Törölt nick Creative Commons License 2009.02.27 0 0 443
Összeállítottam, hogy miket kell áttanulmányoznom, azokból amiket írtál, illetve van benne egy rész az én egyik volt hsz-mből. Azért csináltam ez,t hogy áttekinthető és egységes legyen.

Látom szeretsz inkább új hsz-t nyitni, minthogy az eredetit folytasd, de ezzel csak a fórumnak kedvezel, minél több hsz. annál többet fizetnek a reklámcégek.


"1. hullám-részecske kettősség"


Marx György Kvantumelektrodinamika:

"A hullám-részecske kettősség egy nagyon meglepő dolog a fizikában,és valójában önmagában egyik kép sem megfelelő,csak bizonyos határesetben.



Az elektromágneses hullámok leírására a Planck-féle sugárzási törvény müködik:

dE=h nü/(exp(h nü/kT)-1) dZ(nü)


Ennek a törvények kétféle határesete van:

dE(nü,T)=kT dZ(nü),ha h nü<<kT

Ez a határeset a fény hullámmodelljének felel meg:Boltzmann-statisztikát az egyes hullámformákra(üregmódusokra)alkalmazzuk,mindegyiket folytonosan változtatható smplitúdójú klasszikus oszcillátornak tekintjük,így mindegyik módusnál az ekviparticíó-tételt helyettesítjük be.Ez a Rayleigh-Jeans sugárzási törvény,amely alacsony rezgésszámokon,az {n}>>1 által benépesült módusokban(általában az infravörös és rádiótartományban) jó közelítés.


A Planck-törvény másik határesete:

dE(nü,T)=h nü exp(-h nü/kT) dZ(nü),ha h nü>>kT

Ez a közelítés viszont a h nü energiakvantumokra alkalmazott Boltzmann-statisztika,tehát a fény golyó modelljének felel meg.Ez a Wien-féle sugárzási törvény,amely magas frekvenciákon-általában az ultraibolyában,az {n}<<1 által jellemzett benépesült módusokban-jó közelítés.

Látható ezekből,hogy a Rayleigh-Jeans-közelítés a Boltzmann-statisztika fényhullém-modellre történő alkalmazásának,a Wien-közelítés a Boltzmann-statisztia fénykorposzkula-modellre történő alkalmazásának felel meg.A Planck-törvény egységesen figyelembe veszi a fény mindkét arcát.

A Planck-törvényhez a hullámmodellből úgy juthatuk el,hogy a hullámokat diszkrét energiaspektrumú kvantált oszcillátoroknak tekintjük(Debye),vagy a fotonokat Boltzmann-statisztikának engedelmeskedő klasszikus golyók helyett személytelen és megkülönböztethetetlen kvantumoknak tekintjük(Bose).


Planck-törvény szerint:

(dn)={n}({n}+1)

Az izzólámpa által kisugárzott fotonok nem követnek Poisson-eloszlást(ott (dn)2={n}2 lenne),tehát nem tekinthetők teljesen függetleneknek.Ennek oka az,hogy a

(k1,k2>=ak1+ak2+(0>

atb. foton-sajátfüggvények a cserestzabály értelmében szimmetrikusak:

(k2,k1˙>=(k1,k2>,

ami Bose-statisztikára jellemző korrelációt jelent a fotonok között.

Ha kT<<h nü(rövid hullámhosszak,Wien-féle sugárzási törvény):

(dn)2={n}2

ekkor a sok rezgésmódust gyéren benépesítő fotonok gyakorlatilag függetlenné válnak("golyó-modell")haatáresete),Poisson-eloszlásba mennem át.

Elkerülhetetlen a konkluzió:az elektromágneses mező éppolyan reális energia-és impulzus-hordozó,mint az atomok és az anyag egyébb tömörebb formái.A terjedés a Maxwell egyenletek szerint a szuperpozicíó elvének engedelmeskedik.Az elektromágneses mező energiát h nü,impulzust h nü/c adagokban vesz át az anyag más változataitól,de a felvett energiáról(ugyancsak kvantumos energialeadás formájában) hiánytalanul számot ad.

Ha a felvett h nü adagokat golyóknak képzeljük el,amely meghatározott pályán fut el az abszorpció helyéig,ellentmondásra jutunk.Úgyanúgy ellentmondásba ütközünk,ha az elektromágneses mező egyes elemi Huygens-hullámaira probáljuk folytonosan szétosztani az elektromágneses mező által hordozott energiaadagot.

Nem az egyes h nü energiakvantumok megszemélyesítésére elképzelt fénygolyóknak vagy a térben szétoszló elemi hullámvonulatoknak kell közvetlen objektív anyagi realitást tulajdonítanunk,hanem magának az elektromágneses mezőnek.Az előttünk álló feladat az elektromágneses mező kvantumelméletének kidolgozása.Ezt a feladatot Dirac,Fermi és mások végezték el 1927-től kezdve.Nevükhőz fűződik a kvantumelektrodinamika kiépítése."

"2. Elektron állóhullám az atommag körül, pontos részecske helyét nem lehet meghatározni"

Az elektron esetére is az igaz,mint a fotonok.Se a hullám sem a részecskekép nem tudja teljes egészében jellemezni.Van egy olyan,mondjuk leptonmező,aminek a gerjesztései az elektronok.A foton esetén a fotonmező az elektromágneses mező,aminek a gerjesztései a fotonok.A gerjesztés azt jelenti,hogy az elektromágneses mező,mint anyag,ha alapállapotban van az azt jelenti,hogy azon a helyen nulla foton tartozkódik.Ha az elektromágneses mező az n-edik gerjesztett állapotban van,akkor abban a pontban n darab foton van.ugyanez igaz az elektronra,vagyis egy leptonmező egy helyén az elektronszám annyi ahányadik energiaszinten azon a helyen a leptomező van gerjesztve.

Az mezőben a diszkrét kvantumok szerintem az erővonalakból lefűződő képződmények.A leptomezők,az elektromágneses mezők,vagy a kvarkmezők anyagi minőségben szerintem nem különböznek egymástól,csak más a mozgásállapotuk ,energiaszintjük.

"3. Pontos gömb modellt már nem állíthatunk a kvantum fizikában"

Igen,mindig vannak a környezet által jövő elektromágneses behatások,amik megváltoztatják az atomok gömb alakját,még az alapállapoti hidrogénatom esetén is.Ha az atom gerjesztett állapotban van,akkor mondjuk a súlyzó alakú pályáját szintén megváltoztatja a kicsi behatás.


Amit figyelembe kell vennünk az az elektromos és mágneses térerősségek csereszabálya:

{Ei(x,t),Bj(x',t)}=i eijk 8pi hvonás c d/dxl delta(x-x')

{Ei(x,t),Ej(x',t)}=0

{Bi(x,t),Bj(x',t)}=0

Itt {} kommutátort jelent,csak a szögletes zárójelet nem tudom előhívni.A térerősségoperátoroknál a delta a Dirac-delta.Mert megállapodásuk szerint {} az antikommutátor jele.

Van még a

{pi,rj}=-i hvonás delta(i,j)

Az impulzus- és a helyoerátorok közötti csererelációban a delta az egységtenzor,vagyis a Kronecker-delta.

Ezekből a csererelációkból származnak a Heisenberg-féle határozatlansági relációk.És a térerősségekre vonatkozó verzió magyarázza a vákuumfluktuációs rezgések megjelenítését a kvantumelektrodinamikában.


Igen és amit itt alant írtál az erősen korrelál ezzel. Vagyis hogy szerintem a mezők, amelyekben a hozzájuk tartozó részecskék vannak, energiaállapotuk valamilyen összefüggésben van azon anyagok dimenziótorzulásával, elvégre, a mezők is dimenziótorzulás "megnyúlásai" egyszerre nőnek az anyaggal a korábbi téridőállapothoz viszonyítva.

De itt még kérdés, hogy: Milyen fizikai összefüggés van a mezők és a dimtorzulások között? Illetve hogy egyáltalán tudunk az összefüggésükre analízist találni.

UI: A Higgs-modell az miért nem jó ahhoz, hogy onnan induljunk ki a fizikai levezetésekhez. TEhát amit korábban egyes tudósok meghatároztak, (a Higgs-teret, az a higgs bozont, mindezt úgy építjük bele a dimtorzulás elméletbe, hogy kapjunk egy fizikai levezetést).

Tudod beszéltem arról, hogy:

A probléma valóban az, hogy a megfigyelésen alapuló Newtoni fizikából nem lehet fizikai elemzést támasztani, csak azt mondhatom el, hogy pl.: az elektron az atommag körül határozatlan helyzetben van, mint hullám, és az elektron és a proton vonzzák egymást, ennek ellenére még sem esik bele az atommagba. Ebből pedig elméleti síkon lehet következtetni arra, hogy itt a dimenziók 'másmilyenek' mint amit megtudunk figyelni, és az erőhatásokkal ekvivalens az itt megjelenő dimenziótorzulás. De ez fizikailag nem levezetés. Erre mondod Te, hogy be kéne vezetni, új fogalmakat a régebbiekből vonatkoztatva. No de az új fogalmat mindig valaminek a mérésére vezetik be, valaminek az arányára, a kiszámítására. Valamilyen meghatározó adatot kell találni a dimenziótorzulásokra. Pl. milyen időfaktort idéz elő egy részecske valószínűségén. Ehhez viszont legkézenfekvőbb a Higgs-bozon, amit azonban szintén nem figyeltek meg. A higgs valószínűleg minden egyes Plank-időben egyre több lesz, de megfigyelése lehetetlen, mert nincs tömege, és valószínűsége a dimenziótorzulásban nyilvánul meg. - mint ahogy korábban írtam. De ezzel az a baj, hogy ez is csak egy elképzelés, miszerint a dimenziótorzulásban dimenzióktól független Higgsek jelennek meg a kölcsönhatás következtében, és attól függően, hogy a kölcsönhatás milyen bozonokkal történik, annak függvényében határozzák meg a következő időpillanatban a fermion illetve a bozon valószínűségét. A Higgs-re vannak képletek, így ezt az elméletet lehet vele úgy összehozni, hogy korreláljon. Kérdés, hogy ez a Higgs-elmélet miként határozza meg a fermionok és bozonok valószínűségét a téridőben? És kérdés, miért vannak eltérő bozoni kölcsönhatások. Pl az atommagban erős kölcsönhatás van, az elektron és az atommag között gyenge. Ez azért van, mert az anyagi világ és az antianyag világ téridőben teljesen határozatlan, de a vákuumfluktuáció törvénye szerint ha határozott egymáshoz az anyag és az antianyag, akkor meg kell semmisülniük (hiszen dimenziótorzulásuk által vonzódnak egymáshoz). Na mármost a részecske valószínűségek ezért nem lehetnek az egész anyagi világban homogén eloszlásúak, amiért minden kötés nagyságrendtől függően más és más.
És nem találhatóak meg a Higgs-bozonk, mert valószínűsíthető hogy a dimenziótorzulásoknál, annál a 'szakasznál' amikor egy tetszőleges bozon elnyelődik a fermionban, akkor a kilépő bozon valószínűségét, és a kilépő bozonnal arányosan növekvő fermion valószínűségét ők határozzák meg, vagyis a Higgsek. Tehát nem lehet megfigyelni őket, hiszen nem tudjuk a dimenzióktól elvonatkoztatva megfigyelni őket. Ellenben a tudósok által rájuk állított tulajdonságok kisebb-nagyobb pontatlansággal, de igazak lehetnek.


Számomra az nem világos,hogy mi a szemléletes jelentése annak,hogy a fermionok felcserélésével az ampiltúdók előjele negatívvá válik.Ok tudom ebből jön ki a Pauli elv,vagyis hogy két fermion nem lehet ugyanabban az energiaállapotban,mert csak a nulla amplitúdó minusz egyszerese egyenlő önmagával.A feles spin van emögött az oké,és a bozonok felcserélésénél az amplitúdók állandónak maradása,azzal magyarázható,hogy feles spin egész számú többszöröseiből állnak.Mert páros számú negatív előjelből pozitív előjel lesz.De hogyan képzelhetnénk el a fermion tulajdonságot szemléletesen?



Írok egy táblázatot,a részecskék kategorizálására.Legyen az összeenrgiájúk E.

E=Em+V(r)+mc2

1.eset:Em>0,mc2>0 pozitív összenergiás,pozitív mozgási energiás valós részecske

2.eset:Em<0,mc2>0 pozitív összeenergiás,de negatív mozgásenergiás virtuális részecske

3.eset:Em>0,mc2<0,negatív összenergiás,pozitív mozgási energiás valós részecske(ennek hiánya,mint lyuk az antirészecske)

4.eset:Em<0,mc2<0,negatív összenergiás,és negatív mozgási energiás virtuálsi részecske(ennek hiánya,mint lyuk a virtuális antirészecske)


Nagyobb molekulákat,illetve kristályszerkezetekben levő atomokat harmonikus oszcillátorokkal helyettesítsük.És ezekre egy mátrixalgebrás leírást kell használni,amik lineárisak.Ezeket onnan kapjuk,hogy

lineáris differenciálegyenlet+határfeltételek=lineáris mátrixalgebra

ha sikerül a dimenziótorzulást észrevenni,akkor a mátrixalgebra keretein belül szerintem megmutatkozna.



Kezdjük el:{} továbbra is kommutátort jelent,csak a szögletes zárójelet nem tudom előhívni a billentyűzetből.Nézzük a egydiemnziós harmonikus oszcillátor Schrödinger egyenletét.



H=1/2m p2+1/2 m omega2x2,p=hvonási/i d/dx

{x,p}pszi=xp pszi-px pszi=xhvonás/i dpszi/dx-hvonás/i d(xpszi)/dx=

xhvonás/i dpszi/dx-hvonás/i pszi-xhvonás/i dpszi/dx=-hvonás/i pszi

vagyis csak az operátorokat leírva:

{x,p}=hvonás/i



vezessünk be egy távolságegységet:gyökalatt(hvonás/m omega)

ez méter mértékegységű.

és vezessünk be egy impulzusegységet:

gyökalatt(m hvonás omega)

ez kgm/s mértékegységű



És ezekkel az egységgel vezessük be a X,P mértékegység nélküli helykoordinátát és impulzuskoordinátát.



x=gyökalatt(hvonás/m omega) X

p=gyökalatt(m hvonás omega)P


H=p2/2m+m omega2 x2/2=hvonás omega/2 (P2+X2)


{X,P}=i


a=(X+iP)/gyök2 ez az abszprpció operátor

a+=(X-iP)/gyök2 ez az emisszió operátor

{a,a+}=aa+-a+a=(X+iP)(X-iP)/2-(X-iP)(X+iP)/2=-XiP+iPX=i(PX-XP)=-i2=1

X=(a+a+)/gyök2

P=(a-a+)/igyök2


N=a+a

N a kvantumszámoperátor



X=(a+a+)/gyök2

P=(a-a+)/igyök2



N=a+a

N a kvantumszámoperátor


H=hvonás omega/2 (aa++a+a)=hvonás omega(N+1/2)

{} a kommutátor,a kvantumszámoperátor csereszabályai

{a,N}=a

{a+,N}=-a+

H ket(n)=En ket(n)

En=hvonás omega(n+1/2)

N ket(n)=n ket(n)

a+ ket(n)=gyökalatt(n+1) ket(n+1)

a ket(n)=gyökalatt(n) ket(n-1)


ha a ket(n0)=0


akkor a+(a ket(n0))=0

tehát n0=0.A legkisebb sajátérték zérus,a megfelelő sajátvektor a harmonikus oszcillátor állapotát írja le.

Ezt az jellemzi,hogy a ket(0)=0.

Mivel n=0-ból a léptetéssel minden természetes számhoz eljuthatunk és mivel minden n-ből lefelé léve egyesével n0=0-ba kell érnünk,n csak nemnegatív egész szám lehet:n=0,1,2,....

Ez En=n hvonás omega+1/2 hvonás omega szerint meghatározza a harmonikus lineáris oszcillátor energiaértékeit is:

En=hvonás omega(n+1/2),n=0,1,2,...

A ket(0) által értelmezett alapállapotból a+ alkalmazásával minden sajátvektor megkapható:

ket(n)=(n!)-1/2(a+)n ket(0)

Az a+(n)=gyökalatt(n+1) ket(n+1) tulajdonság alapján a+ neve emisszióoperátor.A a+(n)=gyökalatt(n) ket(n-1) tulajdonság alapján a neve abszorpcióoperátor.N neve N ket(n)=n ket(n) alapján N neve kvantumszámoperátor.En=hvonás omega(n+1/2) energia az E0=hvonás omega/2 alapállapotenergián kívül hvonás omega energiakvantumokból tevődik össze.


{X,P}=i


P=-i d/dQ ,d/dQ=iP

a=(X+iP)/gyök2 a+=(X-iP)/gyök2

a=1/gyök2 (Q+d/dQ)

a+=1/gyök2 (Q-d/dQ)

Ekkor az alapállapot meghatározó egyenlete

a ket(0)=0 szerint

1/gyök2 (X+d/dX) bra(X)ket(0)=0

így az alapállapot X-reprezentációban a következő sajátfüggvény írja le:

bra(X)ket(0)=pi-1/4 exp(-1/2 X2)

A többi sajátfüggvény ebből X-reprezentációban ket(n)=(n!)-1/2 (a+)n ket(n) szerint képezhető:

bra(X)ket(n)=pi-1/4(n!)-1/22-n/2(X-d/dX)nexp(-1/2 X2)

Így adódik az ismert Hermite-polinomos-megoldás:

bra(X)ket(n)=Hn(X)exp(-1/2 X2)

Az emisszió-és abszorpcióoperátorok egyszerű matematikai szerkezete lehetővé teszi,hogy velük kompilkáltabb kifejezéseket is könnyen kiértékelhessük.Az

{a,a+}=1

felcserélési törvényből könnyen adódik:

{a,a+2}={a,a+}a++a+{a,a+}=2a+

{a,(a+)n}=n(a+)n-1

{a,szumma cn(a+)n}=szumma cn n(a+)n-1=d/da+ szumma cn(a+)n

tehát hatványsorba fejthető függvényekre

{a,f(a+)}=d(f(a+))/da+



Az a és a+ operátort bontsuk két hermitikus részre.Legyen:

a=gyökalatt(N) FI

a+=FI+ gyökalatt(N)

Itt gyökalatt(N) az a hermtikus operátor,amelynek négyzete az N kvantumszámoperátor.Ekkor pedig N=a+a-ból(legalábbis az Nnem=0 esetre)következik,hogy

FI+FI=1,mert a+a=FI+gyökalatt(N)gyökalatt(N)FI=N



FI tehát unitéroperátor(egy operátor akkor unitér,ha A+=A-1).



{a,a+}=1 alapján:

{FI,N}=0,ha Nnem=0 csereszabály.

{FI,a+a}=fi

FI unitér voltára hivatkozva gyakran kézenfekvő a fi=exp(-i fi) jelölést használni.

FI+FI=1-ből Nnem=0 esetén formálisan arra is gondolhatunk,hogy fi hermitikus.Ezért gyökalatt(N) nevezhető "amplitúdóoperátornak",fi pedig "fázisoperátornak.Ezeket az elnevezéseket az



a=gyökalatt(N)exp(-i fi)

a+=exp(i fi)gyökalatt(N)

X=1/gyök2 (a+a+)=1/gyök2 (gyökalatt(N)exp(-i fi)+exp(i fi)gyökalatt(N))

P=1/igyök2 (a-a+)=1/i gyök2 (gyökalatt(N)exp(-i fi)-exp(i fi)gyökalatt(N))

előállítások kézenfekvővé teszik.

{fi,N}=i határozatlansági reláció nem egyértelmű,mert a jelenlegi elméletekben

fi csak segédmennyiség nincs beépítve az elméletbe.Csak azt mondják,hogy

{exp(i fi),N}={exp(-i fi),N}=1 összefüggést engedik meg.Mert két állapotot akkor veszik azonosnak ha abszzólútértéknégyzet(pszi1)=abszolútértéknégyzet(pszi2) egyenlő.De nekünk be kell építeni az elméletbe a hullámfüggvény fázisát és azt kell mondanunk,hogy két állapot akkor azonos,ha pszi1=pszi2.Erre holgorafikus eljárást(fázisrögzítő) kell megalkotnunk.

És nekünk ekkor egyértelműen igaz lesz az {fi,N}=i csereszabály.



Mivel a+ ket(n)=gyökalatt(n+1) ket(n+1)

a ket(n)=gyökalatt(n) ket(n-1)

gyökalatt(N) ket(n)=gyökalatt(n) ket(n)



a=gyökalatt(N)FI,a+=FI+gyökalatt(N) egyenleteket figyelembe véve kapjuk:

FI+ ket(n)=ket(n+1)

FI ket(n)=ket(n-1) (ha nnem=0)

Az operátorok időfüggését Heisenberg-képben a mozgásegyenletek határozzák meg:

d(a)/dt=i/hvonás {H,a}=-i omega a

d(N)/dt=i/hvonás {H,N}=0

d(FI)/dt=i/hvonás {H,FI}=-i omega FI

d(P)/dt=i/hvonás {H,P}=-omega X

d(X)/dt=i/hvonás {H,X}=P

Mit kell tennünk?



Be kell vezetnünk a*,és a+* operátorokat,és ebből kell származtatnunk

gyökalatt(N)*,fi* fázisoperátorokat,amik tartalmazzák azt a plussz információt,amivel a

{fi*,N*}=1 csererelációt egyértelműen teljesítik.(Amúgy csak a {exp(+- i fi),N}=1 igaz egyértelműen.)

Ekkor szerintem megszünne az anyagi minőség fogalma,és a kölcsönhatások miatti összefonódás szétválna egyrészecskehullámfüggvények szorzatává.(Csak a mezoszkopikus tartományban is figyelembe kell venni bázisállapotokat.)

A harmonikus oszcillátorok összefüggése az elektromágneses mezőre is fenn áll.Legyen Al az l-edik sugárzási módushos tartozó vektorpotenciál,E az elektromos térerősség,B a mágneses térerősség,fi a skalárpotenciál:

használjuk a Coulomb mértéket:divA=0,és a töltésektől mentes tiszta sugárzási tér esetét:fi=0.



E=-dA/dt

B=rotA



Véges térfogatú dobozban a sugárzási térben a vektorpotenciál csak diszkrét értékeket vehet fel,normálmódusainak teljes rendszere alakul,amik szétcsatolódnak:

A(r,t)=szumma(Al(t)ul(r)



d2A/dt2=c2 nabla2A



hullámegyenlet külön-külön érvényes az egyes módusok vektorpotenciáljára.



Ha a módusok ortonormáltbázisrendszert alkotnak:

d2Al/dt2=-omegal2Al

Ez a Jeans-törvény.



A Hamilton-operátor:

H=integrál(epszilon0E2/2+B2/2mü0)=

epszilon0/2 szumma{l}(dAl/dt)2+szumma{l}Al2=

szumma{l}(epszilon0(dAl/dt)2/2+epszilon0omegal2Al2/2)



Ha itt epszilon0 helyébe egy m tömeget gondolunk,akkor minden tag pontosan egy harmonikus oszcillátor energiája,kifejezve az Al koordinátával és az dAl/dt sebességgel.Akkor viszont,px=mdx/dt analógiájára,pil=epszilon0dAl/dt az Al koordinátához konjugált impulzus.

Innen már egyenes út vezet a kvantumelmélethez:az Al(t) és pil(t) klasszikus mennyiségek helyett vezessük be Al és pil operátorokat,amelyek kielégítik a

{pil,Al}=hvonás/i I.

Itt {} a kommutátor,míg I az egységtenzor.

felcserélési relációt.


H=szumma{l}(pil2/(2 epszilon0)+epszilon0omegal2Al2/2)=

szumma{l}hvonás omegal(al+al+1/2),ahol bevezettük az l-edik módus

al=gyökalatt(epszilon0 omega/2hvonás)(Al+i pil/(epszilon0omegal))

eltüntető operátort és

al+=gyökalatt(epszilon0 omega/2hvonás)(Al-i pil/(epszilon0omegal))

keltő operátort,amelyek felcserélési relációja:{al,al+}=1



En1,n2,...=szumma{l}(hvonás omegal(nl+1/2))

az l-edik módusban nl foton található;ezek energiájából tevődik össze a szabad elektromágneses mező energiája.



Az al hatására egy foton eltünik,al+ hatására pedig keletkezik.

Vagyis a fotonok az elektromágneses mező gerjesztett állapotai. Vagyis csak az elektromágneses mező aminek fizikai realitása van,a foton pedig ennek energiaállapota ,amit megszemélyesítve részecskének.De más elemi részecskék is mezőknek a gerjesztett állapota.Például a pion+=müon++müoneutrino reakcióban nem az történik,hogy a pion szétszakad müonra és neutrinora.Mert a pionban a bomlás előtt nem volt müon és neutrino.Hanem a piont a bomlás pillanatában egy a eltünető operátor(abszorpcióoperátor) eltünteti,és közvetlenül utána a+ keltő operátorok(emisszióoperátor) kelti őket.A kvantumtérelmélet alapgondolata az,hogy a részecskeszám nem állandó,részecskék keletkezhetnek és eltünhetnek.

Sok összefüggést írtam Neked,amikben dogoznunk kell.Ezeket még majd a későbbiekben részletezném.Igazából ez csak egyszerű klasszikus mechanikai hullámtanként kezelhető.

Mondjuk a ket(1)=ket(omega) egy omega frekvenciájú síkhullámnak felel meg.

ket(2)=ket(2omega) pedig egy 2 omega frekvenciájú síkhullámnak.Ilyen síkhullámokat szimbolizálnak a bázisvektorok vagy ket vektorok.Míg a bra vektorok is ugyanilyenek,csak olyan kapcsolatban van a ket vektorral,mint a sor vektor az oszlopvektorral.A ket vektorok néha gyakran gömbhullám is lehet.Attól függ,hogy a teljes pszi hullámvektort síkhullám vagy gömbhullám módusok szerint fejtjük ki.
Előzmény: Aurora11 (441)