Эволюция квантовой системы во времени: уравнение Гейзенберга
В классической механике при отыскании первых интегралов движения важное значение имеют скобки Пуассона. Дело в том, что выражение полной производной по времени от некоторой функции канонических переменных и времени имеет вид:
(13.1)
где
(13.2)
называются скобками Пуассона, - функция Гамильтона.
Уравнение (13.1) выражает эволюцию классической системы во времени. Действительно, если выбирать в качестве физической величины А канонические переменные qj, pj, то легко получить уравнения движения Гамильтона:
(13.3)
Согласно 4-му постулату квантовой механики каждой физической величине (динамической переменной) ставится в соответствие линейный эрмитов оператор:
Следовательно, классическим скобкам Пуассона
(13.2`)
должны быть поставлены в соответствие квантовые скобки , вид которых определен Дираком из следующих соображений.
Если A=x, B=px, то . Тогда с учетом коммутатора операторов x и px (10.4) можно получить аналогичное квантовое выражение, равное единице:
(13.4)
т.е. квантовые скобки для операторов величин x и px должны иметь вид:
(13.5)
Таким образом, классическим скобкам соответствуют квантовые скобки Пуассона:
(13.6)
Тогда в силу принципа соответствия классическому уравнению (13.1), выражающему временную эволюцию системы, следует сопоставить квантовое уравнение движения:
(13.7)
Это и есть уравнение Гейзенберга, при этом система описывается не меняющимся с течением времени вектором ψ: ψ(0)=ψ(t)=ψ. Эволюция квантовой системы связана с тем, что от времени зависят операторы всех физических величин согласно уравнению (13.7), вектор же состояния системы не зависит от времени - гейзенберговская картина движения (гейзенберговское представление).
Выбирая в качестве A операторы координат и импульса, которые явно не зависят от времени, из уравнения (13.7) получим квантовые канонические уравнения движения - уравнения Гамильтона:
(13.8)
Получим строгое решение уравнения Гейзенберга для случая, когда и . Если A и H явно не зависят от времени, то квантовое уравнение движения (13.7) принимает вид:
(13.9)
причем , т.е. оператор полной энергии не зависит от времени: H(t)=H(0)=H. Тогда уравнение (13.9) упрощается:
(13.10)
Для определения вида решения уравнения (13.10) учтем лишь пока первое слагаемое в правой части, т.е. рассмотрим уравнение
(13.11)
Решением этого уравнения является оператор
(13.12)
где экспоненту можно представить разложением в ряд:
(13.13)
Тогда решение уравнения (13.10) будем искать в виде:
(13.14)
здесь учитывает наличие второго слагаемого в правой части уравнения (13.10).
Потребуем, чтобы (13.14) было решением уравнения (13.10). Для этого вычислим :
(13.15)
Подставив (13.14) и (13.15) в уравнение (13.10), найдем:
(13.16)
Отсюда для искомого оператора получаем уравнение:
(13.17)
решением которого является оператор
(13.18)
Следовательно, оператор любой физической величины меняется со временем по закону:
(13.19)
Этот закон можно записать через унитарные операторы. Для этого введем в рассмотрение оператор
(13.20)
называемый оператором эволюции системы во времени. Тогда обратным ему оператором будет
(13.21)
Учитывая эрмитовость гамильтониана H, найдем оператор , сопряженный оператору (13.20):
[8]
Итак,
(13.22)
тогда
(13.23)
т.е. оператор эволюции системы является унитарным оператором.
Таким образом, связь оператора Гейзенберга с осуществляется унитарным преобразованием:
(13.24)