Teoria perturbativa

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In meccanica quantistica la teoria perturbativa o teoria delle perturbazioni è lo studio del comportamento dell'hamiltoniana di un sistema di particelle sotto l'effetto di un potenziale, che si comporta come una "perturbazione" dell'hamiltoniana libera.

I sistemi fisici che si possono risolvere completamente sono molto pochi, per cui risulta necessario trovare delle tecniche di calcolo che consentano di avvicinarsi quantomeno ad una soluzione che descriva la natura nel modo più corretto possibile.

La teoria perturbativa in chimica quantistica viene applicata al concetto di orbitale per l'interpretazione matematica del legame chimico.

Introduzione[modifica | modifica sorgente]

La teoria perturbativa è, come facilmente intuibile, un metodo di calcolo estremamente importante nella fisica moderna in quanto consente di descrivere i sistemi fisici quantistici reali, la cui quasi totalità è descritta da equazioni differenziali altrimenti difficilmente risolvibili in maniera esatta. Il metodo si basa sull'introduzione, nell'hamiltoniana, di una perturbazione, ovvero un potenziale così piccolo da giustificare uno sviluppo in serie di potenze.

Ad esempio, mentre si riescono a risolvere in maniera esatta sistemi ideali come l'atomo di idrogeno, l'oscillatore armonico quantistico e la particella in una scatola, aggiungendo un potenziale elettrico perturbativo all'hamiltoniana di un atomo di idrogeno si ottengono delle piccolissime variazioni nelle linee spettrali dell'idrogeno causate proprio dal potenziale perturbativo: questo effetto va sotto il nome di effetto Stark lineare.

Le soluzioni prodotte dalla teoria perturbativa non sono, però, esatte, anche se sono estremamente accurate. Tipicamente i risultati sono espressi in termini di serie di potenze infinite che convergono rapidamente alla soluzione esatta man mano che ci si ferma nello sviluppo ad un ordine sempre più alto. Nella QED, dove l'interazione tra elettrone e fotone è trattata perturbativamente, il calcolo del momento magnetico dell'elettrone è stato determinato in accordo con il dato sperimentale fino all'11.ma cifra decimale. In QED e in altre teorie di campo quantistiche, speciali tecniche di calcolo note come diagrammi di Feynman sono utilizzate per sommare i termini delle serie di potenze.

In certe condizioni, la teoria perturbativa non può essere utilizzata; questo perché il sistema che si vuole descrivere non può essere descritto con l'introduzione di una perturbazione in una situazione ideale libera. In cromodinamica quantistica (QCD), ad esempio, l'interazione tra i quark ed il campo gluonico non può essere trattata perturbativamente a bassa energia a causa del fatto che essa diventa troppo grande. La teoria perturbativa, inoltre, non va bene per descrivere stati che non sono generati con continuità, incluse le condizioni al contorno e i fenomeni collettivi noti come solitoni.

Tra i sistemi che possono essere trattati con la teoria perturbativa vi sono inoltre la struttura fine dell'atomo di idrogeno e degli idrogenoidi, l'effetto Zeeman ed il limite di Paschen-Back. Inoltre, con le tecniche di simulazione moderne, si è in grado di applicare la teoria perturbativa a molti sistemi sempre più complicati, ottenendo delle buone soluzioni numeriche.

A fianco della teoria perturbativa indipendente dal tempo c'è anche la teoria perturbativa dipendente dal tempo, nella quale si considerano sia potenziale sia, soprattutto, soluzioni dipendenti dal tempo. Esistono, infine, altri metodi per ottenere soluzioni approssimate del problema agli autovalori per una data hamiltoniana tra i quali i più importanti sono il Metodo variazionale e l'approssimazione WKB.

Teoria delle perturbazioni indipendenti dal tempo[modifica | modifica sorgente]

In questo caso la perturbazione non dipende dal tempo, del quale si analizzano i casi in cui lo spettro sia degenere e non degenere.

Spettro non degenere[modifica | modifica sorgente]

Si consideri un sistema libero, sia cioè:

H_0 | n^{(0)} \rangle = E_n^{(0)} | n^{(0)} \rangle

dove |n0〉 è un sistema di autostati, espresso con la notazione bra-ket, ortonormale e completo, ossia tale per cui valgono le identità:

\sum_n | n^{(0)} \rangle \langle n^{(0)} | = 1 (completezza)
\langle n^{(0)}|k^{(0)}\rangle = \delta_{nk} (ortonormalità)

Supponiamo di inserire un potenziale nel sistema, e si consideri il caso in cui lo spettro dell'hamiltoniana sia non degenere, ossia tale che per ogni autovalore vi sia uno e un solo autostato. Il potenziale rappresenta una perturbazione di tipo additivo rispetto allo stato libero:

H = H_0 + \lambda V

con λ reale positivo compreso tra 0 e 1.

Il problema degli autovalori diventa quindi:

 (H_0 + \lambda V )| n \rangle = E_n | n \rangle

introducendo la quantità Δn = En - En(0), si ottiene:

\left ( H_0 + \lambda V \right ) | n \rangle = \left ( \Delta_n + E_n^{(0)} \right ) | n \rangle

che opportunamente riscritta diventa:

\left ( E_n^{(0)} - H_0 \right ) | n \rangle = \left ( \lambda V - \Delta_n \right ) | n \rangle

A questo punto si pone il problema dell'invertibilità dell'operatore

\left ( E_n^{(0)} - H_0 \right )

il suo inverso avrà una singolarità sull' autostato |n0〉, mentre

\left ( \lambda V - \Delta_n \right ) | n \rangle

non presenta componenti lungo |n0〉 in quanto appartenente ad uno spazio ortogonale a quello di |n0〉. Formalmente questo fatto può essere espresso introducendo l'operatore Φn, che è un proiettore sullo spazio ortogonale ad |n0〉:

\Phi_n = \sum_{k \ne n} | k^{(0)} \rangle \langle k^{(0)} | = 1 - | n^{(0)} \rangle \langle n^{(0)} |

Con l'introduzione del proiettore, l'autostato diventa quindi:

| n \rangle = \frac {1}{\left ( E_n^{(0)} - H_0 \right )} \Phi_n \left ( \lambda V - \Delta_n \right ) | n \rangle + | n^{(0)} \rangle

dove è stato aggiunto il ket |n0〉 perché, se λ tende a zero, l'autostato dell'hamiltoniana perturbata deve tendere all'autostato libero. Ovviamente |n〉 andrà opportunamente normalizzato.

A questo punto è necessario calcolare la distanza (scostamento) tra lo stato imperturbato e quello perturbato. Innanzitutto si vede che:

\Delta_n = \langle n^{(0)} \left | \lambda V \right | n \rangle

poiché stiamo introducendo una perturbazione, il fattore λ sarà piccolo (prossimo allo zero) e quindi Δn può essere espresso attraverso una serie di potenze di λ, della quale interessano solo pochi termini

\Delta_n = \lambda \Delta_n^{(1)} + \lambda^2 \Delta_n^{(2)} + ...

allo stesso modo per l'auto-ket:

| n \rangle = | n^{(0)} \rangle + \lambda | n^{(1)} \rangle + \lambda^2 | n^{(2)} \rangle + ...

con il che si può scrivere finalmente:

\lambda \Delta_n^{(1)} + \lambda^2 \Delta_n^{(2)} + ... = \langle n^{(0)} | \lambda V \left \{ | n^{(0)} \rangle + \lambda | n^{(1)} \rangle + \lambda^2 | n^{(2)} \rangle + ... \right \}

confrontando gli n ordini simili si ottengono altrettante relazioni, una per ciascun ordine:

\Delta_n^{(i)} = \langle n^{(0)} | V | n^{(i-1)} \rangle

Posto

V_{k n} = \langle k^{(0)} | V | n^{(0)} \rangle

le variazioni agli ordini successivi consentono di scrivere sia lo spostamento in energia tra i livelli, sia l'auto-ket

\Delta_n = \lambda V_{n n} + \lambda^2 \sum_{k \ne n} \frac {|V_{n k}|^2}{E_n^{(0)}-E_k^{(0)}} + o \left ( \lambda^2 \right )
| n \rangle = | n^{(0)} \rangle + \lambda \sum_{k \ne n} \frac {V_{k n}}{E_n^{(0)}-E_k^{(0)}} | k^{(0)} \rangle + o \left ( \lambda \right )

A questo punto, essendo Vii nullo e Vij non nullo, e ordinando i livelli in modo tale che Ei(0) > Ej(0), si ottiene che lo scostamento i-esimo è positivo e quello j-esimo negativo: quindi i livelli tendono ad allontanarsi.

\Delta_i^{(2)} = \lambda^2 \frac {|V_{i j}|^2}{E_i^{(0)}-E_j^{(0)}} > 0
\Delta_j^{(2)} = \lambda^2 \frac {|V_{i j}|^2}{E_j^{(0)}-E_i^{(0)}} < 0

Infine, nel caso dello stato fondamentale n, si può notare che la sua energia si abbassa sempre:

\Delta_n^{(2)} = \lambda^2 \sum_{k \ne n} \frac {|V_{n k}|^2}{E_n^{(0)}-E_k^{(0)}} < 0

Dimostrazione alternativa[modifica | modifica sorgente]

Supponiamo al solito che l'hamiltoniano sia del tipo:

\hat H = \hat H_0 + \hat V

dove \hat H_0 è l'hamiltoniano imperturbato, cioè tale che:

\hat H_0 \psi^{(0)} = E^{(0)} \psi^{(0)}

in cui \psi^{(0)} sono un insieme completo di autofunzioni dell'operatore imperturbato, e \hat V una perturbazione. Vogliamo trovare la soluzione dell'equazione di Schrödinger:

\hat H \psi_n = (\hat H_0 + \hat V) \psi_n = E \psi_n

Supponiamo che lo spettro degli autovalori sia non degenere e supponiamo di avere sviluppato la nostra funzione d'onda:

\Psi = \sum_m c_m \psi_{m}^{(0)}

Sostituiamo la (4) nella (3):

\sum_m c_m \cdot (E_{m}^{(0)} + \hat V) \psi_{m}^{(0)} = \sum_m c_m \cdot E \cdot \psi_{m}^{(0)}

moltiplicando per \psi_{k}^{(0)*} otteniamo formalmente i coefficienti c_k:

(E - E_{k}^{(0)}) c_k = \sum_m c_m \int \psi_{k}^{(0)*} \hat V \psi_{m}^{(0)} = \sum_m V_{km} c_m

Finora non abbiamo eseguito approssimazioni. Ora sviluppiamo i valori dell'energia e dei coefficienti in serie:

E = E^{(0)} + E^{(1)} + E^{(2)} + \dots
c_m = c_{m}^{(0)} + c_{m}^{(1)} + c_{m}^{(2)} + \dots

dove l'apice indica l'ordine di grandezza, (0) indica l'ordine di \hat H_0, (1) indica l'ordine di \hat V e così via. Imponiamo le due condizioni:

c_{n}^{(0)} = 1 \, \, \, \, \, c_{m}^{(0)} = 0 \, \, \, \, m \neq n.

La prima approssimazione è data da E = E^{(0)} + E^{(1)}, ponendo k=n:

E_{k}^{(1)} = \int \psi_{n}^{(0)*} \hat V \psi_{n}^{(0)} = V_{nn} \, \, \, \, k=n
c_{k}^{(1)} = \frac{V_{kn}}{E_{n}^{(0)} - E_{k}^{(0)}} \, \, \, \, k \neq n

per normalizzare \psi = \psi_{n}^{(0)} + \psi_{n}^{(1)} occorre porre c_{n}^{(1)} = 0 così:

\psi_{n}^{(1)} = \sum_m \frac{V_{mn}}{E_{n}^{(0)} - E_{m}^{(0)}} \psi_{m}^{(0)}

dove nella sommatoria non va considerata la somma per m=n. Questa prima approssimazione fornisce anche la condizione di approssimazione, cioè deve essere:

|V_{mn}| \ll |E_{n}^{(0)} - E_{m}^{(0)}|

Determiniamo la seconda approssimazione:

E = E^{(0)} + E^{(1)} + E^{(2)} \
c_m = c_{m}^{(0)} + c_{m}^{(1)} + c_{m}^{(2)}

allora:

E_{n}^{(2)} = \sum_m \frac{|V_{mn}|^2}{E_{n}^{(0)} - E_{m}^{(0)}} \, \, \, \, m \neq n

Spettro degenere[modifica | modifica sorgente]

Nel caso in cui lo spettro sia degenere si ha che ad un valore dell'energia corrispondono più autovettori, ovvero un autospazio di dimensione superiore a 1:

H_0 | m^{(0)} \rangle = E_D^{(0)} | m^{(0)} \rangle \qquad \forall | m^{(0)} \rangle

con | m^{(0)} \rangle il sistema di autovettori con autovalore ED(0).

In questo caso la procedura poc'anzi descritta perde la sua validità e non riesce a descrivere correttamente il sistema.

Si supponga che Vm m' = 0, con

| m^{(0)} \rangle , | m'^{(0)} \rangle \in \left \{ E_D^{(0)} \right \}

A questo punto si passa dalla base | m^{(0)} \rangle a quella | l^{(0)} \rangle, tale che:

V | l^{(0)} \rangle = \lambda_l | l^{(0)} \rangle
V_{l l'} = 0, \mbox{ se } l \ne l'

Quindi, affinché la prima condizione sia valida, deve verificarsi che:

\langle m^{(0)} | V | l^{(0)} \rangle = \lambda_l \langle m^{(0)} | l^{(0)} \rangle

Inserendo la completezza nel termine di destra si ottiene alla fine:

\, V_{mm'} l_{m'}=\lambda_l l_m

La perturbazione sarà rappresentabile da una matrice diagonale, quindi in caso di degenerazione ci si può limitare a studiare il comportamento per un multipletto degenere: si costruisce la matrice Vm m', la si diagonalizza e si trovano gli autostati corrispondenti. Questi saranno una nuova base per rappresentare V, che sarà così una matrice diagonale con gli autovalori λ1, ..., λg come elementi della diagonale, i quali sono anche il rango minimo per la Δl.

A questo punto si potrà procedere come nel caso non degenere, utilizzando l'accortezza di sommare sui k che non appartengono alla degenerazione ED(0).

Teoria delle perturbazioni dipendenti dal tempo[modifica | modifica sorgente]

Exquisite-kfind.png Per approfondire, vedi Serie di Dyson.

Perturbazioni dipendenti dal tempo possono essere trattate con la tecnica della serie di Dyson. Partendo dall'Equazione di Schrödinger:

H(t)|\psi(t)\rangle=i\hbar\frac{\partial |\psi(t)\rangle}{\partial t}

questa ammette una soluzione nella forma

|\psi(t)\rangle = T\exp{\left[-\frac{i}{\hbar}\int_{t_0}^t dt'H(t')\right]}|\psi(t_0)\rangle

essendo \, T l'operatore di ordinamento temporale tale che

\, TA(t_1)A(t_2)=A(t_1)A(t_2)

se \, t_1>t_2 e

\, TA(t_1)A(t_2)=A(t_2)A(t_1)

se \, t_2>t_1 cosicché l'esponenziale rappresenti la serie di Dyson

|\psi(t)\rangle=\left[1-\frac{i}{\hbar}\int_{t_0}^t dt_1H(t_1)-\frac{1}{\hbar^2}\int_{t_0}^t dt_1\int_{t_0}^{t_1} dt_2H(t_1)H(t_2)+\ldots\right]|\psi(t_0)\rangle.

Consideriamo ora il seguente problema perturbativo

[H_0+\lambda V(t)]|\psi(t)\rangle=i\hbar\frac{\partial |\psi(t)\rangle}{\partial t}

e assumiamo che il parametro \lambda sia piccolo e di sapere risolvere il problema H_0|n\rangle=E_n|n\rangle .
Operiamo la trasformazione unitaria passando alla cosiddetta rappresentazione di interazione o rappresentazione di Dirac:

|\psi(t)\rangle = e^{-\frac{i}{\hbar}H_0(t-t_0)}|\psi_I(t)\rangle

cosicché l'Equazione di Schrödinger diviene

\lambda e^{\frac{i}{\hbar}H_0(t-t_0)}V(t)e^{-\frac{i}{\hbar}H_0(t-t_0)}|\psi_I(t)\rangle=i\hbar\frac{\partial |\psi_I(t)\rangle}{\partial t}

che può essere risolta con la succitata serie di Dyson

|\psi_I(t)\rangle=\left[1-\frac{i\lambda}{\hbar}\int_{t_0}^t dt_1 e^{\frac{i}{\hbar}H_0(t_1-t_0)}V(t_1)e^{-\frac{i}{\hbar}H_0(t_1-t_0)}\right.
\left.-\frac{\lambda^2}{\hbar^2}\int_{t_0}^t dt_1\int_{t_0}^{t_1} dt_2e^{\frac{i}{\hbar}H_0(t_1-t_0)}V(t_1)e^{-\frac{i}{\hbar}H_0(t_1-t_0)} e^{\frac{i}{\hbar}H_0(t_2-t_0)}V(t_2)e^{-\frac{i}{\hbar}H_0(t_2-t_0)}+\ldots\right]|\psi(t_0)\rangle

che una è serie perturbativa a \lambda piccolo.
Utilizzando le soluzioni del problema non perturbato H_0|n\rangle=E_n|n\rangle e \sum_n|n\rangle\langle n|=1 (possiamo assumere, per esemplificare, uno spettro puramente discreto), avremo fermandoci al primo ordine

|\psi_I(t)\rangle=\left[1-\frac{i\lambda}{\hbar}\sum_m\sum_m\int_{t_0}^t dt_1\langle m|V(t_1)| n\rangle e^{-\frac{i}{\hbar}(E_n-E_m)(t_1-t_0)}|m\rangle\langle n|+\ldots\right]|\psi(t_0)\rangle.

Perciò, se il sistema si trovava inizialmente nello stato del problema imperturbato |\alpha\rangle = |\psi(t_0)\rangle, l'ampiezza di probabilità che per effetto della perturbazione si vada a trovare nello stato del sistema imperturbato |\beta\rangle al primo ordine sarà data da

A_{\alpha\beta}=-\frac{i\lambda}{\hbar}\int_{t_0}^t dt_1\langle\beta|V(t_1)|\alpha\rangle e^{-\frac{i}{\hbar}(E_\alpha-E_\beta)(t_1-t_0)}

e la probabilità di transizione per unità di tempo sarà data dalla Regola aurea di Fermi.

La teoria delle perturbazioni indipendenti dal tempo può essere derivata dalla teoria delle perturbazioni dipendenti dal tempo.
Per questo scopo scriviamo l'operatore di evoluzione cronologica ottenuto con la serie di Dyson come

U(t)=1-\frac{i\lambda}{\hbar}\int_{t_0}^t dt_1 e^{\frac{i}{\hbar}H_0(t_1-t_0)}V(t_1)e^{-\frac{i}{\hbar}H_0(t_1-t_0)} +
-\frac{\lambda^2}{\hbar^2}\int_{t_0}^t dt_1\int_{t_0}^{t_1} dt_2e^{\frac{i}{\hbar}H_0(t_1-t_0)}V(t_1)e^{-\frac{i}{\hbar}H_0(t_1-t_0)} e^{\frac{i}{\hbar}H_0(t_2-t_0)}V(t_2)e^{-\frac{i}{\hbar}H_0(t_2-t_0)}+\ldots

e assumiamo che la perturbazione V sia indipendente dal tempo. Utilizziamo l'identità

\sum_n|n\rangle\langle n|=1

dove H_0|n\rangle=E_n|n\rangle assumendo per semplicità che lo spettro sia puramente discreto, è possibile riscrivere l'operatore di evoluzione temporale come

U(t)=1-\frac{i\lambda}{\hbar}\int_{t_0}^t dt_1 \sum_m\sum_n\langle m|V|n\rangle e^{-\frac{i}{\hbar}(E_n-E_m)(t_1-t_0)}|m\rangle\langle n|
-\frac{\lambda^2}{\hbar^2}\int_{t_0}^t dt_1\int_{t_0}^{t_1} dt_2\sum_m\sum_n\sum_q e^{-\frac{i}{\hbar}(E_n-E_m)(t_1-t_0)}\langle m|V|n\rangle  \langle n|V|q\rangle e^{-\frac{i}{\hbar}(E_q-E_n)(t_2-t_0)}|m\rangle\langle q|+\ldots

da cui si vede che, al secondo ordine, occorre sommare su tutti gli stati intermedi. Assumiamo ora t_0=0 e il limite asintotico a tempi grandi. Questo comporta che, per ogni contributo della serie perturbativa, dovremo aggiungere un fattore moltiplicativo e^{-\epsilon t} nell'integrando cosicché, nel limite t\rightarrow\infty, noi possiamo ritrovare lo stato finale del sistema eliminando tutti i termini oscillanti ma conservando quelli secolari. \epsilon deve essere scelto arbitrariamente piccolo. In questo modo possiamo eseguire gli integrali e, separando i termini diagonali dagli altri, otteniamo

U(t)=1-\frac{i\lambda}{\hbar}\sum_n\langle n|V|n\rangle t-\frac{i\lambda^2}{\hbar}\sum_{m\neq n}\frac{\langle n|V|m\rangle\langle m|V|n\rangle}{E_n-E_m}t-\frac{1}{2}\frac{\lambda^2}{\hbar^2}\sum_{m,n}\langle n|V|m\rangle\langle m|V|n\rangle t^2+\ldots
+\lambda\sum_{m\neq n}\frac{\langle m|V|n\rangle}{E_n-E_m}|m\rangle\langle n|
+\lambda^2\sum_{m\neq n}\sum_{q\neq n}\sum_n\frac{\langle m|V|n\rangle\langle n|V|q\rangle}{(E_n-E_m)(E_q-E_n)}|m\rangle\langle q|+\ldots

dove la serie secolare nel tempo produce la serie relativa agli autovalori del problemi perturbato e la parte restante dà la correzione alle autofunzioni. L'operatore di evoluzione cronologica viene applicato ad uno autostato qualsiasi del problema non perturbato e nel caso in questione la serie perturbativa produce una serie secolare, ossia valida a tempi piccoli.

Teoria delle perturbazioni forti[modifica | modifica sorgente]

In maniera del tutta analoga al caso delle piccole perturbazioni, è possibile sviluppare una teoria delle perturbazioni forti. Si consideri l'Equazione di Schrödinger:

H(t)|\psi(t)\rangle=i\hbar\frac{\partial |\psi(t)\rangle}{\partial t}

La serie adiabatica è una serie di Dyson duale a quella del caso precedente che si applica nel limite in cui una perturbazione diviene infinitamente grande.[1][2] L'approccio è generale e può essere esemplificato nel modo seguente. Si consideri il problema perturbativo:

[H_0+\lambda V(t)]|\psi(t)\rangle=i\hbar\frac{\partial |\psi(t)\rangle}{\partial t}

con \lambda\rightarrow\infty. Il nostro scopo è di trovare una soluzione del tipo

|\psi\rangle=|\psi_0\rangle+\frac{1}{\lambda}|\psi_1\rangle+\frac{1}{\lambda^2}|\psi_2\rangle+\ldots

ma una sostituzione diretta nell'equazione considerata non produce risultati utili. La situazione può essere accomodata effettuando un riscalamento della variabile tempo come \tau=\lambda t e questo produce la serie di equazioni perturbative

V(t)|\psi_0\rangle = i\hbar\frac{\partial|\psi_0\rangle}{\partial\tau}
V(t)|\psi_1\rangle+H_0|\psi_0\rangle = i\hbar\frac{\partial|\psi_1\rangle}{\partial\tau}
\vdots

che si risolve conoscendo la soluzione dell'equazione all'ordine principale. Ma già abbiamo visto che per questa possiamo utilizzare l'approssimazione adiabatica. Nel caso particolare in cui V(t) non dipenda dal tempo si ha la serie di Wigner-Kirkwood spesso utilizzata in meccanica statistica. In questo caso infatti, possiamo introdurre una trasformazione unitaria come

|\psi(t)\rangle = e^{-\frac{i}{\hbar}\lambda V(t-t_0)}|\psi_F(t)\rangle

che definisce una rappresentazione libera, poiché stiamo cercando di eliminare il termine di interazione. A questo punto, in modo duale al caso delle piccole perturbazioni, dobbiamo risolvere l'equazione di Schrödinger

e^{\frac{i}{\hbar}\lambda V(t-t_0)}H_0e^{-\frac{i}{\hbar}\lambda V(t-t_0)}|\psi_F(t)\rangle=i\hbar\frac{\partial |\psi_F(t)\rangle}{\partial t}

in cui vediamo che il parametro di espansione \lambda compare solo nell'esponenziale e dunque, la corrispondente serie di Dyson, una serie di Dyson duale, è significative per grandi valori di \lambda ed è

|\psi_F(t)\rangle=\left[1-\frac{i}{\hbar}\int_{t_0}^t dt_1 e^{\frac{i}{\hbar}\lambda V(t_1-t_0)}H_0e^{-\frac{i}{\hbar}\lambda V(t_1-t_0)}\right.
\left.-\frac{1}{\hbar^2}\int_{t_0}^t dt_1\int_{t_0}^{t_1} dt_2e^{\frac{i}{\hbar}\lambda V(t_1-t_0)}H_0e^{-\frac{i}{\hbar}\lambda V(t_1-t_0)} e^{\frac{i}{\hbar}\lambda V(t_2-t_0)}H_0e^{-\frac{i}{\hbar}\lambda V(t_2-t_0)}+\ldots\right]|\psi(t_0)\rangle

che, dopo il cambiamento di scala nel tempo \tau=\lambda t scopriamo essere una serie in 1/\lambda giustificando il nome di serie duale di Dyson. Tale serie si è infatti ottenuta semplicemente cambiando la scelta della pertubazione scambiando H_0 con V. Questo principio è detto principio di dualità in teoria delle perturbazioni. La scelta H_0=p^2/2m produce, come detto, una serie di Wigner-Kirkwood, che è una serie di gradiente. La serie di Wigner-Kirkwood è una serie semiclassica con gli autovalori determinati allo stesso modo che per l'approssimazione WKB[3].

Note[modifica | modifica sorgente]

  1. ^ Ali Mostafazadeh, Quantum adiabatic approximation and the geometric phase, Phys. Rev. A 55, 1653 (1997).
  2. ^ Marco Frasca, Duality in Perturbation Theory and the Quantum Adiabatic Approximation, Phys. Rev. A 58, 3439 (1998).
  3. ^ Marco Frasca, A strongly perturbed quantum system is a semiclassical system, Proc. R. Soc. A 463, 2195 (2007).

Voci correlate[modifica | modifica sorgente]

Collegamenti esterni[modifica | modifica sorgente]

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