Численное решение уравнения Шредингера средствами Java

Численное решение уравнения Шредингера средствами Java

Содержание

Введение

1. Уравнение Шредингера и физический смысл его решений

1.1 Волновое уравнение Шредингера

1.2 Волновые функции в импульсном представлении

2. Методы численного решения нестационарного уравнения Шредингера

2.1 Метод конечных разностей для одномерного нестационарного уравнения Шредингера

2.2 Преобразование Фурье

2.3 Метод аппроксимации оператора эволюции (split-operator method)

3. Методы численного решения стационарного уравнения Шредингера

3.1 Метод Нумерова

4. Программная реализация численных методов средствами Java

4.1 Обзор языка программирования Java

4.2 Элементы программирования Java 2 используемые в работе

Заключение

Список использованных источников

Введение

Известно, что курс квантовой механики является одним из сложных для восприятия. Это связано не столько с новым и "необычным" математическим аппаратом, сколько прежде всего с трудностью осознания революционных, с позиции классической физики, идей, лежащих в основе квантовой механики и сложностью интерпретации результатов.

В большинстве учебных пособий по квантовой механике изложение материала основано, как правило, на анализе решений стационарного уравнений Шредингера. Однако стационарный подход не позволяет непосредственно сопоставить результаты решения квантовомеханической задачи с аналогичными классическими результатами. К тому же многие процессы, изучаемые в курсе квантовой механики (как, например, прохождение частицы через потенциальный барьер, распад квазистационарного состояния и др.) носят в принципе нестационарный характер и, следовательно, могут быть поняты в полном объеме лишь на основе решений нестационарного уравнения Шредингера. Поскольку число аналитически решаемых задач невелико, использование компьютера в процессе изучения квантовой механики является особенно актуальным.

1. Уравнение Шредингера и физический смысл его решений

1.1 Волновое уравнение Шредингера

Одним из основных уравнений квантовой механики является уравнение Шредингера, определяющее изменение состояний квантовых систем с течением времени. Оно записывается в виде

(1.1)

где Н — оператор Гамильтона системы, совпадающий с оператором энергии, если он не зависит от времени. Вид оператора  определяется свойствами системы. Для нерелятивистского движения частицы массы  в потенциальном поле U(r) оператор  действителен и представляется суммой операторов кинетической и потенциальной энергии частицы

(1.2)

Если частица движется в электромагнитном поле, то оператор Гамильтона будет комплексным.

Хотя уравнение (1.1) является уравнением первого порядка по времени, вследствие наличия мнимой единицы оно имеет и периодические решения. Поэтому уравнение Шредингера (1.1) часто называют волновым уравнением Шредингера, а его решение называют волновой функцией, зависящей от времени. Уравнение (1.1) при известном виде оператора Н позволяет определить значение волновой функции в любой последующий момент времени, если известно это значение в начальный момент времени. Таким образом, волновое уравнение Шредингера выражает принцип причинности в квантовой механике.

Волновое уравнение Шредингера может быть получено на основании следующих формальных соображений. В классической механике известно, что если энергия задана как функция координат и импульсов

H,(1.3)

то переход к классическому уравнению Гамильтона—Якоби для функции действия S

H

можно получить из (1.3) формальным преобразованием

,

Таким же образом уравнение (1.1) получается из (1.3) при переходе от (1.3) к операторному уравнению путем формального преобразования

, (1.4)

если (1.3) не содержит произведений координат и импульсов, либо содержит такие их произведения, которые после перехода к операторам (1.4) коммутируют между собой. Приравнивая после этого преобразования результаты действия на функцию  операторов правой и левой частей полученного операторного равенства, приходим к волновому уравнению (1.1). Не следует, однако, принимать эти формальные преобразования как вывод уравнения Шредингера. Уравнение Шредингера является обобщением опытных данных. Оно не выводится в квантовой механике, так же как не выводятся уравнения Максвелла в электродинамике, принцип наименьшего действия (или уравнения Ньютона) в классической механике.

Легко убедиться, что уравнение (1.1) удовлетворяется при  волновой функцией

,

описывающей свободное движение частицы с определенным значением импульса. В общем случае справедливость уравнения (1.1) доказывается согласием с опытом всех выводов, полученных с помощью этого уравнения.

Покажем, что из уравнения (1.1) следует важное равенство

,(1.5)

указывающее на сохранение нормировки волновой функции с течением времени. Умножим слева (1.1) на функцию *, a уравнение, комплексно сопряженное к (1.1), на функцию  и вычтем из первого полученного уравнения второе; тогда находим

,(1.6)

Интегрируя это соотношение по всем значениям переменных и учитывая самосопряженность оператора , получаем (1.5).

Если в соотношение (1.6) подставить явное выражение оператора Гамильтона (1.2) для движения частицы в потенциальном поле, то приходим к дифференциальному уравнению (уравнение непрерывности)

, (1.7)

где  является плотностью вероятности, а вектор

(1.8)

можно назвать вектором плотности тока вероятности.

Комплексную волновую функцию  всегда можно представить в виде

где  и — действительные функции времени и координат. Таким образом, плотность вероятности

,

а плотность тока вероятности

.(1.9)

Из (1.9) следует, что j = 0 для всех функций , у которых функция Ф не зависит от координат. В частности, j= 0 для всех действительных функций .

Решения уравнения Шредингера (1.1) в общем случае изображаются комплексными функциями. Использование комплексных функций весьма удобно, хотя и не необходимо. Вместо одной комплексной функции  состояние системы можно описать двумя вещественными функциями  и , удовлетворяющими двум связанным уравнениям. Например, если оператор Н — вещественный, то, подставив в (1.1) функцию  и отделив вещественную и мнимую части, получим систему двух уравнений

, ,

при этом плотность вероятности и плотность тока вероятности примут вид

, . [1]

1.2 Волновые функции в импульсном представлении.

Фурье-образ  волновой функции  характеризует распределение импульсов в квантовом состоянии . Требуется вывести интегральное уравнение для  с Фурье-образом потенциала в качестве ядра.

Решение. Между функциями  и  имеются два взаимно обратных соотношения.

(2.1)

(2.2)

Если соотношение (2.1) использовать в качестве определения  и применить к нему операцию , то с учетом определения 3-мерной -функции,

,

в результате, как нетрудно убедиться, получится обратное соотношение (2.2). Аналогичные соображения использованы ниже при выводе соотношения (2.8).

Положим далее

,(2.3)

тогда для Фурье-образа потенциала будем иметь

(2.4)

Предполагая, что волновая функция  удовлетворяет уравнению Шредингера

(2.5)

Подставляя сюда вместо  и  соответственно выражения (2.1) и (2.3), получаем

В двойном интеграле перейдем от интегрирования по переменной  к интегрированию по переменной , а затем эту новую переменную вновь обозначим посредством . Интеграл по  обращается в нуль при любом значении  лишь в том случае, когда само подынтегральное выражение равно нулю, но тогда

.(2.6)

Это и есть искомое интегральное уравнение с Фурье-образом потенциала  в качестве ядра. Конечно, интегральное уравнение (2.6) можно получить только при условии, что Фурье-образ потенциала (2.4) существует; для этого, например, потенциал  должен убывать на больших расстояниях по меньшей мере как , где .

Необходимо отметить, что из условия нормировки

 (2.7)

следует равенство

.(2.8)

Это можно показать, подставив в (2.7) выражение (2.1) для функции :

.

Если здесь сначала выполнить интегрирование по , то мы без труда получим соотношение (2.8).[2]

2. Методы численного решения нестационарного уравнения Шредингера

2.1 Метод конечных разностей для одномерного нестационарного уравнения Шредингера

В большинстве учебных пособий по квантовой механике изложение материала основано, как правило, на анализе решений стационарного уравнений Шредингера. Однако стационарный подход не позволяет непосредственно сопоставить результаты решения квантовомеханической задачи с аналогичными классическими результатами. К тому же многие процессы, изучаемые в курсе квантовой механики (как, например, прохождение частицы через потенциальный барьер, распад квазистационарного состояния и др.) носят в принципе нестационарный характер и, следовательно, могут быть поняты в полном объеме лишь на основе решений нестационарного уравнения Шредингера. Поскольку число аналитически решаемых задач невелико, использование компьютера в процессе изучения квантовой механики является особенно актуальным.

Нестационарное уравнение Шредингера, определяющее эволюцию волновой функции во времени, представляет собой дифференциальное уравнение первого порядка по времени и имеет следующий вид

(3.1)

где оператор полной энергии системы. Для одномерного случая

Общее решение уравнения (1) формально можно записать в виде

(3.2)

где - волновая функция системы в момент времени

- оператор эволюции (пропагатор).

Особенностью выражения (3.2) является то, что в показателе экспоненты стоит оператор. Определить действие оператора эволюции на волновую функцию можно, например, разложив ее по собственным функциям оператора  . Так, в случае дискретного спектра  выражение для волновой функции в произвольный момент времени имеет вид

(3.3)

Аналогичное выражение может быть получено и для непрерывного спектра.

Разложение (3.3) удобно использовать в тех случаях, когда решения стационарного уравнения Шредингера для конкретной задачи являются известными. Но к сожалению круг таких задач очень ограничен. Большинство современных численных методов решения уравнения (3.1) основаны на использовании различных аппроксимаций оператора эволюции . Так, например, разложение оператора эволюции в ряд Тейлора с сохранением первых двух членов дает следующую схему

,(3.4)

здесь номер шага по времени. Существенным недостатком этого алгоритма является необходимость знать волновую функцию в моменты  и . Кроме того, для оценки действия оператора  на функцию  нужно вычислять вторую производную по координате. Простейшая конечно-разностная аппроксимация второй производной

(3.5)

дает неудовлетворительный результат. (См. программный блок 1)[3]

2.2 Преобразование Фурье

Начнем с комплексного ряда Фурье

Рассмотрим случай L.Тогда сумму можно преобразовать в интеграл следующим образом: определим и =g(y).Так как  возрастает каждый раз на единицу ,то

где .

Таким образом, полученные выше формулы приобретают вид

  (4.1)

Величина называется преобразованием Фурье от  и наоборот. Положение множителя  довольно произвольно; часто величины  и  определяют более симметрично:

 (4.2)

Выражения (4.1) или (4.2) можно скомбинировать следующим образом:

(4.3)

Равенство (4.3) удовлетворяется для любой функции  это позволяет сделать интересный вывод об интеграле  как функции . Он равен нулю всюду, кроме точки , а интеграл от него по любому промежутку ,включающему , равен единице, т.е. эта функция имеет бесконечно высокий и бесконечно узкий пик в точке .

Обычно определяют  (Дирака)  следующим образом:

   (4.4)

Из этих уравнений следует, что

 (4.5)

для любой функции , в случае если интервал интегрирования включает точку .

Проделанные выше операции над интегралами Фурье показали, что

 (4.6)

Это интегральное представление функции.

Дельта – функцию можно использовать, чтобы выразить важный интеграл  через преобразование Фурье (4.1) от :

(4.7)

Это равенство называется теоремой Парсеваля. Она полезна для понимания физической интерпретации преобразования Фурье для , если известен физический смысл .

Предположим, что  четная функция. Тогда

Заметим теперь, что -- также четная функция. Поэтому

(4.9)

Функция и ,определенные теперь только для положительных  и , называются косинус - преобразованиями Фурье по отношению друг к другу.

Рассматривая преобразования Фурье нечетной функции, получаем аналогичные соотношения Фурье между синус - преобразованиями Фурье:

 (4.10)

Если нужно, можно симметризовать выражения, поставив множитель  перед каждым интегралом (4.7)-(4.10). [4]

2.3 Метод аппроксимации оператора эволюции (split-operator method)

Рассмотрим более подробно другой метод аппроксимации оператора эволюции, в котором отсутствуют недостатки, свойственные рассмотренной выше схеме. Здесь оператор эволюции аппроксимируется симметричным расщеплением оператора кинетической энергии (split-operator method)

(5.1)

Основная погрешность данной аппроксимации связана с некоммутативностью операторов кинетической и потенциальной энергии. Вычисление действия такого оператора на волновую функцию включает следующие шаги. Преобразованная в импульсное представление волновая функция умножается на  и преобразуется обратно в координатное представление, где умножается на . Полученный результат снова преобразуется в импульсное представление, умножается на  преобразуется обратно в координатное представление. На этом один шаг по времени завершается. Переход от одного представления к

другому осуществляется посредством преобразования Фурье.

В данной курсовой работе используется Гауссов волновой пакет вида , а также ступенчатый потенциал. Сначала преобразуем нашу волновую функцию из координатного представления в импульсное

 ,(5.2)

затем умножим полученный результат на . На этом завершается половина временного шага. Полученный результат снова преобразуется в координатное представление

(5.3)

и умножается на . После чего вновь преобразуется в импульсное представление

 (5.4)

и умножается на . Завершается шаг по времени еще одним преобразованием полученной волновой функции в координатное представление

.(5.5)

Один шаг по времени завершен.

В данной работе этот метод реализован в среде Java, ниже приведены программный блок и полученные графики поведения волновой функции в различные моменты времени.

Важная особенность этого метода заключается в том, что действие каждого из операторов оценивается в их соответствующем локальном представлении.

С методической точки зрения ценность нестационарного подхода состоит в существенно большей наглядности и информативности результатов, по сравнению с результатами решения стационарного уравнения Шредингера. Круг задач, которые могут быть рассмотрены на основе решения нестационарного уравнения Шредингера очень разнообразен.

Для иллюстрации вышесказанного рассмотрим задачу о движении частицы в поле потенциального барьера. Хотя стационарный подход позволяет определить коэффициенты прохождения и отражения частицы он, однако, не позволяет рассмотреть реальную пространственно-временную картину движения частицы через потенциальный барьер, которая является существенно нестационарной. Рассмотрение задачи на основе решения нестационарного уравнения Шредингера позволяет не только сопоставить классический и квантовый подход к проблеме, но и получить ответы на ряд вопросов, представляющих значительный практический интерес (например, длительность процесса туннелирования, скорости прошедших и отраженных частиц и т.д.). Ниже мы приводим результаты решения нестационарного уравнения Шредингера для данной задачи. Начальное состояние частицы задано в виде пакета гауссовой формы, движущегося в направлении области действия потенциала. На графиках представлена временная картина туннелирования такого пакета через потенциальный барьер прямоугольной формы в виде "мгновенных снимков" волнового пакета в разные моменты времени. Как видно, при попадании пакета в область действия потенциала его форма нарушается в результате формирования отраженного волнового пакета и его интерференции с падающим на препятствие пакетом. Через некоторое время формируются два пакета: отраженный и прошедший через препятствие. Движение падающего и отраженного пакета можно сопоставить с движение классической частицы, положение которой совпадает с максимумом в распределении вероятности. В случае протяженного потенциала отраженный пакет "отстает" от отраженной от барьера классической частицы. Физически это связано с тем, что пакет частично проникает в классически запрещенную область, в то время как в классике отражение происходит строго в точке скачка потенциала. Образование же прошедшего пакета представляет собой сугубо квантовый эффект не имеющий классических аналогий.[3]

Страницы: 1, 2, 3