Ալիքային ֆունկցիա

Վիքիպեդիայից՝ ազատ հանրագիտարանից


Հարմոնիկ տատանակի ալիքային ֆունկցիայի իրական (կապույտ) և կեղծ (կարմիր) բաղադրիչները: C,D,E,F հետագծերը կանգուն ալիքներ են (ստացիոնար վիճակներ)՝ ի տարբերություն G կամ H դեպքերի: Կանգուն ալիքի հաճախությունը համեմատական է տատանակի էներգիական մակարդակի հնարավոր էներգիային: Էներգիայի այսպիսի «քվանտացումը» տեղի չի ունենում դասական ֆիզիկայում, որտեղ տատանակը կարող է ցանկացած էներգիա ունենալ:

Ալիքային ֆունկցիան քվանտամեխանիկական հավանականությունների ամպլիտուդն է, որը նկարագրում է մասնիկի քվանտային վիճակը և վարքը։ Որպես կանոն, այն կոմպլեքս փոփոխականի ֆունկցիա է։ Քանի որ Շրյոդինգերի հավասարումը մաթեմատիկորեն ալիքային հավասարման տեսակ է, ալիքային ֆունկցիայի վարքը որակապես հիշեցնում է այլ ալիքներ, ինչպես օրինակ ջրի ալիքները կամ լարի ալիքներ։ Անվանումը գալիս է այդտեղից։

Ընդունված է ալիքային ֆունկցիան նշանակել հունարեն «փսի» տառով՝ ψ կամ Ψ (փոքրատառ կամ մեծատառ)։ Չնայած ψ-ն կոմպլեքս թիվ է, |ψ|2-ն իրական է։ Այն տվյալ պահին տվյալ վայրում մասնիկի գտնվելու հավանականության խտությունն է։

Միավորների միջազգային համակարգում ψ-ի միավորը կախված է համակարգից։ Եռաչափ դեպքում մեկ մասնիկի համար այն m–3/2 է։ Չափողականություն չունեցող այս միավորը հետևանք է այն հանգամանքի, որ |ψ|2-ի ինտեգրալը եռաչափ տարածության տիրույթում չափողականություն չունեցող հավանականություն է (հավանականություն, որ մասնիկը գտնվում է այդ տիրույթում)։ Տարբեր թվով մասնիկների և չափումների համար այդ միավորները կարող են տարբեր լինել։

Ալիքային ֆունկցիան քվանտային մեխանիկայի առանցքային հասկացությունն է։ Նրանից են բխում քվանտային մեխանիկայի փիլիսոփայական դժվարությունները և խորհրդավոր հետևանքները, հարցերը, թե ինչ իմաստ ունի քվանտային մեխանիկան բնության մեջ և թե ինչպիսին է բնության վարքը ատոմական և ավելի փոքր սանդղակներում. հարցեր, որ այսօր էլ վիճելի են։

Պատմությունը[խմբագրել]

1920-1930-ական թթ. քվանտային մեխանիկան ձևավորվեց երկու տարբեր ճյուղերով՝ հաշվարկների (Լուի դը Բրոյլ, Էրվին Շրյոդինգեր, Պոլ Դիրակ և այլք ) և գծային հանրահաշվի (Վերներ Հայզենբերգ, Մաքս Բոռն, Վոլֆգանգ Պաուլի) ճանապարհով։ Առաջին ճյուղը հայտնի դարձավ «ալիքային մեխանիկա» անունով, երկրորդը՝ «մատրիցային մեխանիկա»: Շրյոդինգերը ցույց տվեց, որ այդ երկու մոտեցումները համարժեք են[1]:

1925թ. դը Բրոյլը ձևակերպեց կապը ալիքի երկարության և իմպուլսի մոմենտի միջև, որն այժմ հայտնի է դը Բրոյլի հավասարում անունով։ Շրյոդինգերը սկսեց հավասարում փնտրել դը Բրոյլի ալիքը նկարագրելու համար, և 1926թ. հրապարակեց այն։ Այդ հավասարումը հիմնված էր դասական մեխանիկայի էներգիայի փոխակերպման վրա։ Այժմ այն կոչվում է Շրյոդինգերի հավասարում։ Սակայն ոչ ոք, նույնիսկ Շրյոդինգերը և դը Բրոյլը, չկարողացան հասկանալ, թե ինչպես կարելի է մեկնաբանել այն և ինչ իմաստ ուներ այդ ֆունկցիան[2] 1924-27թթ. Բորը, Հայզենբերգը և Բոռնը մշակեցին հավանականության լայնույթի գաղափարը[3], որը հայտնի է քվանտային մեխանիկայի կոպենհագենյան մեկնաբանություն անունով։ Քվանտային մեխանիկայի մի շարք մեկնաբանություններ կան, սակայն ամենակարևորը սա է, քանի որ այս ճանապարհով հնարավոր է հասկանալ քվանտային հաշվարկները:

1928թ. Դիրակը, էլեկտրոնի համար արտածեց այս հավասարումը՝ կիրառելով հատուկ հարաբերականության տեսությունը և քվանտային մեխանիկան (Դիրակի հավասարում)։ Ալիքային ֆունկցիայի անսովոր բնույթը պարզա դարձավ այդ հավասարումից. այն ոչ միայն կոմպլեքս թիվ է, այլև՝ սպինոր [4], և սպինը ինքնաբերաբար մտնումէ ալիքային ֆունկցիայի հատկությունների մեջ։ Չնայած խնդիրներին, Դիրակը ձևակերպեց նաև այդ հավասարման ռելյատիվիստական տարբերակը։

Ալիքային ֆունկցիայի ֆիզիկական իմաստը[խմբագրել]

Կոօրդինատային պատկերացման համաձայն, \Psi(x,t)= \langle x\left|\psi(t)\right\rangle ալիքային ֆունկցիան՝

\left|\psi(t)\right\rangle=\int \Psi(x,t)\left|x\right\rangle dx,

որտեղ \left|x\right\rangle = \left|x_1, x_2, \ldots , x_n\right\rangle -ը կոօրդինատային բազիսի վեկտորն է։ \! \Psi(x_1, x_2, \ldots , x_n,t)-ն կախված է համակարգի կոօրդինատներից (կամ ընդհանրացված կոօրդինատներից)։ Ֆիզիկական իմաստ ունի ալիքային ֆունկցիայի մոդուլի քառակուսին՝ \! \left|\Psi(x_1, x_2, \ldots , x_n,t)\right|^2: Այն համակարգի գտնվելու ~\omega հավանականության խտությունն է (դիսկրետ սկեկտրների համար՝ հավանականությունը) ~t պահին  \! x_1=x_{01}, x_2=x_{02}, \ldots , x_n=x_{0n} կոօրդինատներով նկարագրվող դիրքում.

~\omega = \frac{dP}{dV} = \left|\Psi(x_1, x_2, \ldots , x_n,t)\right|^2  = \Psi^\ast\Psi:

\! \Psi(x_1, x_2, \ldots , x_n,t) նկարագրվող համակարգի տրված քվանտային վիճակի համար , ~P հավանականությունը, որ մասնիկը կգտնվի տարածության ~V վերջավոր ծավալով կամայական տիրույթում՝ P={\int{dP}}={\int\limits_{V} {\omega}dV}={\int\limits_{V}{\Psi^\ast\Psi}dV}     ~(1):

Ալիքային ֆունկցիային ներկայացվող պահանջները[խմբագրել]

Ալիքային ֆունկցիայի հավանակային իմաստը քվանտային մեխանիկայի շրջանակներում որոշակի սահմանափակումներ կամ պայմաններ է դնում ալիքային ֆունկցիայի վրա։ Այդ ստանդարտ պայմանները կոչվում են ալիքային ֆունկցիայի կանոնավորության պայմաններ: Դրանք են.

  1. Ալիքային ֆունկցիայի վերջավորության պայմանը: Ալիքային ֆունկցիան չի կարող ընդունել անվերջ արժեքներ, այնպիսին, որ ~(1) իտնեգրալը տարամետ դառնա։ Ուստի այն պայմանը պահանջում է, որ ալիքային ֆունկցիան լինի քառակուսային ինտեգրելի ֆունկցիա։ Մասնավորապես, նորմավորված ալիքային ֆունկցիայի խնդիրներում ալիքային ֆունկցիայի մոդուլի քառակուսին անվերջությունում պետք է ձգտի զրոյի։
  2. Ալիքային ֆունկցիայի միարժեքության պայմանը: Ալիքային ֆունկցիան պետք է միարժեք ֆունկցիա լինի կոօրդինատներից և ժամանակից, քանի որ մասնիկի հայտնաբերման հավանականության խտությունը յուրաքանչյուր խնդրում պետք է միարժեքորեն որոշվի։ Գլանային կամ գնդային կոօրդինատական համակարգում դիտարկելիս միարժեքության պայմանը հանգեցնում է ըստ անկյունային փոփոխականների ալիքային ֆունկցիայի պարբերականության։
  3. Ալիքային ֆունկցիայի անընդհատության պայմանը: Ժամանակի ցանկացած պահին ալիքային ֆունկցիան պետք է անընդհանտ ֆունկցիա լինի տարածական կոօրդինատներից։ Բացի այդ, անընդհատ պետք է լինեն նաև ալիքային ֆունկցիայի մասնակի ածանցյալները՝ ~\frac{\partial \Psi}{\partial x}, ~\frac{\partial \Psi}{\partial y}, ~\frac{\partial \Psi}{\partial z}: Այս մասնակի ածանցյալները միայն իդեալական ուժային դաշտերի բացառիկ դեպքերում կարող են խզում ունենալ տարածության այն կետերում, որտեղ ուժային դաշտը (որտեղ շարժվումէ մասնիկը) նկարագրող պոտենցիալ էներգիան ունի երկրորդ սեռի խզում։
Ալիքային ֆունկցիայի անընդհատությունը և առաջին տարածական ածանցյալը (x ուղղությամբ, y և z կոօրդինատները պատկերված չեն) t պահին:

Եթե այս պահանջները չեն բավարարվում, ալիքային ֆունկցիան հնարավոր չէ մեկնաբանել որպես հավանականության ամպլիտուդ, ալիքային ֆունկցիայի և նրա առաջին կարգի ածանցյալների արժեքները չեն կարող լինել վերջավոր և որոշված, այսինքն՝ հավանականությունները կարող են լինել անսահման և ոչ միարժեք որևէ դիրքում և ժամանակի որևէ պահին, ինչն անհեթեթություն է, քանի որ չի բավարարում հավանականության աքսիոմներին։ Առանց այս պահանջներին բավարարելու հնարավոր չէ նաև դիտարկվող քվանտային համակարգի չափումներ անցկացնել, քանի որ այն կարող է լինել անսահման և ունենալ մի քանի արժեքներ։

Նորմավորման պայմաններ[խմբագրել]

\! \Psi ֆունկցիան իր իմաստին համապատասխան պետք բավարարի նորմավորման պայմանին, օրինակ, կոօրդինատային պատկերացման մեջ այն պետք է ունենա հետևյալ տեսքը՝

{\int\limits_{-\infty}^{+\infty} {|\Psi|}^2 d^{3}\textbf{r}}=1

Ալիքային ֆունկցիայի նորմավորման պայմանը արտահայտում է այն փաստը, որ տրված ալիքային ֆունկցիայով մասնիկի հայտնաբերման հավանականությունը ամբողջ տարածության մեջ հավասար է մեկի։ Ընդհանուր դեպքում ինտեգրումը պետք է կատարվի ըստ բոլոր փոփոխականների, որոնցից կախված է ալիքային ֆունկցիան տրված պատկերացման համաձայն։

Քվանտային վիճակների վերադրման սկզբունքը[խմբագրել]

Վերադրման սկզբունքի համաձայն, եթե համակարգը կարող է գտնվել \! \Psi_1 և \! \Psi_2 ալիքային ֆունկցիաներով նկարագրվող վիճակում, ապա յան կարող է գտնվել նաև \! \Psi_\Sigma = c_1 \Psi_1 + c_2 \Psi_2

ալիքային ֆունկցիայով նկարագրվող վիճակում։ \! c_1-ն և \! c_2-ն կամայական կոմպլեքս թվեր են։

Ակնհայտ է, որ կարելի է խոսել ցանկացած թվով քվանտային վիճակների վերադրման մասին, այսինքն՝ համակարգի այնպիսի քվանտային վիճակի մասին, որը նկարագրվում է \! \Psi_\Sigma = c_1 \Psi_1 + c_2 \Psi_2 + \ldots + {c}_N{\Psi}_N=\sum_{n=1}^{N} {c}_n{\Psi}_n ալիքային ֆունկցիայով։

Այս վիճակում ~{c}_n գործակցի մոդուլի քառակուսին որոշում է հավանականությունը, որ չափման դեպքում համակարգը կլինի ~{\Psi}_n ֆունկցիայով նկարագրվող վիճակում։

Այդ պատճառով նորմավորված ալիքային ֆունկցիայի համար ~\sum_{n=1}^{N}\left|c_{n}\right|^2=1:

Սահմանումը տարբեր դեպքերում[խմբագրել]

Զրո սպին ունեցող մեկ մասնիկի միաչափ դեպքը[խմբագրել]

Կոօրդինատային ալիքային ֆունկցիա[խմբագրել]

Դիտարկենք սպին չունեցող մեկ մասնիկի պարզագույն՝ միաչափ դեպքը։ Նման մասնիկի վիճակը նկարագրվում է

\Psi(x,t)

ալիքային ֆունկցիայով, որտեղ x-ը կոօրդինատն է, t-ն՝ ժամանակը։ Այս ֆունկցիան կոմպլեքս թիվ է։ \Psi(x,t)-ն կոմպլեքս փոփոխականի ֆունկցիա է։

Եթե մասնիկի հնարավոր է չափել մասնիկի կոօրդինատը, ապա նրա գտնվելու վայրը որոշակի չէ, այլ նկարագրվում է հավանակային բաշխումով։ Հավանականությունը, որ x կոօրդինատը կգտնվի [a, b] միջակայքում (axb

P_{a<x<b} = \int\limits_a^b |\Psi(x,t)|^2 \,\mathrm{d}x

է, որտեղ t-ն չափման ժամանակն է։ Այլ կերպ ասած, |\Psi(x,t)|^2-ն այն հավանականության խտությունն է, որ մասնիկը ավելի շուտ կգտնվի x կետում, քան այլ տեղ։

Դա բերում է նորմավորման պայմանի՝

\int\limits_{-\infty}^\infty |\Psi(x,t)|^2\, \mathrm{d}x = 1,

այսինքն՝ եթե հնարավոր են չափումներ, ապա կարելի է ասել, որ մասնիկը 100% հավանականությամբ գտնվում է ինչ-որ տեղ:

Իմպուլսային տարածության ալիքային ֆունկցիա[խմբագրել]

Իմպուլսային տարածությունում նույնպես մասնիկը ունի ալիքային ֆունկցիա՝

\Phi(p,t),

որտեղ p-ն իմպուլսն է մեկ ուղղության վրա և կարող է ընդունել -\infty-ից +\infty ցանկացած արժեք, t-ն ժամանակն է։ Եթե մասնիկի իմպուլսը հնարավոր է չափել, արդյունքը նկարագրվում է հավանակային բաշխումով, ինչպես նախորդ դեպքում՝

P_{a<p<b} = \int\limits_a^b |\Phi(p,t)|^2 \mathrm{d}p:

Նորմավորման պայմանը ևս նման է նախորդ դեպքին՝

 \int\limits_{-\infty}^{\infty} \left | \Phi \left ( p, t \right ) \right |^2 \mathrm{d}p = 1:

Կապը ալիքային ֆունկցիաների միջև[խմբագրել]

Կոօրդինատային և իմպուլսային տարածությունների ալիքային ֆունկցիաներըը մեկը մյուսի Ֆուրիեի ձևափոխություններն են, հետևաբար երկուսն էլ պարունակում են միևնույն ինֆորմացիան և դրանցից միայն մեկը բավարար չէ մասնիկի որևէ հատկություն հաշվարկելու համար։ Միաչափ դեպքում[5]

\begin{align} \Phi(p,t) & = \frac{1}{\sqrt{2\pi\hbar}}\int\limits_{-\infty}^\infty e^{-ipx/\hbar} \Psi(x,t)\mathrm{d}x \\ 
&\upharpoonleft \downharpoonright\\
\Psi(x,t) & = \frac{1}{\sqrt{2\pi\hbar}}\int\limits_{-\infty}^\infty e^{ipx/\hbar} \Phi(p,t)\mathrm{d}p .
\end{align}

Երբեմն p իմպուլսի փոխարեն օգտագործվում է k ալիքային վեկտորը, քանի որ դրանք կապված են դը Բրոյլի առնչություններով՝

p = \hbar k:

Համապատասխան տարածությունը կոչվում է k-տարածություն։ . Քանի որ p-ն և k-ն հաստատունի ճշտությամբ համարժեք են, տարբերություն չկա, դե դրանցից որն է օգտագործվում։ Գործնականում առավել հաճախ կիրառվում է կոօրդինատային տարածության ալիքային ֆունկցիան

0 սպինով մասնիկի ալիքային ֆունկցիան միաչափ դեպքում: Պատկերված ալիքային ֆունկցիաները անընդհատ են, վերջավոր, միարժեք և նորմավորված: Մասնիկների թափանցիկության աստիճանը (%) համապատասխանում է x առանցքի վրա տվյալ կետում մասնիկի գտնվելու հավանականության խտությանը (ինչը կարելի է արտահայտել %-ով): 1. Ալիք-մասնիկի «դադարի» վիճակը: 2. Ներքևում՝ ալիք-մասնիկը շարժման մեջ
Ալիք-մասնիկը շարժման մեջ

Նորմավորման պայմաններ[խմբագրել]

1D տիրույթում x = 0 և x = L-ով սահմանափակված մասնիկի ալիքային ֆունկցիան՝

\begin{align} 
\Psi (x,t) & = Ae^{i(kx-\omega t)}, & x \in [0,L] \\
\Psi (x,t) & = 0, & x \notin [0,L] \\
\end{align} :

Նորմավորելու համար պետք է գտնենք A կամայական հաստատունի արժեքը, որը հաշվարկվում է

 \int\limits_{-\infty}^{\infty} |\Psi|^2 {\rm d}x = 1-ից:

Ψ-ից ունենք |Ψ|2;

 | \Psi  | ^2 = A^2 e^{i(kx - \omega t)} e^{-i(kx - \omega t)} =A^2 ,

Այնպես որ ինտեգրալը դառնում է

 \int\limits_{-\infty}^0 0 {\rm d}x + \int\limits_0^L A^2 {\rm d}x + \int\limits_L^\infty 0 {\rm d}x = 1 ,

ուստի հաստատունը՝

A^2 L = 1 \rightarrow A = \frac{1}{\sqrt{L}} .

Նորմավորված ալիքային ֆունկցիան (տրված տիրույթում)՝

 \Psi (x,t) = \frac{1}{\sqrt{L}} e^{i(kx-\omega t)}, \quad x\in[0,L].

0 սպին ունեցող մի քանի մասնիկները միաչափ դեպքում[խմբագրել]

Նախորդ ալիքային ֆունկցիան կարելի է ընդհանրացնել N մասնիկների միաչափ դեպքի համար՝

\Psi(x_1,x_2,\cdots x_N, t):

Հավանականությունը, որ 1 մասնիկը R1 = [a1,b1] միջակայքում է, 2 մասնիկը՝ R2 = [a2,b2] միջակայքում և այլն, N մասնիկը՝ RN = [aN,bN] միջակայքում, , եթե բոլոր չափումներն իրականացվում են միաժամանակ tպահին՝

P_{x_1\in R_1,x_2\in R_2 \cdots x_N\in R_N} = \int\limits_{a_1}^{b_1} \mathrm{d}x_1 \int\limits_{a_2}^{b_2} \mathrm{d}x_2  \cdots \int\limits_{a_N}^{b_N} \mathrm{d}x_N | \Psi(x_1 \cdots x_N,t)|^2

Նորմավորման պայմանը կդառնա՝

\int\limits_{-\infty}^\infty \mathrm{d}x_1 \int\limits_{-\infty}^\infty \mathrm{d}x_2 \cdots \int\limits_{-\infty}^\infty \mathrm{d}x_N |\Psi(x_1 \cdots x_N,t)|^2 = 1:

N միաչափ ինտեգրալներից յուրաքանչյուրը մեկ մասնիկի համար է։

Երկու 0 սպինով մասնիկների ալիքային ֆունկցիաների պատկերումը միաչափ դեպքում: Վերևում. Մասնիկները փոխազդում են և հեռանում միմյանցից 100% որոշակիությամբ: Այս իրավիճակն ի հայտ է գալիս քվանտային խճճվածության դեպքում:Ներքևում. Մասնիկները շարժման մեջ

0 սպինով մեկ մասնիկը եռաչափ դեպքում[խմբագրել]

Կոօրդինատային տարածության ալիքային ֆունկցիա[խմբագրել]

Էլեկտրոնի հավանակային խտությունը ջրածնի ատոմում, տարբեր ուղեծրերի դեպքում

Եռաչափ դեպքում մեկ մասնիկի ալիքային ֆունկցիան համանման է վերը նկարագրված միաչափ դեպքին՝

\Psi(\mathbf{r},t)

որտեղ r-ը մասնիկի դիրքն է եռաչափ տարածության մեջ (r –ով նշանակված է (x,y,z), ը), իսկ t-ն ժամանակն էԻնչպես միշտ, \Psi(\mathbf{r},t)-ն կոմպլեքս թիվ է։ Եթե մասնիկի դիրքը չափվում է t պահին, ապա R տիրույթում գտնվելու հավանականությունը եռաչափ ինտեգրալ է ըստ R տիրույթի՝

P_{\mathbf{r}\in R} = \int\limits_R \left |\Psi(\mathbf{r},t) \right |^2 \mathrm{d}^3\mathbf{r}

d3r ծավալային էլեմենտը երբեմն գրվում է նաև "dV" կամ "dx dy dz": Նորմավորման պայմանը՝

\int\limits_{{\rm all \, space}} \left | \Psi(\mathbf{r},t)\right |^2 \mathrm{d}^3\mathbf{r} = 1,

Որտեղ բոլոր ինտեգրալները եռաչափ դեպքի համար են։

Իմպուլսային տարածության ալիքային ֆունկցիան[խմբագրել]

Եռաչափ իմպուլսային տարածության ալիքային ֆունկցիան՝

\Phi(\mathbf{p},t)

որտեղ p-ն իմպուլսն է եռաչափ տարածության մեջ, իսկ t-ն՝ ժամանակը։ Իմպուլսի երեք բաղադրիչները x, y, z դեկարտյան կոօրդինատական համակարգում յուրաքանչյուր ուղղությամբ կարող են ունենալ -\infty -ից մինչև + \infty :

px , py , pz իմպուլսի բաղադրիչների չափելու հավանականությունը համապատասխանաբար a և b, c և d, e և f միջև տրվում է

P_{p_x\in[a,b],p_y\in[c,d],p_z\in[e,f]} = \int\limits_e^f \int\limits_c^d \int\limits_a^b \left | \Phi \left ( \mathbf{p}, t \right ) \right |^2 \mathrm{d}p_x \mathrm{d}p_y \mathrm{d}p_z ,

բանաձևով, որտեղից նորմավորումը՝

 \int\limits_{{\rm all \, space}} \left | \Phi \left ( \mathbf{p}, t \right ) \right |^2 \mathrm{d}^3\mathbf{p} = 1:

Ինչպես կոօրդինատային դեպքում, d3p = dpxdpydpz-ն եռաչափ իմպուլսային տարածության ծավալի էլեմենտն է։

Կապը ալիքային ֆունկցիաների միջև[խմբագրել]

Նախորդ երկու դեպքերի Ֆուրիեի ձևափոխությունների համար կունենանք[6]

\begin{align} \Phi(\mathbf{p},t) & = \frac{1}{\sqrt{\left(2\pi\hbar\right)^3}}\int\limits_{{\rm all \, space}} e^{-i \mathbf{r}\cdot \mathbf{p} /\hbar} \Psi(\mathbf{r},t)\mathrm{d}^3\mathbf{r} \\ 
&\upharpoonleft \downharpoonright\\
\Psi(\mathbf{r},t) & = \frac{1}{\sqrt{\left(2\pi\hbar\right)^3}}\int\limits_{{\rm all \, space}} e^{i \mathbf{r}\cdot \mathbf{p} /\hbar} \Phi(\mathbf{p},t)\mathrm{d}^3\mathbf{p}.
\end{align}

0 սպինով բազմաթիվ մասնիկները եռաչափ դեպքում[խմբագրել]

Բազմաթիվ մասնիկները որպես կանոն նկարագրվում են մեկ ալիքային ֆունկցիայով։ Այս փաստը, որ մեկ ալիքային ֆունկցիան նկարագրում է շատ մասնիկներ, ստեղծում է քվանտային խճճվածություն և ԱՅնշտայն-Պոդոլսկի-Ռոզենի պարադոքսը։ Nմասնիկների ալիքային ֆունկցիան՝ [4]

\Psi(\mathbf{r}_1,\mathbf{r}_2 \cdots \mathbf{r}_N,t)

որտեղ rii-րդ մասնիկի դիրքն է եռաչափ տարածությունում, t-ն՝ ժամանակը։ Եթե բոլոր մասնիկների դիրքերը միաժամանակ են չափվում t պահին, հավանականությունը, որ 1 մասնիկը R1 տիրույթում է և 2 մասնիկը՝ R2 տիրույթում, և այլն, կլինի՝

P_{\mathbf{r}_1\in R_1,\mathbf{r}_2\in R_2 \cdots \mathbf{r}_N\in R_N} = \int\limits_{R_1} \mathrm{d}^3\mathbf{r}_1 \int\limits_{R_2} \mathrm{d}^3\mathbf{r}_2\cdots \int\limits_{R_N} \mathrm{d}^3\mathbf{r}_N |\Psi(\mathbf{r}_1 \cdots \mathbf{r}_N,t)|^2

Նորմավորման պայմանը՝

\int\limits_{{\rm all \, space}} \mathrm{d}^3\mathbf{r}_1 \int\limits_{{\rm all \, space}} \mathrm{d}^3\mathbf{r}_2\cdots \int\limits_{{\rm all \, space}} \mathrm{d}^3\mathbf{r}_N |\Psi(\mathbf{r}_1 \cdots \mathbf{r}_N,t)|^2 = 1

(altogether, this is 3N one-dimensional integrals).

Քվանտային մեխանիկայում հիմնարար տարբերություն կա նույնական մասնիկների և զանազանելի մասնիկների միջև։ Օրինակ, ցանկացած երկու էլեկտրոններ միանգամայն անզանազանելի են միմյանցից. Ֆիզիկայի օրենքները թույլ չեն տալիս "տարբերակման նշան" դնել որևէ էլեկտրոնի վրա՝ դրան հետևելու համար[7] : Դա իր հերթին պահանջ է դնում նաև ալիքային ֆւնկցիայի վրա։ Օրինակ, եթե 1 և 2 մասնիկները անզանազանելի են, ապա

\Psi \left (\mathbf{r},\mathbf{r'},\mathbf{r}_3,\mathbf{r}_4,\cdots \right ) = \pm \Psi \left ( \mathbf{r'},\mathbf{r},\mathbf{r}_3,\mathbf{r}_4,\cdots \right )

որտեղ + նշանի դեպքը վերաբերում է բոզոններին, իսկ – նշանը դրվում է, եթե մասնիկները ֆերմիոններ են։ Ավելի ճշգրիտ պնդումը՝

\Psi \left ( \mathbf{r},\mathbf{r'},\mathbf{r}_3,\mathbf{r}_4,\cdots \right ) = \left ( -1 \right )^{2s} \Psi \left ( \mathbf{r'},\mathbf{r},\mathbf{r}_3,\mathbf{r}_4,\cdots \right )

որտեղ s-ը սպինային քվանտային թիվն է.

ամբողջ թիվ բոզոնների համար՝ s \in \left \{ \pm 1,\pm 2,\pm 3 \cdots \right \},
կիսաամբողջ թիվ ֆերմիոնների համար՝ s \in \left \{ \pm \frac{1}{2}, \pm \frac{3}{2} \cdots \right \} :

Ալիքային ֆունկցիան կոչվում է սիմետրիկ (նշանը չի փոխվում բոզոնների փոխատեղման դեպքում) և հակասիմետրիկ (նշանի փոփոխություն ֆերմիոնների փոխատեղման դեպքում)։ Ալիքային ֆունկցիայի այս հատկությունը հայտնի է Պաուլիի արգելման սկզբունք անունով։

N փոխազդող մասնիկների համար ալիքային ֆունկցիան ֆունկցիա է բոլոր մասնիկների կոօրդինատներից և ժամանակից և չի կարող տարանջատվել առանձին մասնիկների ալիքային ֆունկցիաների։ Այնուամենայնիվ, չփոխազդող մասնիկների համար ժամանակից անկախ պոտենցիալի եդպքում ալիքային փունկցիան կարելի է ներկայացնել մասնիկների առանձին ալիքային ֆունկցիաների արտադրյալի տեսքով[8]՝

\Psi = \phi(t)\prod_{i=1}^N\psi(\bold{r}_i) = \phi(t)\psi(\bold{r}_1)\psi(\bold{r}_2)\cdots\psi(\bold{r}_N).

Սպին ունեցող մեկ մասնիկը եռաչափ դեպքում[խմբագրել]

1/2 սպին ունեցող մասնիկի ալիքային ֆունկցիան միաչափ դեպքում: Պայմանականորեն պատկերված է սպինի ուղղությունը: Իրականում մասնիկները չեն պտտվում իրենց առանցքի շուրջը:

Սպին ունեցող մասնիկի համար ալիքային ֆունկցիան կարող է գրվել «սպինային կոօրդինատային տարածությունում»՝

\Psi(\mathbf{r},s_z,t)

sz-ը սպինի պրոյեկցիայի քվանտային թիվն է կամայականորեն ընտրված z առանցքով։ Ի տարբերություն r-ի և t-ի, sz պարամետրը դիսկրետ փոփոխական է: Օրինակ, ½ սպինով մասնիկի համար sz-ը կարող է լինել միայն +1/2 կամ -1/2 (Ընդհանուր դեպքում, s սպինի համար sz-ը կարող է լինել s, s–1,...,–s:)։ Եթե մասնիկի դիրքը և սպինը միաժամանակ են չափվում t պահին, հավանականությունը, որ այն R1 մեկ տիրույթում է և սպինի պրոյեկցիայի քվանտային թիվը m է՝

P_{\mathbf{r}\in R,s_z=m} = \int\limits_{R} \mathrm{d}^3\mathbf{r} |\Psi(\mathbf{r},t,m)|^2

Նորմավորման պայմանը՝

\sum_{\mathrm{all\, }s_z} \int\limits_{{\rm all \, space}} |\Psi(\mathbf{r},t,s_z)|^2 \mathrm{d}^3\mathbf{r} = 1;

Քանի որ սպինային քվանտային թիվը դիսկրետ արժեքներ է ընդունում, այս պայմանը պետք է գրվի որպես բոլոր արժեքների գումար, ոչ թե ինտեգրալ։

Սպին ունեցող բազմաթիվ մասնիկները եռաչափ դեպքում[խմբագրել]

Համանման ձևով, սպին ունեցող N մասնիկների ալիքային ֆունկցիան՝

\Psi(\mathbf{r}_1, \mathbf{r}_2 \cdots \mathbf{r}_N, s_{z\,1}, s_{z\,2} \cdots s_{z\,N}, t):

Հավանականությունը, sz1 = m1 սպինով 1 մասնիկը կգտնվի R1 տիրույթում և sz2 = m2 սպինով 2 մասնիկը կգտնվի R2 տիրույթում և այլն՝

P = \int\limits_{R_1} \mathrm{d}^3\mathbf{r}_1 \int\limits_{R_2} \mathrm{d}^3\mathbf{r}_2\cdots \int\limits_{R_N} \mathrm{d}^3\mathbf{r}_N \left | \Psi\left (\mathbf{r}_1 \cdots \mathbf{r}_N,m_1\cdots m_N,t \right ) \right |^2

Նորմավորման պայմանը՝

 \sum_{s_{z\,N}} \cdots \sum_{s_{z\,2}} \sum_{s_{z\,1}} \int\limits_{{\rm all \, space}} \mathrm{d}^3\mathbf{r}_1 \int\limits_{{\rm all \, space}} \mathrm{d}^3\mathbf{r}_2\cdots \int\limits_{{\rm all \, space}} \mathrm{d}^3 \mathbf{r}_N \left | \Psi \left (\mathbf{r}_1 \cdots \mathbf{r}_N,s_{z\,1}\cdots s_{z\,N},t \right ) \right |^2 = 1

Չփոխազդող մասնիկների համար ժամանակից անկախ պոտենցիալի դեպքում ալիքային ֆունկցիան առանձին մասնիկների ալիքային ֆունկցիաների արտադրյալն է[8]՝

\Psi = \phi(t)\prod_{i=1}^N\psi(\bold{r}_i,s_{z\,i}) = \phi(t)\psi(\bold{r}_1,s_{z\,1})\psi(\bold{r}_2,s_{z\,2})\cdots\psi(\bold{r}_N,s_{z\,N}).

Տե՛ս նաև[խմբագրել]

Հղումներ[խմբագրել]

  1. Հանլի, Պ. Ա. (1977թ., դեկտեմբեր), «Շրյոդինգերի պատասխանը դը Բրոյլի քվանտային տեսության շարադրանքին», Իսիս 68 (4) 
  2. Physics for Scientists and Engineers - with Modern Physics (6th Edition), P. A. Tipler, G. Mosca, Freeman, 2008, ISBN 0-7167-8964-7
  3. Sears' and Zemansky's University Physics, Young and Freedman (12th edition), Pearson Ed. & Addison-Wesley Inc., 2008, ISBN 978-0-321-50130-1
  4. 4,0 4,1 Quanta: A handbook of concepts, P.W. Atkins, Oxford University Press, 1974, ISBN 0-19-855493-1
  5. Griffiths, page 107 of the first edition
  6. Quantum Mechanics (3rd Edition), Eugen Merzbacher, 1998, John Wiley & Sons, ISBN 0-471-88702-1
  7. Griffiths, p179 of the first edition
  8. 8,0 8,1 Quantum Physics of Atoms, Molecules, Solids, Nuclei and Particles (2nd Edition), R. Resnick, R. Eisberg, John Wiley & Sons, 1985, ISBN 978-0-471-87373-0

2.Quantum Mechanics(Non-Relativistic Theory), L.D. Landau and E.M. Lifshitz, ISBN 0-08-020940-8