Главная страница
Навигация по странице:

  • ВОПРОС 42 Принцип суперпозиции

  • Ква́нтовая суперпози́ция

  • ВОПРОС 43 Если система замкнутая и оператор полной энергии не зависит от времени, то для такой системы существуют стационарные состояния

  • Одномерное стационарное уравнение Шрёдингера

  • ВОПРОС 44 С тационарное состояние свободной частицы. Для одиночной частицы с массой m

  • Формальное определение [править | править исходный текст]Вквантовой механикеоператором импульса

  • ВОПРОС 46 Коммутатором операторов

  • ВОПРОС 47 Измерение

  • ВОПРОС 48 Принцип неопределённости Гейзенбе́рга (илиГа́йзенберга

  • Обобщённый принцип неопределённости

  • ВОПРОС 50 В квантовой физике частица, движущаяся в свободном пространстве, может обладать любой энергией. Ее энергетический спектр – сплошной

  • ВОПРОС 41-50 ФИЗИка. Вопрос 41 Принцип причинности


    Скачать 1.09 Mb.
    НазваниеВопрос 41 Принцип причинности
    АнкорВОПРОС 41-50 ФИЗИка.pdf
    Дата15.05.2018
    Размер1.09 Mb.
    Формат файлаpdf
    Имя файлаВОПРОС 41-50 ФИЗИка.pdf
    ТипДокументы
    #17313

    ВОПРОС 41
    При́нцип причи́нности

    один из самых общих физических принципов
    [1]
    , устанавливающий допустимые пределы влияния событий друг на друга
    [1]
    В
    классической физике это утверждение означает, что любое событие произошедшее в момент времени может повлиять на событие произошедшее в момент времени только при условии:
    Таким образом классическая физика допускает произвольно большую скорость переноса взаимодействий.
    При учёте релятивистских эффектов принцип причинности (ПП)
    должен быть модифицирован, поскольку время становится относительным

    взаимное расположение событий во времени может зависеть от выбранной системы отсчёта.
    В
    специальной теории относительности
    ПП утверждает, что любое событие произошедшее в точке пространства
    - времени может повлиять на событие произошедшее в точке пространства
    - времени только при условии:
    и гдес

    предельная скорость распространения взаимодействий, равная, согласно современным представлениям,
    скорости света в вакууме.
    Иными словами,
    интервал между событиями
    A и
    B должен быть времениподобен (событие
    A предшествует событию
    B в любой системе отсчёта). Таким образом, событие
    B причинно связано с событием
    A
    (являясь его следствием), только если оно находится в области абсолютно будущих событий светового конуса с вершиной в событии
    A

    такое определение принципа причинности переходит без изменений и в общую теорию относительности
    . Если два события
    A и
    В
    разделены пространственноподобным интервалом (то есть ни одно из них не находится внутри светового конуса с вершиной в другом событии), то их последовательность может быть изменена на противоположную простым выбором системы отсчёта (СО): если в одной СО
    то в другой СО может оказаться, что
    Это не противоречит принципу причинности, потому что ни одно из этих событий не может влиять на другое.
    В квантовой теории принцип причинности выражается как отсутствие корреляции результатов измерений в точках, разделённых пространственноподобным интервалом. В обычной трактовке это условие на операторы квантованных полей

    для этих точек они коммутируют, таким образом, зависящие от них физические величины могут быть измерены одновременно без взаимных возмущений. В теории матрицы рассеяния мы не имеем дела с измеримыми величинами от бесконечно удалённого прошлого вплоть до бесконечно удалённого будущего, так что формулировка принципа причинности более сложна и выражается условием микропричинности Боголюбова
    В одной из теорий квантовой гравитации

    теории причинной динамической триангуляции

    принцип причинности является одним из условий, накладываемых на сопряжение элементарных симплексов
    , и именно благодаря ему пространство
    - время в макроскопических масштабах становится четырёхмерным.
    Важно отметить, что даже при отсутствии причинного влияния одного события
    A на другое
    B эти события могут быть скоррелированными причинным влиянием на них третьего события
    C
    , находящегося в пересечении областей абсолютного прошлого для
    А
    и
    B
    : при этом интервалы
    СА
    и
    СВ
    времениподобны,
    АВ

    пространственноподобен. Так,
    фазовая скорость электромагнитной волны может превышать скорость света в вакууме
    , в результате чего колебания поля в точках пространства
    - времени, разделённых пространственноподобным интервалом, оказываются скоррелированными.
    В
    квантовой механике состояния квантовых систем, разделённых пространственноподобным интервалом, также не обязаны быть независимыми (см.
    Парадокс Эйнштейна —
    Подольского —
    Розена
    ). Однако эти примеры не противоречат
    ПП, поскольку подобные эффекты невозможно использовать для сверхсветовой передачи взаимодействия. Можно сказать, что ПП запрещает передачу информации со сверхсветовой скоростью.
    ПП

    эмпирически установленный принцип, универсальность которого неопровержима на сегодняшний день
    [1]
    ВОПРОС 42
    Принцип суперпозиции
    является одним из фундаментальных принципов квантовой механики описания состояний с помощью волновых функций. Если квантовомеханическая система может находиться в состояниях, описываемых волновыми функциями ψ
    1
    , ψ
    2
    , … ψ
    n
    , то физически допустимой будет и суперпозиция этих состояний, т.е. состояние
    ψ = с
    1
    ψ
    1
    + с
    2
    ψ
    2
    , +… + с n
    ψ
    n
    ,
    где с
    1
    , с
    2
    , …,
    с
    n произвольные комплексные числа. В квантовой механике волновые функции складываются.
    Вероятности процессов определяются квадратом модуля волновой функции.
    Ква́нтовая суперпози́ция
    (когерентная суперпозиция) —
    это суперпозиция состояний
    , которые не могут быть реализованы одновременно с классической точки зрения, это суперпозиция альтернативных (взаимоисключающих) состояний. Принцип существования суперпозиций состояний обычно называется в контексте квантовой механики просто
    принципом
    суперпозиции
    Если функции и
    являются допустимыми волновыми функциями, описывающими состояние квантовой системы, то их линейная суперпозиция,
    , также описывает какое
    - то состояние данной системы. Если измерение какой
    - либо физической величины в состоянии приводит к определённому результату
    , а в состоянии

    к результату
    , то измерение в состоянии приведёт к результату или с вероятностями и
    соответственно.
    Из принципа суперпозиции также следует, что все уравнения на волновые функции (например,
    уравнение Шрёдингера
    ) в квантовой механике должны быть линейными.
    Любая наблюдаемая величина (например, положение, импульс или энергия частицы) является собственным значением эрмитова линейного оператора
    , соответствующим конкретному собственному состоянию этого оператора, то есть определённой волновой функции, действие оператора на которую сводится к умножению на число —
    собственное значение. Линейная комбинация двух волновых функций —
    собственных состояний оператора также будет описывать реально существующее физическое состояние системы. Однако для такой системы наблюдаемая величина уже не будет иметь конкретного значения, и в результате измерения будет получено одно из двух значений с вероятностями, определяемыми квадратами коэффициентов (амплитуд), с которыми базисные функции входят в линейную комбинацию.
    (Разумеется, волновая функция системы может быть линейной комбинацией и более чем двух базисных состояний, вплоть до бесконечного их количества).
    Важными следствиями квантовой суперпозиции являются различные интерференционные эффекты (см.
    опыт
    Юнга
    , дифракционные методы
    ), а для составных систем —
    зацепленные состояния
    Популярный пример парадоксального поведения квантовомеханических объектов с точки зрения макроскопического наблюдателя —
    кот Шрёдингера
    , который может представлять собой квантовую суперпозицию живого и мёртвого кота.
    Впрочем, достоверно ничего не известно о применимости принципа суперпозиции (как и квантовой механики вообще) к макроскопическим системам.
    ВОПРОС 43
    Если система замкнутая и оператор полной энергии не зависит от времени, то для такой системы существуют стационарные состояния с точно определенной энергией, в которых все измеряемые величины не меняются во времени. Стационарные состояния описываются собственными функциями оператора полной энергии
    (II.3.14а) где
    (II.3.14б) и Е – собственное значение оператора полной энергии или энергия стационарного состояния. Уравнение (II.3.14a) получается путем подстановки функции (II.3.14б) в уравнение (II.3.11) и называется стационарным уравнением
    Шредингера.

    Одномерное стационарное
    уравнение Шрёдингера

    линейное обыкновенное дифференциальное уравнение второго порядка вида где

    постоянная Планка
    ,

    масса частицы,

    потенциальная энергия,

    полная энергия,

    волновая функция
    . Для полной постановки задачи о нахождении решения надо задать также граничные условия
    , которые представляются в общем виде для интервала где

    константы.
    Квантовая механика рассматривает решения уравнения
    , с граничными условиями и
    ВОПРОС 44
    С
    тационарное состояние свободной частицы.
    Для одиночной частицы с массой m уравнение запишется как

    ²ψ
    n
    (ξ) +2m/ђ² (E − U)ψ
    n
    (ξ) = 0,
    ,

    ВОПРОС 45
    В
    квантовой физике наряду с оператором импульса имеет место
    оператор координаты. Так как координата является вещественной величиной, то оператор координаты эрмитов
    Оператор координаты
    не коммутирует с оператором импульса, то есть
    Согласно каноническому коммутационному соотношению
    : и все остальные коммутаторы между равны 0
    Применение
    [
    править
    | править исходный текст
    ]
    Среднее значение координаты для состояния с волновой функцией
    ψ определяется как
    Формальное определение
    [
    править
    | править исходный текст
    ]
    В
    квантовой механике
    оператором импульса
    частицы называют оператор

    генератор группы трансляций. Это эрмитов оператор
    , собственные значения которого отождествляются с импульсом системы частиц. В координатном представлении для системы нерелятивистских частиц он имеет вид где

    оператор набла
    , соответствующий дифференцированию по координатам
    - ой частицы.
    Гамильтониан системы выражается через оператор импульса:
    Для замкнутой системы (
    ) оператор импульса коммутирует с гамильтонианом и импульс сохраняется.
    ВОПРОС 46
    Коммутатором операторов
    и в
    алгебре
    , а также квантовой механике называется оператор
    . В общем случае он не равен нулю. Понятие коммутатора распространяется также на произвольные ассоциативные алгебры
    (не обязательно операторные). В квантовой механике за коммутатором операторов также закрепилось название
    квантовая
    скобка Пуассона
    Если коммутатор двух операторов равен нулю, то они называются коммутирующими, иначе

    некоммутирующими
    Коммутатор в квантовой механике
    [
    править
    | править исходный текст
    ]
    Как известно, физическое измерение в квантовой механике соответствует действию оператора физической величины на вектор состояния системы. Так называемые
    чистые состояния, в которых физическая величина имеет строго определённое значение, соответствуют собственным векторам
    , при этом значение величины в данном состоянии

    это собственное число вектора чистого состояния:

    Если две квантовомеханические величины одновременно измеримы, то в чистых состояниях они обе будут иметь определённое значение, то есть множества собственных векторов операторов величин совпадают. Но тогда они будут коммутировать:
    Соответственно, некоммутирующие операторы соответствуют физическим величинам, не имеющим одновременно определённого значения. Типичный пример

    операторы импульса
    (компоненты импульса)
    и соответствующей координаты
    (см.
    соотношение неопределённостей
    ).
    ВОПРОС 47
    Измерение
    в квантовой механике

    концепция
    , описывающая возможность получения информации о
    состоянии системы путём проведения физического эксперимента
    Результаты измерения интерпретируются как значения физической величины
    , которой ставится в соответствие эрмитов оператор физической величины, называемый традиционно
    наблюдаемой
    . Сами значения измерений являются собственными значениями этих операторов, а после проведения
    селективного
    измерения (то есть измерения, результат которого известен экспериментатору) состояние системы оказывается в соответственном полученному значению собственном подпространстве, что называется редукцией фон Неймана
    . При идеализированном «абсолютно точном» измерении могут быть получены
    только лишь
    такие значения физической величины, которые принадлежат спектру соответствующего этой величине оператора, и никакие другие. Пример: собственными значениями оператора проекции спина частицы со спином 1/2 на произвольное направление являются только величины
    , поэтому в
    эксперименте Штерна

    Герлаха пучок таких частиц разделится только на два

    не больше и не меньше

    пучка с положительной и отрицательной проекцией спина на направление градиента магнитного поля.
    Если же результат измерения остался неизвестным экспериментатору (такое измерение называют
    неселективным), то квантовая система переходит в состояние, которое в общем случае описывается матрицей плотности
    (даже если исходное состояние было чистым
    ), диагональной в базисе оператора измеренной физической величины, причём величина каждого из диагональных элементов в этом базисе равна вероятности соответствующего исхода измерения.
    Вероятность получить то или иное собственное значение как результат измерения равна квадрату длины проекции исходного нормированного на единицу вектора состояния на соответственное собственное подпространство.
    В более общей форме среднее значение измеряемой величины равно следу произведения оператора матрицы плотности квантовой системы и оператора соответствующей величины.
    ВОПРОС 48
    Принцип неопределённости Гейзенбе́рга
    (или
    Га́йзенберга) в квантовой механике

    фундаментальное неравенство (соотношение неопределённостей), устанавливающее предел точности одновременного определения пары характеризующих систему квантовых наблюдаемых
    , описываемых некоммутирующими операторами
    (например,
    координаты и импульса, тока и напряжения, электрического и магнитного поля). Соотношение неопределённостей
    [* 1]
    задаёт нижний предел для произведения среднеквадратичных отклонений пары квантовых наблюдаемых. Принцип неопределённости, открытый
    Вернером
    Гейзенбергом в
    1927
    г., является одним из краеугольных камней квантовой механики.
    Обобщённый принцип неопределённости
    [
    править
    | править исходный текст
    ]
    Принцип неопределённости не относится только к координате и импульсу (как он был впервые предложен Гейзенбергом). В своей общей форме он применим к каждой паре
    сопряжённых переменных. В общем случае, и в отличие от случая координаты и импульса, обсуждённого выше, нижняя граница произведения «неопределённостей» двух сопряжённых переменных зависит от состояния системы. Принцип неопределённости становится тогда теоремой в теории операторов, которая будет приведена далее.

    Теорема. Для любых самосопряжённых операторов
    : и
    , и любого элемента из такого, что и
    оба определены (то есть, в частности,
    и также определены), имеем:
    Это прямое следствие неравенства Коши

    Буняковского
    Следовательно, верна следующая общая форма
    принципа неопределённости, впервые выведенная в
    1930
    г.
    Говардом Перси Робертсоном и (независимо)
    Эрвином Шрёдингером
    :
    Это неравенство называют
    соотношением Робертсона

    Шрёдингера
    Оператор называют коммутатором и
    и обозначают как
    . Он определен для тех
    , для которых определены оба и
    Из соотношения Робертсона

    Шрёдингера немедленно следует
    соотношение неопределённости
    Гейзенберга
    :
    Предположим,
    и

    две физические величины, которые связаны с самосопряжёнными операторами.
    Если и
    определены, тогда:
    , где:

    среднее значение оператора величины в состоянии системы, и

    оператор стандартного отклонения величины в состоянии системы.
    Приведённые выше определения среднего и стандартного отклонения формально определены исключительно в терминах теории операторов. Утверждение становится однако более значащим, как только мы заметим, что они являются фактически средним и стандартным отклонением измеренного распределения значений. См.
    квантовая статистическая механика
    То же самое может быть сделано не только для пары
    сопряжённых
    операторов (например координаты и импульса, или продолжительности и энергии
    ), но вообще для
    любой
    пары
    Эрмитовых операторов
    . Существует отношение неопределённости между напряжённостью поля и числом частиц, которое приводит к явлению виртуальных частиц
    Возможно также существование двух некоммутирующих самосопряжённых операторов и
    , которые имеют один и тот же собственный вектор
    . В этом случае представляет собой чистое состояние, которое является одновременно измеримым для и
    ВОПРОС 49
    Квантовые числа n, l, m связаны определенными правилами квантования. Например, орбитальное квантовое число l может принимать целочисленные значения от 0 до (n – 1). Магнитное квантовое число m может принимать любые целочисленные значения в интервале ±l. Таким образом, каждому значению главного квантового числа n, определяющему энергетическое состояние атома, соответствует целый ряд комбинаций квантовых чисел l и m. Каждой такой комбинации соответствует определенное распределение вероятности |Ψ|
    2
    обнаружения электрона в различных точках пространства («электронное облако»).

    Состояния, в которых орбитальное квантовое число l = 0, описываются сферически симметричными распределениями вероятности. Они называются s-состояниями (1s, 2s, ..., ns, ...). При значениях l > 0 сферическая симметрия электронного облака нарушается. Состояния с l = 1 называются p- состояниями, с l = 2 – d-состояниями и т. д.
    В основе боровской теории атома лежат два основных положения (постулата):
    1. Электроны могут двигаться в атоме только по определенным орбитам, находясь на которых они, несмотря на наличие у них ускорения, не излучают.
    Бор предположил, что произведение модуля импульса на радиус орбиты кратно постоянной Планка: где n = 1,2,3,… это и есть правило квантования. С помощью правила квантования можно получить выражение для возможных радиусов орбит:
    2. Атом излучает или поглащает квант электромагнитной энергии при переходе электрона из одного стационарного состояние в другое.
    Радиусов допустимых (стационарных) орбит электрона в атоме водорода:
    Ряд значений энергий стационарных состояний атома водорода
    ВОПРОС 50
    В квантовой физике частица, движущаяся в свободном пространстве, может обладать любой энергией. Ее энергетический спектр – сплошной. У частицы, которая движется в силовом поле, удерживающем ее в ограниченной области пространства, спектр собственных значений энергии оказывается дискретным. Примером может служить финитное (т. е. ограниченное) движение электрона в кулоновском поле ядра атома водорода. Дискретность энергетических уровней частиц, запертых в ограниченной области, вытекает из двойственной природы частиц и является принципиальным отличием квантовой физики от классической.
    Простой физической моделью финитного движения может служить движение частицы в одномерной «потенциальной яме» с бесконечно высокими стенками. Частица не может покинуть область размером L. Она движется в этой области, испытывая многократные отражения от стенок. С волновой точки зрения между стенками во встречных направлениях движутся две волны де Бройля. Это напоминает картину двух встречных волн, бегущих по струне с закрепленными концами. Как и в случае струны, стационарным состояниям соответствуют стоячие волны, которые образуются при условии, что на длине L укладывается целое число полуволн:
    L = n · (λ / 2) (n = 1, 2, 3, ...)
    Таким образом, стационарным состояниям частицы, запертой в потенциальной яме, соответствует дискретный набор длин волн. Поскольку в квантово-механическом случае длина волны λ однозначно связана с импульсом частицы: λ = h / p, а импульс частицы определяет энергию ее движения: E = p
    2
    / (2m) (нерелятивистское приближение), то квантованной оказывается и энергия частицы. Квантово-механический расчет приводит к следующему выражению:

    Здесь m – масса частицы, h – постоянная Планка, E
    1
    = h
    2
    / (8mL
    2
    ) – энергия наинизшего состояния.
    Следует обратить внимание, что квантово-механическая частица в отличие от классической не может покоиться на дне потенциальной ямы, то есть иметь энергию E
    1
    = 0. Это противоречило бы соотношению неопределенностей
    Δx · Δp
    x
    h.
    Действительно, у покоящейся частицы импульс строго равен нулю, следовательно, Δp
    x
    = 0. В то же время неопределенность координаты частицы ΔxL. Поэтому произведение Δx · Δp
    x
    у частицы, лежащей на дне потенциальной ямы, должно было бы равняться нулю.
    Соотношение неопределенностей позволяет сделать оценку минимальной энергии E
    1
    частицы. Если принять, что в состоянии с минимальной энергией p
    x
    ≈ Δp
    x
    , то для минимальной энергии E
    1
    получается выражения
    Эта грубая оценка дает правильное по порядку величины значение E
    1
    Стоячие волны де Бройля, образующиеся при движении частицы в потенциальной яме, это и есть волновые или пси- функции, с помощью которых квантовая механика описывает стационарные состояния микрообъектов. Квадрат модуля |Ψ|
    2
    волновой функции определяется как вероятность нахождения частицы в различных точках пространства.
    В компьютерной модели можно изменять ширину L потенциальной ямы, а также массу m запертой в ней частицы. В левом окне высвечиваются графические изображения волновых функций Ψ(x) или квадратов их модулей |Ψ|
    2
    для нескольких стационарных состояний (n = 1–5). В правом окне изображается энергетический спектр частицы, то есть спектр возможных значений ее энергии. Обратите внимание, что энергетические уровни опускаются при увеличении ширины L потенциальной ямы и массы mзапертой в ней частицы.
    В компьютерной модели масса частицы выражается в массах протона m
    p
    = 1,67∙10
    –27
    кг. Следовательно, моделируются состояния сравнительно тяжелых частиц (ядер тяжелых атомов), оказавшихся в потенциальной яме с шириной порядка размеров атомов.
    Нулева́я эне́ргия

    минимальный уровень энергии, который может иметь данная квантовомеханическая система
    В
    классической механике частица может находиться в точке, отвечающей минимуму потенциалу энергии и иметь нулевую кинетическую энергию
    . В этом случае частица находится в состоянии устойчивого равновесия и имеет минимальную энергию, равную потенциальной энергии в точке равновесия. В квантовой механике действует соотношение неопределённостей
    , поэтому частица не может находиться в одной определённой точке и одновременно иметь нулевую кинетическую энергию.
    Концепция нулевой энергии была разработана в
    Германии группой физиков, в том числе
    Максом Планком
    (
    1911
    ), и
    Альбертом Эйнштейном и
    Отто Штерном
    (
    1913
    ). В
    1916 году
    Вальтер Нернст предположил, что вакуумное пространство заполнено нулевым электромагнитным излучением
    . Термин
    нулевая энергия
    происходит от немецкого
    Nullpunktenergie.
    Нулевая энергия иногда используется как синоним для энергии вакуума
    . В
    космологии вакуумная энергия является одним из возможных объяснений космологической постоянной
    . Изменение нулевой энергии, как границы области вакуумного перемещения приводит к эффекту Казимира
    , который наблюдается в наноразмерных устройствах
    Энергия частицы в яме
    ,
    написать администратору сайта