Hopp til innhold

Stigeoperator

Fra Wikipedia, den frie encyklopedi
Med stigeoperatorer kan man gå opp eller ned i egenverdier.

Stigeoperatorer benyttes i lineær algebra og kvantemekanikk til å heve eller senke egenverdien til en annen operator. Når de benyttes i kvantefeltteori, kalles de vanligvis for kreasjons- og annihilasjonsoperatorer siden de skaper eller fjerner partikler eller kvant.

Operatorene spiller en sentral rolle i kvantisering av en harmonisk oscillator. De benyttes også ved kvantisering av dreieimpuls. Dette tilsvarer etablering av representasjoner til Lie-gruppen SU(2) for rotasjoner. Mer generelt opptrer de i klassifikasjon og representasjon av alle Lie-grupper.

Definisjon

[rediger | rediger kilde]

Bruk av stigeoperatorer i fysikk kan føres tilbake til Paul Dirac og hans første bidrag til kvantemekanikken. Med sin egen formalisme basert på lineær algebra beskrev han den matematisk ved operatorer som virker i et multidimensjonalt vektorrom.[1]

La være en hermitisk operator i dette vektorrommet med egenverdi n. Ved å benytte Diracs notasjon, vil da

Anta at det finnes i tillegg en annen operator med den spesielle egenskapen

hvor s er et reelt tall. Kommutatoren mellom to operatorer er her definert som i kvantemekanikken.[2] Operatoren kalles nå for en «stigeoperator» hvor navnet kommer fra egenskapen

Det betyr at vektoren er en ny egenvektor med egenverdi n + s. Gjentatt bruk av denne operatoren vil da kunne skape nye egenvektorer med tilsvarende egenverdier med samme avstand fra den forangående. Hvis konstanten s  er positiv, er det naturlig å kalle operatoren mer spesifikt for en heveoperator.

Da den hermitisk adjungerte operatoren har kommutatoren

vil man på samme vis få at denne virker som en tilsvarende senkeoperator da den reduserer egenverdien med s.

Harmonisk oscillator

[rediger | rediger kilde]

Hamilton-operatoren for en harmonisk oscillator med frekvens ω  er

hvor ħ  er den reduserte Planck-konstanten. Operatorene og har den fundamentale kommutatoren

Egenvektorene til Hamilton-operatoren er de samme som for den hermitiske operatoren Den har derfor egenvektorer med egenverdier n  som er reelle tall. Nå er

slik at er en senkeoperator som reduserer egenverdien med én. Siden energien til oscillatoren må være positiv, må ha en minste egenverdi n = 0. Den tilsvarende tilstanden må oppfylle slik at ikke senkeoperatoren genererer tilstander med negativ energi.[2]

Basert på denne «grunntilstanden» med energi E0 = (1/2)ħω  kan man så konstruere tilstander med høyere energi ved å benytte den hermitisk adjungerte operatoren Den virker nå som en heveoperator og vil øke energien i stepp med størrelse ħω.

Normering

[rediger | rediger kilde]

Bruk av stigeoperatorer forenkles betraktelig når de virker på normerte tilstander, det vil si med vektorer i tilstandsrommet som har samme lengde. Ved å velge denne å være gitt ved vil også de eksisterte tilstandene få samme normering.

Da tilstanden har egenverdi n - 1, må den kunne skrives som

hvor c  er en normeringskonstant som må bestemmes. Men hvis vektorene på begge sider av ligningen er normerte til én, vil

Det betyr at c = √n  når man velger dette tallet å være reelt. Derfor har man

etter å ha brukt at i den siste relasjonen. Denne kan nå brukes til å konstruere en vilkårlig egenvektor som

Den er da automatisk normert og kan benyttes til å gi de tilsvarende bølgefunksjonene på en mye enklere måte enn å finne disse som løsninger av Schrödinger-ligningen.

Dreieimpuls og spinn

[rediger | rediger kilde]

De tre komponentene til dreieimpulsoperatoren kommuterer med kvadratet men ikke med hverandre. Ved å innføre lineærkombinasjonene kan kommutatorene skrives som

Kvantisert dreieimpuls har nå egenvektorer for både og samtidig for komponenten langs z-aksen,

Her vil kvantetallet j  kunne anta verdiene 0, 1/2, 1, 3/2 og så videre. Det gir størrelsen til den totale dreieimpulsen, mens kvantetallet m  gir verdien av denne langs z-aksen og varierer fra +j  til -j  i stepp på én.

Disse 2j + 1 steppene kan betraktes som trinn i en stige hvor øverste trinn er representert ved den høyeste tilstanden Fra kommutatorene ser man at virker som heve- og senkeoperatorer i denne stigen. Deres numeriske effekt kan summeres opp ved at

For hver verdi av kvantetallet j  kan man herav beregne matriserepresentasjoner av de abstrakte operatorene I det enkleste tilfellet er j = 1/2 og operatorene er representerte ved Pauli-matriseer.[3]

Addisjon av dreieimpulser

[rediger | rediger kilde]

Et atom har en total dreieimpuls som er gitt av summen

hvor er den orbitale dreieimpulsen som skyldes elektronenes bevegelse omkring atomkjernen og er dens og elektronenes indre dreieimpuls eller spinn. Egenvektorene til denne kombinerte operatoren vil nå bestå av lineærkombinasjoner av produkt av egentilstander til hver av operatorene. Disse kan igjen finnes ved å la senkeoperatoren virke på den høyeste tilstanden Den har m = ℓ + s  som også er verdien til totalspinnet j. Resultatet etter én gangs bruk av senkeoperatoren er en lineærkombinasjon av tilstandene og Selv om denne har m = ℓ + s - 1, er totalspinnet uforandret og lik med j = ℓ + s. Fortsatt bruk av vil skape nye trinn i denne stigen eller multipletten med mindre verdier av m, men samme j. Derimot hvis man danner en ny tilstand som er ortogonal med de to tilstandene som utgjør egentilstanden vil den være den høyeste tilstanden for en ny stige med j = ℓ + s - 1.

På denne måten kan man bygge opp nye egentilstander med total dreieimpuls j = ℓ + s, ℓ + s - 1, ℓ + s - 2, ..., ℓ - s  hvis man antar at ℓ ≥ s. Det opprinnelige antall (2ℓ + 1)⋅(2s + 1) tilstander splittes dermed opp i forskjellige spinnmultipletter, hver med 2j + 1 tilstander. Men det totale antall tilstander forblir uforandret,

I det motsatte tilfellet med ℓ < s, vil de resulterende spinnmultiplettene ha j = s + ℓ, s + ℓ - 1, ..., s - ℓ og kan finnes på samme vis.[3]

Referanser

[rediger | rediger kilde]
  1. ^ P.A.M. Dirac, The Principles of Quantum Mechanics, Oxford at the Clarendon Press, Oxford (1930).
  2. ^ a b R.L. Liboff, Introductory Quantum Mechanics, Pearson Education, New Jersey (2003). ISBN 0-8053-8714-5.
  3. ^ a b D.J. Griffiths, Quantum Mechanics, Pearson Education International, Essex (2005). ISBN 1-292-02408-9.