Warning: date(): Invalid date.timezone value 'Europe/Kyiv', we selected the timezone 'UTC' for now. in /var/www/h77455/data/www/psyoffice.ru/engine/init.php on line 69 Warning: date(): Invalid date.timezone value 'Europe/Kyiv', we selected the timezone 'UTC' for now. in /var/www/h77455/data/www/psyoffice.ru/engine/init.php on line 69 Warning: strtotime(): Invalid date.timezone value 'Europe/Kyiv', we selected the timezone 'UTC' for now. in /var/www/h77455/data/www/psyoffice.ru/engine/modules/news/vuzliborg/vuzliborg_news.php on line 53 Warning: date(): Invalid date.timezone value 'Europe/Kyiv', we selected the timezone 'UTC' for now. in /var/www/h77455/data/www/psyoffice.ru/engine/modules/news/vuzliborg/vuzliborg_news.php on line 54 Warning: strtotime(): Invalid date.timezone value 'Europe/Kyiv', we selected the timezone 'UTC' for now. in /var/www/h77455/data/www/psyoffice.ru/engine/modules/news/vuzliborg/vuzliborg_news.php on line 56 Warning: date(): Invalid date.timezone value 'Europe/Kyiv', we selected the timezone 'UTC' for now. in /var/www/h77455/data/www/psyoffice.ru/engine/modules/news/vuzliborg/vuzliborg_news.php on line 57
|
2.3.1. Динамическая и параметрическая устойчивость квантово-механических систем. - Основные понятия динамической теории информации - Неизвестен - Философия как наукаРассмотрим финитную систему. Оператор Гамильтона обозначим , где индекс n соответствует определенному набору параметров. Далее будем считать, что при изменении индекса n параметры гамильтониана меняются мало, так, что они близки друг к другу при всех значениях индекса n. Меру близости мы обсудим позже. Собственные функции удовлетворяют уравнению: (2.26) Здесь и далее индекс "i" нумеруется в порядке возрастания энергии. Развитие во времени любого состояния y(x,t) , не являющегося собственным, описывается уравнением: где (2,27)
(здесь и далее положено ) Матрица плотности в энергетическом представлении равна произ- ведению амплитуд плотности вероятности застать систему в i -ом состоянии. (2,28) отсюда: (2,29) Диагональные элементы матрицы плотности представляют собой вероятность застать систему в состоянии с энергией , то есть они связаны с энергетическим спектром нестационарного состояния Y(x,t). Последний характеризуется средней энергией `Е и полушириной (то есть дисперсией) DЕ. В структурно неустойчивых системах энергетический спектр сильно изрезан (то есть при изменении индекса i на единицу величина меняется в меру самой себя), но, будучи усреднен по индексу n, становится плавной. Величины Е и DЕ, будучи усредненными по i, от индекса n не зависят. В этом представлении энтропия равна: (2,30) где k - постоянная Больцмана. Это выражение является обобщением классического представления энтропии как S = k (2,31) где wi - априорная вероятность застать систему в i-ом микроскопическом состоянии. Выражение (2,30) переходит в (2,31), если сумма недиагональных членов равна нулю. Поэтому задача сводится к выяснению поведения недиагональных элементов матрицы плотности со временем. Рассмотрим специальный класс систем, удовлетворяющих следующим условиям. (1) Энергетический спектр системы достаточно плотен, то есть расстояния между соседними уровнями малы: (2.32) Величины масштаба e0 = <<1 будем считать малыми (2)При изменении параметров энергетические уровни сдвигаются мало, то есть: (2.33) Величины масштаба того же порядка, что и e0 Это означает, что в ансамбле похожих, но не тождественных систем, отличающихся параметрами, сами параметры отличны лишь в меру e1. Отсюда следует, что и энергетическое воздействие на систему, связанное с изменением параметров, мало в ту же меру. (3) Собственные функции при изменении параметров изменяются сильно, так, что при : (2.34) При этом и коэффициенты разложения любой функции Y (х,0) по собственным функциям n - ого и m -ого гамильтонианов также отличаются сильно. (2.35) Отсюда следует, что близкие по значению коэффициенты такие, что: (2.36) соответствуют разным значениям энергии, таким, что: (2.37) Системы, удовлетворяющие перечисленным свойствам, будем называть параметрически (или структурно) неустойчивыми. Термин оправдан тем, что при малом ( в меру e) и случайном изменении параметров, коэффициенты разложения меняются тоже случайно, но сильно. Примером таких систем могут служить спиновое стекло. Оно состоит из n атомов, каждый из которых может находиться в двух состояниях ("спин вверх" и "спин вниз"). Число возможных различных состояний системы равно: N = 2n , таково же и число уровней системы. Взаимодействие между атомами снимает вырождение и образуется зона ширины D. Далее будем считать, что , то есть нестационарная функция Y(x,t) может быть разложена по собственным функциям гамильтониана спинового стекла. Расстояние между уровнями в зоне порядка: и, следовательно: (2.38) При n > 1000 величина e0 настолько мала, что ее мы будем считать аналогом бесконечно малого (то есть величиной типа "обратный гугол"). То же можно сказать и о возмущениях масштаба e1. Обсудим вопрос о динамической устойчивости. Рассмотрим ансамбль тождественных систем, параметры которых одинаковы. При этом индекс n можно опустить. Сравним развитие во времени двух нестационарных функций, которые вначале отличаются слабо, так, что: (2.39) Изменение функций Y1(х,t) и Y2(x,t) во времени описывается выражениями (2.27), где коэффициенты и различны. Из (2.38) и (2.27) следует, что разности коэффициентов подчиняются условию: (2.40) где: N - эффективное число уровней. Интегральная мера девиации в момент времени t равна: (2.41) Она не зависит от времени и всегда мала. Таким образом, по интегральным критериям квантово-механические системы динамически устойчивы. Приведенные расчеты можно рассматривать как иллюстрацию теоремы Вигнера [28]. Причина устойчивости в том, что фазовое пространство квантово-механических систем разделено на слои, соответствующие энергетическим уровням. При развитии системы во времени эти слои не перемешиваются. Рассмотрим теперь ансамбль сходных, но не тождественных систем, параметры которых отличаются в меру e1 " e0 так, что энергетические уровни в них перемешиваются. Сравним, как развивается во времени изначально одинаковая волновая функция Y(х,0) в двух системах (n=1,2). (2.42) Их разность, то есть девиация функции в момент t, равна: (2.43) Здесь мы учли, что согласно свойству (2) и условию (2.33), собственные значения Еi ,соответствующие разным значениям индекса n различны лишь в меру e1 (в то время как коэффициенты Сi различаются сильно), Малым различием собственных энергий мы пренебрегли. При t = 0 Y(1) = Y(2) = Y(x,t=0). Отсюда: (2.44) хотя сами функции и коэффициенты Сi , согласно (3), отличаются сильно. Интегральная мера девиации равна:
(2.45) Здесь обозначено и учтено, что при t = 0 согласно (2.44): (2.46) Из (2.44) и (2.46) следует, что при t " (DE)-1 каждый член суммы в (2.45) не мал. Компенсация членов в сумме (2.45) также невозможна, поскольку временной фактор не зависит от индекса n (n=1,2), а остальные величины зависят от параметров гамильтониана и меняются при их изменении согласно условию (3) достаточно сильно. Таким образом, интегральная девиация растет со временем и за конечное время (порядка обратной дисперсии спектра исходного состояния DE) достигает значения порядка единицы. Полуширину спектра DE можно считать аналогом числа Ляпунова. Важно, что здесь, как и в классической физике, развитие системы во времени и сам факт неустойчивости определяется внутренними свойствами системы, а не внешними воздействиями. Категория: Библиотека » Философия Другие новости по теме: --- Код для вставки на сайт или в блог: Код для вставки в форум (BBCode): Прямая ссылка на эту публикацию:
|
|