§ 6. Обобщение на системы с N состояниями

Мы покончили с системами с двумя состояниями, рассказав все, что хотелось. В дальнейших главах мы перейдем к изучению систем с большим числом состояний. Расширение на системы с N состояниями идей, разработанных для двух состояний, проходит довольно просто. Это делается примерно так.

Если система обладает N различными состояниями, то всякое состояние |?(t)> можно представить как линейную комбинацию произвольной совокупности базисных состояний |t>, где i=1, 2, 3, ..., N:

(9.57)

Коэффициенты C_i(t) — это амплитуды <i|?(t)>. Поведение амплитуд С_i во времени направляется уравнениями

(9.58)

где энергетическая матрица H_ij описывает физику задачи. С виду она такая же, как и для двух состояний. Но только теперь и i, и j должны пробегать по всем N базисным состояниям, и энергетическая матрица H_ij (или, если вам больше нравится, гамильтониан) — это теперь матрица N?N, состоящая из N² чисел. Как и прежде, H_ij=H_ji (до тех пор, пока частицы сохраняются) и диагональные элементы H_ii суть вещественные числа.

Мы нашли общее решение для всех С в системе с двумя состояниями, когда энергетическая матрица постоянна (не зависит от t). Точно так же нетрудно решить и уравнение (9.58) для системы с N состояниями, когда Н не зависит от времени. Опять мы начинаем с того, что ищем возможное решение, в котором у всех амплитуд зависимость от времени одинакова. Мы пробуем

(9.59)

Если все эти C_i подставить в (9.58), то производные dC_i(t)/dt превращаются просто в (-i/?)EC_i. Сокращая повсюду на общую экспоненту, получаем

(9.60)

Эта система N линейных алгебраических уравнений для N неизвестных a₁ а₂, ..., а_n; решение у нее бывает только тогда, когда вам сильно повезет, когда определитель из коэффициентов при всех а равен нулю. Но не нужно чересчур умничать: можете просто начать их решать любым способом, и вы сразу увидите, что решить их удается лишь при некоторых значениях E. (Вспомните, что единственная величина, которая в этих уравнениях подлежит подгонке, это Е.)

Если, впрочем, вы хотите, чтобы все было по форме, перепишите (9.60) так:

(9.61)

Затем примените правило (если оно вам знакомо), что эти уравнения будут иметь решения лишь для тех значений Е, для которых

(9.62)

Каждый член в детерминанте — это просто H_ij и только из диагональных отнято Е. Иначе говоря, (9.62) означает просто

(9.63)

Это, конечно, всего-навсего особый способ записывать алгебраические уравнения для Е, складывая вереницы членов, перемножаемых в определенном порядке. Эти произведения дадут все степени Е вплоть до E^N.

Значит, у нас есть многочлен N-й степени, который равняется нулю. У него, вообще говоря, есть N корней. (Нужно помнить, однако, что некоторые из них могут быть кратными корнями; это значит, что два или более корней могут быть равны друг другу.) Обозначим эти N корней так:

(9.64)

(пусть n обозначает n-е порядковое числительное, так что n принимает значения I,II, ..., N). Некоторые из этих энергий могут быть между собой равны, скажем Е_II=Е_III, но мы решили все же обозначать их разными именами.

Уравнения (9.60) или (9.61) имеют по одному решению для каждого значения Е [из (9.64)]. Если вы подставите любое из Е, скажем E_n, в (9.60) и найдете все а_i, то получится ряд чисел а_i, относящихся к энергии E_n. Этот ряд мы обозначим а_i(n).

Если подставить эти а_i(n) в (9.59), то получатся амплитуды С_i(n) того, что состояния с определенной энергией находятся в базисном состоянии |i>. Пусть |n> обозначает вектор состояния для состояния с определенной энергией при t=0. Тогда можно написать

где

(9.65)

Полное состояние с определенной энергией |?_n(t)> можно тогда записать так:

или

(9.66)

Векторы состояний |n> описывают конфигурацию состояний с определенной энергией, но с вынесенной зависимостью от времени. Это постоянные векторы, которые, если мы захотим, можно использовать в качестве новой базисной совокупности.

Каждое из состояний |n> обладает тем свойством (в чем легко убедиться), что при действии на него оператором Гамильтона Н получится просто Е_n, умноженное на то же состояние:

(9.67)

Значит, энергия Е_n — это характеристическое число оператора Гамильтона ^Н. Как мы видели, у гамильтониана в общем случае бывает несколько характеристических энергий. Физики обычно называют их «собственными значениями» матрицы Н. Для каждого собственного значения ^Н, иными словами, для каждой энергии, существует состояние с определенной энергией, которое мы называли «стационарным». Состояния |n> обычно именуются «собственными состояниями ^Н». Каждое собственное состояние отвечает определенному собственному значению Е_n.

Далее, состояния |n> (их N штук) могут, вообще говоря, тоже быть выбраны в качестве базиса. Для этого все состояния должны быть ортогональны в том смысле, что для любой пары их, скажем |n> и |m>,

(9.68)

Это выполнится автоматически, если все энергии различны. Кроме того, можно умножить все а_i(n) на подходящие множители, чтобы все состояния были отнормированы: чтобы для всех n было

(9.69)

Когда оказывается, что (9.63) случайно имеет два (или больше) одинаковых корня с одной и той же энергией, то появляются небольшие усложнения. По-прежнему имеются две различные совокупности а_i, отвечающие двум одинаковым энергиям, но состояния, которые они дают, не обязательно ортогональны. Пусть вы проделали нормальную процедуру и нашли два стационарных состояния с равными энергиями. Обозначим их |?> и |v>. Тогда они не обязательно окажутся ортогональными: если вам не повезло, то обнаружите, что

Но зато всегда верно, что можно изготовить два новых состояния (обозначим их |?'> и |v'>) с теми же энергиями, но ортогональных друг другу:

(9.70)

Этого можно добиться, составив |?'> и |v'> из подходящих линейных комбинаций |?> и |v> с так подобранными коэффициентами, что (9.70) будет выполнено. Это всегда полезно делать, и мы будем вообще предполагать, что это уже проделано, так что можно будет считать наши собственноэнергетические состояния |n> все ортогональными.

Для интереса докажем, что когда два стационарных состояния обладают разными энергиями, то они действительно ортогональны. Для состояния |n> с энергией Е_n

(9.71)

Это операторное уравнение на самом деле означает, что имеется соотношение между числами. Если заполнить недостающие части, то оно означает то же самое, что и

(9.72)

Проделав здесь комплексное сопряжение, получим

(9.73)

Теперь вспомним, что комплексно сопряженная амплитуда — это амплитуда обратного процесса, так что (9.73) можно переписать в виде

(9.74)

Поскольку это уравнение справедливо для всякого i, то его можно «сократить» до

(9.75)

Это уравнение называется сопряженным с (9.71).

Теперь легко доказать, что Е_n— число вещественное. Умножим (9.71) на <n|. Получится

(9.76)

(с учетом, что <n|n>=1). Умножим теперь (9.75) справа на |n>:

(9.77)

Сравнивая (9.76) с (9.77), видим, что

(9.78)

а это означает, что E_n вещественно. Звездочку при Е_n в (9.75) можно убрать.

Теперь наконец-то мы в силах доказать, что состояния с различными энергиями ортогональны. Пусть |n> и |m> — пара базисных состояний с определенными энергиями. Написав (9.75) для состояния |m> и умножив его на |n>, получим

Но если (9.71) умножить на <m|, то будет

Раз левые части этих уравнений равны, то равны и правые:

(9.79)

Если Е_m=Е_n, то это равенство ни о чем не говорит. Но если энергии двух состояний |m> и |n> различны (Е_m?Е_n), то уравнение (9.79) говорит, что <m|n> должно быть нулем, что мы и хотели доказать. Два состояния обязательно ортогональны, если только Е_n и Е_m отличаются друг от друга.