Rappresentazione di Heisenberg

In fisica, la rappresentazione di Heisenberg è una formulazione della meccanica quantistica in cui gli operatori (osservabili e altri) sono dipendenti dal tempo, mentre gli stati quantici ne sono indipendenti. Questa formulazione contrasta con la rappresentazione di Schrödinger nella quale gli operatori sono costanti e gli stati evolvono nel tempo. I due modelli differiscono solo per un cambio di base rispetto alla dipendenza temporale. La rappresentazione di Heisenberg è la formulazione della meccanica delle matrici in una base arbitraria, nella quale l'operatore hamiltoniano non è necessariamente diagonale.

Nella rappresentazione di Heisenberg della meccanica quantistica lo stato quantico ${\displaystyle |\psi \rangle }$ non cambia con il tempo, mentre un'osservabile A è tale da soddisfare

${\displaystyle {\frac {d}{dt}}A_{H}(t)={i \over \hbar }[H,A_{H}(t)]+\left({\frac {\partial A}{\partial t}}\right)_{H}}$

dove H è un operatore hamiltoniano e [·,·] è un commutatore di H e A_H. In qualche senso, la rappresentazione di Heisenberg è più naturale e fondamentale di quella di Schrödinger, specialmente per quanto riguarda le teorie relativistiche.

Quest'approccio ha una similarità nella fisica classica: sostituendo il commutatore della formula con le parentesi di Poisson, l'equazione di Heisenberg diviene una formulazione generale dell'equazione Hamiltoniana.

Per il teorema di Stone-von Neumann, la rappresentazione di Heisenberg e quella di Schrödinger sono unitariamente equivalenti.

Il valore atteso di un osservabile A (che è un operatore lineare hermitiano) per uno stato ${\displaystyle |\psi (t)\rangle }$ è dato da:

${\displaystyle \langle A\rangle (t)=\langle \psi (t)|A|\psi (t)\rangle }$

Dall'equazione di Schrödinger

${\displaystyle |\psi (t)\rangle =e^{-iHt/\hbar }|\psi (0)\rangle }$,

dove H è un operatore hamiltoniano indipendente dal tempo ed ħ è la costante di Planck divisa per 2·π, segue:

${\displaystyle \langle A\rangle (t)=\langle \psi (0)|e^{iHt/\hbar }Ae^{-iHt/\hbar }|\psi (0)\rangle ,}$

Definendo,

${\displaystyle A_{H}(t):=e^{iHt/\hbar }Ae^{-iHt/\hbar }.}$

segue (differenziando seguendo la regola di Leibniz):

${\displaystyle {d \over dt}A_{H}(t)={i \over \hbar }He^{iHt/\hbar }Ae^{-iHt/\hbar }+\left({\frac {\partial A}{\partial t}}\right)_{H}+{i \over \hbar }e^{iHt/\hbar }A\cdot (-H)e^{-iHt/\hbar }}$

Si noti che ${\displaystyle {\frac {\partial A}{\partial t}}}$ è la derivata parziale rispetto al tempo di A e non di A(t).

${\displaystyle ={i \over \hbar }e^{iHt/\hbar }\left(HA-AH\right)e^{-iHt/\hbar }+\left({\frac {\partial A}{\partial t}}\right)_{H}={i \over \hbar }\left(HA_{H}(t)-A_{H}(t)H\right)+\left({\frac {\partial A}{\partial t}}\right)_{H}}$

L'ultimo passaggio è valido in quanto ${\displaystyle e^{-iHt/\hbar }}$ commuta con H. Da questa relazione si ha l'equazione di Heisenberg:

${\displaystyle {d \over dt}A_{H}(t)={i \over \hbar }[H,A_{H}(t)]+\left({\frac {\partial A}{\partial t}}\right)_{H}}$,

dove [X, Y] è il commutatore dei due operatori ed è definito come [X, Y] := XY − YX.

Naturalmente, le relazioni che esplicitano i commutatori sono differenti dalla rappresentazione di Schrödinger a causa della dipendenza del tempo degli operatori. Ad esempio, si considerino gli operatori ${\displaystyle x(t_{1}),x(t_{2}),p(t_{1})}$ e ${\displaystyle p(t_{2})}$. L'evoluzione temporale di questi operatori dipende dall'operatore hamiltoniano del sistema. Per l'oscillatore armonico monodimensionale si ha:

${\displaystyle H={\frac {p^{2}}{2m}}+{\frac {m\omega ^{2}x^{2}}{2}}}$

L'evoluzione degli operatori di posizione e momento è data da:

${\displaystyle {d \over dt}x(t)={i \over \hbar }[H,x(t)]={\frac {p}{m}}}$

${\displaystyle {d \over dt}p(t)={i \over \hbar }[H,p(t)]=-m\omega ^{2}x}$

Risolvendo rispetto alle seguenti condizioni iniziali:

${\displaystyle {\dot {p}}(0)=-m\omega ^{2}x_{0}}$

${\displaystyle {\dot {x}}(0)={\frac {p_{0}}{m}}}$

si ha:

${\displaystyle x(t)=x_{0}\cos(\omega t)+{\frac {p_{0}}{\omega m}}\sin(\omega t)}$

${\displaystyle p(t)=p_{0}\cos(\omega t)-m\omega x_{0}\sin(\omega t)}$

Ora si possono esplicitare i commutatori:

${\displaystyle [x(t_{1}),x(t_{2})]={\frac {i\hbar }{m\omega }}\sin(\omega t_{2}-\omega t_{1})}$

${\displaystyle [p(t_{1}),p(t_{2})]=i\hbar m\omega \sin(\omega t_{2}-\omega t_{1})}$

${\displaystyle [x(t_{1}),p(t_{2})]=i\hbar \cos(\omega t_{2}-\omega t_{1})}$

Per ${\displaystyle t_{1}=t_{2}}$, si ottengono le relazioni di commutazione canoniche ${\displaystyle (0;0;i\hbar )}$.

• Claude Cohen-Tannoudji, Bernard Diu, Frank Laloe, Quantum Mechanics (Volume One), Paris, Wiley, 1977, pp. 312–314, ISBN 0-471-16433-X.

• Notazione bra-ket
• Rappresentazione di Dirac
• Werner Karl Heisenberg

• Pedagogic Aides to Quantum Field Theory Cliccare sul link per il capitolo 2 per trovare un'estensiva e semplificata introduzione alla rappresentazione di Heisenberg.

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