8. Übung am 4.12.2009

Ja das habe ich eh auch, und bekomme dann raus dass die Phasendifferenz ein vielfaches von 2nPi sein muss. Also:

=\sqrt{\frac{\hbar}{m\omega }}2|\alpha ||\beta |cos(2n\pi )

Nur ab da fehlt eine dritte bestimmende Gleichung.
OK Ich hatte bei der Maximierung der Beträge den richtigen Gedanken, aber schlecht umgesetzt.
Klar ist, dass das Produkt der beiden Beträge maximal werden muss und dass beide Beträge kleiner gleich 1 sind. Versucht man nun ein paar zufällige Kombinationen aus, findet man dass nur
\alpha =\beta =\sqrt{\frac{1}{2}}
den Maximalwert liefern kann.

Nun, mit |\beta|=\sqrt{1-|\alpha|^2}.
folgt dass |\alpha ||\beta |cos(2n\pi )=|\alpha ||\sqrt{1-|\alpha|^2} cos(2n\pi ) \lt |\alpha||\sqrt{1-|\alpha|^2}
Damit dieser positive Ausdruck maximal ist muss auch dessen Quadrat maximal sein: |\alpha|^2(1-|\alpha|^2) \Leftrightarrow f(x)=x^2(1-x^2)=-x^4+x^2 \Rightarrow f’(x)=-4x^3+2x=0 \Rightarrow x=+\frac{1}{\sqrt 2}

ok einfache extremwertaufgabe, hätt ich auch dran denken können. ok dadurch kommt am ende das heraus:

|\Psi >=\frac{1}{\sqrt{2}}e^{i(2n\pi +\tau )}|1>+\frac{1}{\sqrt{2}}e^{i(\tau )}|2>

Wie ich die Funktion plotten soll weiß ich aber nicht. Haben wir irgendwo mal einen analytischen Ausdruck für diese |1> und |2> in Orts- oder Impulsdarstellung aufgeschrieben?

Jupp, für Ortsdarstellung Formel 2.145 mit 2.131 & 2.132 auf S.35

Daß die Beträge von Alpha und Beta gleich 1/Sqr(2) sein müssen folt doch schon aus der Normierung, die Bedingung daß maximal werden soll liefert lediglich daß der Phasenunterschied zwischen beiden ein Vielfaches von 2Pi sein muß.

Wieso sollte das aus der Normierung folgen? Aus der folgt lediglich dass die Gesamtwahrscheinlichkeit = 1 sein muss, also dass man entweder |1> oder |2> misst, aber es folgt nicht welche Wahrscheinlichkeit zu welchem Zustand gehört.

Ja, entschuldige, falsch formuliert, aus der Forderung daß ein Maximum haben soll, erhält man beim Lösen der Extremwertaufgabe die Gleichung

|\alpha||\beta|sin(\Delta \phi) = 0

Diese Gleichung gibt Null solange nur der Phasenunterschied zwischen beiden den Sinus verschwinden lässt - ganz egal wie groß die Beträge von Alpha und Beta sind. Daher kannst Du Dir die Beträge quasi frei aussuchen, und wählst wahrscheinlich 1. Nach Normierung bekommst Du dann die \frac{1}{\sqrt{2}}

EDIT:
Alles kompletter Schwachsinn. Natürlich kommts auf die Beträge auch an, der Phasenunterschied von 2Pi maximiert ja nur den Ortserwartungswert von EINEM von VIELEN möglichen Überlagerungen von |1> und |2>. Hab erst jetzt alle Postings durchgelesen und vorher da dran nicht gedacht, sorry!

Also was ich beim 2ten Beispiel bis jetzt gemacht habe:

„In die Energie Eigenbasis des harmonischen Osz. entwickeln“ habe ich so verstanden:

|\Psi> = \sum_{n=0}^{\infty} c_{n} |n>

Also Linearkombination der Basisvektoren, wobei sich die Koeffizientenc_{n} ja durch Projektion auf die Basisvektoren berechnen:

c_{n} = <n|\psi> = <n|e^{\frac{-i\hat{p}x}{h}}|0>

Wenn ich jetzt für den Impulsoperator die Leiteroperatoren einsetze, und mit der Baker Campell Hausdorff Identität die Exponentialfunktion in ein Produkt zerlege, komme ich mit \lambda=\sqrt{\frac{m\omega_0}{2h}}x_0auf

c_{n} = e^{\frac{-\lambda^2}{2}}<n|e^{\lambda \hat{a}^+}e^{-\lambda\hat{a}}|0>

Der Vernichtungsexponentialoperator rechts auf den Nullzustand gibt Null ausser im ersten Term der Reihe, der besteht nämlich aus der Einheitsmatrix und gibt wieder den Nullzustand. Mit Beziehung 3.197 ausm Skript bekomme ich dann:

c_{n} = e^{\frac{-\lambda^2}{2}}<n|e^{\lambda \hat{a}^+}|0> = e^{\frac{-\lambda^2}{2}}<n|\sum_{m=0}^{\infty}\frac{\lambda^m}{m!}\hat{a}^+^m|0> = (3.197) = e^{\frac{-\lambda^2}{2}}<n|\sum_{m=0}^{\infty}\frac{\lambda^m}{m!}\sqrt{m!}|m> =
= e^{\frac{-\lambda^2}{2}}\sum_{m=0}^{\infty}\frac{\lambda^m}{m!}\sqrt{m!}\delta_{n}^{m}

Das Kronecker Delta haut mir wunderbarst die Summe zusammen und ich bekomme

c_{n} = e^{\frac{-\lambda^2}{2}}\frac{\lambda^n}{\sqrt{n!}}


Bei Bsp. b. gehe ich im Prinzip genauso vor, nur daß ich aus der Summe am Ende ein Lamda rausziehen muß, um sie wieder bei Null loslegen lassen zu können:

\hat{a}|\psi> =…= e^{\frac{-\lambda^2}{2}} \hat{a}\sum_{n=0}^{\infty}\frac{\lambda^n}{\sqrt{n!}}|n> = e^{\frac{-\lambda^2}{2}}(0+\sum_{n=1}^{\infty}\frac{\lambda^n}{\sqrt{n!}}\sqrt{n}|n-1>) = e^{\frac{-\lambda^2}{2}}\lambda\sum_{n=1}^{\infty}\frac{\lambda^{n-1}}{\sqrt{(n-1)!}}|n-1> =
=\lambda\sum_{n=0}^{\infty}c_n|n> = \lambda|\psi>

Also bekomme ich \alpha = \lambda = \sqrt{\frac{m\omega_0}{2h}}x_0
und damit ja, kohärenter Zustand.


Insgesamt stell ich mal fest daß diese Leiteroperatoren zusammen mit der Dirak Schreibweise schon ne geile Erfindung sind. An den Erwartungswerten für 2.c. zerbreche ich mir allerdings noch den Kopf.

War mir auch nicht sicher was sie eigentlich wollen aber ich glaub genau das war gefragt. Dachte erst man solls wie bei 3.199 angeben aber das ist ja nicht die Eigenbasis. Ergebniss bekomme ich aber genau das Gleiche wie du. Mit 2 b fange ich jetzt erst an.

Zu dem Argument beim 3er noch zum Erwartungswert des Ortes:
Bei 3 a können wir eigentlich noch nicht als 0 annehmen, da wir keinen Zustand angegeben haben, dort müssen wir noch mit den Deltas rechnen. Erst bei b darf man das tun, weil dann explizit der Grundzustand angegeben ist, welcher eine gerade Funktion ist.

Als Argumentation sollte aber reichen, dass der Erwartungswert des Quadrates des Impulses sehr viel größer wird, als der Erwartungswert des normalen. Denn immerhin gilt ja:

(\Delta P)^2=<p^2>-

Das sollte eigentlich auf sehr große Werte für Impuls bzw kleine für den Ort hinweisen.
Aber gerade/ungerade kann man bei a nicht vorwegnehmen weil wir keinen Zustand gegeben haben.

2c)

Für habe ich gerade das heraus bekommen:

=\hbar\omega e^{\frac{-\rho }{2}}e^{\rho ^{2}}(n+\frac{1}{2})

\rho =\sqrt{\frac{m\omega }{2\hbar}}x_{0}

Habe eigentlich wie zuvor die e-Funktionen in Reihen entwickelt und dann die Operatoren nach links und rechts wirken lassen, und dann wieder auf e-Form zurück entwickelt.
Hat das noch wer oder hab ich da irgend n Fehler drinnen? mal im Anhang zum vergleichen.
2c.jpeg

OK ich seh grad bei dem e^(-Rho/2) gehört das 1/2 weg. Das <E^2> schaut ähnlich aus, nur dass die nicht-e-funktionen noch ein Quadrat drüber haben. Die Exponentialfunktionen sind gleich.

Gut ich hab es mir mit den beiden a und a_Kreuz Operatoren zu einfach gemacht wie genaueeres Nachrechnen zeigt. DIe E-Funktionen bleiben aber.

=\hbar\omega e^{-\rho }e^{\rho ^{2}}(\rho ^{2}+\frac{1}{2})

Für <E^2>

<E^2>=\hbar^2\omega^2 e^{-\rho }e^{\rho ^{2}}(\rho ^{2}+\frac{1}{2})^2

Was wegen den e-Funktionen jetzt ziemlich unbrauchbar ist für die Energieunschärfe.

Achtung, jetzt wird’s grauslig :frowning: :
ad 2c)
|\psi>=e^{-\alpha^2/2}e^{\alpha a^\dagger}|0>\
=<\psi|H|\psi>=\hbar \omega e^{-2\alpha^2/2}<0|e^{\alpha a}(a^\dagger a + \frac{1}{2})e^{\alpha a^\dagger}|0>\

NR:\ e^Be^A=e^Ae^Be^{-[A,B]}\ldots \textrm{Baker-Campbell-Hausdorff} \Rightarrow e^{\alpha a}e^{\alpha a^\dagger}=e^{\alpha a^\dagger}e^{\alpha a}e^{-[\alpha a^\dagger, \alpha a]}=e^{\alpha a^\dagger}e^{\alpha a}e^{\alpha^2}
\
e^{\alpha a}|0> \Leftrightarrow |0> \
<0|e^{\alpha a^\dagger}|0>\Leftrightarrow 1\

1)<\psi|\frac{1}{2}|\psi>\Leftrightarrow \frac{1}{2}e^{-\alpha^2}e^{\alpha^2}<0|e^{\alpha a^\dagger}e^{\alpha a}|0>\Leftrightarrow \frac{1}{2}\
2)<\psi|a^\dagger a|\psi>\Leftrightarrow e^{-\alpha^2}<0|e^{\alpha a}a^\dagger a e^{\alpha a^\dagger}|0>\
NR:\ a e^{\alpha a^\dagger}|0>=\alpha e^{\alpha a^\dagger}|0>\
e^{\lambda A}Be^{-\lambda A}=B + \sum_{n=1}^\infty \frac{\lambda^n}{n!}[A,B]n\ ,\ [A,B]{n+1}:=[A,[A,B]]_n\
e^{-\alpha a}e^{\alpha a}=\mathbb{1}\

\Rightarrow e^{\alpha a}a^\dagger e^{-\alpha a}=a^\dagger + \alpha[a,a^\dagger]=a^\dagger + \alpha \mathbb{1}\\
\Rightarrow e^{-\alpha^2}<0|e^{\alpha a}a^\dagger a e^{\alpha a^\dagger}|0> \Leftrightarrow \alpha e^{-\alpha^2}<0|e^{\alpha a}a^\dagger e^{\alpha a^\dagger}|0> \Leftrightarrow \alpha e^{-\alpha^2}<0|e^{\alpha a}a^\dagger e^{\alpha a^\dagger }e^{-\alpha a} e^{\alpha a}|0>\ \overset{Campbell-Hausdorff\ auf\ e^{\alpha a^\dagger} e^{-\alpha a}}{\Rightarrow} \alpha <0|e^{\alpha a}a^\dagger e^{-\alpha a} e^{\alpha a^\dagger}e^{\alpha a}|0> \Leftrightarrow \alpha <0|e^{\alpha a}a^\dagger e^{-\alpha a} e^{\alpha a^\dagger}|0> \Leftrightarrow \alpha <0|e^{\alpha a}a^\dagger e^{-\alpha a} e^{\alpha a^\dagger}|0> \Leftrightarrow \alpha <0|(a^\dagger + \alpha \mathbb{1})e^{\alpha a^\dagger}|0> \Leftrightarrow \alpha^2 \
\
\textrm{d.h. aus 1) + 2) } \Rightarrow <\psi|H|\psi>=\hbar \omega (\frac{1}{2} + \alpha^2)

<E^2> habe ich analog berechnet s.h. mein erstes Post dazu…

  1. Vielen Dank für die Mühe, das einzutippen ist sicher kein Vergnügen gewesen.

  2. BOAH ich hab meinen Fehler gefunden. Der einzige Grund warum mir die e-Funktionen nicht wegfallen ist, dass ich vergessen hab dass ich bei dem Kommuntator der e-Funktion (eh schon gaaaanz am Anfang, auch bei 2a schon, da fällt es aber nicht weiter ins Gewicht ausser dass halt das ^2 am Ende fehlt), das Rho (bei dir Alpha) richtig aus dem Kommuntator rauszuziehen. Ich hab nur „Rho“ und nicht „Rho Quadrat“ dort stehen gehabt, aber es ist natürlich „Minus Rho Quadrat Halbe“. Dadurch eliminieren sich die 2 Exponentialfunktionen was mir am Ende alles unberechnebar gemacht haben.
    Ich schreib das Beispiel nochmal neu und dann werd ich das ganze Zeug noch hochladen.

PS: Wäre nett wenn einer diese Funktion beim 1er plotten könnte oder zumindest ne ungefähre Skizze machen könnte. Hab keine Ahnung wie ich das plotten kann. In Datenverarbeitung hat er letztens zwar GnuPlot vorgestellt, aber umgehen kann ich mit dem Teil nicht.

Hallo!
Zu bsp 2.c!Versteh ich das falsch oder steht da nicht in Angabe, dass in Bsp1 der Zustand der selbe wie im 2.Bsp ist! Weil mit der Darstellung aus Bsp 1 lässt sich 2.c sehr schnell lösen!

Guten Abend Zusammen

Ich hab mir die Arbeit angetan Psi incl. der schönen Hermitpolynome zu plotten (auch Excel schafft das gerade noch :wink: )
Hoffentlich sieht das bei allen so aus?


Achtung: Habe die Graphen korrigiert… Die x-Achse war verschoben, sonst sollten sie korrekt sein.
RealteilPsi.pdf (25 KB)
PsiQuadrat.pdf (44.3 KB)

Ich habe 2c jetzt für die E^2 form etwas anders versucht, nämlich über diese Eigenwert Bedingung von 2b. Bekomme FAST das gleiche raus wie du vorhin geschrieben hast, allerdings mit 3/4 statt 1/4. Ich habe einfach die a Operatoren von H miteinander ausmultipliziert (dabei auf Reihenfolge geachtet für Terme) und dann von rechts und links die Wellenfunktion drauf wirken lassen, welche dann jeweils den Eigenwert ausspuckt.
Da bleibt mir dann

<E^2>=(\hbar\omega)^2 e^{-\rho ^{2}}<0|e^{\rho a}(\rho ^{4}+2\varrho ^{2}+\frac{3}{4})e^{\rho a^{t}}|0>

wird zu

<E^2>=(\hbar\omega)^2 (\rho ^{4}+2\varrho ^{2}+\frac{3}{4})

Die Unschärfe wäre dann:

\Delta E=\hbar\omega \sqrt{\rho ^{2}+\frac{1}{2}}

Hmm, ja, dann kann man sich die ganze komplizierte Wurst sparen :slight_smile:
Ich bekomme trotzdem nur 1/4 statt 3/4:
<\psi|H^2|\psi>=(\hbar \omega)^2<\psi|(a^\dagger a + 1/2)^2|\psi>\Leftrightarrow <\psi|a^\dagger a a^\dagger a + a^\dagger a + 1/4|\psi> \
\text{\hbar \omega schnell auf 1 normiert…}\
\Leftrightarrow 1/4 + <\psi|a^\dagger a a^\dagger a |\psi> + <\psi|a^\dagger a|\psi> \Leftrightarrow 1/4 + \alpha^2(<\psi|a a^\dagger|\psi> + 1) \Leftrightarrow 1/4 + \alpha^2(<\psi|a^\dagger a + 1|\psi> + 1) \
\Leftrightarrow 1/4 + \alpha^2(\alpha^2 + 2) \Leftrightarrow 1/4 + 2\alpha^2 + \alpha^4

ach stimmt. ich hab aus irgend nem Grund die beiden a’s adjungiert für den linken der 2 H Operatoren, was man ja eigentlich nicht tut. Gut dann gibts ja doch nen schöneren Weg als die ganzen Taylorreihen was ich hatte :smiley:

So hier die Scans.
Und auch danke Walz für die Graphen.
2c.jpeg
2b.jpeg
2a.jpeg
1s2.jpeg
1.jpeg