Ehrenfestovy teorémy

Uvažujme systém, který se nachází v kvantovém stavu ${\displaystyle \Phi }$. Pro časovou derivaci střední hodnoty operátoru ${\displaystyle {\hat {A}}}$ platí

${\displaystyle {\frac {\mathrm {d} }{\mathrm {d} t}}\langle {\hat {A}}\rangle ={\frac {\mathrm {d} }{\mathrm {d} t}}\int \Phi ^{\star }{\hat {A}}\Phi ~\mathrm {d} x^{3}=\int \left({\frac {\partial \Phi ^{\star }}{\partial t}}\right){\hat {A}}\Phi ~\mathrm {d} x^{3}+\int \Phi ^{\star }\left({\frac {\partial {\hat {A}}}{\partial t}}\right)\Phi ~\mathrm {d} x^{3}+\int \Phi ^{\star }{\hat {A}}\left({\frac {\partial \Phi }{\partial t}}\right)~\mathrm {d} x^{3}=}$

${\displaystyle =\int \left({\frac {\partial \Phi ^{\star }}{\partial t}}\right){\hat {A}}\Phi ~\mathrm {d} x^{3}+\left\langle {\frac {\partial {\hat {A}}}{\partial t}}\right\rangle +\int \Phi ^{\star }{\hat {A}}\left({\frac {\partial \Phi }{\partial t}}\right)~\mathrm {d} x^{3}}$,

přičemž se integruje přes celý prostor. V mnoha případech (ale ne vždy) je operátor ${\displaystyle {\hat {A}}}$ časově nezávislý, takže jeho derivace je nulová. V takovém případě je možné zanedbat člen ${\displaystyle \left\langle {\frac {\partial {\hat {A}}}{\partial t}}\right\rangle }$.

Pomocí Schrödingerovy rovnice lze zjistit, že

${\displaystyle {\frac {\partial \Phi }{\partial t}}={\frac {1}{\mathrm {i} \hbar }}{\hat {H}}\Phi }$

a také

${\displaystyle {\frac {\partial \Phi ^{\star }}{\partial t}}={\frac {-1}{\mathrm {i} \hbar }}\Phi ^{\star }{\hat {H}}^{\star }={\frac {-1}{\mathrm {i} \hbar }}\Phi ^{\star }{\hat {H}}}$

Vzhledem k tomu, že hamiltonián je hermiteovský operátor, bude platit ${\displaystyle {\hat {H}}={\hat {H}}^{\star }}$. Dosazením do předchozí rovnice dostaneme

${\displaystyle {\frac {\mathrm {d} }{\mathrm {d} t}}\langle {\hat {A}}\rangle ={\frac {1}{\mathrm {i} \hbar }}\int \Phi ^{\star }({\hat {A}}{\hat {H}}-{\hat {H}}{\hat {A}})\Phi ~\mathrm {d} x^{3}+\left\langle {\frac {\partial {\hat {A}}}{\partial t}}\right\rangle ={\frac {1}{\mathrm {i} \hbar }}\left\langle \left[{\hat {A}},{\hat {H}}\right]\right\rangle +\left\langle {\frac {\partial {\hat {A}}}{\partial t}}\right\rangle }$

Pro hmotnou částici v potenciálním poli lze hamiltonián zapsat jako

${\displaystyle {\hat {H}}(x,p,t)={\frac {p^{2}}{2m}}+V(x,t)}$,

kde x je poloha částice. Předpokládejme, že chceme znát okamžitou změnu hybnosti p. Z Ehrenfestova teorému dostaneme

${\displaystyle {\frac {\mathrm {d} }{\mathrm {d} t}}\langle {\hat {p}}\rangle ={\frac {1}{\mathrm {i} \hbar }}\left\langle \left[{\hat {p}},{\hat {H}}\right]\right\rangle +\left\langle {\frac {\partial {\hat {p}}}{\partial t}}\right\rangle ={\frac {1}{\mathrm {i} \hbar }}\langle \left[{\hat {p}},V(x,t)\right]\rangle }$,

kde bylo využito toho, že p komutuje samo se sebou a v souřadnicové reprezentaci lze operátor hybnosti vyjádřit jako ${\displaystyle {\hat {p}}=-\mathrm {i} \hbar \nabla }$, z čehož plyne ${\displaystyle {\frac {\partial {\hat {p}}}{\partial t}}=0}$. Tedy

${\displaystyle {\frac {\mathrm {d} }{\mathrm {d} t}}\langle {\hat {p}}\rangle =\int \Phi ^{\star }V(x,t)\nabla \Phi ~\mathrm {d} x^{3}-\int \Phi ^{\star }\nabla (V(x,t)\Phi )~\mathrm {d} x^{3}}$

Pomocí pravidla o derivaci součinu dostaneme

${\displaystyle {\frac {\mathrm {d} }{\mathrm {d} t}}\langle {\hat {p}}\rangle =\langle -\nabla V(x,t)\rangle =\langle {\hat {F}}\rangle }$.

Tento výraz má tvar druhého Newtonova zákona. Operátor ${\displaystyle {\hat {F}}}$ lze pak chápat jako operátor síly.

Jedná se o příklad principu korespondence.

Jiným příkladem je vztah mezi změnou polohy a hybností, který lze vyjádřit jako

${\displaystyle {\frac {\mathrm {d} }{\mathrm {d} t}}\left\langle {\hat {x}}\right\rangle =\left\langle {\frac {\mathrm {d} {\hat {x}}}{\mathrm {d} t}}\right\rangle ={\frac {\left\langle {\hat {p}}\right\rangle }{m}}}$,

kde ${\displaystyle m}$ je hmotnost částice.

V tomto článku byl použit překlad textu z článku Ehrenfest theorem na anglické Wikipedii.

• Kvantová mechanika

• Obrázky, zvuky či videa k tématu Ehrenfestovy teorémy na Wikimedia Commons