notfallblatt quantenmechanik - Website von Andreas Windisch.

NOTFALLBLATT QUANTENMECHANIK
Tutorium aus Quantenmechanik
24. Juni 2010
Andreas Windisch
Dies ist eine NOTFALLKARTE. Sie dient als Schnellreferenz für den Kurzurlaub im Hilbertraum. Die wichtigsten
Sehenswürdigkeiten, Monumente und Wahrzeichen sind hier zusammengefasst. Das Blatt soll den verirrten Kurzzeittourist wieder auf den rechten Pfad führen, nicht ohne sie/ihn auf ihrem/seinem Weg die sie/ihn umgebende
Quantennatur zu erläutern. Diese Karte ist NICHT zur Klausur zugelassen!
D Erwartungswerte
Verhalten bei
Orientierungsverlust
Grundsätzlich können Erwartungswerte in jeder Basis berechnet werden. Besitzt man Kenntnis einer Wellenfunktion ψ(x) im Ort so kann
die Wellenfunktion im Impulsraum mittels der Fouriertransformierten
von ψ(x) aufgefunden werden:
1. Ruhe bewahren!
2. Orientierung: Wo ist die nächste UBahnstation?
ψ̃(p) = FT (ψ(x)) = √
3. Transportmittel: Welche Linie bring
mich ans Ziel?
Z ∞
−ipx/~
ψ(x)e
dx.
−∞
Analog ist die Rücktransformation gegeben durch:
4. Reise antreten. (Mind the gap!)
ψ(x) = FT
−1
(ψ̃(p)) = √
1
2π~
Z ∞
ipx/~
ψ̃(p)e
dp.
−∞
Die Erwartungswerte für hxi, hx2 i, hpi, hp2 i sind dann etwa:
*
A Rechnen mit Kommutatoren
hxi
=
2
=
hx i
hpi
[A, A]
=
0
[A, B]
=
−[B, A]
2
hp i
[A, c]
=
[A + B, C]
=
[A, C] + [B, C]
[A, BC]
=
[A, B]C + B[A, C]
0
Z ∞
∗
ψ (x)xψ(x)dx,
−∞
Z ∞
∗
2
ψ (x)x ψ(x)dx,
−∞
=
Z ∞
ψ̃ (p)pψ̃(p)dp,
=
Z ∞
ψ̃ (p)p ψ̃(p)dp.
∗
−∞
∗
2
−∞
Die Varianz eines Operators ist dann ebenfalls leicht anzugeben:
2
mit A, B, C Operatoren und c ∈
1
2π~
h(Q − hQi) i
R(C).
=
2
2
hQ − 2QhQi + hQi i
2
2
2
=
hQ i − 2hQi + hQi
=
hQ i − hQi .
*
2
2
*
B Nützliche Gauss-Integrale
E Zeitentwicklung eines Zustandes
Z +∞
−ax2
e
dx
Die Dynamik des Zustandes, also die Entwicklung in der Zeit, wird
durch den Hamiltonoperator generiert. Um einen beliebigen Zustand
zeitentwickeln zu können brauchen wir:
π
=
r
=
√
ac π
dx
=
a
dx
=
0
Z +∞
2 −ax2
x e
dx
=
−∞
Z +∞
−
ae
(x+b)2
c2
dx
a
1. den Zustand in einer beliebigen Basis
−∞
Z +∞
−bx2 +cx+f
ae
−∞
Z +∞
−ax2
xe
r
π
b
2. den Hamiltonoperator
c2 +f
e 4b
Falls nicht bekannt müssen wir zunächst die Eigenzustände des Hamiltonoperators auffinden (Eigenwertproblem lösen). Da es sich bei dem
Hamiltonoperator um einen hermite’schen Operator handelt, bildet das
Eigensystem nach Normierung der Eigenvektoren eine Orthonormalbasis. Nun muss der gegebene Zustand in der Hamilton-Eigenbasis ausgedrückt werden. Ist dies geschehen, so folgt die Zeitentwicklung unmittelbar mit dem zum jeweiligen Eigenzustand gehörenden Eigenwert.
−∞
−∞
1
2
r
π
a3
Bsp.:
Wir haben einen Hamiltonoperator H, dessen Eigenzustände |+i und
|−i sind. Der Zeitentwicklungsoperator U ist dann:
*
C Normierung der Wellenfunktion
U = exp{−
Ist eine Wellenfunktion ψ̃ nicht normiert, so findet man die Normierung
wie folgt (Beispiel im Ortsraum):
C
Z +∞
2
∗
i
~
Ht}.
Nehmen wir weiters an wir hätten einen Zustand |αi in Termen der
Hamilton-Eigenbasis ausgedrückt:
!
ψ̃ (x)ψ̃(x)dx = 1.
|αi = a|+i + b|−i.
−∞
Aus dieser Gleichung erhält man C. Es folgt für die Normierung der
Wellenfunktion:
1
ψ̃(x)
ψ(x) =
C
Die Zeitentwicklung von |αi ist dann:
*
− i E+ t
−iE t
~
|+i + be ~ − |−i.
|α(t)i = ae
*
- BITTE WENDEN! -
NOTFALLBLATT QUANTENMECHANIK
Tutorium aus Quantenmechanik
24. Juni 2010
Andreas Windisch
Dies ist eine NOTFALLKARTE. Sie dient als Schnellreferenz für den Kurzurlaub im Hilbertraum. Die wichtigsten
Sehenswürdigkeiten, Monumente und Wahrzeichen sind hier zusammengefasst. Das Blatt soll den verirrten Kurzzeittourist wieder auf den rechten Pfad führen, nicht ohne sie/ihn auf ihrem/seinem Weg die sie/ihn umgebende
Quantennatur zu erläutern. Diese Karte ist NICHT zur Klausur zugelassen!
F Allgemein: Potentialprobleme
Sieht man sich mit einem wie auch immer gearteten Potentialproblem
konfrontiert, so kann man nach folgendem Muster vorgehen.
des Potentialtopfes erlaubt ist, verbleibt nur ein Bereich in dem wir eine Schrödingergleichung ohne Potential zu lösen haben. Die Lösungen
sind dann:
1. Potentialverlauf aufzeichnen. Zunächst sollte man stets
den Potentialverlauf aufzeichnen, um das Problem auf diese
Weise zu Visualisieren
2. Bereiche festlegen. Welche Bereiche unterschiedlichen Verhaltens treten auf? Etwa für eine Potentialstufe gäbe es zwei
Bereiche, den vor und jenen nach der Stufe
3. Bindungszustand und/oder Streulösung. Bin ich an Bindungszuständen oder an Streulösungen interessiert?
ψn (x) =
8q
“
”
< 2 cos nπ x
qL
“ L ”
: 2 sin nπ x
L
L
n = 1, 3, 5, 7, . . .
n = 2, 4, 6, 8, . . . ,
wobei L = 2a ist. Betrachten wir nun noch ein weiteres Potential.
Beispiel 2: Zusammengesetztes Potential
Das hier zu behandelnde Potential ist von folgender Gestalt:
4. Ansätze finden. In jedem Bereich der in Punkt 2 gefunden
wurde muss nun eine Lösung der Schrödingergleichung angesetzt werden. Zwei Bereiche hätten also zwei Schrödingergleichungen zur Folge
5. Randbedingungen verarbeiten. Durch Abarbeiten der
Randbedingungen erhält man Informationen über die Konstanten in den allgemeinen Ansätzen. (z.B. eliminieren unphysikalischer Lösungen, also etwa solchen die im ∞ beliebig
anwachsen, oder für Streulösungen durch Entscheidung für Inzidenz von links)
6. Bereiche matchen. Nun müssen die Lösungen aus den unterschiedlichen Bereichen aneinandergefügt werden. Sofern es
sich nicht um ein δ-Potential handelt gilt hierbei:
!
ψi (x)
=
′
ψi (x)
=
!
ψj (x),
′
ψj (x), i, j . . . benachbarte Bereiche.
Handelt es sich jedoch um ein δ-Potential, so lauten die Bedingungen:
lim (−
ǫ→0
Z ǫ
~2
2m
!
ψi (x)
=
ψ (x)dx
+
′′
−ǫ
V (x) =
(
−ǫ
(
für ein δ(x), also um Null lokalisiert.
G Potentialansätze
Im Folgenden zwei Beispiele für Ansätze für Potentiale. Betrachten
wir zunächst den unendlich tiefen Potentialtopf. Dies ist das einfachste
Potential welchem wir begegnen.
x ≤ 0,
0 < x < a,
x ≥ a,
mit V0 > 0. Wir interessieren uns für gebundene Lösungen, dh. für den
Fall −V0 < E < 0. Wir müssen zwei Schrödingergleichungen lösen,
jeweils eine im Bereich I und II. Diese sind:
ψj (x),
Z ǫ
V (x)ψ(x)dx) = 0,
*
8
>
<∞,
−V0 ,
>
:0,
d2
dx2
d2
dx2
2
=
0,
(0 < x < a),
2
=
0,
(x > a).
+ k1 )ψ1 (x)
− k2 )ψ2 (x)
2
2
Hierbei ist k1
= 2m(V0 + E)/~ 2 und k2
= −2mE/~ 2 . Die Lösungen
lauten:
8
>
x < 0,
<0,
ψ(x) = A sin(k1 x), 0 < x < a,
>
:
Ce−k2 x ,
x > a.
*
Beispiel 1: Unendlich tiefer Potentialtopf
H Drehimpuls in der Quantenmechanik
Nun ein kurzer Blick auf den Drehimpuls in der Quantenmechanik. Wir
~
betrachten einen Operator Jˆ mit Komponenten Jˆx , Jˆy und Jˆz , die den
folgenden Kommutatorbeziehungen genügen:
[Jˆx , Jˆy ]
=
i~ Jˆz ,
[Jˆy , Jˆz ]
=
i~ Jˆx ,
[Jˆz , Jˆx ]
=
i~ Jˆy .
Eine gleichzeitige Diagonalisierung kann also nicht vorgenommen werden. Wir betrachten ferner:
~2
2
2
2
Jˆ = Jˆx + Jˆy + Jˆz ,
Hier ist das Potential gegeben durch:
8
>
<+∞,
V (x) = 0,
>
:+∞,
x < −a,
−a ≤ x ≤ a,
x > a.
wobei nun gilt:
~2
[Jˆ , Jˆk ] = 0.
Da das Potential symmetrisch ist, dh. es gilt V (x) = V (−x), zerfällt
die Lösung in solche von antisymmetrischer und solche von symmetrischer Natur. Nachdem kein Eindringen in die unendlich hohen Wände
- BITTE WENDEN! -
*