гамильтониан

ГАМИЛЬТОНИАН (оператор Гамильтона) - квантовомеханич. оператор, соответствующий Гамильтона функции в классич. механике и определяющий эволюцию квантовой системы. В Шрёдинеера представлении эта эволюция описывается зависимостью от времени вектора состояния системы, к-рый удовлетворяет Шрёдингера ур-нию

где - гамильтониан. Если классич. ф-ция Гамильтона не зависит явно от времени, то она является интегралом движения и значение её совпадает с энергией системы. Соответственно Г. системы в этом случае является оператором энергии. Ур-ние (1) при этом имеет частные решения в виде стационарных состояний , где вектор состояния не зависит от времени и является собств. вектором Г., соответствующим значению энергии :

Ур-ние (2) определяет спектр энергии системы.

Оператор производной по времени физ. величины f также выражается через коммутатор Г. системы с оператором данной физ. величины:

Ур-ние (3) используется для описания эволюции системы в Гейзенберга представлении. Оно является квантовомеханич. аналогом ур-ния для классич. ф-ции f, зависящей от координат q_k и импульсов p_k системы:

где - классич. скобка Пуассона,

(N - число степеней свободы системы). Сравнение ф-л (3) и (4) показывает, что в классич. пределе коммутатор должен переходить в .

Аналогичные соотношения должны выполняться для коммутаторов операторов, соответствующих и др. классич. физ. величинам. В согласии с этим Г. физ. системы получается из классич. ф-ции Гамильтона заменой классич. координат и импульсов частиц на соответствующие операторы, подчиняющиеся коммутац. соотношениям. При этом возникает неоднозначность в последовательности записи некоммутирующих операторов в выражениях, отвечающих произведению классич. величин, к-рая устраняется симметризацией этих выражений, напр. q_i р_i заменяется на).

Приведём Г. для простейших систем:

а) частица массы т во внеш. потенц. поле V(x, у, z):

где и т. д.;

б) система n частиц с парным взаимодействием

Аналогично в квантовой теории взаимодействующих полей (т. е. в динамич. системах с бесконечным числом степеней свободы) Г. системы получается из классич. гамильтоновой ф-ции полей заменой классич. величин (напр., амплитуд нормальных колебаний) соответствующими операторами. Возникающая при этом неопределённость в порядке записи произведений некоммутирующих операторов позволяет выбрать такую последовательность (т. н. нормальное произведение ),к-рая естеств. образом определяет физ. вакуум системы (см. Квантовая теория поля).

Если физ. величина f не зависит явно от времени (=0), то условием её сохранения, согласно (3), является обращение в нуль коммутатора оператора этой величины с Г. системы, =0, т. е. условие одновременной измеримости данной величины и энергии системы.

Если Г. системы обладает к--л. симметрией, то оператор, осуществляющий преобразования симметрии, коммутирует с Г. Соответственно этому каждой симметрии Г. отвечает закон сохранения определённой величины (см. Нетер теорема). Так, симметрии Г. относительно сдвигов и поворотов системы в пространстве соответствуют законы сохранения импульса и момента импульса системы, симметрии Г. относительно отражения координат частиц - сохранение пространственной чётности системы и т. д. Симметрия Г. приводит, как правило, к вырождению уровней энергии.

Поскольку Г. отвечает физ. величине (ф-ции Гамильтона или энергии), он является эрмитовым оператором. Эрмитовость Г. обеспечивает сохранение нормы вектора состояния (т. е. полной вероятности). Однако для описания процессов с поглощением частиц (напр., процессов рассеяния адронов на ядрах) могут быть использованы комплексные потенциалы, соответствующие неэрмитовым Г. (см. Оптическая модель ядра). Лит.: Ландау Л. Д., Лифшиц E. M., Квантовая механика, 3 изд., M., 1974; Боголюбов H. H., Ширков Д. В., Квантовые поля, M., 1980. С. С. Герштейн.

   <<      Предметный указатель      >>