Harmonski oscilator

Iz Kvantna mehanika I 2007 - 2008

(Primerjava redakcij)

Redakcija: 21:25, 25 marec 2008

Naloga

Kako se s časom spreminjata pričakovani vrednosti operatorjev $x$ in $x 2$ v stanju $\left|\psi,0\right\rangle=\frac{1}{\sqrt{2}}\left(\left|0\right\rangle+\left|1\right\rangle\right)$ harmonskega oscilatorja $H=\frac{p^2}{2m}+\frac{kx^2}{2}$ ?
S pomočjo anihilacijskega in kreacijskega operatorja določi valovni funkciji osnovnega in prvega vzbujenega stanja harmonskega oscilatorja v koordinatni reprezentaciji.

Rešitev

Hamiltonovo funkcijo za harmonski oscilator lahko namesto z operatorjema lege in gibalne količine izrazimo kot funkcijo anihilacijskega ter kreacijskega (ki je kar adjungirani anihilacijski operator) operatorja

$H = \hbar \omega (a^{\dagger}a + \frac{1}{2})$ ,

pri čemer je $\omega = \sqrt{\frac{k}{m}}$ , anihalicijski operator pa je enak

$a = \frac{1}{\sqrt 2} (\frac{x}{x_0} + i \frac{p}{p_0})$ ,

pri čemer je $x_0 = \sqrt{\frac{\hbar}{m \omega}}$ , $p_0 = \frac{\hbar}{x_0}$ .

Lastnim funkcijam oz. stanjem harmonskega oscilatorja ( $\left|0\right\rangle$ , $\left| 1\right\rangle$ , $\left|2\right\rangle$ , ....) ustrezajo določene diskretne vrednosti energije $E n$ , ki predstavljajo lastne vrednosti Hamiltonovega operatorja

$H \left| n\right\rangle = E_n \left| n\right\rangle$ .

Vrednosti teh energij določa enačba

$E_n = \hbar \omega (n + \frac{1}{2})$ .

Kako anihalicijski ter kreacijski operator delujeta na lastne funkcije podajajo naslednje zvaze:

$a\left| 0\right\rangle = 0$
$a\left| n\right\rangle = \sqrt n \left| n-1\right\rangle$
$a^{\dagger}\left| 0\right\rangle = 1$
$a^{\dagger}\left| n\right\rangle = \sqrt {n+1} \left| n+1\right\rangle$ .

Časovni razvoj dane valovne funkcije je enak:

$|\psi,t\rangle = \frac{1}{\sqrt{2}}\left( |0\rangle e^{-i\frac{E_{0}}{\hbar}t} + |1\rangle e^{-i\frac{E_{1}}{\hbar}t} \right) = \frac{1}{\sqrt{2}}\left( |0\rangle e^{-i\frac{\omega}{2}t} + |1\rangle e^{-i\frac{3\omega}{2}t} \right)$ .

Iz definicij anihilacijskega ter kreacijskega operatorja izrazimo operator lege

$x = \frac{x_0}{\sqrt 2} (a + a^{\dagger})$

in uporabimo pri izračunu časovne odvisnosti pričakovane lege

$\langle x(t) \rangle = \langle \psi | x \psi \rangle =\frac{x_0}{\sqrt 2} (\langle a \rangle + \langle a^{\dagger} \rangle) =\frac{x_0}{\sqrt 2} 2 Re(\langle a \rangle) = \sqrt 2 x_0 Re(\langle a\rangle)$ .

Tako je potrebno izračunati pričakovano vrednost anihilacijskega operatorja

$\langle a \rangle = \langle \psi | a \psi \rangle = \frac{1}{\sqrt{2}}\left( \langle 0| e^{-i\frac{\omega}{2}t} + \langle 1| e^{-i\frac{3\omega}{2}t} \right) | a \frac{1}{\sqrt{2}}\left( |0\rangle e^{-i\frac{\omega}{2}t} + |1\rangle e^{-i\frac{3\omega}{2}t} \right)$ .

Anihilacijski operator a deluje na funkcijo psi (desni oklepaj) po zgoraj navedenih pravilih

$\langle a \rangle = \frac{1}{2} \left( \langle 0| e^{-i\frac{\omega}{2}t} + \langle 1| e^{-i\frac{3\omega}{2}t} \right) \left( 0 + \sqrt 1 |0\rangle e^{-i\frac{3\omega}{2}t}\right)$ .

Nato se pri množenju upošteva ortogonalnost in normiranost lastnih funkcij

$\langle a \rangle = \frac{1}{2}\left( e^{i\frac{\omega}{2}t - i\frac{3\omega}{2}t} + 0\right) = \frac{1}{2} e^{-i\omega t}$ .

To vstavimo v izraz za pričakovano vrednost lege in upoštevamo, da je realni del eksponenta kosinus in dobimo

$\langle x(t) \rangle = \frac{x_0 \sqrt 2}{2} \cos{\omega t}$ .

Podobno izračunamo pričakovano vrednost kvadrata lege:

$\langle x(t)^2 \rangle = \langle \psi | x^2 \psi \rangle = \langle \frac{x_0^2}{2}(a + a^{\dagger})^2\rangle = \frac{x_0^2}{2} \langle (a + a^{\dagger})^2\rangle = \frac{x_0^2}{2} (\langle a a\rangle + \langle a a^{\dagger}\rangle + \langle a^{\dagger} a\rangle + \langle a^{\dagger} a^{\dagger}\rangle)$ .

Nato preoblikujemo izraz v

$\langle x(t)^2 \rangle = \frac{x_0^2}{2} (2 Re(\langle a^2\rangle ) + \langle 2 a a^{\dagger}\rangle - 1)$ ,

pri čemer uporabimo dejstvo, da je komutator anihilacijskega ter kreacijskega operatorja enak 1

$\left[ a,a^{\dagger} \right] = aa^{\dagger} - a^{\dagger}a = 1$ .

Podobno kot $\langle a\rangle$ poračunamo tudi $\langle a^2\rangle$ , to je dvakrat delujemo z opeatorjem a na funkcijo $ψ$ , kar da po zgoraj zapisanih formulah rezultat 0.

Tako je potrebno poračunati le še

$\langle a a^{\dagger}\rangle = \langle \psi | a a^{\dagger} \psi \rangle = \langle a^{\dagger}\psi | a^{\dagger} \psi \rangle$ .

(Nadaljevanje še sledi...)

Vzpostavljeno iz »http://burana.ijs.si/wiki5/index.php/Harmonski_oscilator«

 in uporabimo pri izračunu časovne odvisnosti pričakovane lege
 :<math>\langle x(t) \rangle = \langle \psi | x \psi \rangle =\frac{x_0}{\sqrt 2} (\langle a \rangle + \langle a^{\dagger} \rangle) =\frac{x_0}{\sqrt 2} 2 Re(\langle a \rangle) = \sqrt 2 x_0 Re(\langle a\rangle)</math> .
+Tako je potrebno izračunati pričakovano vrednost anihilacijskega operatorja
+:<math>\langle a \rangle = \langle \psi | a \psi \rangle = \frac{1}{\sqrt{2}}\left( \langle 0| e^{-i\frac{\omega}{2}t} + \langle 1| e^{-i\frac{3\omega}{2}t} \right) | a  \frac{1}{\sqrt{2}}\left( |0\rangle e^{-i\frac{\omega}{2}t} + |1\rangle e^{-i\frac{3\omega}{2}t} \right)</math>.
+Anihilacijski operator a deluje na funkcijo psi (desni oklepaj) po zgoraj navedenih pravilih
+:<math>\langle a \rangle = \frac{1}{2} \left( \langle 0| e^{-i\frac{\omega}{2}t} + \langle 1| e^{-i\frac{3\omega}{2}t} \right) \left( 0 + \sqrt 1 |0\rangle e^{-i\frac{3\omega}{2}t}\right)</math> .
+Nato se pri množenju upošteva ortogonalnost in normiranost lastnih funkcij
+:<math>\langle a \rangle = \frac{1}{2}\left( e^{i\frac{\omega}{2}t - i\frac{3\omega}{2}t} + 0\right) = \frac{1}{2} e^{-i\omega t}</math> .
+To vstavimo v izraz za pričakovano vrednost lege in upoštevamo, da je realni del eksponenta kosinus in dobimo
+:<math>\langle x(t) \rangle = \frac{x_0 \sqrt 2}{2} \cos{\omega t}</math> .
+Podobno izračunamo pričakovano vrednost kvadrata lege:
+:<math>\langle x(t)^2 \rangle = \langle \psi | x^2 \psi \rangle = \langle \frac{x_0^2}{2}(a + a^{\dagger})^2\rangle = \frac{x_0^2}{2} \langle (a + a^{\dagger})^2\rangle = \frac{x_0^2}{2} (\langle a a\rangle + \langle a a^{\dagger}\rangle + \langle a^{\dagger} a\rangle + \langle a^{\dagger} a^{\dagger}\rangle)</math> .
+Nato preoblikujemo izraz v
+:<math>\langle x(t)^2 \rangle = \frac{x_0^2}{2} (2 Re(\langle a^2\rangle ) + \langle 2 a a^{\dagger}\rangle - 1)</math> ,
+pri čemer uporabimo dejstvo, da je komutator anihilacijskega ter kreacijskega operatorja enak 1
+:<math>\left[ a,a^{\dagger} \right] = aa^{\dagger} - a^{\dagger}a = 1</math> .
+Podobno kot <math>\langle a\rangle</math> poračunamo tudi <math>\langle a^2\rangle</math>, to je dvakrat delujemo z opeatorjem a na funkcijo <math>\psi</math>, kar da po zgoraj zapisanih formulah rezultat 0.
+Tako je potrebno poračunati le še
+:<math>\langle a a^{\dagger}\rangle = \langle \psi | a a^{\dagger} \psi \rangle = \langle a^{\dagger}\psi | a^{\dagger} \psi \rangle</math> .
+(Nadaljevanje še sledi...)