Классическая механика Купмана – фон Неймана - Википедия - Koopman–von Neumann classical mechanics

Приведенные выше аксиомы (i) - (iv) с учетом внутренний продукт написано в обозначение бюстгальтера, находятся

(я) ${ Displaystyle langle psi (t) | psi (t) rangle = 1}$,

(ii) ожидаемая стоимость наблюдаемой ${ displaystyle { hat {A}}}$ вовремя ${ displaystyle t}$ является ${ Displaystyle langle A (t) rangle = langle Psi (t) | { hat {A}} | Psi (t) rangle.}$

(iii) Вероятность того, что измерение наблюдаемого ${ displaystyle { hat {A}}}$ вовремя ${ displaystyle t}$ дает ${ displaystyle A}$ является ${ displaystyle left | langle A | Psi (t) rangle right | ^ {2}}$, куда ${ displaystyle { hat {A}} | A rangle = A | A rangle}$. (Эта аксиома является аналогом Родившееся правило в квантовой механике.^[8])

(iv) (см. Тензорное произведение гильбертовых пространств ).

Начнем со следующих уравнений для математических ожиданий координаты Икс и импульс п

${ displaystyle m { frac {d} {dt}} langle x rangle = langle p rangle, qquad { frac {d} {dt}} langle p rangle = langle -U '( x) rangle,}$

ака, Законы движения Ньютона усредненное по ансамблю. С помощью аксиомы операторов, их можно переписать как

${ displaystyle { begin {align} m { frac {d} {dt}} langle Psi (t) | { hat {x}} | Psi (t) rangle & = langle Psi ( t) | { hat {p}} | Psi (t) rangle, { frac {d} {dt}} langle Psi (t) | { hat {p}} | Psi ( t) rangle & = langle Psi (t) | -U '({ hat {x}}) | Psi (t) rangle. end {align}}}$

Обратите внимание на близкое сходство с Теоремы Эренфеста в квантовой механике. Приложения правило продукта приводит к

${ Displaystyle { begin {align} langle d Psi / dt | { hat {x}} | Psi rangle + langle Psi | { hat {x}} | d Psi / dt rangle & = langle Psi | { hat {p}} / m | Psi rangle, langle d Psi / dt | { hat {p}} | Psi rangle + langle Psi | { hat {p}} | d Psi / dt rangle & = langle Psi | -U '({ hat {x}}) | Psi rangle, end {выравнивается}}}$

в который мы подставляем следствие Теорема Стоуна ${ Displaystyle я | d пси (т) / дт rangle = { шляпа {L}} | пси (т) рангл}$ и получить

${ Displaystyle { begin {align} им langle Psi (t) | [{ hat {L}}, { hat {x}}] | Psi (t) rangle & = langle Psi ( t) | { hat {p}} | Psi (t) rangle, i langle Psi (t) | [{ hat {L}}, { hat {p}}] | Psi (t) rangle & = - langle Psi (t) | U '({ hat {x}}) | Psi (t) rangle. end {align}}}$

Поскольку эти тождества должны выполняться для любого начального состояния, от усреднения можно отказаться и система уравнений коммутатора для неизвестного ${ displaystyle { hat {L}}}$ выводится

${ displaystyle im [{ hat {L}}, { hat {x}}] = { hat {p}}, qquad i [{ hat {L}}, { hat {p}}] = -U '({ hat {x}}).}$

(коммутатор для L)

Предположим, что координата и импульс коммутируют ${ displaystyle [{ hat {x}}, { hat {p}}] = 0}$. Это предположение физически означает, что координата и импульс классической частицы могут быть измерены одновременно, что подразумевает отсутствие принцип неопределенности.

Решение ${ displaystyle { hat {L}}}$ не может быть просто формы ${ displaystyle { hat {L}} = L ({ hat {x}}, { hat {p}})}$ потому что это будет означать сокращение ${ displaystyle im [L ({ hat {x}}, { hat {p}}), { hat {x}}] = 0 = { hat {p}}}$ и ${ displaystyle i [L ({ hat {x}}, { hat {p}}), { hat {p}}] = 0 = -U '({ hat {x}})}$. Следовательно, мы должны использовать дополнительные операторы ${ displaystyle { hat { lambda}} _ {x}}$ и ${ displaystyle { hat { lambda}} _ {p}}$ подчиняться

${ displaystyle [{ hat {x}}, { hat { lambda}} _ {x}] = [{ hat {p}}, { hat { lambda}} _ {p}] = я , quad [{ hat {x}}, { hat {p}}] = [{ hat {x}}, { hat { lambda}} _ {p}] = [{ hat {p }}, { hat { lambda}} _ {x}] = [{ hat { lambda}} _ {x}, { hat { lambda}} _ {p}] = 0.}$

(КВН алгебра)

Необходимость использования этих вспомогательных операторов возникает из-за коммутации всех классических наблюдаемых. Теперь мы ищем ${ displaystyle { hat {L}}}$ в виде ${ displaystyle { hat {L}} = L ({ hat {x}}, { hat { lambda}} _ {x}, { hat {p}}, { hat { lambda}}) _{п})}$. Использование КВН алгебра, то коммутатор для L можно преобразовать в следующие дифференциальные уравнения

^[7][9]

${ displaystyle mL '_ { lambda _ {x}} (x, lambda _ {x}, p, lambda _ {p}) = p, qquad L' _ { lambda _ {p}} ( x, lambda _ {x}, p, lambda _ {p}) = - U '(x).}$

Отсюда заключаем, что классическая волновая функция КвН ${ Displaystyle | пси (т) rangle}$ развивается в соответствии с По типу Шредингера уравнение движения

${ displaystyle i { frac {d} {dt}} | Psi (t) rangle = { hat {L}} | Psi (t) rangle, qquad { hat {L}} = { frac { hat {p}} {m}} { hat { lambda}} _ {x} -U '({ hat {x}}) { hat { lambda}} _ {p}. }$

(KvN динамический эквалайзер)

Покажем явно, что KvN динамический эквалайзер эквивалентен классическая механика Лиувилля.

С ${ displaystyle { hat {x}}}$ и ${ displaystyle { hat {p}}}$ ездят на работу, они разделяют общие собственные векторы

${ displaystyle { hat {x}} | x, p rangle = x | x, p rangle, quad { hat {p}} | x, p rangle = p | x, p rangle, quad A ({ hat {x}}, { hat {p}}) | x, p rangle = A (x, p) | x, p rangle,}$

(xp eigenvec)

с разрешение личности${ displaystyle 1 = int dxdp , | x, p rangle langle x, p |.}$Тогда из уравнения (КВН алгебра)

${ Displaystyle langle x, p | { hat { lambda}} _ {x} | Psi rangle = -i { frac { partial} { partial x}} langle x, p | Psi rangle, qquad langle x, p | { hat { lambda}} _ {p} | Psi rangle = -i { frac { partial} { partial p}} langle x, p | Psi rangle.}$

Уравнение проектирования (KvN динамический эквалайзер) на ${ displaystyle langle x, p |}$, получаем уравнение движения для волновой функции КвН в xp-представлении

${ displaystyle left [{ frac { partial} { partial t}} + { frac {p} {m}} { frac { partial} { partial x}} - U '(x) { frac { partial} { partial p}} right] langle x, p | Psi (t) rangle = 0.}$

(KvN динамический эквалайзер в xp)

Количество ${ Displaystyle langle х, , р | пси (т) rangle}$ - амплитуда вероятности попадания классической частицы в точку ${ displaystyle x}$ с импульсом ${ displaystyle p}$ вовремя ${ displaystyle t}$. Согласно аксиомы выше, плотность вероятности определяется выражением${ displaystyle rho (x, p; t) = left | langle x, p | Psi (t) rangle right | ^ {2}}$. Использование идентичности

${ displaystyle { frac { partial} { partial t}} rho (x, p; t) = langle Psi (t) | x, p rangle { frac { partial} { partial t }} langle x, p | Psi (t) rangle + langle x, p | Psi (t) rangle left ({ frac { partial} { partial t}} langle x, p | Psi (t) rangle right) ^ {*}}$

а также (KvN динамический эквалайзер в xp), мы восстанавливаем классическое уравнение Лиувилля

${ displaystyle left [{ frac { partial} { partial t}} + { frac {p} {m}} { frac { partial} { partial x}} - U '(x) { frac { partial} { partial p}} right] rho (x, p; t) = 0.}$

(Лиувилль экв)

Более того, согласно аксиомы операторов и (xp eigenvec),

${ Displaystyle { begin {align} langle A rangle & = langle Psi (t) | A ({ hat {x}}, { hat {p}}) | Psi (t) rangle = int dxdp , langle Psi (t) | x, p rangle A (x, p) langle x, p | Psi (t) rangle & = int dxdp , A (x , p) langle Psi (t) | x, p rangle langle x, p | Psi (t) rangle = int dxdp , A (x, p) rho (x, p; t) . end {выравнивается}}}$

Следовательно, правило вычисления средних наблюдаемых ${ Displaystyle А (х, р)}$ в классической статистической механике был восстановлен из аксиомы операторов с дополнительным предположением ${ displaystyle [{ hat {x}}, { hat {p}}] = 0}$. В результате фаза классической волновой функции не влияет на наблюдаемые средние. В отличие от квантовой механики, фаза волновой функции KvN физически не имеет значения. Следовательно, отсутствие двухщелевой эксперимент^[6][10][11] а также Эффект Ааронова – Бома^[12] установлен в механике КвН.

Проектирование KvN динамический эквалайзер на общий собственный вектор операторов ${ displaystyle { hat {x}}}$ и ${ displaystyle { hat { lambda}} _ {p}}$ (т.е. ${ displaystyle x lambda _ {p}}$-представление), получаем классическую механику в удвоенном конфигурационном пространстве,^[13] чье обобщение приводит^{[13][14][15][16][17]}к фазовая формулировка квантовой механики.

Как в вывод классической механики, начнем со следующих уравнений для средних координат Икс и импульс п

${ displaystyle m { frac {d} {dt}} langle x rangle = langle p rangle, qquad { frac {d} {dt}} langle p rangle = langle -U '( x) rangle.}$

С помощью аксиомы операторов, их можно переписать как

${ displaystyle { begin {align} m { frac {d} {dt}} langle Psi (t) | { hat {x}} | Psi (t) rangle & = langle Psi ( t) | { hat {p}} | Psi (t) rangle, { frac {d} {dt}} langle Psi (t) | { hat {p}} | Psi ( t) rangle & = langle Psi (t) | -U '({ hat {x}}) | Psi (t) rangle. end {align}}}$

Эти Теоремы Эренфеста в квантовой механике. Приложения правило продукта приводит к

${ Displaystyle { begin {align} langle d Psi / dt | { hat {x}} | Psi rangle + langle Psi | { hat {x}} | d Psi / dt rangle & = langle Psi | { hat {p}} / m | Psi rangle, langle d Psi / dt | { hat {p}} | Psi rangle + langle Psi | { hat {p}} | d Psi / dt rangle & = langle Psi | -U '({ hat {x}}) | Psi rangle, end {выравнивается}}}$

в который мы подставляем следствие Теорема Стоуна

${ Displaystyle я hbar | d Psi (t) / dt rangle = { hat {H}} | Psi (t) rangle,}$

куда ${ displaystyle hbar}$ был введен как нормировочная константа для баланса размерности. Поскольку эти тождества должны выполняться для любого начального состояния, от усреднения можно отказаться и система уравнений коммутатора для неизвестного квантового генератора движения ${ displaystyle { hat {H}}}$ получены

${ displaystyle im [{ hat {H}}, { hat {x}}] = hbar { hat {p}}, qquad i [{ hat {H}}, { hat {p} }] = - hbar U '({ hat {x}}).}$

В отличие от случая классическая механика, мы предположим, что наблюдаемые координаты и импульс подчиняются каноническое коммутационное соотношение ${ displaystyle [{ hat {x}}, { hat {p}}] = я hbar}$. Параметр ${ displaystyle { hat {H}} = H ({ hat {x}}, { hat {p}})}$, уравнения коммутатора можно преобразовать в дифференциальные уравнения^[7][9]

${ displaystyle mH '_ {p} (x, p) = p, qquad H' _ {x} (x, p) = U '(x),}$

чье решение знакомо квантовый гамильтониан

${ displaystyle { hat {H}} = { frac {{ hat {p}} ^ {2}} {2m}} + U ({ hat {x}}).}$

Отсюда Уравнение Шредингера был выведен из теорем Эренфеста в предположении канонической коммутационной связи между координатой и импульсом. Этот вывод, а также вывод классической механики КВН показывает, что различие между квантовой и классической механикой по существу сводится к значению коммутатора ${ displaystyle [{ hat {x}}, { hat {p}}]}$.