Теория возмущений (квантовая механика) - Perturbation theory (quantum mechanics)

В квантовая механика, теория возмущений представляет собой набор аппроксимационных схем, непосредственно связанных с математическими возмущение для описания сложной квантовая система с точки зрения более простого. Идея состоит в том, чтобы начать с простой системы, для которой известно математическое решение, и добавить дополнительное «возмущение». Гамильтониан представляет собой слабое нарушение системы. Если возмущение не слишком велико, различные физические величины, связанные с возмущенной системой (например, ее уровни энергии и собственные состояния ) можно выразить как «поправки» к поправкам простой системы. Эти поправки, будучи небольшими по сравнению с размером самих величин, могут быть рассчитаны с использованием приближенных методов, таких как асимптотический ряд. Таким образом, сложную систему можно изучить, зная более простую. По сути, это описание сложной нерешенной системы с использованием простой решаемой системы.

Приближенные гамильтонианы

Теория возмущений является важным инструментом для описания реальных квантовых систем, поскольку найти точные решения Уравнение Шредингера за Гамильтонианы даже средней сложности. Гамильтонианы, для которых мы знаем точные решения, такие как атом водорода, то квантовый гармонический осциллятор и частица в коробке, слишком идеализированы, чтобы адекватно описать большинство систем. Используя теорию возмущений, мы можем использовать известные решения этих простых гамильтонианов для генерации решений для ряда более сложных систем.

Применение теории возмущений

Теория возмущений применима, если поставленная задача не может быть решена точно, но может быть сформулирована путем добавления «малого» члена к математическому описанию точно решаемой задачи.

Например, добавив пертурбативную электрический потенциал квантово-механической модели атома водорода, крошечные сдвиги в спектральные линии водорода, вызванного наличием электрическое поле (в Эффект Старка ) можно рассчитать. Это только приблизительное значение, поскольку сумма Кулоновский потенциал с линейным потенциалом нестабильна (не имеет истинных связанных состояний), хотя время туннелирования (скорость распада ) очень длинный. Эта неустойчивость проявляется в уширении линий энергетического спектра, которое теория возмущений не может полностью воспроизвести.

Выражения, полученные с помощью теории возмущений, не точны, но они могут привести к точным результатам, если параметр расширения, скажем, α, очень маленький. Обычно результаты выражаются в терминах конечных степенной ряд в α которые, кажется, сходятся к точным значениям при суммировании до более высокого порядка. После определенного заказа п ~ 1/α однако результаты становятся все хуже, поскольку серии обычно расходящийся (существование асимптотический ряд ). Существуют способы их преобразования в сходящиеся ряды, которые можно оценить для параметров большого расширения, наиболее эффективно с помощью вариационный метод. Даже сходящиеся возмущения могут сходиться к неверному ответу, а разложения по расходящимся возмущениям иногда могут давать хорошие результаты на более низком уровне.^[1]

В теории квантовая электродинамика (QED), в котором электрон –фотон взаимодействие трактуется пертурбативно, вычисление электронного магнитный момент Было обнаружено, что с точностью до одиннадцати десятичных знаков согласуется с экспериментом^[2] В QED и других квантовые теории поля, специальные методы расчета, известные как Диаграммы Фейнмана используются для систематического суммирования членов степенного ряда.

Ограничения

Большие возмущения

При некоторых обстоятельствах теория возмущений - неправильный подход. Это происходит, когда система, которую мы хотим описать, не может быть описана небольшим возмущением, наложенным на какую-то простую систему. В квантовая хромодинамика, например, взаимодействие кварки с глюон поле нельзя трактовать пертурбативно при низких энергиях, поскольку константа связи (параметр расширения) становится слишком большим.^{[требуется разъяснение ]}

Неадиабатические состояния

Теория возмущений также не может описать состояния, которые не генерируются. адиабатически из «бесплатной модели», в том числе связанные состояния и различные коллективные явления, такие как солитоны.^{[нужна цитата ]} Представьте, например, что у нас есть система свободных (т.е. невзаимодействующих) частиц, с которыми введено притягивающее взаимодействие. В зависимости от формы взаимодействия это может создать совершенно новый набор собственных состояний, соответствующих группам частиц, связанных друг с другом. Пример этого явления можно найти в обычных сверхпроводимость, в которой фонон -опосредованное притяжение между электроны проводимости приводит к образованию коррелированных электронных пар, известных как Куперовские пары. Столкнувшись с такими системами, обычно обращаются к другим схемам аппроксимации, таким как вариационный метод и Приближение ВКБ. Это потому, что нет аналога связанная частица в невозмущенной модели и энергия солитона обычно равна обратный параметра расширения. Однако, если мы «проинтегрируем» по солитонным явлениям, непертурбативные поправки в этом случае будут крошечными; порядка exp (−1 /грамм) или exp (−1 /грамм²) в параметре возмущения грамм. Теория возмущений может обнаруживать только решения, «близкие» к невозмущенному решению, даже если есть другие решения, для которых пертурбативное разложение не применимо.^{[нужна цитата ]}

Сложные вычисления

Проблема непертурбативных систем была несколько облегчена с появлением современных компьютеры. Стало практичным получать численные непертурбативные решения некоторых задач, используя такие методы, как теория функционала плотности. Эти достижения были особенно полезны в области квантовая химия.^[3] Компьютеры также использовались для выполнения расчетов теории возмущений с чрезвычайно высокой точностью, что оказалось важным в физика элементарных частиц для получения теоретических результатов, которые можно сравнить с экспериментом.

Теория возмущений, не зависящая от времени

Теория возмущений, не зависящая от времени, - это одна из двух категорий теории возмущений, другая - зависящие от времени возмущения (см. Следующий раздел). В теории возмущений, не зависящей от времени, гамильтониан возмущения статичен (т. Е. Не зависит от времени). Теория возмущений, не зависящая от времени, была представлена Эрвин Шредингер в статье 1926 года,^[4] вскоре после того, как он разработал свои теории волновой механики. В этой статье Шредингер сослался на более ранние работы Лорд Рэйли,^[5] исследовавший гармонические колебания струны, возмущенной мелкими неоднородностями. Вот почему эту теорию возмущений часто называют Теория возмущений Рэлея – Шредингера..^[6]

Поправки первого порядка

Процесс начинается с невозмущенного гамильтониана ЧАС₀, который предполагается не имеющим зависимости от времени.^[7] Он знает уровни энергии и собственные состояния, возникающие из не зависящей от Уравнение Шредингера:

${\displaystyle H_{0}\left|n^{(0)}\right\rangle =E_{n}^{(0)}\left|n^{(0)}\right\rangle ,\qquad n=1,2,3,\cdots }$

Для простоты предполагается, что энергии дискретны. В (0) верхние индексы означают, что эти величины связаны с невозмущенной системой. Обратите внимание на использование обозначение бюстгальтера.

Затем в гамильтониан вносится возмущение. Позволять V быть гамильтонианом, представляющим слабое физическое возмущение, такое как потенциальная энергия, создаваемая внешним полем. (Таким образом, V формально Эрмитов оператор.) Позволять λ - безразмерный параметр, который может принимать значения в непрерывном диапазоне от 0 (без возмущения) до 1 (полное возмущение). Возмущенный гамильтониан:

${\displaystyle H=H_{0}+\lambda V}$

Уровни энергии и собственные состояния возмущенного гамильтониана снова задаются уравнением Шредингера:

${\displaystyle \left(H_{0}+\lambda V\right)|n\rangle =E_{n}|n\rangle .}$

Цель состоит в том, чтобы выразить E_п и ${\displaystyle |n\rangle }$ в терминах уровней энергии и собственных состояний старого гамильтониана. Если возмущение достаточно слабое, их можно записать как (Маклорен) степенной ряд в λ,

${\displaystyle {\begin{aligned}E_{n}&=E_{n}^{(0)}+\lambda E_{n}^{(1)}+\lambda ^{2}E_{n}^{(2)}+\cdots \\|n\rangle &=\left|n^{(0)}\right\rangle +\lambda \left|n^{(1)}\right\rangle +\lambda ^{2}\left|n^{(2)}\right\rangle +\cdots \end{aligned}}}$

куда

${\displaystyle {\begin{aligned}E_{n}^{(k)}&={\frac {1}{k!}}{\frac {d^{k}E_{n}}{d\lambda ^{k}}}{\bigg |}_{\lambda =0}\\\left|n^{(k)}\right\rangle &={\frac {1}{k!}}{\frac {d^{k}|n\rangle }{d\lambda ^{k}}}{\bigg |}_{\lambda =0.}\end{aligned}}}$

Когда k = 0, они сводятся к невозмущенным значениям, которые являются первым членом в каждом ряду. Поскольку возмущение слабое, уровни энергии и собственные состояния не должны слишком сильно отклоняться от своих невозмущенных значений, а члены должны быстро становиться меньше по мере увеличения порядка.

Подстановка разложения в степенной ряд в уравнение Шредингера дает:

${\displaystyle \left(H_{0}+\lambda V\right)\left(\left|n^{(0)}\right\rangle +\lambda \left|n^{(1)}\right\rangle +\cdots \right)=\left(E_{n}^{(0)}+\lambda E_{n}^{(1)}+\cdots \right)\left(\left|n^{(0)}\right\rangle +\lambda \left|n^{(1)}\right\rangle +\cdots \right).}$

Расширяя это уравнение и сравнивая коэффициенты каждой степени λ приводит к бесконечной серии одновременные уравнения. Уравнение нулевого порядка - это просто уравнение Шредингера для невозмущенной системы.

Уравнение первого порядка:

${\displaystyle H_{0}\left|n^{(1)}\right\rangle +V\left|n^{(0)}\right\rangle =E_{n}^{(0)}\left|n^{(1)}\right\rangle +E_{n}^{(1)}\left|n^{(0)}\right\rangle .}$

Действуя через ${\displaystyle \langle n^{(0)}|}$, первый член в левой части отменяет первый член в правой части. (Напомним, невозмущенный гамильтониан равен Эрмитский ). Это приводит к сдвигу энергии первого порядка,

${\displaystyle E_{n}^{(1)}=\left\langle n^{(0)}\right|V\left|n^{(0)}\right\rangle .}$

Это просто ожидаемое значение гамильтониана возмущения, пока система находится в невозмущенном состоянии.

Этот результат можно интерпретировать следующим образом: предполагая, что возмущение приложено, но система находится в квантовом состоянии ${\displaystyle |n^{(0)}\rangle }$, которое является допустимым квантовым состоянием, но больше не является собственным энергетическим состоянием. Возмущение приводит к увеличению средней энергии этого состояния на ${\displaystyle \langle n^{(0)}|V|n^{(0)}\rangle }$. Однако истинный сдвиг энергии немного отличается, потому что возмущенное собственное состояние не совсем то же самое, что и ${\displaystyle |n^{(0)}\rangle }$. Эти дальнейшие сдвиги даются поправками к энергии второго и более высокого порядка.

Прежде чем вычислять поправки к собственному состоянию энергии, необходимо решить проблему нормализации. Предполагая, что

${\displaystyle \left\langle n^{(0)}\right|\left.n^{(0)}\right\rangle =1,}$

но теория возмущений также предполагает, что ${\displaystyle \langle n|n\rangle =1}$.

Тогда сначала заказ в λ, должно выполняться следующее:

${\displaystyle \left(\left\langle n^{(0)}\right|+\lambda \left\langle n^{(1)}\right|\right)\left(\left|n^{(0)}\right\rangle +\lambda \left|n^{(1)}\right\rangle \right)=1}$

${\displaystyle \left\langle n^{(0)}\right|\left.n^{(0)}\right\rangle +\lambda \left\langle n^{(0)}\right|\left.n^{(1)}\right\rangle +\lambda \left\langle n^{(1)}\right|\left.n^{(0)}\right\rangle +{\cancel {\lambda ^{2}\left\langle n^{(1)}\right|\left.n^{(1)}\right\rangle }}=1}$

${\displaystyle \left\langle n^{(0)}\right|\left.n^{(1)}\right\rangle +\left\langle n^{(1)}\right|\left.n^{(0)}\right\rangle =0.}$

Поскольку общая фаза не определяется в квантовой механике, не теряя общий смысл, в теории, не зависящей от времени, можно предположить, что ${\displaystyle \langle n^{(0)}|n^{(1)}\rangle }$ чисто реально. Следовательно,

${\displaystyle \left\langle n^{(0)}\right|\left.n^{(1)}\right\rangle =\left\langle n^{(1)}\right|\left.n^{(0)}\right\rangle =-\left\langle n^{(1)}\right|\left.n^{(0)}\right\rangle ,}$

ведущий к

${\displaystyle \left\langle n^{(0)}\right|\left.n^{(1)}\right\rangle =0.}$

Чтобы получить поправку первого порядка к собственному состоянию энергии, выражение для поправки за энергию первого порядка вставляется обратно в результат, показанный выше, приравнивая коэффициенты первого порядка λ. Затем с помощью разрешение личности:

${\displaystyle {\begin{aligned}V\left|n^{(0)}\right\rangle &=\left(\sum _{k\neq n}\left|k^{(0)}\right\rangle \left\langle k^{(0)}\right|\right)V\left|n^{(0)}\right\rangle +\left(\left|n^{(0)}\right\rangle \left\langle n^{(0)}\right|\right)V\left|n^{(0)}\right\rangle \\&=\sum _{k\neq n}\left|k^{(0)}\right\rangle \left\langle k^{(0)}\right|V\left|n^{(0)}\right\rangle +E_{n}^{(1)}\left|n^{(0)}\right\rangle ,\end{aligned}}}$

где ${\displaystyle |k^{(0)}\rangle }$ находятся в ортогональное дополнение из ${\displaystyle |n^{(0)}\rangle }$.

Таким образом, уравнение первого порядка может быть выражено как

${\displaystyle \left(E_{n}^{(0)}-H_{0}\right)\left|n^{(1)}\right\rangle =\sum _{k\neq n}\left|k^{(0)}\right\rangle \left\langle k^{(0)}\right|V\left|n^{(0)}\right\rangle .}$

Предположим, что уровень энергии нулевого порядка не равен выродиться, т.е. что нет собственного состояния ЧАС₀ в ортогональном дополнении к ${\displaystyle |n^{(0)}\rangle }$ с энергией ${\displaystyle E_{n}^{(0)}}$. После переименования фиктивного индекса суммирования выше как ${\displaystyle k'}$, любой ${\displaystyle k\neq n}$ можно выбрать и умножить на ${\displaystyle \langle k^{(0)}|}$ давая

${\displaystyle \left(E_{n}^{(0)}-E_{k}^{(0)}\right)\left\langle k^{(0)}\right.\left|n^{(1)}\right\rangle =\left\langle k^{(0)}\right|V\left|n^{(0)}\right\rangle .}$

Вышесказанное ${\displaystyle \langle k^{(0)}|n^{(1)}\rangle }$ также дает нам компонент коррекции первого порядка вдоль ${\displaystyle |k^{(0)}\rangle }$.

Таким образом, в итоге получается,

${\displaystyle \left|n^{(1)}\right\rangle =\sum _{k\neq n}{\frac {\left\langle k^{(0)}\right|V\left|n^{(0)}\right\rangle }{E_{n}^{(0)}-E_{k}^{(0)}}}\left|k^{(0)}\right\rangle .}$

Изменение первого порядка в п-й собственный набор энергии имеет вклад от каждого из собственных состояний энергии k ≠ п. Каждый член пропорционален матричному элементу ${\displaystyle \langle k^{(0)}|V|n^{(0)}\rangle }$, который является мерой того, насколько возмущение смешивает собственное состояние п с собственным состоянием k; он также обратно пропорционален разности энергий между собственными состояниями k и п, что означает, что возмущение деформирует собственное состояние в большей степени, если имеется больше собственных состояний при близких энергиях. Выражение является сингулярным, если любое из этих состояний имеет ту же энергию, что и состояние п, поэтому предполагалось, что вырождения нет. Приведенная выше формула для возмущенных собственных состояний также подразумевает, что теория возмущений может быть законно использована только в том случае, когда абсолютная величина матричных элементов возмущения мала по сравнению с соответствующими разностями невозмущенных уровней энергии, т. Е. ${\displaystyle |\langle k^{(0)}|\lambda V|n^{(0)}\rangle |\ll |E_{n}^{(0)}-E_{k}^{(0)}|.}$

Поправки второго и высшего порядка

Мы можем найти отклонения более высокого порядка с помощью аналогичной процедуры, хотя вычисления становятся довольно утомительными с нашей текущей формулировкой. Наш рецепт нормализации дает

${\displaystyle 2\left\langle n^{(0)}\right|\left.n^{(2)}\right\rangle +\left\langle n^{(1)}\right|\left.n^{(1)}\right\rangle =0.}$

До второго порядка выражения для энергий и (нормированных) собственных состояний следующие:

${\displaystyle E_{n}(\lambda )=E_{n}^{(0)}+\lambda \left\langle n^{(0)}\right|V\left|n^{(0)}\right\rangle +\lambda ^{2}\sum _{k\neq n}{\frac {\left|\left\langle k^{(0)}\right|V\left|n^{(0)}\right\rangle \right|^{2}}{E_{n}^{(0)}-E_{k}^{(0)}}}+O(\lambda ^{3})}$

${\displaystyle {\begin{aligned}|n(\lambda )\rangle =\left|n^{(0)}\right\rangle &+\lambda \sum _{k\neq n}\left|k^{(0)}\right\rangle {\frac {\left\langle k^{(0)}\right|V\left|n^{(0)}\right\rangle }{E_{n}^{(0)}-E_{k}^{(0)}}}+\lambda ^{2}\sum _{k\neq n}\sum _{\ell \neq n}\left|k^{(0)}\right\rangle {\frac {\left\langle k^{(0)}\right|V\left|\ell ^{(0)}\right\rangle \left\langle \ell ^{(0)}\right|V\left|n^{(0)}\right\rangle }{\left(E_{n}^{(0)}-E_{k}^{(0)}\right)\left(E_{n}^{(0)}-E_{\ell }^{(0)}\right)}}\\&-\lambda ^{2}\sum _{k\neq n}\left|k^{(0)}\right\rangle {\frac {\left\langle k^{(0)}\right|V\left|n^{(0)}\right\rangle \left\langle n^{(0)}\right|V\left|n^{(0)}\right\rangle }{\left(E_{n}^{(0)}-E_{k}^{(0)}\right)^{2}}}-{\frac {1}{2}}\lambda ^{2}\left|n^{(0)}\right\rangle \sum _{k\neq n}{\frac {|\left\langle k^{(0)}\right|V\left|n^{(0)}\right\rangle |^{2}}{\left(E_{n}^{(0)}-E_{k}^{(0)}\right)^{2}}}+O(\lambda ^{3}).\end{aligned}}}$

Расширяя процесс дальше, можно показать, что поправка за энергию третьего порядка ^[8]

${\displaystyle E_{n}^{(3)}=\sum _{k\neq n}\sum _{m\neq n}{\frac {\langle n^{(0)}|V|m^{(0)}\rangle \langle m^{(0)}|V|k^{(0)}\rangle \langle k^{(0)}|V|n^{(0)}\rangle }{\left(E_{n}^{(0)}-E_{m}^{(0)}\right)\left(E_{n}^{(0)}-E_{k}^{(0)}\right)}}-\langle n^{(0)}|V|n^{(0)}\rangle \sum _{m\neq n}{\frac {|\langle n^{(0)}|V|m^{(0)}\rangle |^{2}}{\left(E_{n}^{(0)}-E_{m}^{(0)}\right)^{2}}}.}$

Поправки к пятому порядку (энергии) и четвертому порядку (состояния) в компактной записи

Если ввести обозначения,

${\displaystyle V_{nm}\equiv \langle n^{(0)}|V|m^{(0)}\rangle }$,

${\displaystyle E_{nm}\equiv E_{n}^{(0)}-E_{m}^{(0)}}$,

тогда поправки к энергии до пятого порядка можно записать

${\displaystyle {\begin{aligned}E_{n}^{(1)}&=V_{nn}\\E_{n}^{(2)}&={\frac {|V_{nk_{2}}|^{2}}{E_{nk_{2}}}}\\E_{n}^{(3)}&={\frac {V_{nk_{3}}V_{k_{3}k_{2}}V_{k_{2}n}}{E_{nk_{2}}E_{nk_{3}}}}-V_{nn}{\frac {|V_{nk_{3}}|^{2}}{E_{nk_{3}}^{2}}}\\E_{n}^{(4)}&={\frac {V_{nk_{4}}V_{k_{4}k_{3}}V_{k_{3}k_{2}}V_{k_{2}n}}{E_{nk_{2}}E_{nk_{3}}E_{nk_{4}}}}-{\frac {|V_{nk_{4}}|^{2}}{E_{nk_{4}}^{2}}}{\frac {|V_{nk_{2}}|^{2}}{E_{nk_{2}}}}-V_{nn}{\frac {V_{nk_{4}}V_{k_{4}k_{3}}V_{k_{3}n}}{E_{nk_{3}}^{2}E_{nk_{4}}}}-V_{nn}{\frac {V_{nk_{4}}V_{k_{4}k_{2}}V_{k_{2}n}}{E_{nk_{2}}E_{nk_{4}}^{2}}}+V_{nn}^{2}{\frac {|V_{nk_{4}}|^{2}}{E_{nk_{4}}^{3}}}\\&={\frac {V_{nk_{4}}V_{k_{4}k_{3}}V_{k_{3}k_{2}}V_{k_{2}n}}{E_{nk_{2}}E_{nk_{3}}E_{nk_{4}}}}-E_{n}^{(2)}{\frac {|V_{nk_{4}}|^{2}}{E_{nk_{4}}^{2}}}-2V_{nn}{\frac {V_{nk_{4}}V_{k_{4}k_{3}}V_{k_{3}n}}{E_{nk_{3}}^{2}E_{nk_{4}}}}+V_{nn}^{2}{\frac {|V_{nk_{4}}|^{2}}{E_{nk_{4}}^{3}}}\\E_{n}^{(5)}&={\frac {V_{nk_{5}}V_{k_{5}k_{4}}V_{k_{4}k_{3}}V_{k_{3}k_{2}}V_{k_{2}n}}{E_{nk_{2}}E_{nk_{3}}E_{nk_{4}}E_{nk_{5}}}}-{\frac {V_{nk_{5}}V_{k_{5}k_{4}}V_{k_{4}n}}{E_{nk_{4}}^{2}E_{nk_{5}}}}{\frac {|V_{nk_{2}}|^{2}}{E_{nk_{2}}}}-{\frac {V_{nk_{5}}V_{k_{5}k_{2}}V_{k_{2}n}}{E_{nk_{2}}E_{nk_{5}}^{2}}}{\frac {|V_{nk_{2}}|^{2}}{E_{nk_{2}}}}-{\frac {|V_{nk_{5}}|^{2}}{E_{nk_{5}}^{2}}}{\frac {V_{nk_{3}}V_{k_{3}k_{2}}V_{k_{2}n}}{E_{nk_{2}}E_{nk_{3}}}}\\&\quad -V_{nn}{\frac {V_{nk_{5}}V_{k_{5}k_{4}}V_{k_{4}k_{3}}V_{k_{3}n}}{E_{nk_{3}}^{2}E_{nk_{4}}E_{nk_{5}}}}-V_{nn}{\frac {V_{nk_{5}}V_{k_{5}k_{4}}V_{k_{4}k_{2}}V_{k_{2}n}}{E_{nk_{2}}E_{nk_{4}}^{2}E_{nk_{5}}}}-V_{nn}{\frac {V_{nk_{5}}V_{k_{5}k_{3}}V_{k_{3}k_{2}}V_{k_{2}n}}{E_{nk_{2}}E_{nk_{3}}E_{nk_{5}}^{2}}}+V_{nn}{\frac {|V_{nk_{5}}|^{2}}{E_{nk_{5}}^{2}}}{\frac {|V_{nk_{3}}|^{2}}{E_{nk_{3}}^{2}}}+2V_{nn}{\frac {|V_{nk_{5}}|^{2}}{E_{nk_{5}}^{3}}}{\frac {|V_{nk_{2}}|^{2}}{E_{nk_{2}}}}\\&\quad +V_{nn}^{2}{\frac {V_{nk_{5}}V_{k_{5}k_{4}}V_{k_{4}n}}{E_{nk_{4}}^{3}E_{nk_{5}}}}+V_{nn}^{2}{\frac {V_{nk_{5}}V_{k_{5}k_{3}}V_{k_{3}n}}{E_{nk_{3}}^{2}E_{nk_{5}}^{2}}}+V_{nn}^{2}{\frac {V_{nk_{5}}V_{k_{5}k_{2}}V_{k_{2}n}}{E_{nk_{2}}E_{nk_{5}}^{3}}}-V_{nn}^{3}{\frac {|V_{nk_{5}}|^{2}}{E_{nk_{5}}^{4}}}\\&={\frac {V_{nk_{5}}V_{k_{5}k_{4}}V_{k_{4}k_{3}}V_{k_{3}k_{2}}V_{k_{2}n}}{E_{nk_{2}}E_{nk_{3}}E_{nk_{4}}E_{nk_{5}}}}-2E_{n}^{(2)}{\frac {V_{nk_{5}}V_{k_{5}k_{4}}V_{k_{4}n}}{E_{nk_{4}}^{2}E_{nk_{5}}}}-{\frac {|V_{nk_{5}}|^{2}}{E_{nk_{5}}^{2}}}{\frac {V_{nk_{3}}V_{k_{3}k_{2}}V_{k_{2}n}}{E_{nk_{2}}E_{nk_{3}}}}\\&\quad -2V_{nn}\left({\frac {V_{nk_{5}}V_{k_{5}k_{4}}V_{k_{4}k_{3}}V_{k_{3}n}}{E_{nk_{3}}^{2}E_{nk_{4}}E_{nk_{5}}}}-{\frac {V_{nk_{5}}V_{k_{5}k_{4}}V_{k_{4}k_{2}}V_{k_{2}n}}{E_{nk_{2}}E_{nk_{4}}^{2}E_{nk_{5}}}}+{\frac {|V_{nk_{5}}|^{2}}{E_{nk_{5}}^{2}}}{\frac {|V_{nk_{3}}|^{2}}{E_{nk_{3}}^{2}}}+2E_{n}^{(2)}{\frac {|V_{nk_{5}}|^{2}}{E_{nk_{5}}^{3}}}\right)\\&\quad +V_{nn}^{2}\left(2{\frac {V_{nk_{5}}V_{k_{5}k_{4}}V_{k_{4}n}}{E_{nk_{4}}^{3}E_{nk_{5}}}}+{\frac {V_{nk_{5}}V_{k_{5}k_{3}}V_{k_{3}n}}{E_{nk_{3}}^{2}E_{nk_{5}}^{2}}}\right)-V_{nn}^{3}{\frac {|V_{nk_{5}}|^{2}}{E_{nk_{5}}^{4}}}\end{aligned}}}$

и состояния до четвертого порядка можно записать

${\displaystyle {\begin{aligned}|n^{(1)}\rangle &={\frac {V_{k_{1}n}}{E_{nk_{1}}}}|k_{1}^{(0)}\rangle \\|n^{(2)}\rangle &=\left({\frac {V_{k_{1}k_{2}}V_{k_{2}n}}{E_{nk_{1}}E_{nk_{2}}}}-{\frac {V_{nn}V_{k_{1}n}}{E_{nk_{1}}^{2}}}\right)|k_{1}^{(0)}\rangle -{\frac {1}{2}}{\frac {V_{nk_{1}}V_{k_{1}n}}{E_{k_{1}n}^{2}}}|n^{(0)}\rangle \\|n^{(3)}\rangle &={\Bigg [}-{\frac {V_{k_{1}k_{2}}V_{k_{2}k_{3}}V_{k_{3}n}}{E_{k_{1}n}E_{nk_{2}}E_{nk_{3}}}}+{\frac {V_{nn}V_{k_{1}k_{2}}V_{k_{2}n}}{E_{k_{1}n}E_{nk_{2}}}}\left({\frac {1}{E_{nk_{1}}}}+{\frac {1}{E_{nk_{2}}}}\right)-{\frac {|V_{nn}|^{2}V_{k_{1}n}}{E_{k_{1}n}^{3}}}+{\frac {|V_{nk_{2}}|^{2}V_{k_{1}n}}{E_{k_{1}n}E_{nk_{2}}}}\left({\frac {1}{E_{nk_{1}}}}+{\frac {1}{2E_{nk_{2}}}}\right){\Bigg ]}|k_{1}^{(0)}\rangle \\&\quad +{\Bigg [}-{\frac {V_{nk_{2}}V_{k_{2}k_{1}}V_{k_{1}n}+V_{k_{2}n}V_{k_{1}k_{2}}V_{nk_{1}}}{2E_{nk_{2}}^{2}E_{nk_{1}}}}+{\frac {|V_{nk_{1}}|^{2}V_{nn}}{E_{nk_{1}}^{3}}}{\Bigg ]}|n^{(0)}\rangle \\|n^{(4)}\rangle &={\Bigg [}{\frac {V_{k_{1}k_{2}}V_{k_{2}k_{3}}V_{k_{3}k_{4}}V_{k_{4}k_{2}}+V_{k_{3}k_{2}}V_{k_{1}k_{2}}V_{k_{4}k_{3}}V_{k_{2}k_{4}}}{2E_{k_{1}n}E_{k_{2}k_{3}}^{2}E_{k_{2}k_{4}}}}-{\frac {V_{k_{2}k_{3}}V_{k_{3}k_{4}}V_{k_{4}n}V_{k_{1}k_{2}}}{E_{k_{1}n}E_{k_{2}n}E_{nk_{3}}E_{nk_{4}}}}+{\frac {V_{k_{1}k_{2}}}{E_{k_{1}n}}}\left({\frac {|V_{k_{2}k_{3}}|^{2}V_{k_{2}k_{2}}}{E_{k_{2}k_{3}}^{3}}}-{\frac {|V_{nk_{3}}|^{2}V_{k_{2}n}}{E_{k_{3}n}^{2}E_{k_{2}n}}}\right)\\&\quad +{\frac {V_{nn}V_{k_{1}k_{2}}V_{k_{3}n}V_{k_{2}k_{3}}}{E_{k_{1}n}E_{nk_{3}}E_{k_{2}n}}}\left({\frac {1}{E_{nk_{3}}}}+{\frac {1}{E_{k_{2}n}}}+{\frac {1}{E_{k_{1}n}}}\right)+{\frac {|V_{k_{2}n}|^{2}V_{k_{1}k_{3}}}{E_{nk_{2}}E_{k_{1}n}}}\left({\frac {V_{k_{3}n}}{E_{nk_{1}}E_{nk_{3}}}}-{\frac {V_{k_{3}k_{1}}}{E_{k_{3}k_{1}}^{2}}}\right)-{\frac {V_{nn}\left(V_{k_{3}k_{2}}V_{k_{1}k_{3}}V_{k_{2}k_{1}}+V_{k_{3}k_{1}}V_{k_{2}k_{3}}V_{k_{1}k_{2}}\right)}{2E_{k_{1}n}E_{k_{1}k_{3}}^{2}E_{k_{1}k_{2}}}}\\&\quad +{\frac {|V_{nn}|^{2}}{E_{k_{1}n}}}\left({\frac {V_{k_{1}n}V_{nn}}{E_{k_{1}n}^{3}}}+{\frac {V_{k_{1}k_{2}}V_{k_{2}n}}{E_{k_{2}n}^{3}}}\right)-{\frac {|V_{k_{1}k_{2}}|^{2}V_{nn}V_{k_{1}n}}{E_{k_{1}n}E_{k_{1}k_{2}}^{3}}}{\Bigg ]}|k_{1}^{(0)}\rangle +{\frac {1}{2}}\left[{\frac {V_{nk_{1}}V_{k_{1}k_{2}}}{E_{nk_{1}}E_{k_{2}n}^{2}}}\left({\frac {V_{k_{2}n}V_{nn}}{E_{k_{2}n}}}-{\frac {V_{k_{2}k_{3}}V_{k_{3}n}}{E_{nk_{3}}}}\right)\right.\\&\quad \left.-{\frac {V_{k_{1}n}V_{k_{2}k_{1}}}{E_{k_{1}n}^{2}E_{nk_{2}}}}\left({\frac {V_{k_{3}k_{2}}V_{nk_{3}}}{E_{nk_{3}}}}+{\frac {V_{nn}V_{nk_{2}}}{E_{nk_{2}}}}\right)+{\frac {|V_{nk_{1}}|^{2}}{E_{k_{1}n}^{2}}}\left({\frac {3|V_{nk_{2}}|^{2}}{4E_{k_{2}n}^{2}}}-{\frac {2|V_{nn}|^{2}}{E_{k_{1}n}^{2}}}\right)-{\frac {V_{k_{2}k_{3}}V_{k_{3}k_{1}}|V_{nk_{1}}|^{2}}{E_{nk_{3}}^{2}E_{nk_{1}}E_{nk_{2}}}}\right]|n^{(0)}\rangle \end{aligned}}}$

Все задействованные термины k_j следует подвести итог k_j так что знаменатель не обращается в нуль.

Эффекты вырождения

Предположим, что два или более собственных энергетических состояния невозмущенного гамильтониана равны выродиться. Энергетический сдвиг первого порядка точно не определен, так как не существует единственного способа выбора базиса собственных состояний для невозмущенной системы. Различные собственные состояния для данной энергии будут возмущать с разными энергиями или могут вообще не иметь непрерывного семейства возмущений.

Это проявляется в вычислении возмущенного собственного состояния через то, что оператор

${\displaystyle E_{n}^{(0)}-H_{0}}$

не имеет четко определенного обратного.

Позволять D обозначим подпространство, порожденное этими вырожденными собственными состояниями. Как бы мало ни было возмущение, в вырожденном подпространстве D разности энергий между собственными состояниями ЧАС отличны от нуля, поэтому полное смешивание хотя бы некоторых из этих состояний обеспечено. Обычно собственные значения разделяются, а собственные подпространства становятся простыми (одномерными) или, по крайней мере, меньшей размерностью, чем D.

Удачные возмущения не будут «маленькими» по сравнению с плохо выбранным основанием D. Вместо этого мы считаем возмущение "малым", если новое собственное состояние близко к подпространству D. Новый гамильтониан необходимо диагонализовать в D, или небольшая вариация D, так сказать. Эти возмущенные собственные состояния в D теперь являются основой для разложения возмущений,

${\displaystyle |n\rangle =\sum _{k\in D}\alpha _{nk}|k^{(0)}\rangle +\lambda |n^{(1)}\rangle .}$

Для возмущения первого порядка нам нужно решить возмущенный гамильтониан, ограниченный на вырожденное подпространство D,

${\displaystyle V|k^{(0)}\rangle =\epsilon _{k}|k^{(0)}\rangle +{\text{small}}\qquad \forall |k^{(0)}\rangle \in D,}$

одновременно для всех вырожденных собственных состояний, где ${\displaystyle \epsilon _{k}}$ - поправки первого порядка к вырожденным уровням энергии, а "small" - вектор ${\displaystyle O(\lambda )}$ ортогонален D. Это составляет диагонализацию матрицы

${\displaystyle \langle k^{(0)}|V|l^{(0)}\rangle =V_{kl}\qquad \forall \;|k^{(0)}\rangle ,|l^{(0)}\rangle \in D.}$

Эта процедура является приближенной, так как мы пренебрегли состояниями вне D подпространство («малое»). Расщепление вырожденных энергий ${\displaystyle \epsilon _{k}}$ обычно наблюдается. Хотя расщепление может быть небольшим, ${\displaystyle O(\lambda )}$, по сравнению с диапазоном энергий, обнаруженным в системе, это имеет решающее значение для понимания некоторых деталей, таких как спектральные линии в Электронный спиновой резонанс эксперименты.

Поправки высшего порядка из-за других собственных состояний вне D находится так же, как и для невырожденного случая,

${\displaystyle \left(E_{n}^{(0)}-H_{0}\right)|n^{(1)}\rangle =\sum _{k\not \in D}\left(\langle k^{(0)}|V|n^{(0)}\rangle \right)|k^{(0)}\rangle .}$

Оператор в левой части не является сингулярным в применении к собственным состояниям вне D, поэтому мы можем написать

${\displaystyle |n^{(1)}\rangle =\sum _{k\not \in D}{\frac {\langle k^{(0)}|V|n^{(0)}\rangle }{E_{n}^{(0)}-E_{k}^{(0)}}}|k^{(0)}\rangle ,}$

но влияние на вырожденные состояния ${\displaystyle O(\lambda )}$.

Аналогично следует рассматривать и почти вырожденные состояния, когда исходные гамильтоновы расщепления не превышают возмущения в почти вырожденном подпространстве. Приложение находится в модель почти свободных электронов, где при правильном рассмотрении почти вырождение приводит к появлению энергетической щели даже при малых возмущениях. Другие собственные состояния будут сдвигать только абсолютную энергию всех почти вырожденных состояний одновременно.

Обобщение на многопараметрический случай

Обобщение не зависящей от времени теории возмущений на случай нескольких малых параметров ${\displaystyle x^{\mu }=(x^{1},x^{2},\cdots )}$ вместо λ можно сформулировать более систематично, используя язык дифференциальная геометрия, который в основном определяет производные квантовых состояний и вычисляет пертурбативные поправки, итеративно выбирая производные в невозмущенной точке.

Гамильтониан и оператор силы

С дифференциально-геометрической точки зрения параметризованный гамильтониан рассматривается как функция, определенная на параметре многообразие который отображает каждый конкретный набор параметров ${\displaystyle (x^{1},x^{2},\cdots )}$ эрмитовскому оператору ЧАС(Икс ^μ) действующий в гильбертовом пространстве. Параметрами здесь могут быть внешнее поле, сила взаимодействия или управляющие параметры в квантовый фазовый переход. Позволять E_п(Икс ^μ) и ${\displaystyle |n(x^{\mu })\rangle }$ быть п-я собственная энергия и собственное состояние ЧАС(Икс ^μ) соответственно. На языке дифференциальной геометрии состояния ${\displaystyle |n(x^{\mu })\rangle }$ сформировать векторный набор над многообразием параметров, на котором могут быть определены производные этих состояний. Теория возмущений должна ответить на следующий вопрос: если ${\displaystyle E_{n}(x_{0}^{\mu })}$ и ${\displaystyle |n(x_{0}^{\mu })\rangle }$ в невозмущенной контрольной точке ${\displaystyle x_{0}^{\mu }}$, как оценить E_п(Икс ^μ) и ${\displaystyle |n(x^{\mu })\rangle }$ в Икс ^μ близко к этой контрольной точке.

Без ограничения общности систему координат можно сместить так, чтобы опорная точка ${\displaystyle x_{0}^{\mu }=0}$ устанавливается как источник. Часто используется следующий линейно параметризованный гамильтониан

${\displaystyle H(x^{\mu })=H(0)+x^{\mu }F_{\mu }.}$

Если параметры Икс ^μ рассматриваются как обобщенные координаты, то F_μ следует идентифицировать как операторы обобщенной силы, связанные с этими координатами. Разные индексы μ Обозначьте различные силы в разных направлениях в коллекторе параметров. Например, если Икс ^μ обозначает внешнее магнитное поле в μ-направление, то F_μ должно быть намагничивание в том же направлении.

Теория возмущений как разложение в степенной ряд

Справедливость теории возмущений основывается на предположении адиабатичности, которое предполагает, что собственные энергии и собственные состояния гамильтониана являются гладкими функциями параметров, так что их значения в окрестности области могут быть вычислены в степенных рядах (например, Расширение Тейлора ) параметров:

${\displaystyle {\begin{aligned}E_{n}(x^{\mu })&=E_{n}+x^{\mu }\partial _{\mu }E_{n}+{\frac {1}{2!}}x^{\mu }x^{\nu }\partial _{\mu }\partial _{\nu }E_{n}+\cdots \\\left|n(x^{\mu })\right\rangle &=|n\rangle +x^{\mu }|\partial _{\mu }n\rangle +{\frac {1}{2!}}x^{\mu }x^{\nu }|\partial _{\mu }\partial _{\nu }n\rangle +\cdots \end{aligned}}}$

Здесь ∂_μ обозначает производную по Икс ^μ. При обращении в гос. ${\displaystyle |\partial _{\mu }n\rangle }$, это следует понимать как ковариантная производная если на векторном расслоении есть отличные от нуля связь. Все члены в правой части ряда оцениваются как Икс ^μ = 0, например E_п ≡ E_п(0) и ${\displaystyle |n\rangle \equiv |n(0)\rangle }$. В этом подразделе будет принято это соглашение, согласно которому предполагается, что все функции без явно указанной зависимости параметров вычисляются в начале координат. Степенный ряд может сходиться медленно или даже не сходиться, когда уровни энергии близки друг к другу. Предположение об адиабатичности не работает, когда имеется вырождение энергетических уровней, и, следовательно, теория возмущений в этом случае неприменима.

Теоремы Гельмана – Фейнмана

Вышеупомянутое разложение в степенной ряд можно легко оценить, если существует систематический подход для вычисления производных любого порядка. С использованием Правило цепи, производные могут быть разбиты до единственной производной либо по энергии, либо по состоянию. В Теоремы Гельмана – Фейнмана используются для расчета этих одиночных производных. Первая теорема Геллмана – Фейнмана дает производную энергии:

${\displaystyle \partial _{\mu }E_{n}=\langle n|\partial _{\mu }H|n\rangle }$

Вторая теорема Геллмана – Фейнмана дает производную состояния (разрешается полным базисом с m ≠ n),

${\displaystyle \langle m|\partial _{\mu }n\rangle ={\frac {\langle m|\partial _{\mu }H|n\rangle }{E_{n}-E_{m}}},\qquad \langle \partial _{\mu }m|n\rangle ={\frac {\langle m|\partial _{\mu }H|n\rangle }{E_{m}-E_{n}}}.}$

Для линейно параметризованного гамильтониана ∂_μЧАС просто обозначает оператор обобщенной силы F_μ.

Теоремы можно просто вывести, применив дифференциальный оператор ∂_μ по обе стороны от Уравнение Шредингера ${\displaystyle H|n\rangle =E_{n}|n\rangle ,}$ который читает

${\displaystyle \partial _{\mu }H|n\rangle +H|\partial _{\mu }n\rangle =\partial _{\mu }E_{n}|n\rangle +E_{n}|\partial _{\mu }n\rangle .}$

Затем перекрыть состояние ${\displaystyle \langle m|}$ слева и воспользуемся уравнением Шредингера ${\displaystyle \langle m|H=\langle m|E_{m}}$ опять таки,

${\displaystyle \langle m|\partial _{\mu }H|n\rangle +E_{m}\langle m|\partial _{\mu }n\rangle =\partial _{\mu }E_{n}\langle m|n\rangle +E_{n}\langle m|\partial _{\mu }n\rangle .}$

Учитывая, что собственные состояния гамильтониана всегда образуют ортонормированный базис ${\displaystyle \langle m|n\rangle =\delta _{mn}}$, случаи м = п и м ≠ п можно обсудить отдельно. Первый случай приведет к первой теореме, а второй случай - ко второй теореме, что можно сразу показать, переставив члены. С помощью дифференциальных правил, приведенных в теоремах Геллмана – Фейнмана, пертурбативная поправка к энергиям и состояниям может быть рассчитана систематически.

Коррекция энергии и состояния

Для второго порядка поправка на энергию имеет вид

${\displaystyle E_{n}(x^{\mu })=\langle n|H|n\rangle +\langle n|\partial _{\mu }H|n\rangle x^{\mu }+\Re \sum _{m\neq n}{\frac {\langle n|\partial _{\nu }H|m\rangle \langle m|\partial _{\mu }H|n\rangle }{E_{n}-E_{m}}}x^{\mu }x^{\nu }+\cdots ,}$

куда ${\displaystyle \Re }$ обозначает реальная часть функция. производная первого порядка ∂_μE_п дается непосредственно первой теоремой Гельмана – Фейнмана. Чтобы получить производную второго порядка ∂_μ∂_νE_п, просто применяя дифференциальный оператор ∂_μ результату производной первого порядка ${\displaystyle \langle n|\partial _{\nu }H|n\rangle }$, который гласит

${\displaystyle \partial _{\mu }\partial _{\nu }E_{n}=\langle \partial _{\mu }n|\partial _{\nu }H|n\rangle +\langle n|\partial _{\mu }\partial _{\nu }H|n\rangle +\langle n|\partial _{\nu }H|\partial _{\mu }n\rangle .}$

Отметим, что для линейно параметризованного гамильтониана нет второй производной ∂_μ∂_νЧАС = 0 на уровне оператора. Разрешите производную состояния, вставив полный набор базиса,

${\displaystyle \partial _{\mu }\partial _{\nu }E_{n}=\sum _{m}\left(\langle \partial _{\mu }n|m\rangle \langle m|\partial _{\nu }H|n\rangle +\langle n|\partial _{\nu }H|m\rangle \langle m|\partial _{\mu }n\rangle \right),}$

тогда все части могут быть вычислены с помощью теорем Геллмана – Фейнмана. В терминах производных Ли ${\displaystyle \langle \partial _{\mu }n|n\rangle =\langle n|\partial _{\mu }n\rangle =0}$ согласно определению связности векторного расслоения. Следовательно, случай м = п можно исключить из суммирования, что позволяет избежать сингулярности знаменателя энергии. Та же процедура может быть проделана для производных более высокого порядка, из которых получаются поправки более высокого порядка.

Такая же вычислительная схема применима для коррекции состояний. Результат для второго порядка выглядит следующим образом

${\displaystyle {\begin{aligned}\left|n\left(x^{\mu }\right)\right\rangle =|n\rangle &+\sum _{m\neq n}{\frac {\langle m|\partial _{\mu }H|n\rangle }{E_{n}-E_{m}}}|m\rangle x^{\mu }\\&+\left(\sum _{m\neq n}\sum _{l\neq n}{\frac {\langle m|\partial _{\mu }H|l\rangle \langle l|\partial _{\nu }H|n\rangle }{(E_{n}-E_{m})(E_{n}-E_{l})}}|m\rangle -\sum _{m\neq n}{\frac {\langle m|\partial _{\mu }H|n\rangle \langle n|\partial _{\nu }H|n\rangle }{(E_{n}-E_{m})^{2}}}|m\rangle -{\frac {1}{2}}\sum _{m\neq n}{\frac {\langle n|\partial _{\mu }H|m\rangle \langle m|\partial _{\nu }H|n\rangle }{(E_{n}-E_{m})^{2}}}|n\rangle \right)x^{\mu }x^{\nu }+\cdots .\end{aligned}}}$

В дедукции будут участвовать как производные энергии, так и производные состояния. Всякий раз, когда встречается производная состояния, разрешите ее, вставив полный набор базиса, тогда применима теорема Хеллмана-Фейнмана. Поскольку дифференцирование может быть вычислено систематически, подход расширения ряда к пертурбативным поправкам может быть закодирован на компьютерах с программным обеспечением для символьной обработки, например Mathematica.

Эффективный гамильтониан

Позволять ЧАС(0) - гамильтониан, полностью ограниченный либо в низкоэнергетическом подпространстве ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{L}}$ или в подпространстве высоких энергий ${\displaystyle {\mathcal {H}}_{H}}$, такой, что в ЧАС(0) соединяющие подпространства низких и высоких энергий, т.е. ${\displaystyle \langle m|H(0)|l\rangle =0}$ если ${\displaystyle m\in {\mathcal {H}}_{L},l\in {\mathcal {H}}_{H}}$. Позволять F_μ = ∂_μЧАС - члены связи, соединяющие подпространства. Затем, когда интегрированы высокоэнергетические степени свободы, эффективный гамильтониан в низкоэнергетическом подпространстве имеет вид^[9]

${\displaystyle H_{mn}^{\text{eff}}\left(x^{\mu }\right)=\langle m|H|n\rangle +\delta _{nm}\langle m|\partial _{\mu }H|n\rangle x^{\mu }+{\frac {1}{2!}}\sum _{l\in {\mathcal {H}}_{H}}\left({\frac {\langle m|\partial _{\mu }H|l\rangle \langle l|\partial _{\nu }H|n\rangle }{E_{m}-E_{l}}}+{\frac {\langle m|\partial _{\nu }H|l\rangle \langle l|\partial _{\mu }H|n\rangle }{E_{n}-E_{l}}}\right)x^{\mu }x^{\nu }+\cdots .}$

Здесь ${\displaystyle m,n\in {\mathcal {H}}_{L}}$ ограничены в низкоэнергетическом подпространстве. Приведенный выше результат может быть получен разложением в степенной ряд ${\displaystyle \langle m|H(x^{\mu })|n\rangle }$.

Формально можно определить эффективный гамильтониан, который точно дает низколежащие энергетические состояния и волновые функции.^[10] На практике обычно требуется какое-то приближение (теория возмущений).

Теория нестационарных возмущений

Метод вариации констант

Теория нестационарных возмущений, разработанная Поль Дирак, изучает влияние зависящего от времени возмущения V(т) применяется к не зависящему от времени гамильтониану ЧАС₀.^[11]

Поскольку возмущенный гамильтониан зависит от времени, его уровни энергии и собственные состояния тоже. Таким образом, цели теории возмущений, зависящих от времени, немного отличаются от целей теории возмущений, не зависящих от времени. Интересуют следующие количества:

• Зависящий от времени ожидаемое значение некоторых наблюдаемых А, для данного начального состояния.
• Зависящие от времени амплитуды^{[требуется разъяснение ]} тех квантовых состояний, которые являются собственными наборами энергии (собственными векторами) в невозмущенной системе.

Первая величина важна, потому что она дает начало классический результат А измерение выполняется на макроскопическом количестве копий возмущенной системы. Например, мы могли бы взять А быть перемещением в Икс-направление электрона в атоме водорода, и в этом случае ожидаемое значение, умноженное на соответствующий коэффициент, дает зависящее от времени диэлектрическая поляризация газообразного водорода. При соответствующем выборе возмущения (т. Е. Колеблющегося электрического потенциала) это позволяет рассчитать переменный ток. диэлектрическая проницаемость газа.

Вторая величина смотрит на зависящую от времени вероятность занятия для каждого собственного состояния. Это особенно полезно в лазер физика, где интересуются населенностями различных состояний атомов в газе при приложении электрического поля, зависящего от времени. Эти вероятности также полезны для расчета «квантового уширения» спектральные линии (видеть расширение линии ) и распад частиц в физика элементарных частиц и ядерная физика.

Мы кратко рассмотрим метод, лежащий в основе формулировки Дираком нестационарной теории возмущений. Выберите энергетическую основу ${\displaystyle {|n\rangle }}$ для невозмущенной системы. (Мы опускаем верхний индекс (0) для собственных состояний, потому что говорить об уровнях энергии и собственных состояниях для возмущенной системы бесполезно.)

Если невозмущенная система является собственным состоянием (гамильтониана) ${\displaystyle |j\rangle }$ вовремя т = 0, его состояние в последующие моменты времени меняется только на фаза (в Картина Шредингера, где векторы состояния эволюционируют во времени, а операторы постоянны),

${\displaystyle |j(t)\rangle =e^{-iE_{j}t/\hbar }|j\rangle ~.}$

Теперь введем зависящий от времени возмущающий гамильтониан V(т). Гамильтониан возмущенной системы равен

${\displaystyle H=H_{0}+V(t)~.}$

Позволять ${\displaystyle |\psi (t)\rangle }$ обозначают квантовое состояние возмущенной системы в момент времени т. Он подчиняется зависящему от времени уравнению Шредингера,

${\displaystyle H|\psi (t)\rangle =i\hbar {\frac {\partial }{\partial t}}|\psi (t)\rangle ~.}$

Квантовое состояние в каждый момент может быть выражено как линейная комбинация полного собственного базиса ${\displaystyle |n\rangle }$:

${\displaystyle |\psi (t)\rangle =\sum _{n}c_{n}(t)e^{-iE_{n}t/\hbar }|n\rangle ~,}$

(1)

где c_п(т)s подлежат определению сложный функции т который мы будем называть амплитуды (строго говоря, это амплитуды в Картина Дирака ).

Мы явно извлекли экспоненциальные фазовые множители ${\displaystyle \exp(-iE_{n}t/\hbar )}$ с правой стороны. Это всего лишь вопрос условности, и это можно сделать без потери общности. Причина, по которой мы идем к этой проблеме, заключается в том, что когда система запускается в состоянии ${\displaystyle |j\rangle }$ при отсутствии возмущения амплитуды обладают тем удобным свойством, что при всех т,c_j(т) = 1 и c_п(т) = 0, если n ≠ j.

Квадрат абсолютной амплитуды c_п(т) вероятность того, что система находится в состоянии п вовремя т, поскольку

${\displaystyle \left|c_{n}(t)\right|^{2}=\left|\langle n|\psi (t)\rangle \right|^{2}~.}$

Подставляя в уравнение Шредингера и используя тот факт, что ∂ / ∂т действует правило продукта, получается

${\displaystyle \sum _{n}\left(i\hbar {\frac {\mathrm {d} c_{n}}{\mathrm {d} t}}-c_{n}(t)V(t)\right)e^{-iE_{n}t/\hbar }|n\rangle =0~.}$

Разрешив личность перед V и умножение на бюстгальтер ${\displaystyle \langle n|}$ слева это можно свести к набору связанных дифференциальные уравнения для амплитуд,

${\displaystyle {\frac {\mathrm {d} c_{n}}{\mathrm {d} t}}={\frac {-i}{\hbar }}\sum _{k}\langle n|V(t)|k\rangle \,c_{k}(t)\,e^{-i(E_{k}-E_{n})t/\hbar }~.}$

где мы использовали уравнение (1) оценить сумму на п во втором члене, затем использовал тот факт, что ${\displaystyle \langle k|\Psi (t)\rangle =c_{k}(t)e^{-iE_{k}t/\hbar }}$.

Матричные элементы V играют ту же роль, что и в теории возмущений, не зависящей от времени, будучи пропорциональными скорости, с которой амплитуды смещаются между состояниями. Обратите внимание, однако, что направление сдвига изменяется экспоненциальным фазовым множителем. В разы больше, чем разница в энергии E_k − E_п, фаза несколько раз наматывается вокруг 0. Если зависимость от времени V является достаточно медленным, это может вызвать колебания амплитуд состояний. (Например, такие колебания полезны для управления излучательными переходами в лазер.)

До этого момента мы не делали никаких приближений, поэтому эта система дифференциальных уравнений является точной. Предоставляя соответствующие начальные значения c_п(т), мы могли бы в принципе найти точное (т.е. непертурбативное) решение. Это легко сделать, когда есть только два уровня энергии (п = 1, 2), и это решение полезно для моделирования таких систем, как аммиак молекула.

Однако точные решения трудно найти, когда существует много уровней энергии, и вместо этого ищут пертурбативные решения. Их можно получить, выразив уравнения в интегральной форме:

${\displaystyle c_{n}(t)=c_{n}(0)+{\frac {-i}{\hbar }}\sum _{k}\int _{0}^{t}dt'\;\langle n|V(t')|k\rangle \,c_{k}(t')\,e^{-i(E_{k}-E_{n})t'/\hbar }~.}$

Неоднократно подставляя это выражение вместо c_п обратно в правую часть, дает итеративное решение,

${\displaystyle c_{n}(t)=c_{n}^{(0)}+c_{n}^{(1)}+c_{n}^{(2)}+\cdots }$

где, например, член первого порядка

${\displaystyle c_{n}^{(1)}(t)={\frac {-i}{\hbar }}\sum _{k}\int _{0}^{t}dt'\;\langle n|V(t')|k\rangle \,c_{k}^{(0)}\,e^{-i(E_{k}-E_{n})t'/\hbar }~.}$

Из этого следует несколько дальнейших результатов, таких как Золотое правило Ферми, который связывает скорость переходов между квантовыми состояниями с плотностью состояний при определенных энергиях; или Серия Дайсон, полученная применением итерационного метода к оператор эволюции во времени, что является одной из отправных точек метода Диаграммы Фейнмана.

Метод серии Дайсона

Зависящие от времени возмущения можно реорганизовать с помощью техники Серия Дайсон. В Уравнение Шредингера

${\displaystyle H(t)|\psi (t)\rangle =i\hbar {\frac {\partial |\psi (t)\rangle }{\partial t}}}$

имеет формальное решение

${\displaystyle |\psi (t)\rangle =T\exp {\left[-{\frac {i}{\hbar }}\int _{t_{0}}^{t}dt'H(t')\right]}|\psi (t_{0})\rangle ~,}$

куда Т оператор временного упорядочивания,

${\displaystyle TA(t_{1})A(t_{2})={\begin{cases}A(t_{1})A(t_{2})&t_{1}>t_{2}\\A(t_{2})A(t_{1})&t_{2}>t_{1}\end{cases}}~.}$

Таким образом, экспонента представляет собой следующее Серия Дайсон,

${\displaystyle |\psi (t)\rangle =\left[1-{\frac {i}{\hbar }}\int _{t_{0}}^{t}dt_{1}H(t_{1})-{\frac {1}{\hbar ^{2}}}\int _{t_{0}}^{t}dt_{1}\int _{t_{0}}^{t_{1}}dt_{2}H(t_{1})H(t_{2})+\ldots \right]|\psi (t_{0})\rangle ~.}$

Обратите внимание, что во втором члене 1/2! Фактор точно отменяет двойной вклад, связанный с оператором временного порядка и т. д.

Рассмотрим следующую задачу возмущения

${\displaystyle [H_{0}+\lambda V(t)]|\psi (t)\rangle =i\hbar {\frac {\partial |\psi (t)\rangle }{\partial t}}~,}$

предполагая, что параметр λ маленький и в этом проблема ${\displaystyle H_{0}|n\rangle =E_{n}|n\rangle }$ было решено.

Выполните следующее унитарное преобразование к картинка взаимодействия (или картина Дирака),

${\displaystyle |\psi (t)\rangle =e^{-{\frac {i}{\hbar }}H_{0}(t-t_{0})}|\psi _{I}(t)\rangle ~.}$

Следовательно, Уравнение Шредингера упрощается до

${\displaystyle \lambda e^{{\frac {i}{\hbar }}H_{0}(t-t_{0})}V(t)e^{-{\frac {i}{\hbar }}H_{0}(t-t_{0})}|\psi _{I}(t)\rangle =i\hbar {\frac {\partial |\psi _{I}(t)\rangle }{\partial t}}~,}$

так что это решается с помощью вышеуказанного Серия Дайсон,

${\displaystyle |\psi _{I}(t)\rangle =\left[1-{\frac {i\lambda }{\hbar }}\int _{t_{0}}^{t}dt_{1}e^{{\frac {i}{\hbar }}H_{0}(t_{1}-t_{0})}V(t_{1})e^{-{\frac {i}{\hbar }}H_{0}(t_{1}-t_{0})}-{\frac {\lambda ^{2}}{\hbar ^{2}}}\int _{t_{0}}^{t}dt_{1}\int _{t_{0}}^{t_{1}}dt_{2}e^{{\frac {i}{\hbar }}H_{0}(t_{1}-t_{0})}V(t_{1})e^{-{\frac {i}{\hbar }}H_{0}(t_{1}-t_{0})}e^{{\frac {i}{\hbar }}H_{0}(t_{2}-t_{0})}V(t_{2})e^{-{\frac {i}{\hbar }}H_{0}(t_{2}-t_{0})}+\ldots \right]|\psi (t_{0})\rangle ~,}$

как ряд возмущений с малыми λ.

Используя решение невозмущенной задачи ${\displaystyle H_{0}|n\rangle =E_{n}|n\rangle }$ и ${\displaystyle \sum _{n}|n\rangle \langle n|=1}$ (для простоты предположим чистый дискретный спектр), дает в первом порядке

${\displaystyle |\psi _{I}(t)\rangle =\left[1-{\frac {i\lambda }{\hbar }}\sum _{m}\sum _{n}\int _{t_{0}}^{t}dt_{1}\langle m|V(t_{1})|n\rangle e^{-{\frac {i}{\hbar }}(E_{n}-E_{m})(t_{1}-t_{0})}|m\rangle \langle n|+\ldots \right]|\psi (t_{0})\rangle ~.}$

Таким образом, система, изначально находившаяся в невозмущенном состоянии ${\displaystyle |\alpha \rangle =|\psi (t_{0})\rangle }$, за счет возмущения может перейти в состояние ${\displaystyle |\beta \rangle }$. Соответствующая амплитуда вероятности перехода в первый порядок равна

${\displaystyle A_{\alpha \beta }=-{\frac {i\lambda }{\hbar }}\int _{t_{0}}^{t}dt_{1}\langle \beta |V(t_{1})|\alpha \rangle e^{-{\frac {i}{\hbar }}(E_{\alpha }-E_{\beta })(t_{1}-t_{0})}~,}$

как подробно описано в предыдущем разделе - в то время как соответствующая вероятность перехода к континууму обеспечивается Золотое правило Ферми.

Отметим, что не зависящая от времени теория возмущений также организована внутри этого зависящего от времени ряда Дайсона теории возмущений. Чтобы убедиться в этом, напишите оператор унитарной эволюции, полученный из приведенного выше Серия Дайсон, так как

${\displaystyle U(t)=1-{\frac {i\lambda }{\hbar }}\int _{t_{0}}^{t}dt_{1}e^{{\frac {i}{\hbar }}H_{0}(t_{1}-t_{0})}V(t_{1})e^{-{\frac {i}{\hbar }}H_{0}(t_{1}-t_{0})}-{\frac {\lambda ^{2}}{\hbar ^{2}}}\int _{t_{0}}^{t}dt_{1}\int _{t_{0}}^{t_{1}}dt_{2}e^{{\frac {i}{\hbar }}H_{0}(t_{1}-t_{0})}V(t_{1})e^{-{\frac {i}{\hbar }}H_{0}(t_{1}-t_{0})}e^{{\frac {i}{\hbar }}H_{0}(t_{2}-t_{0})}V(t_{2})e^{-{\frac {i}{\hbar }}H_{0}(t_{2}-t_{0})}+\cdots }$

и возьмем возмущение V быть независимым от времени.

Использование разрешения личности

${\displaystyle \sum _{n}|n\rangle \langle n|=1}$

с ${\displaystyle H_{0}|n\rangle =E_{n}|n\rangle }$ для чистого дискретного спектра напишите

${\displaystyle {\begin{aligned}U(t)=1&-\left\{{\frac {i\lambda }{\hbar }}\int _{t_{0}}^{t}dt_{1}\sum _{m}\sum _{n}\langle m|V|n\rangle e^{-{\frac {i}{\hbar }}(E_{n}-E_{m})(t_{1}-t_{0})}|m\rangle \langle n|\right\}\\&-\left\{{\frac {\lambda ^{2}}{\hbar ^{2}}}\int _{t_{0}}^{t}dt_{1}\int _{t_{0}}^{t_{1}}dt_{2}\sum _{m}\sum _{n}\sum _{q}e^{-{\frac {i}{\hbar }}(E_{n}-E_{m})(t_{1}-t_{0})}\langle m|V|n\rangle \langle n|V|q\rangle e^{-{\frac {i}{\hbar }}(E_{q}-E_{n})(t_{2}-t_{0})}|m\rangle \langle q|\right\}+\cdots \end{aligned}}}$

Очевидно, что во втором порядке необходимо просуммировать все промежуточные состояния. Предполагать ${\displaystyle t_{0}=0}$ и асимптотический предел больших времен. Это означает, что к каждому вкладу ряда возмущений нужно добавить мультипликативный множитель ${\displaystyle e^{-\epsilon t}}$ в подынтегральных выражениях для ε произвольно маленький. Таким образом, предел т → ∞ возвращает конечное состояние системы, удаляя все колеблющиеся члены, но сохраняя светские. Таким образом, интегралы вычислимы, и, отделив диагональные члены от остальных, получаем

${\displaystyle {\begin{aligned}U(t)=1&-{\frac {i\lambda }{\hbar }}\sum _{n}\langle n|V|n\rangle t-{\frac {i\lambda ^{2}}{\hbar }}\sum _{m\neq n}{\frac {\langle n|V|m\rangle \langle m|V|n\rangle }{E_{n}-E_{m}}}t-{\frac {1}{2}}{\frac {\lambda ^{2}}{\hbar ^{2}}}\sum _{m,n}\langle n|V|m\rangle \langle m|V|n\rangle t^{2}+\ldots \\&+\lambda \sum _{m\neq n}{\frac {\langle m|V|n\rangle }{E_{n}-E_{m}}}|m\rangle \langle n|+\lambda ^{2}\sum _{m\neq n}\sum _{q\neq n}\sum _{n}{\frac {\langle m|V|n\rangle \langle n|V|q\rangle }{(E_{n}-E_{m})(E_{q}-E_{n})}}|m\rangle \langle q|+\ldots \end{aligned}}}$

где вековой ряд по времени рекурсивно дает собственные значения возмущенной задачи, указанной выше; тогда как оставшаяся часть постоянной времени дает поправки к стационарным собственным функциям, также указанные выше (${\displaystyle |n(\lambda )\rangle =U(0;\lambda )|n\rangle )}$.)

Оператор унитарной эволюции применим к произвольным собственным состояниям невозмущенной задачи и в этом случае дает секулярный ряд, справедливый на малых временах.

Теория сильных возмущений

Точно так же, как и для малых возмущений, можно построить сильную теорию возмущений. Рассмотрим как обычно Уравнение Шредингера

${\displaystyle H(t)|\psi (t)\rangle =i\hbar {\frac {\partial |\psi (t)\rangle }{\partial t}}}$

и мы рассматриваем вопрос, существует ли двойственный ряд Дайсона, применимый в пределе все более больших возмущений. На этот вопрос можно ответить утвердительно. ^[12] а серия - это хорошо известная адиабатическая серия.^[13] Этот подход является довольно общим и может быть показан следующим образом. Рассмотрим проблему возмущения

${\displaystyle [H_{0}+\lambda V(t)]|\psi (t)\rangle =i\hbar {\frac {\partial |\psi (t)\rangle }{\partial t}}}$

существование λ→ ∞. Наша цель - найти решение в виде

${\displaystyle |\psi \rangle =|\psi _{0}\rangle +{\frac {1}{\lambda }}|\psi _{1}\rangle +{\frac {1}{\lambda ^{2}}}|\psi _{2}\rangle +\ldots }$

но прямая подстановка в приведенное выше уравнение не дает полезных результатов. Эту ситуацию можно изменить, изменив масштаб временной переменной как ${\displaystyle \tau =\lambda t}$ приводя к следующим значимым уравнениям

${\displaystyle V(t)|\psi _{0}\rangle =i\hbar {\frac {\partial |\psi _{0}\rangle }{\partial \tau }}}$

${\displaystyle V(t)|\psi _{1}\rangle +H_{0}|\psi _{0}\rangle =i\hbar {\frac {\partial |\psi _{1}\rangle }{\partial \tau }}}$

${\displaystyle \vdots }$

это можно решить, если мы знаем решение ведущий заказ уравнение. Но мы знаем, что в этом случае мы можем использовать адиабатическое приближение. Когда ${\displaystyle V(t)}$ не зависит от времени получения Серия Вигнера-Кирквуда что часто используется в статистическая механика. Действительно, в этом случае введем унитарное преобразование

${\displaystyle |\psi (t)\rangle =e^{-{\frac {i}{\hbar }}\lambda V(t-t_{0})}|\psi _{F}(t)\rangle }$

что определяет бесплатное изображение поскольку мы пытаемся исключить термин взаимодействия. Теперь двойным образом относительно малых возмущений мы должны решить Уравнение Шредингера

${\displaystyle e^{{\frac {i}{\hbar }}\lambda V(t-t_{0})}H_{0}e^{-{\frac {i}{\hbar }}\lambda V(t-t_{0})}|\psi _{F}(t)\rangle =i\hbar {\frac {\partial |\psi _{F}(t)\rangle }{\partial t}}}$

и мы видим, что параметр разложения λ появляется только в экспоненте, и поэтому соответствующий Серия Дайсон, а двойная серия Dyson, имеет значение в целом λs и является

${\displaystyle |\psi _{F}(t)\rangle =\left[1-{\frac {i}{\hbar }}\int _{t_{0}}^{t}dt_{1}e^{{\frac {i}{\hbar }}\lambda V(t_{1}-t_{0})}H_{0}e^{-{\frac {i}{\hbar }}\lambda V(t_{1}-t_{0})}-{\frac {1}{\hbar ^{2}}}\int _{t_{0}}^{t}dt_{1}\int _{t_{0}}^{t_{1}}dt_{2}e^{{\frac {i}{\hbar }}\lambda V(t_{1}-t_{0})}H_{0}e^{-{\frac {i}{\hbar }}\lambda V(t_{1}-t_{0})}e^{{\frac {i}{\hbar }}\lambda V(t_{2}-t_{0})}H_{0}e^{-{\frac {i}{\hbar }}\lambda V(t_{2}-t_{0})}+\ldots \right]|\psi (t_{0})\rangle .}$

После масштабирования по времени ${\displaystyle \tau =\lambda t}$ мы видим, что это действительно серия в ${\displaystyle 1/\lambda }$ оправдывая таким образом имя двойная серия Dyson. Причина в том, что мы получили эту серию, просто поменяв местами ЧАС₀ и V и мы можем переходить от одного к другому, применяя этот обмен. Это называется принцип двойственности в теории возмущений. Выбор ${\displaystyle H_{0}=p^{2}/2m}$ дает, как уже было сказано, Серия Вигнера-Кирквуда это градиентное расширение. В Серия Вигнера-Кирквуда представляет собой полуклассический ряд с собственными значениями, заданными точно так же, как для Приближение ВКБ.^[14]

Примеры

Пример теории возмущений первого порядка - энергия основного состояния кварцевого осциллятора

Рассмотрим квантовый гармонический осциллятор с возмущением потенциала четвертой степени и гамильтонианом

${\displaystyle H=-{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}{\frac {\partial ^{2}}{\partial x^{2}}}+{\frac {m\omega ^{2}x^{2}}{2}}+\lambda x^{4}}$

Основное состояние гармонического осциллятора:

${\displaystyle \psi _{0}=\left({\frac {\alpha }{\pi }}\right)^{\frac {1}{4}}e^{-\alpha x^{2}/2}}$

(${\displaystyle \alpha =m\omega /\hbar }$), а энергия невозмущенного основного состояния равна

${\displaystyle E_{0}^{(0)}={\tfrac {1}{2}}\hbar \omega .\,}$

Используя формулу коррекции первого порядка, получаем

${\displaystyle E_{0}^{(1)}=\lambda \left({\frac {\alpha }{\pi }}\right)^{\frac {1}{2}}\int e^{-\alpha x^{2}/2}x^{4}e^{-\alpha x^{2}/2}dx=\lambda \left({\frac {\alpha }{\pi }}\right)^{\frac {1}{2}}{\frac {\partial ^{2}}{\partial \alpha ^{2}}}\int e^{-\alpha x^{2}}dx}$

или же

${\displaystyle E_{0}^{(1)}=\lambda \left({\frac {\alpha }{\pi }}\right)^{\frac {1}{2}}{\frac {\partial ^{2}}{\partial \alpha ^{2}}}\left({\frac {\pi }{\alpha }}\right)^{\frac {1}{2}}=\lambda {\frac {3}{4}}{\frac {1}{\alpha ^{2}}}={\frac {3}{4}}{\frac {\hbar ^{2}\lambda }{m^{2}\omega ^{2}}}}$

Пример теории возмущений первого и второго порядка - квантовый маятник

Рассмотрим квантовый математический маятник с гамильтонианом

${\displaystyle H=-{\frac {\hbar ^{2}}{2ma^{2}}}{\frac {\partial ^{2}}{\partial \phi ^{2}}}-\lambda \cos \phi }$

с потенциальной энергией ${\displaystyle -\lambda \cos \phi }$ в качестве возмущения, т.е.

${\displaystyle V=-\cos \phi }$

Невозмущенные нормированные квантовые волновые функции - это функции жесткого ротора, которые задаются выражением

${\displaystyle \psi _{n}(\phi )={\frac {e^{in\phi }}{\sqrt {2\pi }}}}$

и энергии

${\displaystyle E_{n}^{(0)}={\frac {\hbar ^{2}n^{2}}{2ma^{2}}}}$

Поправка энергии первого порядка к ротору за счет потенциальной энергии равна

${\displaystyle E_{n}^{(1)}=-{\frac {1}{2\pi }}\int e^{-in\phi }\cos \phi e^{in\phi }=-{\frac {1}{2\pi }}\int \cos \phi =0}$

Используя формулу коррекции второго порядка, получаем

${\displaystyle E_{n}^{(2)}={\frac {ma^{2}}{2\pi ^{2}\hbar ^{2}}}\sum _{k}{\frac {\left|\int e^{-ik\phi }\cos \phi e^{in\phi }\right|^{2}}{n^{2}-k^{2}}}}$

или же

${\displaystyle E_{n}^{(2)}={\frac {ma^{2}}{2\hbar ^{2}}}\sum _{k}{\frac {\left|\left(\delta _{n,1-k}+\delta _{n,-1-k}\right)\right|^{2}}{n^{2}-k^{2}}}}$

или же

${\displaystyle E_{n}^{(2)}={\frac {ma^{2}}{2\hbar ^{2}}}\left({\frac {1}{2n-1}}+{\frac {1}{-2n-1}}\right)={\frac {ma^{2}}{\hbar ^{2}}}{\frac {1}{4n^{2}-1}}}$

Потенциальная энергия как возмущение

Когда невозмущенное состояние представляет собой свободное движение частицы с кинетической энергией ${\displaystyle E}$, решение Уравнение Шредингера

${\displaystyle \nabla ^{2}\psi ^{(0)}+k^{2}\psi ^{(0)}=0}$

соответствует плоским волнам с волновым числом ${\displaystyle k={\sqrt {2mE/\hbar ^{2}}}}$. Если есть слабая потенциальная энергия ${\displaystyle U(x,y,z)}$ в пространстве, в первом приближении возмущенное состояние описывается уравнением

${\displaystyle \nabla ^{2}\psi ^{(1)}+k^{2}\psi ^{(1)}={\frac {2mU}{\hbar ^{2}}}\psi ^{(0)}}$

чей частный интеграл^[15]

${\displaystyle \psi ^{(1)}(x,y,z)=-{\frac {m}{2\pi \hbar ^{2}}}\int \psi ^{(0)}U(x',y',z'){\frac {e^{ikr}}{r}}\,dx'dy'dz'}$

куда ${\displaystyle r^{2}=(x-x')^{2}+(y-y')^{2}+(z-z')^{2}}$. В двумерном случае решение имеет вид

${\displaystyle \psi ^{(1)}(x,y)=-{\frac {im}{2\hbar ^{2}}}\int \psi ^{(0)}U(x',y')H_{0}^{(1)}(kr)\,dx'dy'}$

куда ${\displaystyle r^{2}=(x-x')^{2}+(y-y')^{2}}$ и ${\displaystyle H_{0}^{(1)}}$ это Функция Ганкеля первого рода. В одномерном случае решение имеет вид

${\displaystyle \psi ^{(1)}(x)=-{\frac {im}{\hbar ^{2}}}\int \psi ^{(0)}U(x'){\frac {e^{ikr}}{k}}\,dx'}$

куда ${\displaystyle r=|x-x'|}$.

Приложения

• Цикл Раби
• Золотое правило Ферми
• Спиновая мюонная спектроскопия
• Возмущенная угловая корреляция

Рекомендации

1. Саймон, Барри (1982). «Большие порядки и суммируемость теории возмущений собственных значений: математический обзор». Международный журнал квантовой химии. 21: 3–25. Дои:10.1002 / qua.560210103.
2. Аояма, Тацуми; Хаякава, Масаси; Киношита, Тоитиро; Нио, Макико (2012). «КЭД-аномальный магнитный момент лептона десятого порядка: вершины восьмого порядка, содержащие поляризацию вакуума второго порядка». Физический обзор D. 85 (3): 033007. arXiv:1110.2826. Bibcode:2012PhRvD..85c3007A. Дои:10.1103 / PhysRevD.85.033007. S2CID  119279420.
3. ван Моурик, Т .; Buhl, M .; Гайго, М.-П. (10 февраля 2014 г.). «Функциональная теория плотности в химии, физике и биологии». Философские труды Королевского общества A: математические, физические и инженерные науки. 372 (2011): 20120488. Bibcode:2014RSPTA.37220488V. Дои:10.1098 / rsta.2012.0488. ЧВК  3928866. PMID  24516181.
4. Шредингер, Э. (1926). «Quantisierung als Eigenwertproblem» [Количественная оценка проблемы собственных значений]. Annalen der Physik (на немецком). 80 (13): 437–490. Bibcode:1926АнП ... 385..437С. Дои:10.1002 / andp.19263851302.
5. Рэлей, Дж. У. С. (1894). Теория звука. я (2-е изд.). Лондон: Макмиллан. С. 115–118. ISBN  978-1-152-06023-4.
6. Сулейманпашич, Олово; Юнсал, Митхат (01.07.2018). «Аспекты теории возмущений в квантовой механике: пакет BenderWuMathematica®». Компьютерная физика Коммуникации. 228: 273–289. Bibcode:2018CoPhC.228..273S. Дои:10.1016 / j.cpc.2017.11.018. ISSN  0010-4655. S2CID  46923647.
7. Сакураи, Дж. Дж., И Наполитано, Дж. (1964, 2011). Современная квантовая механика (2-е изд.), Эддисон Уэсли ISBN  978-0-8053-8291-4. Глава 5
8. Ландау, Л. Д .; Лифшиц, Э. М. (1977). Квантовая механика: нерелятивистская теория (3-е изд.). ISBN  978-0-08-019012-9.
9. Бир Геннадий Левикович; Пикус, Григорий Езекелевич (1974). «Глава 15: Теория возмущений для вырожденного случая». Симметрия и эффекты деформации в полупроводниках. ISBN  978-0-470-07321-6.
10. Соливерез, Карлос Э. (1981). «Общая теория эффективных гамильтонианов». Физический обзор A. 24 (1): 4–9. Bibcode:1981ПхРвА..24 .... 4С. Дои:10.1103 / PhysRevA.24.4 - через Academia.Edu.
11. Альберт Мессия (1966). Квантовая механика, Северная Голландия, John Wiley & Sons. ISBN  0486409244; Дж. Дж. Сакураи (1994). Современная квантовая механика (Эддисон-Уэсли) ISBN  9780201539295.
12. Фраска, М. (1998). «Двойственность в теории возмущений и квантовое адиабатическое приближение». Физический обзор A. 58 (5): 3439–3442. arXiv:hep-th / 9801069. Bibcode:1998ПхРвА..58.3439Ф. Дои:10.1103 / PhysRevA.58.3439. S2CID  2699775.
13. Мостафазаде, А. (1997). «Квантовое адиабатическое приближение и геометрическая фаза». Физический обзор A. 55 (3): 1653–1664. arXiv:hep-th / 9606053. Bibcode:1997ПхРвА..55.1653М. Дои:10.1103 / PhysRevA.55.1653. S2CID  17059815.
14. Фраска, Марко (2007). «Сильно возмущенная квантовая система - это полуклассическая система». Труды Королевского общества A: математические, физические и инженерные науки. 463 (2085): 2195–2200. arXiv:hep-th / 0603182. Bibcode:2007RSPSA.463.2195F. Дои:10.1098 / rspa.2007.1879. S2CID  19783654.
15. Лифшиц, Э. М., Л. Д. и Сайкс Ландау (Дж. Б.). (1965). Квантовая механика; Нерелятивистская теория. Pergamon Press.

внешняя ссылка

• «L1.1 Общая проблема. Невырожденная теория возмущений». YouTube. MIT OpenCourseWare. 14 февраля 2019. (лекция Бартон Цвибах )
• «L1.2 Построение пертурбативных уравнений». YouTube. MIT OpenCourseWare. 14 февраля 2019.