨A⟩ ≡ ⟨ψ|Aψ⟩ az A fizikai mennyiség (= hermitikus operátor) várható (átlag–, közép–) értéke. Tétel: A négyzetes közepes eltérés sajátállapotban (és csakis ebben) zérus. Bizonyítás: Kiindulunk a definícióból, majd elvégezzük a négyzetreemelést és a közepelést:

(ΔA)^{2} = ⟨ψ|(A − ⟨A⟩)^{2} ψ⟩ = ⟨ψ|(A^{2} − 2A⟨A⟩ + ⟨A⟩^{2}) ψ⟩ = ⟨A^{2}⟩ − ⟨A⟩^{2}.

Sajátállapotban (Aψ = kψ) a jobboldal valóban zérust ad (k · k − k^{2}) = 0, egyébként nem. Bizonyítjuk a következő tételt: Amennyiben két fizikai mennyiség operátora egymással nem felcserélhető, akkor közepes eltérésük szorzatának legkisebb értéke a két operátor kommutátorából képezett várható érték abszolút értékének a fele, azaz

ha [A, B] = C, akkor ΔAΔB ≥ \frac{1}{2}|⟨C⟩|.  (25a)

Bizonyítás: Kiindulunk az analízisből jól ismert

⟨f|f⟩⟨g|g⟩ ≥ ⟨f|g⟩⟨g|f⟩ = |⟨f|g⟩|^{2}

Schwarz-féle egyenlőtlenségből, és definiáljuk az A′ = A − ⟨A⟩, B′ = B − ⟨B⟩ hermitikus operátorokat, amelyek kommutátora szintén C: [A′, B′] = C. Legyen továbbá f = A′ψ és g = B′ψ. Ezt a Schwarz egyenlőtlenségbe helyettesítve kapjuk

(ΔAΔB)^{2} ≥ |⟨A′B′⟩|^{2} =

|⟨\frac{A′B′ + B′A′}{2} ⟩ + ⟨\frac{A′B′ − B′A′}{2} ⟩|^{2} =

|⟨\frac{A′B′ + B′A′}{2} ⟩|^{2} + |⟨\frac{A′B′ − B′A′}{2} ⟩|^{2}

+⟨\frac{A′B′ + B′A′}{2} ⟩^{∗}⟨\frac{A′B′ − B′A′}{2} ⟩

+⟨\frac{A′B′ + B′A′}{2} ⟩⟨\frac{A′B′ − B′A′}{2} ⟩^{∗}.

Az utolsó két tag zérust ad, mivel

⟨ψ|(A′B′ ± B′A′)ψ⟩^{∗} = ±⟨ψ|(A′B′ ± B′A′)ψ⟩.

Így tehát

(ΔAΔB)^{2} ≥ |⟨\frac{A′B′ + B′A′}{2} ⟩|^{2} + |⟨\frac{A′B′ − B′A′}{2} ⟩|^{2}.

Az első tagot elhagyva még inkább teljesül az egyenlőtlenség:

(ΔAΔB)^{2} ≥ |⟨\frac{A′B′ − B′A′}{2} ⟩|^{2} = |⟨\frac{C}{2} ⟩|^{2}.

Mindkét oldalból gyököt vonva kapjuk a (25a) alatti összefüggést. Q.E.D.

Mármost legyen B = p_{x}, A = x → C = −\frac{ℏ}{i}. Behelyettesítve (25a)-ba, kapjuk a híres Heisenberg-féle határozatlansági relációkat

ΔxΔp_{x} ≥ \frac{ℏ}{2},  (25b)

továbbá, mivel választhatjuk A−t és B−t az y−, ill. z−irányú elmozdulásnak és impulzusnak is,

ΔyΔp_{y} ≥ \frac{ℏ}{2},  (25c)
ΔzΔp_{z} ≥ \frac{ℏ}{2}.  (25d)

A Heisenberg-féle határozatlansági relációnak rendkívül mély fizikai (és filozófiai) tartalma van. Azt mondja ki, hogy a koordináta és az impulzus (vagy két más, egymással nem felcserélhető operátorral reprezentált) fizikai mennyiség mérése egyszerre nem végezhető el egy mindig azonos ψ állapotban levő rendszer-sokaságon. A (25) egyenlőtlenségek pontosan azt jelentik, hogy a mindig azonos ψ állapotban levő rendszerek sokaságán sokszor megmérve az x−értéket, majd sokszor megmérve a p_{x} értékét, a mérés során adódó Δx és Δp_{x} hibák (szórások) szorzata még végtelen pontos műszereket használva sem lehet kisebb, mint a (25) által megszabott alsó korlát. Ezt a negatív állítást szokták a klasszikus szemléletünkkel jobban megragadható, egyetlen objektumra vonatkozó kijelentésként megfogalmazni: egy részecske koordinátája és impulzusa (vagy két más, egymással fel nem cserélhető operátorhoz tartozó fizikai mennyiség) egyidejűleg nem vehet fel pontos (határozott) értéket s így nem is mérhető tetszőleges pontossággal egyidejűleg.

A makrofizikai mérésekben a tételnek nincs észrevehető folyománya. Legyen ui. egy m = 5 × 10^{−3} [kg] tömegű golyónk, amelynek helyét Δx = 10^{−6} [m] (=1μm) pontossággal mérjük meg. Ekkor a golyó sebességének határozatlansága a bizonytalansági relációból következően

Δv = \frac{Δp}{m} ≥ \frac{ℏ}{2mΔx} ≈ \frac{1 · 10^{−34}Js}{2 · 5 · 10^{−3} · 10^{−6}kg m} = 10^{−26} \frac{m}{s}.

Ilyen kis sebességek mérésére, észlelésére a makrofizika nem képes, s így megérthetjük, hogy a (25) egyenleteknek a makrofizikában miért nincs észrevehető jelentőségük.

A mikrofizikában, a kis méretek világában viszont igencsak nagy jelentőséggel bírnak a (25) összefüggések. Próbáljuk megmérni az elektron helyét és sebességét egy atomon belül! Az elektron helyének mérési bizonytalansága maximálisan az atom átmérője lehet: Δx = 10^{−10} [m]. Az elektron tömege m = 9 × 10^{−31} [kg], ezért a sebességének mérési bizonytalansága:

Δv = \frac{Δp}{m} ≥ \frac{ℏ}{2mΔx} ≈ \frac{1 · 10^{−34}Js}{1, 8 · 10^{−30} · 10^{−10}kg m} = 5 · 10^{5} \frac{m}{s} = 500\frac{km}{s}.

Ez azt jelenti, hogy eleve reménytelen vállalkozás egy atomon belüli elektron sebességének és tartózkodási helyének egyidejű mérése.

A Heisenberg-féle határozatlansági reláció egyben azt is jelenti, hogy a mikrofizikában nem érvényes a pálya fogalma. Egy részecske pályájáról ui. akkor beszélhetünk, ha a részecskének minden időpillanatban ismerjük a tartózkodási helyét, valamint sebességének nagyságát és irányát. Az atomban ez gyakorlatilag (és elvileg is) kizárt, mert amint láttuk, az elektron helyének egyre pontosabb mérése egyre elmosódottabbá tenné a sebességére vonatkozó mérés értékét és viszont. Nem jelenti ez persze azt, hogy általában az elektronnak, mint mikroszkopikus (tömegű) részecskének, nem beszélhetünk a pályájáról. Katódsugárcsőben, vagy ciklotronban az elektron pályájának (vagyis helyének Δx és sebességének Δv ) bizonytalansága, elmosódottsága a berendezés méreteihez képest elhanyagolható. Tegyük fel például, hogy a ciklotronban a mágneses tér által 1 [m] sugarú körpályára kényszerített elektron helyét (a berendezés tervezhetősége miatt) Δx = 10^{−4}[m] pontossággal kell ismernünk (megmérnünk). Ez Δv ≈ 5 [\frac{cm}{s}] sebességbizonytalanságot jelent, ami viszont a ciklotronbeli tipikusan MeV energiájú elektronsebességekhez viszonyítva elhanyagolható. Tehát ciklotron esetén beszélhetünk az elektron pályájáról.

A Heisenberg-féle határozatlansági összefüggés rávilágít a mikrofizikának a makrovilághoz képesti sokkal gazdagabb mozgásformáira. Tekintsünk pl. egy elektront. A 14/a. ábrán az elektron olyan mozgásállapotban van, hogy helyét jól ismerjük, impulzusa viszont szétkent eloszlást mutat. Az ilyen állapot a makroszkopikus fizikában megismert ”tömegpont” fogalomra hasonlít.

A 14/b. ábrán egy ”hullám” mozgásforma ismerhető fel, amelyre az jellemző, hogy az impulzus jól meghatározott, a mozgást végző objektum viszont nem lokalizálódik egy adott helyre.

A 14/c. ábrán a két előző közti végtelenül sokféle mozgásforma egy lehetséges vátozatát tüntettük fel.

A zérusponti energák létét a Heisenbergféle határozatlansági relációk segítségével is megérthetjük. Például az egydimenziós potenciáldoboz esetén a részecske x koordinátájának várható értéke ⟨x⟩ = L/2 volt. Azaz az x koordináta mérési bizonytalansága is legfeljebb L/2 lehet: Δx ≤ L/2. Ebből (25) alapján

Δv ≥ \frac{ℏ}{2mΔx} ≥ \frac{ℏ}{mL}

következik. Így a lokalizáltság miatti minimális (csupán az elmosódottságból adódó), energiára az

E_{min} = \frac{1}{2}m(Δv)^{2} ≥ \frac{ℏ^{2}}{2mL^{2}} = \frac{E_{1}}{π^{2}} ,

alsó korlátot kaptuk, amely az E_{1} zérusponti energia nagyságrendjébe eső érték.

Amint azt a (25a) egyenletből látjuk, a határozatlansági relációk a (24) felcserélési törvények egyenes következményei. Így tehát a (24) felcserési törvények kapcsán mondottakat érdemes újra megismételni: azok a kvantummechanika legalapvetőbb axiómái. A felcserélési törvényekből leszármaztatható határozatlansági relációkra pedig úgy tekinthetünk, mint kvantitatív, matematikai formákban kifejezett korlátját annak a szándékunknak, hogy a klasszikus (makroszkópikus) fizikából szerzett absztrakt fogalmainkkal (hely, sebesség, energia, idő, stb.) mikrofizikai (kis mérettartományokban lejátszódó) jelenségeket értelmezzünk, ill. leírjunk.

Röviden érdemes még megjegyezni, hogy a Heisenberg-féle határozatlansági relációk segítségével értelmezhetünk még számos további jelenséget, mint pl. a hidrogénatom (ld. később) alapállapotának szerkezetét (azt tudniillik, hogy miért nem zuhan a magba az elektron), az atomi és magnívók vonalszélességét (és élettartalmuk nagyságrendjét), az impulzusmomentum ”furcsaságait” (ld. később), stb. Kiváló magyar nyelvű tárgyalás található a Marx: Kvantummechanika, ill. Nagy Károly: Kvantummechanika c. tankönyvekben.

Filozófiai tartalom: A Heisenberg-féle határozatlansági összefüggések elvi korlátot állítanak a világ mechanisztikus megismerhetősége elé. Megdőlt a determinisztikus világkép, a Laplace-démon elvileg sem létezhet, mivel nem lehetséges egy adott időpillanatban a világegyetemet alkotó részecskék helyét és sebességét megismerni abszolút pontossággal. A mechanisztikusan determinisztikus világkép helyébe egy sokkal gazdagabb, lehetőségekkel teli világszemléletet kaptunk a kvantummechanikától cserébe: a világ nem eleve meghatározott, előre eldöntött valami, amelyben mi emberek (és minden más is) csupán statiszta szerepet játszunk. A fizikai mérés alaptörvényéből (a mérés valószínűségi értelmezéséből), valamint a mechanisztikus determinációt megdöntő Heisenberg-féle határozatlansági relációkból következendően a világ minden pillanatban újjászületik, az újjászületés permanens állapotában van.

(Megjegyzendő, hogy noha e világszemlélet gyermekek számára is könnyen felfogható, a köztudatban, de még a műszaki/természettudományos képzettséggel rendelkezők körében sem terjedt el eléggé. Ezért van az, hogy Teller Ede minden interjújában, nyilatkozatában, előadásában stb. megragadja az alkalmat arra, hogy egy-két mondatban szót ejtsen ezen új világnézet lényegéről, amely egyben a kvantummechanika legfontosabb tanítása.)

∗

Röviden meg kell említenünk az energia és idő fizikai mennyiség, valamint az impulzusmomentum z− komponense és az azimutális szög fizikai mennyiség felcserélési relációjával kapcsolatos problémákat.

Kimutatható az, hogy a nemrelativisztikus kvantummechanikában a tetszetős

energiaoperátor : Ê → −\frac{ℏ}{i} \frac{∂}{∂t}
idő : t̂ → t·

hozzárendelés [amelyből formálisan ”levezethető” az állapotegyenlet és felírható egy

[Ê, t̂] = \frac{ℏ}{i} (hibás)

felcserélési reláció], nem létezik a teljes energia korlátossága miatt. Ezen operátorok értelmezési tartományát vizsgálva ugyanis kiderül, hogy az időnek diszkrét spektruma lenne. Bizonyítható azonban, hogy az energiamérés és időtartam mérés szórására mégis fennáll a

ΔEΔt ≥ \frac{ℏ}{2} (helyes)

Heisenberg féle határozatlansági reláció.

A következő fejezetben fogjuk látni, hogy az impulzusmomentum z komponense az azimutális szög deriváltjával kapcsolatos:

L_{z} → \frac{ℏ}{i} \frac{∂}{∂ϕ}.

A [p_{x}, x] = ℏ/i felcserérési reláció analógiájára felírt

[L_{z}, ϕ] = \frac{ℏ}{i}

reláció szintén problematikus, mert a belőle folyó

ΔL_{z}Δϕ ≥ \frac{ℏ}{2} (hibás)

határozatlansági összefüggés helytelen. A felcserélési relációból a határozatlansági relációba történő levezetésnél ui. mindig kihasználtuk, hogy az operátorok hermitikusak. Viszont az L_{z} operátor csak a 2π szerint periódikus függvények terén hermitikus, míg ϕ = arctan y/x nem periódikus. Jackiw és mások megmutatták, hogy periódikus (pl. Φ = sin ϕ) változót használva, csak kis Δϕ szórások esetén kapunk a fenti bizonytalansági relációhoz hasonló eredményt.

3.6. AZ AZONOSSÁG ELVE

A mikrovilágban előforduló objektumok (elemi részecskék, elektronok, atomok, atommagok stb.) nagyfokú hasonlóságot mutatnak egymáshoz. A tapasztalat szerint ezen mikrorendszerek nemcsak hasonlóak, hanem minden tekintetben azonosak is egymással. Az egyik elektron olyan, mint a másik, ugyanazon tömeggel, töltéssel és más fizikai jellemzőkkel rendelkezik. A Holdról, vagy a meteoritokból származó ásványokat alkotó elemek azonosak a Föld bármely pontján találhatókkal (az elemek rendszerbe foglalhatók).

Makroszkópikus világunkban előforduló fizikai rendszerek közül ilyen nagyfokú hasonlóság leginkább pl. egy hegedű húrjával kapcsolatban figyelhető meg: adott anyagú, hosszúságú, feszességű húr mindig ugyanazon a hangon fog megszólalni, függetlenül attól, hogy hol és mikor készítették. Az azonosság elve élesen ellentmond az atomok bolygómodellként való elképzelésének. Amíg Naprendszerünk számtalan olyan változatban megvalósulhat, amelyek a kezdeti feltételek kismértékű eltérésében különböznek csak, addig egy vasatom alapállapotban csak egyféleképpen valósulhat meg. Minden kisebb perturbáció arra nézve, hogy a vasatombeli elektronok mozgását megzavarja, hatástalan addig, amíg a közölt energia éppen nem elegendő a vasatom egyik gerjesztett állapotának létrehozásához.

A mikroobjektumok azonosságát tehát a perturbácókkal szembeni nagyfokú stabilitásával magyarázhatjuk, ami végső soron a fizikai mennyiségek kvantáltságával függ össze. (Ez viszont, legalábbis ami a zérusponti [alapállapoti] energiát illeti, a határozatlansági elvvel kapcsolatos. Az azonosság elve tehát végső soron a (24) csererelácók egyik megnyilvánulási formája. Mindez azonban nagyon áttételesen függ csak össze, ezért leghelyesebb az azonosság elvét egy teljesen független alapelvnek tekinteni.)

Vizsgáljuk most meg, milyen matematikai következménnyel jár az azonosság elve a kvantummechanikában. Mivel az előbbiek szerint a kvantummechanikában határozott pályáról nem beszélhetünk [nem tudjuk nyomon követni (elvileg sem!) az egyes elemi részecskéket], ezért pl. két azonos részecskéből álló rendszer Ψ(1, 2) állapotfüggvénye ugyanazt az állapotot kell jelentse, mint Ψ(2, 1). Azaz, minden mérés szempontjából azonosnak kell lenni a két állapotnak, amit a következő két egyenlettel fejezhetünk ki:

|Ψ(1, 2)|^{2} = |Ψ(2, 1)|^{2}

és

|⟨Φ|Ψ(1, 2)⟩|^{2} = |⟨Φ|Ψ(2, 1)⟩|^{2}.

(Az első egyenlet a térbeli megtalálási valószínűségek azonosságát, a második pedig a mérésekkel szembeni azonosságot fejezi ki.)

A fenti egyenletekből az következik, hogy a két hullámfüggvény csak egy egységnyi abszolút értékű konstansban térhet el egymástól:

Ψ(1, 2) = kΨ(2, 1) = k^{2}Ψ(1, 2).

Ebből következik, hogy k^{2} = 1 → k = ±1, azaz

Ψ(1, 2) = \begin{cases}+Ψ(2, 1) & szimmetrikus, (bozonok) \\ −Ψ(2, 1) & antiszimmetrikus, (fermionok) \end{cases}

a két részecske felcseréléssel szemben.

Kimondhatjuk tehát az azonosság elvéből fakadó matematikai tételt: a kvantummechanikában csak olyan reguláris függvények írnak le fizikai állapotot, amelyek szimmetrikusak vagy antiszimmetrikusak az azonos részecskék (változóinak) felcserélésével szemben.

Az azonosság elvéből fakadó további tételek:

Tétel: Azonos részecskékből álló fizikai rendszer energiaoperátora mindig szimmetrikus: H(1, 2) = H(2, 1).

Bizonyítás: Tekintsük a

H(1, 2)Ψ(1, 2) = iℏ\frac{∂Ψ(1, 2)}{∂t}

Schrödinger egyenletet. Cseréljük fel az 1−es részecskét 2−sel. Kapjuk a

H(2, 1)Ψ(2, 1) = iℏ\frac{∂Ψ(2, 1)}{∂t}.

Schrödinger egyenletet. Használjuk ki az állapotfüggvény azonosság elve következtében meglévő szimmetriáját a 1 ↔ 2 koordináta cserével szemben. Kapjuk:

±H(2, 1)Ψ(1, 2) = ±iℏ\frac{∂Ψ(1, 2)}{∂t}.

Egyszerűsítve a mindkét oldalon előforduló ±−szal és kivonva a felcserélés előtti Schrödinger egyenletet az iménti Schrödinger egyenletből, kapjuk a szimmetrikusságot jelentő H(2, 1) = H(1, 2) egyenletet Q.E.D.

Tétel: A (13) állapotegyenletnek mindig létezik szimmetrikus, vagy antiszimmetrikus megoldása.

Bizonyítás: Legyen Ω(1, 2) egy megoldás, azaz

iℏ\frac{∂Ω(1, 2)}{∂t} = H(1, 2)Ω(1, 2).

Ekkor viszont Ω(2, 1) is megoldás, hiszen

iℏ\frac{∂Ω(2, 1)}{∂t} = H(2, 1)Ω(2, 1) = H(1, 2)Ω(2, 1),

ahol kihasznátuk az előző tételt. Minthogy két megoldás szuperpozíciója is megoldás, a

Ψ(1, 2) = Ω(1, 2) ± Ω(2, 1)

megoldás már a kívánt szimmetriát fogja mutatni. Q.E.D.

Tétel: Az állapotfüggvény szimmetriája időben állandó.

Bizonyítás: Az

iℏ\frac{∂Ψ_{t}}{∂t} = HΨ_{t}

állapotegyenlet átírható differenciaegyenletté (a dt → 0 határátmenet elhagyásával):

Ψ_{t+dt} − Ψ_{t} = dt\frac{1}{iℏ}HΨ_{t},

Ebből, átrendezéssel, olyan egyenletet kapunk, amelyben egy későbbi időpillanatbeli állapotfüggvényt egy korábbi időpillanatban érvényes állapotfüggvénnyel fejezünk ki:

Ψ_{t+dt}(1, 2) = (1 + dt\frac{1}{iℏ}H)Ψ_{t}(1, 2).

Mivel a zárójelben álló kifejezés szimmetrikus a két részecske felcserélésével szemben, az állapotfüggvény szimmetriája időben állandó marad. Q.E.D.