Für viele Systeme aus gleichen Teilchen ist eine Teilchenzahl-Darstellung,
auch Darstellung im Fock-Raum genannt, praktischer als die Manipulation von
Slater-Determinanten
und dergleichen. Auf einer solchen Basis kann eine Algebra von Operatoren
ausgerollt werden, die kanonisch vertauschen oder antivertauschen
und mit denen sich besonders im Heisenberg-Bild die Dynamik gut
beschreiben lässt.
Annahme: Die Einteilchen-Zustände haben eine abzählbare orthonormale Basis,
die mit Indizes i,k etc. nummeriert wird und die aus den Eigenvektoren einer
genügend hochauflösenden Observablen (bzw. einer vollständigen Menge
von vertauschenden Observablen) bestehe. Eine Basis des Vielteilchen-
Hilbertraums kann dann durchgezählt werden mit endlichen Folgen
von nichtnegativen ganzen Teilchenzahlen. Eine Basis von Bosonen-Zuständen
wird erzeugt mit allen Teilchenzahl-Folgen, wo jedes nichtnegative Werte
haben darf und angibt, wie viele Teilchen sich auf dem Einteilchen-Niveau i
befinden. Ein Fermion-Raum erlaubt nur die zwei Werte 0,1 für jedes
seiner Basis.
Diese Vielteilchen-Basen sollen vollständige orthonormale Systeme sein.
Der Vielteilchen-Raum, auch Fock-Raum genannt, ist die direkte orthogonale
Summe aus allen Hilberträumen zu gegebener Gesamt-Teilchenzahl n.
Wie zu erläutern, sind diese n-Teilchen-Teilräume jedoch keine normalen
Tensorprodukte vom Einteilchen-Raum, sondern sind modulo Vertauschungs-Symmetrie
'eingedampfte' Produkte davon.
Das System aus vielen ununterscheidbaren Teilchen hat also eine Basis aus
Zuständen, die von denen des einzelnen Teilchens abstammen. Nach diesem
Schema haben die Teilchen vorerst keine Wechselwirkung miteinander. Eine
solche soll danach aufgeschaltet und mit Störungsrechnung ausgehend von
einer Fock-Basis behandelt werden.
Die Teilchenzahl-Folgen sind die Eigenwerte einer Folge
von hermiteschen Teilchenzahl-Operatoren.
Definition Erzeuger-Operatoren und Vernichter-Operatoren:
Ein Operator erzeugt ein Teilchen auf dem Niveau i.
Er soll einen Zustand in den Zustand
(herauszufindender Faktor f) überführen. Hier bezeichnet X alle anderen
Werte der Zahlenfolge. Sein hermitesch adjungiertes Gegenstück,
der Vernichter soll auf ein abbilden.
Aus dem Vakuum machen die Vernichter den Nullvektor.
Die Operator-Algebra, die von diesen Mengen von Erzeugern und Vernichtern
aufgespannt wird, soll später die Dynamik der Wechselwirkungen
erlauben, also vor allem einen Hamilton-Operator kombinieren können.
Analog wie die Zustände des harmonischen Oszillators wird die
Vielteilchen-Basis ausgehend von einem Grundzustand mit adjungierten
Erzeuger- und Vernichter-Operatoren aufgebaut. Der Grundzustand
ist leer von allen Teilchen und
heißt das Vakuum. Er ist normiert, nicht mit dem Nullvektor zu verwechseln!
Einteilchen-Zustände sollen mit Faktoren 1 erzeugt und vernichtet werden:
Der Vernichter mit Index i macht alle Zustände zum Nullvektor, die kein
Teilchen auf dem Niveau i haben. Das Vakuum wird von allen Vernichtern genullt.
Ein allgemeiner Einteilchen-Zustand hat die
Bornsche Wahrscheinlichkeit den Eigenzustand i zu messen.
Denn mit
Basiswechsel der Einteilchen-Zustände. Eine neue Basis
sei durch unitäre
Matrizen mit der Basis verbunden. Das Vakuum soll invariant bleiben.
Dann gelten zwischen alten und neuen Vernichtern folgende Regeln
Denn für Erzeuger kommt so die richtige Aktion auf dem Vakuum heraus:
Die adungierte Vernichter-Gleichung ist trivial auf dem Vakuum. Und:
In der Mitte kommt ein und dann verbleibt dank der
unitären Matrix ein Also funktioniert per Linearität die
Vernichter-Transformationsregel korrekt auf allen Einteilchen-Zuständen.
Postulat: die Regeln der unitären Operator-Transformation sind auf den ganzen
Vielteilchen-Raum fortzusetzen. Es stellt sich heraus, dass nur bestimmte
Koeffizienten f,g für allgemeine Zustände durchgehen. Nur für die Bosonen
und Fermionen kann eine konsistente Algebra aufgebaut werden. Allgemeinere
Systeme, so genannte Anyonen, werden mit dieser Unitaritäts-Regel nicht
erfasst.
Werden zwei Erzeuger vertauscht, müssen sie einen Zustand bis auf einen Faktor
gleich transformieren:
Seien fixiert, und beliebige unitäre Matrizen werden durchgespielt.
Die Koeffizienten vor der letzten Klammer können den ganzen linearen Raum der
numerischen Doppelfolgen erzeugen, wenn die unitären Matrizen durchlaufen
werden. Weil auch jedes eingesetzt werden kann, bestehen Operator-
Gleichungen, unabhängig von
Es folgt
Es gibt zwei Lösungen für die Erzeuger-Algebra:
Kommutator-Relation:
Antikommutator-Relation:
Adjungieren der Operatoren liefert
Kommutator-Relation:
Antikommutator-Relation:
Werden ein Erzeuger und ein Vernichter vertauscht, dann gilt auch mit
einen Faktor y für den Zustand
Wie oben folgt mit allen unitären Matrizen
Hier jedoch greift für k=l die Nebenbedingung der Unitarität:
Das heißt, nur solche Doppelfolgen tauchen auf, deren Diagonalsumme Null ist.
Es lässt sich vorerst nur bedingt wie oben folgern, für
Dann müssen aber auch die Teilsummen {k=l} verschwinden,
Die Summe der Koeffizienten vor der Klammer ist immer Null (Unitarität),
aber sonst streifen sie, ebenso wie der Vektor alle denkbaren Werte.
Das wird nun gelöst, wenn die Klammer unabhängig von k derselbe Operator
C ist:
Durch Anwendung der unitären Transformationen
folgt dann für jede andere Basis die Gleichung mit demselben
Beweis:
Die Operator-Terme sind nach Voraussetzungen und es verbleiben
Summen der unitären Matrix, die Eins sind,
Anwendung auf das Vakuum ergibt:
Deshalb wird als Einheitsoperator gewählt.
Die Teilchenzahl-Operatoren in der Basis und in der Basis
sollen sich zur gleichen Teilchensumme N addieren,
Brauchbare Kandidaten sind die Operatoren
mit reellen Konstanten. Denn deren Summe ist
in der Tat unitär invariant. Weil ergeben muss, ist v=0.
Auf Einteilchenzuständen ist also u=1.
Mit gelten folgende Gleichungen:
Analog herzuleiten:
Es folgt x=y, denn auf Vielteilchen-Zuständen verschwinden die
Operator-Produkte nicht.
Zusammengefasst, es gibt zwei Typen von Erzeuger-Vernichter-Algebra:
Aus der relativistischen Quantenfeldtheorie folgt, dass Teilchen
mit ganzzahligem Spin
im Rudel als Bosonen, solche mit halbzahligem Spin als Fermionen auftreten.
Die Fermion-Erzeuger sind nilpotent, daher gibt es keine
Zustände mit zwei Partikeln auf demselben Niveau: Pauli-Prinzip.
Für
Die Teilchenzahl-Operatoren für verschiedene Zustände kommutieren.
Operatoren sind positiv definit hermitesch. Sei ein Eigenvektor
mit dann ist für Bosonen der Vektor wegen
ein Eigenvektor mit Eigenwert (n+1). Es gibt also von Null angefangen Leitern
mit allen Teilchenzahlen. Bei Fermionen geht es analog vom Eigenwert 1 auf
0 über, sowie von 0 auf 1. Keine anderen Eigenwerte existieren.
Bestimmung der Faktoren f,g aus der Definition der Erzeuger/Vernichter:
mit einem Phasenfaktor z. Für Bosonen kann
widerspruchsfrei z=1 gewählt werden, und
Für Fermionen ist z:= (-1) hoch (Zahl
der besetzten Zustände kleiner als i) kompatibel mit allen
Vertauschungsregeln.
Jeder Boson-Basiszustand hat dieselbe Operator-Algebra wie der Harmonische
Oszillator.
Zu jedem Fermion-Basiszustand gehört nur ein Zwei-Niveau-System,
also ein zweidimensionaler Vektorraum, dessen Observablen-Menge mit den
Paulimatrizen erzeugt werden kann.
Jedoch ist der Vielfermion-Raum nicht ein Tensorprodukt
aus unabhängigen Räumen der Dimension 2, einer pro Niveau i.
Das Pauli- und Superpositions-Prinzip zusammen äußern sich in einer
'Austausch-Wechselwirkung'.
Der Einfluss vom Kollektiv der Fermionen erwirkt nämlich, dass der
Faktor z bei Anwendung der Operatoren von allen
anderen Besetzungszahlen abhängt,
Ein Modell der Dynamik des Vielteilchen-Systems soll aufgestellt werden.
Ein additiver Beitrag pro Teilchen wäre analog zum kinetischen Term in
der Vielteilchen-Schrödinger-Gleichung. Ein anziehendes oder abstoßendes
Potenzial zwischen Teilchenpaaren käme dazu in Frage für die Hülle aller
Elektronen, die einen Atomkern 'umkreisen'.
Kinetischer Einteilchen-Operator :
Verallgemeinerte Bilinearform:
hat eine Matrix von Amplituden zwischen Einteilchen-Zuständen.
Ein Zweiteilchen-Potenzialterm mit einer reellen symmetrischen Matrix [v]:
Jedes Teilchen auf Niveau i fühlt die anderen auf
demselben Niveau, aber nicht sich selbst.
Sowohl für Fermionen wie Bosonen gelten die Operatoren
Die allgemeine Form des Zweiteilchen-Matrixelements in transformierter Basis:
Einsetzen von
ergibt die Umrechnung, mit in der Mitte:
Eingang i und Ausgang l docken am Index m an, Eingang j und
Ausgang k am Index n. Es gilt die Symmetrie
Die Ausgangsbasis soll nun zu einem kontinuierlichen Spektrum wie den Orten im
Raum gehören. Die Einteilchenzustände sind uneigentliche Vektoren,
als Deltafunktionen dargestellt. Statt gibt es mit
Ortsdarstellung als Funktion
Hierin sind s,t zum Beispiel diskrete Spin-indizes. Es gilt
Um das Vielteilchensystem in dieser Basis zu beschreiben, wird eine
kontinuierliche Menge von Erzeuger- und Vernichter-Operatoren eingeführt.
Also -- in diesem Abschnitt lassen wir die Vektorpfeile
fallen. Buchstaben x,y,z,w sind Ortsvektoren, p,q,r,s,t sind Spin-Indizes.
Man definiert Mengen von ort- und spin-abhängigen Operatoren, Operator-Felder.
Mathematisch exakt sind es nun nicht bloße Funktionen, die den Ortsraum
auf die Operator-Algebra abbilden. Sondern es sind (analog zum Deltafunktional)
operatorwertige Funktionale/Distributionen, die jeder Testfunktion
einen Operator
zuordnen, distributions-artig geschrieben
Partielle Ableitungen von Operatorfeldern etwa wären definiert nur über
Matrixelemente zwischen Testzuständen, deren Ortsdarstellung so glatt und stark
abfallend ist, dass die Ableitung mit partieller Integration übergewälzt wird.
Die 'axiomatische Feldtheorie' versucht, die Dinge
präzise in den Griff zu kriegen. Komplikationen gibt es schon, wenn
Deltadistributionen am selben Punkt im Ort multipliziert werden sollen.
Wie sieht es dann erst mit den
punktweisen, nichtkommutativen Operatorprodukten aus! Denn im Gegensatz
zum linearen Raum der Zustände hat ein Operator-Raum die komplexere Struktur
einer allgemeinen Algebra. Die weiteren Ausführungen hier lassen sich nicht
von mathematischen Bedenken aufhalten und schludern einfach.
Postulat der Vertauschungen für Operatorfelder, extrapoliert vom diskreten
Schema:
Der Operator misst die Teilchendichte am Punkt x mit
Orientierung s. Die gesamte Teilchenzahl ist Eigenwert des Operators
Kinetische Teile des Hamilton-Operators sind bilinear in Operatorfeldern
aufgebaut aus additiven Einteilchen-Operatoren.
Wechselwirkung mit Potenzialen besteht aus additiven Zweiteilchen-Operatoren
Ein allgemeiner n-Teilchen-Zustand wird mit folgender Formel in
seine konventionelle Ortsdarstellung gebracht:
Die Kommutator-Relationen der Vernichter sorgen für die korrekte
Permutations-Symmetrie bei Bosonen und Fermionen. Der Vorteil einer Fock-Basis
ist, dass man nicht per Hand die Symmetrie den Funktionenprodukten aufzwingen
muss. Eine Einteilchen-Schrödingerwelle hat die Formel
Umkehrformel zur Berechnung eines Fock-Zustands aus der Ortsdarstellung:
Zum Errechnen dieser Gleichung braucht man folgende Vakuum-Erwartungswerte:
Darin ist Sn die Menge aller Permutationen p von {1...n},
die 'Symmetrische Grupe'. Eine
Permutation wird als {p1...pn} notiert, das Vorzeichen sgn(p) ist 1
für Bosonen, 1 für gerade und -1 für ungerade Fermion-Permutationen.
Der Fall W(1) ist trivial, der Beweis von W(n) geht mit Induktion.
Skizze: Mit der Beziehung
wird in W(n) zuerst der Operator einen Schritt nach links
gerückt und ein Summand vom Typ abgespalten.
Schrittweise kommt bis zum Anschlag; jedes Mal kommt
ein Term W(n-1) mal Delta-Ausdruck hinzu, der Rest sammelt z-Vorzeichen an.
Der letzte Rest vom Typ ist Null weil
das Vakuum zu allen Erzeuger-Wertebereichen orthogonal ist.
Entsprechend wandern alle anderen durch alle Positionen und
alle erzeugten Produkte von n Deltafunktionen durchlaufen die
Permutationsgrupe.
Sei nun ein allgemeiner n-Teilchen-Zustand als Superposition gegeben.
Zu berechnen ist das Integral
Die Ortsfunktionen sollten bitte übereinstimmen.
Anwendung der allgemeinen Orthogonalität W(n) liefert tatsächlich
Wie gewünscht liefern diese zwei Ortsfunktionen
als Koeffizienten der Superposition von Erzeuger-Operatoren, das gleiche
Ergebnis, wegen der Vertauschung bzw. Antivertauschung der Erzeuger.
Ist ein orthonormales System
von Funktionen, dann gibt es passend im Fock-Raum die
Einteilchenzustände
Daraus folgt verallgemeinert eine diskrete Familie von Erzeugern
Auch die Fourier-Transformation macht
nicht Halt vor Operatorfeldern! Man definiert sie wohl so, dass Skalarprodukte
erhalten bleiben,
zunächst immer anzuwenden auf glatte, schnell abfallende Testzustände.
Die Norm von Zuständen kann ebenfalls mit den Formeln von W(n) berechnet
werden und sieht ganz wie erwartet aus:
Der Integrand ist die Wahrscheinlichkeit, gleichzeitig n Teilchen an
den (Orten,Spins)= zu finden
bei solcherart idealisierten Messungen.
Folgendermaßen werden Operatoren, wie sie für Schrödinger-Gleichungen
in Ortsdarstellung auftreten, in die Sprache der Feldoperatoren umgeschrieben.
Ein Einteilchen-Operator
kann auf Feldoperatoren losgelassen werden, als wären es Wellenfunktionen.
(Die Differenzial- und Integralrechnung von Operatorfeldern sei in einer sehr
schwachen 'Topologie' definiert, das heißt, zuerst muss das Objekt
zwischen ein Paar von ausgewählt gutartigen Bra- und Ket-Zuständen
gepackt und eventuell noch dazu mit einer Testfunktion geglättet werden.)
Behauptung. Die Matrixelemente dieses Operator-Integrals sind
Ein lokaler und spin-unabhängiger Potenzialoperator für Teilchenpaare:
hat allgemeine Matrixelemente
Beweise.
Der Operator-Faktor erscheint etwas nebulös in Umgebung von
Operatorfeldern und wird vorsichtig mit folgenden Rechenregeln behandelt:
Eine Deltafunktion im selben Term nicht über die Variable x integrieren
K(x,...) vertauscht mit Feldoperatoren, die nicht von x abhängen
K erst anwenden, wenn keine Operatoren mit Argument x rechts von ihm stehen.
Spin-indizes und Konstanten wie n! und unterdrückend,
ist auszurechnen:
Zuerst wird benutzt und
mit demselben Faktor Ergibt
Im ersten Term ist der ganze Operator eine Position nach rechts
gewandert. Im zweiten Term kann über integriert werden und Operator
K kann bis direkt vor die Ortsfunktion springen. Zweiter Term also:
Wird hier die Integrationsvariable y wieder zu umgetauft, ist dieser
Term genau der Zustand mit der Ortsdarstellung als n-Punkt-Funktion
Auf dem ersten Term wird der Rechtsruck des Operators wiederholt und es
fällt ein Term an von der Form Am Ende der
Iteration bekommt man die Summe der K-Operatoren angewandt auf alle Koordinaten
und zuletzt steht ein vakuum-vernichtender Faktor Null am Anschlag:
Also hat das Ergebnis die Ortsdarstellung
Hieraus folgt die Formel für die Matrixelemente von
Nun zum Potenzialausdruck. Dafür kann etwa so losgerechnet werden:
Definiere
Regel 1:
Regel 2:
hat die Form
Im ersten Schritt wird mit Regel 2 nach links gezogen.
Damit sind zwei L-Terme entstanden. Mit der Regel 1
können die zwei L-Terme über den nächsten -Faktor geschoben werden
und sondern ab:
Das Operator-Integral ergibt dann
Wie im Fall des -Operators kommen alle Paare (n,j)
mit höchstem Argument dran.
In nächsten Durchlauf wird M(y,z) einen Schritt weiter verschoben, wieder sondern sich
zwei L-Operatoren ab und alle Paare mit Argumenten Nummer (n-1,j) sind an der Reihe.
Insgesamt produziert jedes Punktepaar einen Term was zu der
behaupteten Ortsdarstellung führt:
Mit Feldoperatoren ist das Heisenberg-Bild interessant. Damit wird die
ganze Dynamik durch Operatoren-Familien bestimmt, die Funktionen der
vierdimensionalen Raumzeit sind. Der Hamilton-Operator soll im hier
diskutierten Modell nicht explizit von der Zeit abhängen.
Zunächst der Fall einer abzählbaren Basis mit dem Hamilton-Operator
Im Heisenberg-Bild haben die Operatoren Zeitableitungen
worin folgende Kommutatoren auftreten:
was nicht schwer für Bosonen wie Fermionen nachzurechnen ist. Folglich
lautet die Heisenbergsche Bewegungsgleichung
Wegen der Symmetrie für Bosonen und Fermionen:
Spezialfall mit diagonaler Zweiteilchen-Matrix:
Kontinuierlicher Fall mit Operatorfeldern
Der kinetische Operator soll eine Funktion des Punktes und
des kanonischen Impulses, also des Gradienten-Operators, sein.
Der Potenzial-Operator sei gegeben durch die Funktion V(x,y)=V(y,x).
Man definiert einen Pseudopotenzial-Operator am Punkt x, der aussieht,
als würden mit dem Teilchendichte-Operator die Paarpotenziale aufsummiert.
Dann hat das Operatorfeld der Vernichter praktisch die Schrödinger-Gleichung!
Diese Operator-Schrödingergleichung beschreibt Vielteilchensysteme, während
die ähnliche Zustandsvektor-Gleichung ein einziges Partikel im Visier hat.
Die Original-Schrödingergleichung für Zustände ist streng linear,
während ihre Ausweitung auf Feldoperatoren wegen der Rückkopplung durch
das gemittelte, effektive Potenzial extrem nichtlinear wird.
In manchen Texten wird auch ein Operator-Feld als notiert;
hier sollen die Buchstaben A,B... jede Konfusion vermeiden.
Die Struktur suggeriert iterative Näherungsmethoden für selbstkonsistente
Lösungen: man stecke die verbesserten Wellenfunktionen als Korrektur in das
effektive Potenzial und umgekehrt das erneuerte Potenzial in die Wellengleichung.
Operatorfelder im Allgemeinen dürfen also das Superpositions-Dogma
brechen, was in der Tat in der Quantenelektrodynamik mit den gekoppelten
Dirac- und Maxwellgleichungen passiert, und noch krasser bei den
nichtabelschen Eichtheorien der Elementarteilchen. Wie schon gesagt, Operatoren
sind mathematisch eine Algebra, Zustände sind nur ein linearer Raum ohne
multiplikative Verknüpfung.
Früher war es üblich, die Operator-Schrödingergleichung als die
zweite Quantisierung der als klassisch herabgestuften Zustands-Wellengleichung
anzupreisen. Man mag sich gestatten, den schlecht definierten Begriff zu vergessen.
Herleitung der n-Teilchen-Wellengleichung aus dem Operator-Formalismus. Sei
mit konstantem Ket im Heisenberg-Bild.
Die gesuchte Gleichung für im Konfigurationsraum
(Ortsdarstellung) wird dann wieder zum Schrödinger-Bild gehören. Denn die
zeitveränderlichen Feldoperatoren enthalten die Information, wie die
Wahrscheinlichkeitsverteilung jedes Vielteilchensystems sich verändert.
Behauptung:
Zum Beweis wird dem Operatorprodukt in der Definition von die
Heisenberg-Gleichung gegönnt.
Zeitableitung von Operatorprodukten folgt Leibniz,
Für den -Term kommt nach der Produktregel eine Summe auf. Für jeden der
Operatoren ein Faktor
Jedes hierin hat keine Wirkung auf die Feldoperatoren, die links von
ihm stehen und kann so ganz vor den Operatorausdruck von gezogen werden.
Damit ist der erste Teil der Formel schon gezeigt.
Für den Potenzialteil mutiert jeder Operator in gleichartiger Produktregel-Summe
einmal zu (überall gleiches Zeitargument t weglassend, ):
Nur wenn links davon ein steht, macht der Bra-Vektor des
Vakuums das Operatorprodukt nicht zu Null. Mit den Vertauschungsregeln
verschiebt sich der Teilchendichte-Operator für Fermionen und Bosonen gleichermaßen:
Integral und Summe des Potenzials über den Delta-Term ergeben
womit der Beitrag
zur Wellenfunktion zustande kommt.
Nach den Regeln der Kunst kann im anderen Term der Dichteoperator
einen Schritt weiter
nach links gezogen werden und der nächste Beitrag mit dem Faktor
wird genauso abgesondert. Insgesamt kommen alle Paare
an die
Reihe. Wird nun die Summe über Paare etwas lässiger als Doppelsumme
geschrieben und wird berichtigend der Faktor (1/2) gesetzt, kommt die
Behauptung raus.
Der Operator heißt normalgeordnet, weil alle Erzeuger links von den
Vernichtern stehen. Mit den Vertauschungsregeln gibt es einen Algorithmus,
der jedes Erzeuger-Vernichter-Produkt als Summe normalgeordneter Terme schreibt.
Die Eigenzustände von sind wo jede
Besetzungszahl ein Eigenwert des Operators ist.
Es sei angenommen, die Eigenwerte von sind nicht entartet. Dann hat man
als erste Näherung für die stationären Energien
Zustände mit verschiedenen Besetzungsfolgen sind orthogonal. Daher
tragen nur folgende Vernichter-Erzeuger-Kombinationen zur V-Matrix bei:
q=r und (q,r)=(s,t)
und (q,r)=(s,t)
und (q,r)=(t,s)
mit z=1 für Bosonen, z=-1 für Fermionen. Die letzte Summe verschwindet
für Fermionen. Terme heißen direkte Matrixelemente,
die heißen Austausch-Terme.