Toʻlqin funksiyasi

Vikipediya, ochiq ensiklopediya
Yakka spinsiz zarra uchun klassik va kvant garmonik ossilyator tushunchalarini solishtirish. Ikki jarayon juda katta farq qiladi. Klassik jarayon (A-B) zarrachaning traektoriya boʻylab harakati sifatida namoyon boʻladi. Kvant jarayon (C-H) bunday traektoriyaga ega emas. Aksincha, u toʻlqin sifatida ifodalanadi; bu yerda vertikal oʻq toʻlqin funksiyasining haqiqiy qismini (koʻk) va xayoliy qismini (qizil) koʻrsatadi. (C-F) Panellar Shredinger tenglamasining toʻrt xil toʻlqin uchun yechimni koʻrsatadi. (G-H) Panellar qoʻshimcha ravishda Shredinger tenglamasining yechimlari boʻlgan, ammo turgʻun toʻlqinlar boʻlmagan ikki xil toʻlqin funksiyasini koʻrsatadi.

Kvant fizikasidagi toʻlqin funksiyasi izolyatsiya qilingan tizim kvant holatining matematik tavsifidir. Toʻlqin funksiyasi murakkab qiymatli ehtimollik amplitudasi boʻlib, tizimda oʻtkazilgan oʻlchovlarning mumkin boʻlgan natijalari uchun ehtimolliklar undan olinishi mumkin. Toʻlqin funksiyasi uchun eng keng tarqalgan belgilar yunoncha ψ va Ψ (mos ravishda kichik va katta psi).

Toʻlqin funksiyasi kommutatsiya kuzatilishi mumkin boʻlgan baʼzi maksimal toʻplamga mos keladigan erkinlik darajalarining funksiyasidir. Bunday tasavvur tanlangandan soʻng, toʻlqin funksiyasi kvant holatidan olinishi mumkin.

Berilgan tizim uchun qaysi kommutatsiya erkinlik darajalarini tanlash yagona emas va shunga mos ravishda toʻlqin funksiyasining sohasi ham yagona emas. Masalan, uni zarrachalarning joylashuv fazosidagi barcha koordinatalarining funksiyasi yoki impuls fazosidagi barcha zarrachalarning momentlarining funksiyasi sifatida qabul qilish mumkin; ikkalasi Furye konvertatsiyasi bilan bogʻlangan. Elektronlar va fotonlar kabi baʼzi zarralar nolga teng boʻlmagan spinga ega va bunday zarralar uchun toʻlqin funksiyasi spinning oʻziga xos, diskret erkinlik darajasi sifatida oʻz ichiga oladi; izospin kabi boshqa diskret oʻzgaruvchilar ham kiritilishi mumkin. Agar tizim ichki erkinlik darajalariga ega boʻlsa, toʻlqin funksiyasi uzluksiz erkinlik darajalarining har bir nuqtasida (masalan, fazodagi nuqta) diskret erkinlik darajalarining har bir mumkin boʻlgan qiymati uchun kompleks sonni belgilaydi (masalan, z- spinning komponenti) — bu qiymatlar koʻpincha ustun matritsada koʻrsatiladi (masalan, spinli relativistik boʻlmagan elektron uchun 2 × 1 ustunli vektor.

Kvant mexanikasining superpozitsiya prinsipiga koʻra, toʻlqin funksiyalari yangi toʻlqin funksiyalari va Gilbert fazosini hosil qilish uchun bir-biriga qoʻshilishi va murakkab raqamlarga koʻpaytirilishi mumkin. Ikki toʻlqin funksiyasi orasidagi ichki yigʻindi mos keladigan fizik holatlar oʻrtasidagi oʻzaro bogʻliqlik oʻlchovidir va kvant mexanikasining asosiy ehtimollik talqinida, ichki yigʻindiga oʻtish ehtimoli bilan bogʻliq „Born qoidasi“ dan foydalaniladi. Shredinger tenglamasi toʻlqin funksiyalarining vaqt oʻtishi bilan qanday rivojlanishini aniqlaydi va toʻlqin funksiyasi boshqa toʻlqinlar, masalan, suv toʻlqinlari yoki ipdagi toʻlqinlar kabi sifat jihatidan harakat qiladi, chunki Shredinger tenglamasi matematik jihatdan toʻlqin tenglamasining bir turidir. Bu „toʻlqin funksiyasi“ nomini tushuntiradi va toʻlqin-zarracha dualizmini keltirib chiqaradi. Biroq, kvant mexanikasidagi toʻlqin funksiyasi klassik mexanik toʻlqinlardan tubdan farq qiladigan turli talqinlarga ochiq boʻlgan fizik hodisani tasvirlaydi.[1]

Bornning relyativistik boʻlmagan kvant mexanikasidagi statistik talqinida[2][3][4] toʻlqin funksiyasining kvadrat moduli, zarrachani maʼlum bir joyda — yoki maʼlum bir impulsga ega — maʼlum bir vaqtda oʻlchash ehtimoli zichligi sifatida talqin etiladigan va diskret erkinlik darajalari uchun maʼlum qiymatlarga ega boʻlishi mumkin boʻlgan haqiqiy son. Bu miqdorning integrali, tizimning barcha erkinlik darajalari boʻyicha, ehtimollik talqiniga muvofiq 1 ga teng boʻlishi kerak. Toʻlqin funksiyasi qanoatlantirishi kerak boʻlgan ushbu umumiy talabga normalizatsiya sharti deyiladi. Toʻlqin funksiyasi murakkab qiymatli boʻlganligi sababli, faqat uning nisbiy fazasi va nisbiy kattaligini oʻlchash mumkin — uning qiymati alohida holda, oʻlchanadigan kuzatiluvchilarning kattaliklari yoki yoʻnalishlari haqida hech narsa aytmaydi; ψ toʻlqin funksiyasiga xos qiymatlari oʻlchovlarning mumkin boʻlgan natijalari toʻplamiga mos keladigan kvant operatorlarini qoʻllash va oʻlchanadigan kattaliklar uchun statistik taqsimotlarni hisoblash kerak.

Tarixiy kelib chiqish[tahrir | manbasini tahrirlash]

1905-yilda Albert Eynshteyn foton chastotasi va uning energiyasi , oʻrtasidagi proporsionallikni : ,[5] va 1916-yilda fotonning impulsi va toʻlqin uzunligi , oʻrtasidagi mos keladigan munosabat ,ni ilgari surdi ,[6] bu yerda Plank doimiysi. 1923-yilda De Broyl bu munosabatni birinchi boʻlib taklif qildi , endi uni De Broyl munosabati deb ataladi, munosabat massiv zarralar uchun amal qiladi, asosiy ishora Lorents oʻzgarmasligi[7] va bu kvant mexanikasining zamonaviy rivojlanishi uchun boshlangʻich nuqta sifatida qaralishi mumkin. Tenglamalar ham massasiz, ham massiv zarralar uchun toʻlqin-zarracha dualizminini ifodalaydi.

1920—1930-yillarda kvant mexanikasi hisob va chiziqli algebra yordamida ishlab chiqilgan. Hisoblash texnikasidan foydalanganlar orasida Lui de Broyl, Ervin Shredinger va boshqalar bor edi, ular „toʻlqin mexanikasi“ ni rivojlantirdilar. Chiziqli algebra usullarini qoʻllaganlar orasida Verner Geyzenberg, Maks Born va boshqalar „matritsa mexanikasi“ni ishlab chiqdilar. Keyinchalik Shredinger bu ikki yondashuv ekvivalent ekanligini koʻrsatdi.[8]

1926-yilda Shredinger hozir uning nomi bilan atalgan mashhur toʻlqin tenglamasi, Shredinger tenglamasini nashr etdi. Bu tenglama kvant operatorlari va de Broyl munosabatlaridan foydalangan holda energiyaning klassik saqlanishiga asoslangan va tenglamaning yechimlari kvant tizimi uchun toʻlqin funksiyalari hisoblanadi.[9] Biroq, hech kim uni qanday talqin qilishni aniq bilmas edi.[10] Dastlab Shredinger va boshqalar toʻlqin funksiyalari toʻlqin funksiyasi katta boʻlgan zarrachalarning koʻp qismi tarqaladigan zarralarni ifodalaydi, deb oʻylashgan.[11] Bu toʻlqin paketining (zarrachani ifodalovchi) nishondan elastik tarqalishi bilan mos kelmasligi koʻrsatilgan; u har tomonga tarqaladi.[2] Tarqalgan zarracha istalgan yoʻnalishda sochilishi mumkin boʻlsa-da, u parchalanmaydi va har tomonga uchib ketmaydi. 1926-yilda Born ehtimollik amplitudasi tushunchasini taqdim etdi.[2][3][12] Bu kvant mexanikasi hisoblarini toʻgʻridan-toʻgʻri ehtimollik eksperimental kuzatishlar bilan bogʻlaydi. U kvant mexanikasini Kopengagen talqinining bir qismi sifatida qabul qildi. Kvant mexanikasining boshqa koʻplab talqinlari mavjud. 1927-yilda Xartri va Fok <i id="mwkA">N</i> -jinsli toʻlqini funksiyasini yechishga urinishda birinchi qadamni qoʻyishdi va oʻz-uzluksizlik siklini ishlab chiqdilar: yechimga yaqinlashish uchun iterativ algoritm. Hozirda u Xartri-Fok usuli sifatida ham tanilgan.[13] Sleyter determinanti va doimiy (matritsaning bo'lagi) Jon C. Slater tomonidan taqdim etilgan usulning bir qismi edi.

Shredinger relyativistik boʻlmagan tenglamani nashr etishdan oldin energiya aylanishini mantiqiy jihatdan qondiradigan toʻlqin funksiyasi uchun tenglamaga duch keldi, lekin manfiy ehtimolliklar va manfiy energiyani bashorat qilgani uchun uni rad etdi. 1927-yilda Klein, Gordon va Fok ham uni topdilar, ammo elektromagnit oʻzaro taʼsirni oʻz ichiga oldilar va uning Lorentz invariantligini isbotladilar. De Broyl ham xuddi shu tenglamaga 1928-yilda kelgan. Ushbu relyativistik toʻlqin tenglamasi hozirda Klein-Gordon tenglamasi sifatida tanilgan.[14]

1927-yilda Pauli fenomenologik jihatdan elektromagnit maydonlardagi spin-1/2 zarrachalarni tasvirlash uchun relyativistik boʻlmagan tenglamani topdi, bu hozirda Pauli tenglamasi deb ataladi.[15] Pauli toʻlqin funksiyasi fazo va vaqtning yagona kompleks funksiyasi bilan tavsiflanmaganligini, lekin fermionning spini +1/2 va −1/2 boʻlgan holatlariga mos keladigan ikkita kompleks songa ehtiyoj borligini aniqladi. Koʻp oʻtmay, 1928-yilda Dirak elektronga qoʻllaniladigan maxsus nisbiylik va kvant mexanikasining birinchi muvaffaqiyatli birlashuvidan tenglamani topdi va bu hozirda Dirak tenglamasi deb ataladi. Bunda toʻlqin funksiyasi toʻrtta murakkab qiymatli komponentlar bilan ifodalangan <i id="mwsg">spinordir</i> :[13] ikkita elektron uchun va ikkitasi elektronning antizarrasi, pozitron uchun. Relyativistik boʻlmagan chegarada Dirak toʻlqin funksiyasi elektron uchun Pauli toʻlqin funksiyasiga oʻxshaydi. Keyinchalik boshqa relyativistik toʻlqin tenglamalari topildi.

Zamonaviy nazariyalarda toʻlqin funksiyalari va toʻlqin tenglamalari[tahrir | manbasini tahrirlash]

Ushbu toʻlqin tenglamalarining barchasi doimiy ahamiyatga ega. Shredinger tenglamasi va Pauli tenglamasi koʻp hollarda relyativistik variantlarning ajoyib yaqinlashuvidir. Ularni amaliy masalalarda hal qilish relativistik oʻxshashlariga qaraganda ancha oson.

Klein-Gordon tenglamasi va Dirak tenglamasi relyativistik boʻlishiga qaramay, kvant mexanikasi va maxsus nisbiylik nazariyasining toʻliq mos kelishini anglatmaydi. Ushbu tenglamalar Shredinger tenglamasi kabi oʻrganiladigan kvant mexanikasi boʻlimi koʻpincha relyativistik kvant mexanikasi deb ataladi, lekin juda muvaffaqiyatli boʻlishi bilan birga, oʻz cheklovlariga (masalan, qarang. Lamb shift) va kontseptual muammolar (masalan, qarang Dirak dengizi) ga ega.

Nisbiylik tizimidagi zarrachalar soni doimiy emasligini muqarrar qiladi. Toʻliq yarashish uchun kvant maydon nazariyasi kerak.[16] Ushbu nazariyada toʻlqin tenglamalari va toʻlqin funksiyalari oʻz oʻrniga ega, ammo biroz boshqacha koʻrinishda. Asosiy qiziqish ob’ektlari toʻlqin funksiyalari emas, balki Gilbert holatlar fazosidagi maydon operatorlari (yoki „operator“ tushuniladigan maydonlar) deb ataladigan operatorlardir (keyingi boʻlimda tasvirlanadi). Maʼlum boʻlishicha, Hilbert fazosini qurish uchun dastlabki relyativistik toʻlqin tenglamalari va ularning yechimlari hali ham zarur. Bundan tashqari, erkin maydonlar operatorlari, yaʼni oʻzaro taʼsirlar mavjud emas deb hisoblanganda, koʻp hollarda maydonlar (toʻlqin funksiyalari) bilan bir xil tenglamani (rasmiy ravishda) qondiradi.

Bu erkin maydon tenglamalari uchun amal qiladi; oʻzaro taʼsirlar kiritilmagan. Agar Lagranjian zichligi (shu jumladan oʻzaro taʼsirlar) mavjud boʻlsa, u holda Lagranj formalizmi klassik darajadagi harakat tenglamasini beradi. Bu tenglama juda murakkab boʻlishi mumkin va uni hal qilish mumkin emas. Har qanday yechim zarrachalarning qatʼiy soniga ishora qiladi va oddiy „birinchi kvantlangan“ kvant nazariyasidagi kabi tashqi potentsiallarni emas, balki zarralarni yaratish va yoʻq qilishni oʻz ichiga olgan ushbu nazariyalarda aytilgan „oʻzaro taʼsir“ atamasini hisobga olmaydi.

String nazariyasida vaziyat oʻxshashligicha qolmoqda. Masalan, impuls fazosidagi toʻlqin funksiyasi keskin aniqlanmagan impulsli zarrachaning (torning) umumiy holatida Furye kengayish koeffitsienti rolini oʻynaydi.[17]

Fazo-vaqt toʻlqin funksiyalari[tahrir | manbasini tahrirlash]

Zarrachaning holati uning toʻlqin funksiyasi

bilan toʻliq tavsiflanadi, bu yerda x — koordinata va t — vaqt. Bu x va t ikkita haqiqiy oʻzgaruvchilarning kompleks qiymatli funksiyasidir.

Bir oʻlchamli fazodagi yakka spinsiz zarracha uchun, agar toʻlqin funksiyasi ehtimollik amplitudasi sifatida talqin qilinsa, toʻlqin funksiyasining kvadrat moduli, ijobiy haqiqiy son boʻlib,Failed to parse (sintaktik xato): {\displaystyle \left|\Psi(x, t)\right|² = \Psi^*(x, t)\Psi(x, t) = \rho(x, t), } zarraning x da boʻlish ehtimoli zichligi sifatida talqin qilinadi. Yulduzcha murakkab konjugatni bildiradi. Agar zarrachaning joylashuvi aniqlansa, uning joylashishini toʻlqin funksiyasidan aniqlash mumkin emas, lekin ehtimollik taqsimoti bilan tavsiflanadi.

Normirovka sharti[tahrir | manbasini tahrirlash]

Uning x pozitsiyasining axb oraligʻida boʻlish ehtimoli bu oraliqdagi zichlikning integralidir:Failed to parse (sintaktik xato): {\displaystyle P_{a\le x\le b} (t) = \int_a^b \,|\Psi(x, t)|² dx } bu erda t — zarracha oʻlchangan vaqt. Bu normirovka shartiga olib keladi:Failed to parse (sintaktik xato): {\displaystyle \int_{-\infty}^\infty \, |\Psi(x, t)|²dx = 1\,,} chunki agar zarracha oʻlchansa, uning biror joyda boʻlish ehtimoli 100 % ga teng.

Berilgan tizim uchun barcha mumkin boʻlgan normalizatsiya qilinadigan toʻlqin funksiyalari toʻplami (har qanday vaqtda) mavhum matematik vektor fazosini hosil qiladi, yaʼni turli xil toʻlqin funksiyalarini bir-biriga qoʻshish va toʻlqin funksiyalarini kompleks raqamlarga koʻpaytirish mumkin (qarang: vektor fazosiga qarang). tafsilotlar). Texnik jihatdan, normalizatsiya sharti tufayli, toʻlqin funksiyalari oddiy vektor fazodan koʻra proyektiv fazoni hosil qiladi. Bu vektor fazosi cheksiz oʻlchovli, chunki har qanday mumkin boʻlgan funksiyani yaratish uchun turli kombinatsiyalarda bir-biriga qoʻshilishi mumkin boʻlgan chekli funksiyalar toʻplami yoʻq. Bundan tashqari, bu Gilbert fazosidir, chunki ikkita toʻlqin funksiyalarining ichki mahsuloti r Ψ1 va r Ψ2 kompleks son (t vaqtida) sifatida aniqlanishi mumkin.

Ikki toʻlqin funksiyasining ichki yigʻindisi kompleks son boʻlsa-da, toʻlqin funksiyasining Ψ bilan ichki yigʻindisi,Failed to parse (sintaktik xato): {\displaystyle (\Psi,\Psi) = \|\Psi\|² \,, } har doim ijobiy haqiqiy son.

Agar (Ψ, Ψ) = 1 boʻlsa, u holda Ψ. Agar Ψ boʻlsa, u holda uning normasiga boʻlish normalangan funksiyani beradi. Ikki toʻlqin funksiyasi r Ψ1 va r Ψ2 ortogonal boʻladi, agar 1, Ψ2) = 0 boʻlsa. Agar ular normallashtirilgan va ortogonal boʻlsa, ular ortonormaldir. Toʻlqin funksiyalarining ortogonalligi (shuning uchun ham ortonormalligi) toʻlqin funksiyalari qondirishi kerak boʻlgan zaruriy shart emas, lekin koʻrib chiqish juda foydali, chunki bu funksiyalarning chiziqli mustaqilligini kafolatlaydi. Ortogonal toʻlqin funksiyalarining chiziqli birikmasida Ψn bizda,

  1. Born 1927.
  2. 2,0 2,1 2,2 Born 1926a, translated in Wheeler & Zurek 1983 at pages 52-55.
  3. 3,0 3,1 Born 1926b, translated in Ludwig 1968, ss. 206–225. Also here Arxivlandi 2020-12-01 Wayback Machine saytida..
  4. Born, M. (1954).
  5. Einstein 1905, ss. 132–148 (in German), Arons & Peppard 1965, s. 367 (in English)
  6. Einstein 1916, ss. 47–62, and a nearly identical version Einstein 1917, ss. 121–128 translated in ter Haar 1967, ss. 167–183.
  7. de Broglie 1923.
  8. Hanle 1977.
  9. Schrödinger 1926.
  10. Tipler, Mosca & Freeman 2008.
  11. Weinberg 2013.
  12. Young & Freedman 2008.
  13. 13,0 13,1 Atkins 1974.
  14. Martin & Shaw 2008.
  15. Pauli 1927.
  16. Weinberg (2002) takes the standpoint that quantum field theory appears the way it does because it is the only way to reconcile quantum mechanics with special relativity.
  17. Zwiebach 2009.