Фейнмановские лекции по физике. 9. Квантовая механика II
Шрифт:
А вероятность того, что у электрона будет обнаружен импульс р, выразится квадратом абсолютной величины этой амплитуды. Но опять возникает тот же вопрос насчет нормирования. Ведь вообще можно говорить только о вероятности обнаружить электрон с импульсом в узкой области dp близ значения р. Вероятность того, что импульс в точности равен р, равна нулю (разве что состояние |y> окажется состоянием с определенным импульсом). Только вероятность обнаружить импульс в интервале dp возле значения р может оказаться конечной. Нормировку можно делать по-разному. Мы выберем тот способ нормировки, который нам кажется особенно удобным, хотя вам сейчас это может так и не показаться.
Примем такую нормировку, чтобы вероятность
Это определение дает нам нормировку амплитуды <имп. р|x>. Амплитуда <имп. р|х>, естественно, комплексно сопряжена с амплитудой <х|имп. р>, а последнюю мы писали в (14.15). При нашей нормировке оказывается, что коэффициент пропорциональности перед экспонентной как раз равен единице, т. е.
Тогда (14.21) превращается в
Вместе с (14.22) это уравнение позволяет находить распределение импульсов для любого состояния |y>.
Возьмем частный пример: скажем, когда электрон расположен в некоторой области вокруг х=0. Пусть мы взяли волновую функцию вида
Распределение вероятности иметь то или иное значение х для такой волновой функции дается ее квадратом
Функция плотности вероятности Р(х) — это кривая Гаусса, показанная на фиг. 14.1.
фиг. 14.1. Плотность вероятности для волновой функции (14.24).
Большая часть вероятности сосредоточена между х=+sи х=-s. Мы говорим, что «полуширина» кривой есть а. (Точнее, а равняется средней квадратичной координате х, если разброс координат соответствует этому распределению.) Коэффициент К следовало бы выбрать так, чтобы плотность вероятности Р(х)не просто была пропорциональна вероятности (на единицу длины ж) обнаружить электрон, но имела бы такой масштаб, чтобы Р(х)Dx равнялось вероятности обнаружить электрон в Dx вблизи х. Коэффициент К, при котором так и получается, можно найти из требования
\ Р (х) dx=1, потому что вероятность обнаружить электрон
где попало равна единице. Мы находим, что К = (2ps2)– 1/4.
Теперь найдем распределение по импульсу. Пусть j(p)
есть амплитуда того, что импульс электрона окажется равным р:
Подстановка (14.25) в (14.24) дает
что можно также переписать в форме
Сделаем теперь замену
Математикам, вероятно, не понравился бы такой путь расчета, однако итог, несмотря на это, верен:
Мы пришли к интересному результату — распределение амплитуд по р имеет
где полуширина h распределения по р связана с полушириной а распределения по х формулой
Наш результат утверждает: если сделать распределение по х очень узким, взяв s малым, то h станет большим и распределение по р сильно расползется. Или наоборот, если распределение по р узко, то оно соответствует широкому распределению по х. Мы можем, если угодно, рассматривать h и sкак некую меру неопределенности локализации импульса и координаты электрона в изучаемом нами состоянии. Если обозначить их соответственно Dр и Dx, то (14.33) обратится в
Интересно вот что: можно доказать, что при всяком ином
виде распределения по х или по р произведение DpDx не может
стать меньше, чем у нас получилось. Гауссово распределение
дает наименьшее возможное значение произведения средних
квадратичных. В общем случае
Это количественная формулировка принципа неопределенности Гейзенберга, который качественно нам уже давно известен. Мы обычно делали приближенное утверждение: наименьшее значение произведения DpDx — это число порядка h.
§ 4. Нормировка состояний с определенной координатой х
Теперь мы вернемся к обсуждению тех изменений в наших основных уравнениях, которые необходимо сделать для работы с континуумом базисных состояний. Когда имеется конечное число дискретных состояний, то фундаментальное условие, которому должна удовлетворять система базисных состояний, имеет вид
Если частица пребывает в одном базисном состоянии, то амплитуда пребывания в другом базисном состоянии равна нулю. С помощью подходящей нормировки можно так определить амплитуду <i|j>, чтобы она была равна единице. Оба эти условия содержатся в (14.36). Теперь мы хотим понять, как надо видоизменить это соотношение, когда пользуются базисными состояниями частицы на прямой. Если известно, что частица пребывает в одном из базисных состояний |х>, то какова амплитуда того, что она пребывает в другом базисном состоянии |x'>? Если х и х' — две разные точки прямой, то амплитуда <x|х'>, конечно, есть нуль, что согласуется с (14.36). Но когда х и х' равны, то амплитуда <x|х' > не будет равна единице из-за той же старой проблемы нормировки. Чтобы увидеть, как надо все подправить, вернемся к (14.19) и применим это уравнение к частному случаю, когда состояние |j> — просто-напросто базисное состояние |х'>. Тогда получится
Далее, амплитуда <x|y> — это как раз то, что мы назвали функцией y (х). Подобно атому а амплитуда <x'|y>, поскольку она относится к тому же состоянию y, является той же функцией переменной х', а именно y (х'). Поэтому (14,37) можно переписать так;
Уравнение должно выполняться для любого состояния y и, стало быть, для любой функции y (х). Это требование обязано полностью определить природу амплитуды <x|х'), которая, конечно, есть попросту функция, зависящая от х и х'.