Уравнение Шрёдингера

Материал из Википедии — свободной энциклопедии
Перейти к: навигация, поиск
 Просмотр этого шаблона  Квантовая механика
\Delta x\cdot\Delta p_x \geqslant \frac{\hbar}{2}
Принцип неопределённости
Введение
Математические основы
См. также: Портал:Физика

Уравне́ние Шрёдингера — линейное дифференциальное уравнение в частных производных, описывающее изменение в пространстве (в общем случае, в конфигурационном пространстве) и во времени чистого состояния, задаваемого волновой функцией, в гамильтоновых квантовых системах. Играет в квантовой механике такую же важную роль, как уравнения Гамильтона или уравнение второго закона Ньютона в классической механике или уравнения Максвелла для электромагнитных волн. Сформулировано Эрвином Шрёдингером в 1925 году, опубликовано в 1926 году. Уравнение Шрёдингера не выводится, а постулируется методом аналогии с классической оптикой, на основе обобщения экспериментальных данных[1].

Уравнение Шрёдингера предназначено для частиц без спина, движущихся со скоростями много меньшими скорости света. В случае быстрых частиц и частиц со спином используются его обобщения (уравнение Клейна — Гордона, уравнение Паули, уравнение Дирака и др.)

В начале XX века учёные пришли к выводу, что между предсказаниями классической теории и экспериментальными данными об атомной структуре существует ряд расхождений. Открытие уравнения Шрёдингера последовало за революционным предположением де Бройля, что не только свету, но и вообще любым телам (в том числе и любым микрочастицам) присущи волновые свойства.

Исторически окончательной формулировке уравнения Шрёдингера предшествовал длительный период развития физики. Оно является одним из важнейших уравнений физики, объясняющих физические явления. Квантовая теория, однако, не требует полного отказа от законов Ньютона, а лишь определяет границы применимости классической физики. Следовательно, уравнение Шрёдингера должно согласовываться с законами Ньютона в предельном случае.

Cредние значения механических величин для волнового пакета, который можно описать уравнением Шредингера, удовлетворяют классическим уравнениям Гамильтона (теорема Эренфеста).[2]

Уравнение Шрёдингера инвариантно относительно преобразований Галилея. Из этого факта вытекает ряд важных следствий: существование ряда операторов квантовой механики, связанных с преобразованиями Галилея, невозможность описания состояний со спектром масс или нестабильные элементарные частицы в нерелятивистской квантовой механике (теорема Баргмана), существование квантовомеханических инвариантов, порождаемых преобразованием Галилея.[3]

Уравнение Шрёдингера является более сложным по сравнению с уравнениями Гамильтона классической механики. Уравнения Гамильтона являются системой обыкновенных дифференциальных уравнений первого порядка, а уравнение Шрёдингера является дифференциальным уравнением в частных производных.[4]

Уравнение Шрёдингера линейно, то есть если волновые функции \Psi и \Phi удовлетворяют уравнению Шрёдингера, то ему удовлетворяет любая их линейная комбинация \alpha \Psi + \beta \Phi, где \alpha и \beta - комплексные числа[5]. Вследствие этого линейная суперпозиция волновых функций не нарушается уравнением Шрёдингера и необходима операция измерения для редукции волновой функции. Линейность оператора Шрёдингера является следствием и обобщением принципа суперпозиции, который важен для корректной формулировки понятия операции измерения.[6]

Уравнение Шрёдингера, как и уравнения Гамильтона, является уравнением первого порядка по времени. Оно является математическим выражением принципа статистического детерминизма в квантовой механике - данное состояние системы определяет её последующее состояние не однозначно, а лишь с определённой вероятностью, задаваемой при помощи волновой функции \Psi.

Уравнения Максвелла для электромагнитных волн в пустом пространстве -c * \mathrm{rot} E = \frac{\partial H}{\partial t}; c * \mathrm{rot} H = \frac{\partial E}{\partial t} можно путём введения новой комплексной величины \Psi = E + iH, аналогичной волновой функции в уравнении Шрёдингера, преобразовать в одно уравнение i \frac{\partial  \Psi}{\partial t} = c * \mathrm{rot} \Psi, похожее на уравнение Шрёдингера.[7]

Уравнение Шрёдингера сходно с уравнениями теплопроводности и диффузии классической физики тем, что оно является уравнением первого порядка по времени и отличается от них наличием мнимого коэффициента перед \frac{\partial \Psi}{\partial t}. Благодаря ему оно может иметь и периодические решения.[8]

Для всех квантовых систем, занимающих ограниченные области пространства, решения уравнения Шрёдингера существуют только для счётного множества значений энергии E_{n} и представляют собой счётное множество волновых функций \Psi_{n}, члены которого нумеруются набором квантовых чисел n.[9]

Уравнение Шрёдингера можно получить из принципа наименьшего действия, рассматривая как уравнение Эйлера \frac{\partial L}{\partial \psi} - \sum_{k=0}^{3} \frac{\partial}{\partial x_{k}} \frac{\partial L}{\partial \left ( \frac{\partial \psi}{\partial x_{k}} \right )} = 0 некоторой вариационной задачи, в которой плотность лагранжиана имеет вид: L=i \hbar \psi^{*} \frac{\partial \psi}{\partial t} - \frac{\hbar^{2}}{2m} \nabla \psi^{*} \nabla \psi - U(r,t) \psi^{*} \psi - i \hbar \frac{\partial \psi^{*}}{\partial t} \psi.[10]

Зависимое от времени уравнение[править | править вики-текст]

Наиболее общая форма уравнения Шрёдингера — это форма, включающая зависимость от времени[11] :

Зависимое от времени уравнение (общий случай)

i \hbar \frac{\partial}{\partial t}\Psi = \hat H \Psi,

где \hat Hгамильтониан.

Пример нерелятивистского уравнения Шрёдингера в координатном представлении для точечной частицы массы  m , движущейся в потенциальном поле c потенциалом  V(\vec{r} ,t)  :

Зависящее от времени уравнение Шрёдингера

i\hbar\frac{\partial}{\partial t} \Psi(\vec{r} ,t) = \left [ -\frac{\hbar^2}{2m}\nabla^2 + V(\vec{r},t)\right ] \Psi(\vec{r} ,t)

Оператор H = -\frac{\hbar^2}{2m}\nabla^2 + V(\vec{r},t) называется оператором Гамильтона.

Формулировка[править | править вики-текст]

Общий случай[править | править вики-текст]

В квантовой физике вводится комплекснозначная функция \! \Psi , описывающая чистое состояние объекта, которая называется волновой функцией. В наиболее распространенной копенгагенской интерпретации эта функция связана с вероятностью обнаружения объекта в одном из чистых состояний (квадрат модуля волновой функции представляет собой плотность вероятности). Поведение гамильтоновой системы в чистом состоянии полностью описывается с помощью волновой функции.

Отказавшись от описания движения частицы с помощью траекторий, получаемых из законов динамики, и определив вместо этого волновую функцию, необходимо ввести в рассмотрение уравнение, эквивалентное законам Ньютона и дающее рецепт для нахождения \! \Psi в частных физических задачах. Таким уравнением является уравнение Шрёдингера.

Пусть волновая функция задана в n-мерном конфигурационном пространстве, тогда в каждой точке с координатами  \vec{r}({x}_1, {x}_2, {x}_3,\ldots,{x}_n), в определенный момент времени t она будет иметь вид \ \Psi \left( \vec{r}, t \right) . В таком случае уравнение Шрёдингера запишется в виде:

 - {{\hbar}^2 \over 2 m}  {\Delta} \Psi ( \vec{r} , t) + {E}_p ( \vec{r} ,t) \Psi ( \vec{r} , t ) = i \hbar {\partial  \over \partial t} \Psi (\vec{r},t) , \qquad ( 1 )

где  \hbar = {h \over 2 \pi} , \! h  — постоянная Планка; \! m — масса частицы, \! {E}_p ( \vec{r} ,t)  — внешняя по отношению к частице потенциальная энергия в точке \vec{r}({x}_1, {x}_2, {x}_3,\ldots,{x}_n) в момент времени t, \! \Delta  — оператор Лапласа (или лапласиан), эквивалентен квадрату оператора набла и в n-мерной системе координат имеет вид:

 \Delta \equiv {\nabla}^{\,2} \! = {{\partial}^2 \over \partial {x}_1^2} +  {{\partial}^2 \over \partial {x}_2^2} + {{\partial}^2 \over \partial {x}_3^2} + \ldots + {{\partial}^2 \over \partial {x}_n^2}.

Случай трёхмерного пространства[править | править вики-текст]

В трёхмерном случае пси-функция является функцией трёх координат и \! \Delta \Psi в декартовой системе координат заменяется выражением

\! \Delta \Psi = {{\partial}^2 \Psi \over \partial {x}^2} + {{\partial}^2 \Psi \over \partial {y}^2} + {{\partial}^2 \Psi \over \partial {z}^2} ,

тогда уравнение Шрёдингера примет вид:

 - {{\hbar}^2 \over 2 m} \left( {{\partial}^2 \Psi \over \partial {x}^2} + {{\partial}^2 \Psi \over \partial {y}^2} + {{\partial}^2 \Psi \over \partial {z}^2} \right) + {E}_p ( x , y , z ) \Psi =  i \hbar {\partial \Psi \over \partial t} ,

где  \hbar = {h \over 2 \pi} , \! h  — постоянная Планка; \! m — масса частицы, \! {E}_p ( x , y , z )  — потенциальная энергия в точке \! ( x , y , z ).

Стационарное уравнение Шрёдингера[править | править вики-текст]

Форма уравнения Шрёдингера показывает, что относительно времени его решение должно быть простым, поскольку время входит в это уравнение лишь через первую производную в правой части. Действительно, частное решение для специального случая, когда \! {E}_p не является функцией времени, можно записать в виде:

\! \Psi ( \vec{r}, t) = \psi ( \vec{r} \,) {e}^{ - i E t / \hbar} , \qquad ( 2 )

где функция \! \psi ( \vec{r} \,) должна удовлетворять уравнению:

\! - {{\hbar}^2 \over 2 m } \Delta \psi (\vec{r}\,) + {E}_p ( \vec{r} \,) \psi (\vec{r}\,) = E \psi (\vec{r}\,) , \qquad ( 3 )

которое получается из уравнения Шрёдингера (1) при подстановке в него указанной выше формулы для \! \Psi (2). Заметим, что это уравнение вообще не содержит времени; в связи с этим оно называется стационарным уравнением Шрёдингера (уравнение Шрёдингера, не содержащее времени).

Выражение (2) является лишь частным решением зависящего от времени уравнения Шрёдингера (1), общее решение представляет собой линейную комбинацию всех частных решений вида (2). Зависимость функции \! \Psi ( \vec{r} , t ) от времени проста, но зависимость её от координаты не всегда имеет элементарный вид, так как уравнение (3) при одном выборе вида потенциальной функции \! {E}_p ( \vec{r} \,) совершенно отличается от того же уравнения при другом выборе этой функции. В действительности, уравнение (3) может быть решено аналитически лишь для небольшого числа частных типов функции \! {E}_p ( \vec{r} \,).

Важное значение имеет интерпретация величины \! E в уравнении (2). Она производится следующим путём: временна́я зависимость функции \! \Psi ( \vec{r} , t ) в уравнении (2) имеет экспоненциальный характер, причём коэффициент при \! t в показателе экспоненты выбран так, что правая часть уравнения (3) содержит просто постоянный множитель \! E . В левой же части уравнения (3) функция \! \psi умножается на потенциальную энергию \! {E}_p ( \vec{r} \,). Следовательно, из соображений размерности вытекает, что величина \! E должна иметь размерность энергии. Единственной величиной с размерностью энергии, которая постоянна в механике, является полная (сохраняющаяся) энергия системы; таким образом, можно предполагать, что \! E представляет собой полную энергию. Согласно физической интерпретации уравнения Шрёдингера, \! E действительно является полной энергией частицы при движении, описываемом функцией \! \Psi ( \vec{r} , t ) .

См. также[править | править вики-текст]

Примечания[править | править вики-текст]

  1. Пригожин, 2006, с. 74
  2. Паули, 1947, с. 47
  3. Кемпфер, 1967, с. 390
  4. Широков, 1972, с. 24
  5. Пенроуз, 2003, с. 234
  6. Паули, 1947, с. 43
  7. Мотт, 1966, с. 21
  8. Блохинцев, 1963, с. 115
  9. Ширков, 1980, с. 464
  10. Кушниренко, 1971, с. 38
  11. Shankar R. Principles of Quantum Mechanics. — 2nd. — Kluwer Academic/Plenum Publishers, 1994. — P. 143. — ISBN 978-0-306-44790-7.

Ссылки[править | править вики-текст]

Литература[править | править вики-текст]

  • Березин Ф. А., Шубин М. А. Уравнение Шредингера. М.: Изд-во МГУ, 1983. 392с.
  • Кемпфер Ф. Основные положения квантовой механики. — М.: Мир, 1967. — 391 с.
  • В. Паули. Общие принципы волновой механики. — М.: ОГИЗ, 1947. — 330 с.
  • Пригожин Илья. От существующего к возникающему: время и сложность в физических науках. — М.: КомКнига, 2006. — 296 с. — ISBN 5-484-00313-X.
  • Пенроуз Роджер. Новый ум короля: о компьютерах, мышлении и законах физики. — М.: Едиториал УРСС, 2003. — 384 с. — ISBN 5-354-00005-X.
  • Кушниренко А. Н. Введение в квантовую теорию поля. — М.: Высшая школа, 1971. — 304 с.
  • Широков Ю. М., Юдин Н. П. Ядерная физика. — М.: Наука, 1972. — 670 с.
  • Мотт Н., Снеддон И. Волновая механика и её применения. — М.: Наука, 1966. — 428 с.
  • Блохинцев Д. И. Основы квантовой механики. — М.: Наука, 1963. — 619 с.
  • ред. Ширков Д. И. Физика микромира. — М.: Советская энциклопедия, 1980. — 528 с.