Wechselwirkungsbild
Das Wechselwirkungsbild (auch als Wechselwirkungsdarstellung, Dirac-Bild oder Dirac-Darstellung bezeichnet) der Quantenmechanik ist ein Modell für den Umgang mit zeitabhängigen Problemen unter Berücksichtigung von Wechselwirkungen.
Im Wechselwirkungsbild gelten folgende Annahmen:
- Der Hamilton-Operator des Systems ist gegeben durch $ {\hat {H}}={\hat {H}}_{0}+{\hat {H}}_{1} $, wobei $ {\hat {H}}_{0}=\operatorname {const} $ der zeitunabhängige Hamilton-Operator des ungestörten Systems ist und $ {\hat {H}}_{1} $ die durch die Wechselwirkung verursachte Störung beschreibt, diese kann zeitabhängig sein. Es kann aber auch nützlich sein, ohne dass eine Wechselwirkung vorliegt, eine solche formale Aufspaltung des Hamiltonoperators herbeizuführen.
- Zustände sind zeitabhängig: $ |\psi \rangle =|\psi (t)\rangle $
- Operatoren sind ebenfalls zeitabhängig: $ {\hat {A}}={\hat {A}}(t) $
- Die Dynamik der Zustände wird beschrieben durch die angepasste Schrödinger-Gleichung, während die Dynamik der Operatoren durch die angepasste Heisenbergsche Bewegungsgleichung gegeben ist.
- Nur bestimmte Rechnungen sind im Dirac-Bild einfacher durchzuführen. Als bestes Beispiel dient hier die Herleitung der zeitabhängigen Störungstheorie.
Zur Kennzeichnung, dass man das Wechselwirkungsbild verwendet, werden Zustände und Operatoren gelegentlich mit dem Index „I“ (wie engl. interaction) oder „D“ (wie Dirac-Bild) versehen: $ |\psi _{\rm {D}}(t)\rangle $ bzw. $ {\hat {A}}_{\rm {D}}(t)\,. $
Der Sinn dieses Bildes besteht darin, die zeitliche Entwicklung des Systems, die von $ {\hat {H}}_{0} $ verursacht wird, in die zeitliche Abhängigkeit der Operatoren zu stecken, während die von $ {\hat {H}}_{1} $ verursachte Zeitabhängigkeit in die Entwicklung des Zustandes eingeht. Dies ist jedoch nur ein anderes Bild und beschreibt „die gleiche Physik“, das heißt alle physikalisch relevanten Größen (Skalarprodukte, Eigenwerte usw.) bleiben die gleichen.
Es werden zwei Zeitentwicklungsoperatoren definiert:
- Der „normale“, der, wie in Zeitentwicklungsoperator erklärt, mit dem $ {\hat {H}} $ definiert wird:
- $ {\hat {U}}(t,t_{0})={\hat {T}}\left[\exp \left(-{\frac {i}{\hbar }}\int _{t_{0}}^{t}{\hat {H}}(t^{\prime })dt^{\prime }\right)\right] $ mit dem Zeitordnungs-Operator $ {\hat {T}} $
- Der nur von $ {\hat {H}}_{0} $ erzeugte Zeitentwicklungsoperator:
- $ {\hat {U}}_{0}(t,t_{0})=\exp \left(-{\frac {i}{\hbar }}{\hat {H}}_{0}(t-t_{0})\right) $
Der Erwartungswert a des Operators $ {\hat {A}} $ muss in allen Bildern gleich sein:
- $ a=\langle \psi _{\text{S}}(t)|{\hat {A}}_{\text{S}}(t)|\psi _{\text{S}}(t)\rangle =\langle \psi _{\text{S}}(t)|\underbrace {{\hat {U}}_{0}(t,t_{0}){\hat {U}}_{0}^{\dagger }(t,t_{0})} _{1}\,{\hat {A}}_{\text{S}}(t)\,\underbrace {{\hat {U}}_{0}(t,t_{0}){\hat {U}}_{0}^{\dagger }(t,t_{0})} _{1}\,|\psi _{\text{S}}(t)\rangle $
- $ a=\langle \underbrace {{\hat {U}}_{0}^{\dagger }(t,t_{0})\psi _{\text{S}}(t)} _{\psi _{\text{D}}(t)}|\underbrace {{\hat {U}}_{0}^{\dagger }(t,t_{0})\,{\hat {A}}_{\text{S}}(t)\,{\hat {U}}_{0}(t,t_{0})} _{{\hat {A}}_{\text{D}}(t)}\,|\underbrace {{\hat {U}}_{0}^{\dagger }(t,t_{0})\psi _{\text{S}}(t)} _{\psi _{\text{D}}(t)}\rangle =\langle \psi _{\text{D}}(t)|{\hat {A}}_{\text{D}}(t)|\psi _{\text{D}}(t)\rangle $
Der zeitabhängige Operator $ {\hat {A}}_{\rm {D}}(t) $ ist (wie im Heisenberg-Bild) gegeben durch:
- $ {\hat {A}}_{\rm {D}}(t)={\hat {U}}_{0}^{\dagger }(t,t_{0})\,{\hat {A}}_{\rm {S}}(t)\,{\hat {U}}_{0}(t,t_{0})={\rm {e}}^{{\frac {i}{\hbar }}{\hat {H}}_{0}(t-t_{0})}\,{\hat {A}}_{\rm {S}}(t)\,{\rm {e}}^{-{\frac {i}{\hbar }}{\hat {H}}_{0}(t-t_{0})} $
Der zeitabhängige Zustand $ |\psi _{\rm {D}}(t)\rangle $ kann nur indirekt – über die Reduktion des (im Schrödinger-Bild) vollständig die Dynamik beschreibenden Zustandes $ |\psi _{\rm {S}}(t)\rangle $ um den von $ {\hat {H}}_{0} $ verursachten Anteil seiner Zeitentwicklung – definiert werden:
- $ |\psi _{\rm {D}}(t)\rangle ={\hat {U}}_{0}^{\dagger }(t,t_{0})\,|\psi _{\rm {S}}(t)\rangle ={\rm {e}}^{{\frac {i}{\hbar }}{\hat {H}}_{0}(t-t_{0})}\,|\psi _{\rm {S}}(t)\rangle $
Damit lässt sich der Operator $ {\hat {H}}_{1{\rm {D}}}(t) $ definieren:
- $ {\hat {H}}_{1{\rm {D}}}(t)={\hat {U}}_{0}^{\dagger }(t,t_{0})\,{\hat {H}}_{1{\rm {S}}}(t)\,{\hat {U}}_{0}(t,t_{0})={\rm {e}}^{{\frac {i}{\hbar }}{\hat {H}}_{0}(t-t_{0})}\,{\hat {H}}_{1{\rm {S}}}(t)\,{\rm {e}}^{-{\frac {i}{\hbar }}{\hat {H}}_{0}(t-t_{0})} $
Der zeitlich unabhängige Anteil des Hamiltonoperators $ {\hat {H}}_{0} $ ist im Wechselwirkungsbild identisch mit dem im Schrödinger-Bild:
- $ {\hat {H}}_{0{\rm {D}}}(t)={\hat {H}}_{0{\rm {S}}} $
Die Dynamik der Zustände wird (ähnlich dem Schrödinger-Bild) beschrieben durch die Gleichung:
- $ i\hbar {\frac {\partial }{\partial t}}|\psi _{\rm {D}}(t)\rangle ={\hat {H}}_{1{\rm {D}}}(t)\,|\psi _{\rm {D}}(t)\rangle $
Die Dynamik der Operatoren wird (wie im Heisenberg-Bild) beschrieben durch die Heisenbergsche Bewegungsgleichung, mit dem nicht zeitabhängigen Hamilton-Operator $ {\hat {H}}_{0} $, der das ungestörte System beschreibt:
- $ i\hbar {\frac {{\rm {d}}{\hat {A}}_{\rm {D}}}{{\rm {d}}t}}=\left[{\hat {A}}_{\rm {D}}(t),{\hat {H}}_{0}\right]+i\hbar {\frac {\partial {\hat {A}}_{\rm {D}}}{\partial t}} $
Mit $ {\hat {H}}_{1{\rm {S}}}={\hat {H}}_{1{\rm {D}}}=0 $ geht das Dirac-Bild in das Heisenberg-Bild über.
Zum Zeitpunkt $ t_{0} $ stimmen alle drei Bilder überein:
- $ {\hat {A}}_{\text{D}}(t_{0})={\hat {A}}_{\text{H}}(t_{0})={\hat {A}}_{\text{S}}(t_{0}) $
- $ |\psi _{\text{D}}(t_{0})\rangle =|\psi _{\text{H}}(t_{0})\rangle =|\psi _{\text{S}}(t_{0})\rangle $
Herleitung der Bewegungsgleichungen
Zur Vorbereitung werden die zeitlichen Ableitungen von $ {\hat {U}}_{0} $ und $ {\hat {U}}_{0}^{\dagger } $ ermittelt:
- $ {\begin{aligned}&{\frac {\partial }{\partial t}}{\hat {U}}_{0}(t,t_{0})={\frac {\partial }{\partial t}}\operatorname {e} ^{-{\frac {i}{\hbar }}{\hat {H}}_{0}(t-t_{0})}=\operatorname {e} ^{-{\frac {i}{\hbar }}{\hat {H}}_{0}(t-t_{0})}\left(-{\frac {i}{\hbar }}{\hat {H}}_{0}\right)=-{\frac {i}{\hbar }}{\hat {U}}_{0}(t,t_{0})\,{\hat {H}}_{0}=-{\frac {i}{\hbar }}{\hat {H}}_{0}\,{\hat {U}}_{0}(t,t_{0})\\&{\frac {\partial }{\partial t}}{\hat {U}}_{0}^{\dagger }(t,t_{0})={\frac {\partial }{\partial t}}\operatorname {e} ^{{\frac {i}{\hbar }}{\hat {H}}_{0}(t-t_{0})}=\operatorname {e} ^{{\frac {i}{\hbar }}{\hat {H}}_{0}(t-t_{0})}\left({\frac {i}{\hbar }}{\hat {H}}_{0}\right)={\frac {i}{\hbar }}{\hat {U}}_{0}^{\dagger }(t,t_{0})\,{\hat {H}}_{0}={\frac {i}{\hbar }}{\hat {H}}_{0}\,{\hat {U}}_{0}^{\dagger }(t,t_{0})\end{aligned}} $
Bewegungsgleichung für die Zustände:
- $ {\begin{aligned}i\hbar {\frac {\partial }{\partial t}}|\psi _{\text{D}}(t)\rangle &=i\hbar {\frac {\partial }{\partial t}}{\hat {U}}_{0}^{\dagger }(t,t_{0})\,|\psi _{\text{S}}(t)\rangle =\underbrace {\left(i\hbar {\frac {\partial }{\partial t}}{\hat {U}}_{0}^{\dagger }(t,t_{0})\right)} _{{\hat {U}}_{0}^{\dagger }(t,t_{0})(-{\hat {H}}_{0})}\,|\psi _{\text{S}}(t)\rangle +{\hat {U}}_{0}^{\dagger }(t,t_{0})\underbrace {\left(i\hbar {\frac {\partial }{\partial t}}\,|\psi _{\text{S}}(t)\rangle \right)} _{({\hat {H}}_{0}+{\hat {H}}_{1{\rm {S}}})|\psi _{\text{S}}(t)\rangle }\\&={\hat {U}}_{0}^{\dagger }(t,t_{0}){\hat {H}}_{1{\text{S}}}(t)\,|\psi _{\text{S}}(t)\rangle =\underbrace {{\hat {U}}_{0}^{\dagger }(t,t_{0}){\hat {H}}_{1{\text{S}}}(t){\hat {U}}_{0}(t,t_{0})} _{{\hat {H}}_{1{\rm {D}}}(t)}\underbrace {{\hat {U}}_{0}^{\dagger }(t,t_{0})\,|\psi _{\text{S}}(t)\rangle } _{|\psi _{\text{D}}(t)\rangle }={\hat {H}}_{1D}(t)|\psi _{\text{D}}(t)\rangle \end{aligned}} $
Bewegungsgleichung für die Operatoren:
- $ {\begin{aligned}i\hbar {\frac {{\text{d}}{\hat {A}}_{\text{D}}}{{\text{d}}t}}&=i\hbar {\frac {\text{d}}{{\text{d}}t}}\left({\hat {U}}_{0}^{\dagger }\,{\hat {A}}_{\text{S}}\,{\hat {U}}_{0}\right)=\underbrace {\left(i\hbar {\frac {\text{d}}{{\text{d}}t}}{\hat {U}}_{0}^{\dagger }\,\right)} _{-{\hat {H}}_{0}{\hat {U}}_{0}^{\dagger }}{\hat {A}}_{\text{S}}\,{\hat {U}}_{0}+{\hat {U}}_{0}^{\dagger }\,{\hat {A}}_{\text{S}}\underbrace {\left(i\hbar {\frac {\text{d}}{{\text{d}}t}}\,{\hat {U}}_{0}\right)} _{{\hat {U}}_{0}{\hat {H}}_{0}}+i\hbar \underbrace {{\hat {U}}_{0}^{\dagger }\left({\frac {\partial }{\partial t}}{\hat {A}}_{\text{S}}\right)\,{\hat {U}}_{0}} _{\frac {\partial {\hat {A}}_{\text{D}}}{\partial t}}\\&=-{\hat {H}}_{0}\underbrace {{\hat {U}}_{0}^{\dagger }\,{\hat {A}}_{\text{S}}\,{\hat {U}}_{0}} _{{\hat {A}}_{\text{D}}}+\underbrace {{\hat {U}}_{0}^{\dagger }\,{\hat {A}}_{\text{S}}\,{\hat {U}}_{0}} _{{\hat {A}}_{\text{D}}}{\hat {H}}_{0}+i\hbar {\frac {\partial {\hat {A}}_{\text{D}}}{\partial t}}=\left[{\hat {A}}_{\text{D}},{\hat {H}}_{0}\right]+i\hbar {\frac {\partial {\hat {A}}_{\text{D}}}{\partial t}}\end{aligned}} $
Literatur
- Nolting: Grundkurs theoretische Physik. Bd.5/1 : Quantenmechanik. Springer, Berlin
- Cohen-Tannoudji: Quantenmechanik 1/2. de Gruyter, Berlin