Фейнмановские лекции по физике. 9. Квантовая механика II

Фейнман Ричард Филлипс

§ 5. Оператор импульса

Теперь мы хотим рассчитать средний импульс электрона, опять начав с одномерного случая. Пусть Р(р)dp — вероят­ность того, что измерение приведет к импульсу в интервале между р и p+dp. Тогда

Обозначим теперь через <р|y> амплитуду того, что состоя­ние |y> есть состояние с определенным импульсом |р>. Это та же самая амплитуда, которую в гл. 14, § 3, мы обозначали <имп.р|y>; она является функцией от р, как <x|y> является функцией

от х. Затем мы выберем такую нормировку амплитуды, чтобы было

Тогда получится

что очень похоже на то, что мы имели для <x>_ср.

При желании можно продолжить ту же игру, которой мы предавались с <x>_ср. Во-первых, этот интеграл можно записать так:

Теперь вы должны узнать в этом уравнении разложение амплитуды <y|b> — разложение по базисным состояниям с определенным импульсом. Из (18.45) следует, что состояние |b> определяется в импульсном представлении уравнением

Иначе говоря, теперь можно писать

причем

где оператор р^ определяется на языке p– представления урав­нением (18.47).

[И опять при желании можно показать, что матричная запись р^ такова:

и что

Выводится это так же. как и для х.

Теперь возникает интересный вопрос. Мы можем написать <р>_ср так, как мы это сделали в (18.45) и (18.48); смысл опе­ратора р^ в импульсном представлении нам тоже известен. Но как истолковать р^ в координатном представлении? Это бывает нужно знать, если у нас есть волновая функция y (x)и мы со­бираемся вычислить ее средний импульс. Позвольте более четко пояснить, что имеется в виду. Если мы начнем с того, что за­дадим <p>_cp уравнением (18.48), то это уравнение можно бу­дет разложить по p– представлению и вернуться к (18.45). Если нам задано p– представление состояния, а именно амплитуда <p|y> как алгебраическая функция импульса p, то из (18.47) можно получить <p|b> и продолжить вычисление интеграла. Вопрос теперь в следующем: а что делать, если нам задано описание состояния в x– представлении, а именно волновая функ­ция y (x)=<x|y>?

Ну что ж, начнем раскладывать (18.48) в x– представлении.

Напишем

Но теперь надо знать другое: как выглядит состояние |b> в x– представлении. Если мы узнаем это, мы сможем взять ин­теграл. Итак, наша задача — найти функцию b (x)=<x|b>. Ее можно найти следующим образом. Мы видели в гл. 14, § 3, как <р|b> связано с <x|b>. Согласно уравнению (14.24),

Если нам известно <р|b>, то, решив это уравнение, мы найдем <x|b>. Но результат, конечно, следовало бы как-то выразить через y (x)=<x|y>, потому что считается, что именно эта ве­личина нам известна. Будем теперь исходить из (18.47) и, опять применив (14.24), напишем

Интеграл берется по х, поэтому р можно внести под интеграл

Теперь сравним это с (18.53). Может быть, вы подумали, что <x|b> равно py(x)? Нет, напрасно! Волновая функция <х|b>=b(x) может зависеть только от х, но не от р. В этом-то вся трудность.

К счастью, кто-то заметил, что интеграл в (18.55) мо­жно проинтегрировать по частям. Производная e^{– ipx/h}по х равна (-i/h)pe^{– ipx/h}, поэтому интеграл (18.55) это все равно, что

Если это проинтегрировать по частям, оно превратится в

Пока речь идет только о связанных состояниях, y(x) стремится к нулю при х®±Ґ, скобка равна нулю и мы имеем

А вот теперь сравним этот результат с (18.53). Вы видите, что

Все необходимое, чтобы взять интеграл в (18.52), у нас уже есть. Окончательный ответ таков:

Мы узнали, как выглядит (18.48) в координатном представлении. Перед нами начинает постепенно вырисовываться интересная картина. Когда мы задали вопрос о средней энергии состояния |y>, то ответ был таков:

То же самое в координатном мире записывается так:

Здесь

— алгебраический оператор, который действует на функцию от х.

Когда мы задали вопрос о среднем значении х, то тоже обнаружили, что ответ имеет вид

В координатном мире соответствующие уравнения таковы:

Когда мы задали вопрос о среднем значении р, то ответ оказался

В координатном мире эквивалентные уравнения имели бы вид

Во всех наших трех примерах мы исходили из состояния |y> и создавали новое (гипотетическое) состояние с помощью квантовомеханического оператора. В координатном представле­нии мы генерируем соответствующую волновую функцию, дей­ствуя на волновую функцию y (x) алгебраическим оператором. Можно говорить о взаимнооднозначном соответствии (для одно­мерных задач) между