Teorema adiabático

Concepto en mecánica cuántica

El teorema adiabático es un concepto de la mecánica cuántica . Su forma original, debida a Max Born y Vladimir Fock (1928), se enunciaba de la siguiente manera:

Un sistema físico permanece en su estado propio instantáneo si una perturbación dada actúa sobre él con la suficiente lentitud y si existe una brecha entre el valor propio y el resto del espectro del hamiltoniano . ^[1]

En términos más simples, un sistema mecánico cuántico sometido a condiciones externas que cambian gradualmente adapta su forma funcional, pero cuando se somete a condiciones que varían rápidamente no hay tiempo suficiente para que la forma funcional se adapte, por lo que la densidad de probabilidad espacial permanece inalterada.

Péndulo adiabático

En la conferencia Solvay de 1911, Einstein dio una conferencia sobre la hipótesis cuántica, que establece que para los osciladores atómicos, la energía de un péndulo simple es igual a la energía de un oscilador. Después de la conferencia de Einstein, Hendrik Lorentz comentó que, clásicamente, si se acorta un péndulo simple sosteniendo el alambre entre dos dedos y deslizándolo hacia abajo, parece que su energía cambiará suavemente a medida que se acorta el péndulo. Esto parece demostrar que la hipótesis cuántica no es válida para los sistemas macroscópicos, y si los sistemas macroscópicos no siguen la hipótesis cuántica, entonces, a medida que el sistema macroscópico se vuelve microscópico, parece que la hipótesis cuántica quedaría invalidada. Einstein respondió que, aunque tanto la energía como la frecuencia cambiarían, su relación aún se conservaría, salvando así la hipótesis cuántica. ^[2] ${\displaystyle E=nh\nu }$ ${\displaystyle E}$ ${\displaystyle \nu }$ ${\displaystyle {\frac {E}{\nu }}}$

Antes de la conferencia, Einstein había leído un artículo de Paul Ehrenfest sobre la hipótesis adiabática. ^[3] Sabemos que lo había leído porque lo mencionó en una carta a Michele Besso escrita antes de la conferencia. ^{[4] [5]}

Procesos diabáticos y adiabáticos

En un momento inicial, un sistema mecánico cuántico tiene una energía dada por el hamiltoniano ; el sistema está en un estado propio de etiquetado . Las condiciones cambiantes modifican el hamiltoniano de manera continua, lo que da como resultado un hamiltoniano final en algún momento posterior . El sistema evolucionará de acuerdo con la ecuación de Schrödinger dependiente del tiempo , para alcanzar un estado final . El teorema adiabático establece que la modificación del sistema depende críticamente del tiempo durante el cual tiene lugar la modificación. ${\displaystyle t_{0}}$ ${\displaystyle {\hat {H}}(t_{0})}$ ${\displaystyle {\hat {H}}(t_{0})}$ ${\displaystyle \psi (x,t_{0})}$ ${\displaystyle {\hat {H}}(t_{1})}$ ${\displaystyle t_{1}}$ ${\displaystyle \psi (x,t_{1})}$ ${\displaystyle \tau =t_{1}-t_{0}}$

Para un proceso verdaderamente adiabático requerimos ; en este caso el estado final será un estado propio del hamiltoniano final , con una configuración modificada: ${\displaystyle \tau \to \infty }$ ${\displaystyle \psi (x,t_{1})}$ ${\displaystyle {\hat {H}}(t_{1})}$

${\displaystyle |\psi (x,t_{1})|^{2}\neq |\psi (x,t_{0})|^{2}.}$

El grado en que un cambio dado se aproxima a un proceso adiabático depende tanto de la separación de energía entre los estados adyacentes como de la relación entre el intervalo y la escala de tiempo característica de la evolución de para un hamiltoniano independiente del tiempo, , donde es la energía de . ${\displaystyle \psi (x,t_{0})}$ ${\displaystyle \tau }$ ${\displaystyle \psi (x,t_{0})}$ ${\displaystyle \tau _{int}=2\pi \hbar /E_{0}}$ ${\displaystyle E_{0}}$ ${\displaystyle \psi (x,t_{0})}$

Por el contrario, en el límite tenemos un paso infinitamente rápido o diabático; la configuración del estado permanece inalterada: ${\displaystyle \tau \to 0}$

${\displaystyle |\psi (x,t_{1})|^{2}=|\psi (x,t_{0})|^{2}.}$

La llamada "condición de brecha" incluida en la definición original de Born y Fock dada anteriormente se refiere a un requisito de que el espectro de sea discreto y no degenerado , de modo que no haya ambigüedad en el ordenamiento de los estados (se puede establecer fácilmente qué estado propio de corresponde a ). En 1999, JE Avron y A. Elgart reformularon el teorema adiabático para adaptarlo a situaciones sin brecha. ^[7] ${\displaystyle {\hat {H}}}$ ${\displaystyle {\hat {H}}(t_{1})}$ ${\displaystyle \psi (t_{0})}$

Comparación con el concepto adiabático en termodinámica

El término "adiabático" se utiliza tradicionalmente en termodinámica para describir procesos sin intercambio de calor entre el sistema y el entorno (véase proceso adiabático ); más precisamente, estos procesos suelen ser más rápidos que la escala de tiempo del intercambio de calor. (Por ejemplo, una onda de presión es adiabática con respecto a una onda de calor, que no es adiabática). Adiabático en el contexto de la termodinámica se utiliza a menudo como sinónimo de proceso rápido.

La definición de la mecánica clásica y cuántica ^[8] es más cercana al concepto termodinámico de un proceso cuasiestático , que son procesos que están casi siempre en equilibrio (es decir, que son más lentos que las escalas de tiempo de las interacciones de intercambio de energía interna, es decir, una onda de calor atmosférica "normal" es cuasiestática, y una onda de presión no lo es). Adiabático en el contexto de la mecánica se utiliza a menudo como sinónimo de proceso lento.

En el mundo cuántico, adiabático significa, por ejemplo, que la escala de tiempo de las interacciones entre electrones y fotones es mucho más rápida o casi instantánea con respecto a la escala de tiempo promedio de propagación de electrones y fotones. Por lo tanto, podemos modelar las interacciones como una parte de la propagación continua de electrones y fotones (es decir, estados en equilibrio) más un salto cuántico entre estados (es decir, instantáneo).

El teorema adiabático en este contexto heurístico dice esencialmente que los saltos cuánticos se evitan preferentemente y el sistema intenta conservar el estado y los números cuánticos. ^[9]

El concepto mecánico cuántico de adiabático está relacionado con el invariante adiabático , se utiliza a menudo en la antigua teoría cuántica y no tiene relación directa con el intercambio de calor.

Sistemas de ejemplo

Péndulo simple

Como ejemplo, considere un péndulo que oscila en un plano vertical. Si se mueve el soporte, el modo de oscilación del péndulo cambiará. Si el soporte se mueve lo suficientemente lento , el movimiento del péndulo en relación con el soporte permanecerá inalterado. Un cambio gradual en las condiciones externas permite que el sistema se adapte, de modo que conserve su carácter inicial. El ejemplo clásico detallado está disponible en la página Invariante adiabático y aquí. ^[10]

Oscilador armónico cuántico

Figura 1. Cambio en la densidad de probabilidad, , de un oscilador armónico cuántico de estado fundamental, debido a un aumento adiabático en la constante del resorte. ${\displaystyle |\psi (t)|^{2}}$

La naturaleza clásica de un péndulo impide una descripción completa de los efectos del teorema adiabático. Como ejemplo adicional, considere un oscilador armónico cuántico a medida que aumenta la constante del resorte . Clásicamente, esto es equivalente a aumentar la rigidez de un resorte; desde el punto de vista de la mecánica cuántica, el efecto es un estrechamiento de la curva de energía potencial en el sistema hamiltoniano . ${\displaystyle k}$

Si se incrementa adiabáticamente, entonces el sistema en ese momento estará en un estado propio instantáneo del hamiltoniano actual , correspondiente al estado propio inicial de . Para el caso especial de un sistema como el oscilador armónico cuántico descrito por un solo número cuántico , esto significa que el número cuántico permanecerá sin cambios. La Figura 1 muestra cómo un oscilador armónico, inicialmente en su estado fundamental, , permanece en el estado fundamental a medida que se comprime la curva de energía potencial; la forma funcional del estado se adapta a las condiciones que varían lentamente. ${\displaystyle k}$ ${\textstyle \left({\frac {dk}{dt}}\to 0\right)}$ ${\displaystyle t}$ ${\displaystyle \psi (t)}$ ${\displaystyle {\hat {H}}(t)}$ ${\displaystyle {\hat {H}}(0)}$ ${\displaystyle n=0}$

Para una constante de resorte que aumenta rápidamente, el sistema experimenta un proceso diabático en el que el sistema no tiene tiempo para adaptar su forma funcional a las condiciones cambiantes. Si bien el estado final debe parecer idéntico al estado inicial para un proceso que ocurre durante un período de tiempo que se desvanece, no existe ningún estado propio del nuevo hamiltoniano, , que se parezca al estado inicial. El estado final está compuesto por una superposición lineal de muchos estados propios diferentes que se suman para reproducir la forma del estado inicial. ${\textstyle \left({\frac {dk}{dt}}\to \infty \right)}$ ${\displaystyle \left(|\psi (t)|^{2}=|\psi (0)|^{2}\right)}$ ${\displaystyle {\hat {H}}(t)}$ ${\displaystyle {\hat {H}}(t)}$

Cruce de curvas evitado

Figura 2. Se evita el cruce de niveles de energía en un sistema de dos niveles sometido a un campo magnético externo. Nótense las energías de los estados diabáticos y y los valores propios del hamiltoniano, lo que da las energías de los estados propios y (los estados adiabáticos). (En realidad, y deberían estar invertidos en esta imagen). ${\displaystyle |1\rangle }$ ${\displaystyle |2\rangle }$ ${\displaystyle |\phi _{1}\rangle }$ ${\displaystyle |\phi _{2}\rangle }$ ${\displaystyle |\phi _{1}\rangle }$ ${\displaystyle |\phi _{2}\rangle }$

Para un ejemplo más ampliamente aplicable, considere un átomo de 2 niveles sometido a un campo magnético externo . ^[11] Los estados, etiquetados y utilizando la notación bra-ket , pueden considerarse como estados de momento angular atómico , cada uno con una geometría particular. Por razones que se aclararán más adelante, estos estados se denominarán de ahora en adelante estados diabáticos. La función de onda del sistema puede representarse como una combinación lineal de los estados diabáticos: ${\displaystyle |1\rangle }$ ${\displaystyle |2\rangle }$

${\displaystyle |\Psi \rangle =c_{1}(t)|1\rangle +c_{2}(t)|2\rangle .}$

Con el campo ausente, la separación energética de los estados diabáticos es igual a ; la energía del estado aumenta con el aumento del campo magnético (un estado de búsqueda de campo bajo), mientras que la energía del estado disminuye con el aumento del campo magnético (un estado de búsqueda de campo alto). Suponiendo que la dependencia del campo magnético es lineal, la matriz hamiltoniana para el sistema con el campo aplicado se puede escribir ${\displaystyle \hbar \omega _{0}}$ ${\displaystyle |1\rangle }$ ${\displaystyle |2\rangle }$

${\displaystyle \mathbf {H} ={\begin{pmatrix}\mu B(t)-\hbar \omega _{0}/2&a\\a^{*}&\hbar \omega _{0}/2-\mu B(t)\end{pmatrix}}}$

donde es el momento magnético del átomo, que se supone que es el mismo para los dos estados diabáticos, y es un acoplamiento independiente del tiempo entre los dos estados. Los elementos diagonales son las energías de los estados diabáticos ( y ), sin embargo, como no es una matriz diagonal , está claro que estos estados no son estados propios de debido a la constante de acoplamiento fuera de la diagonal. ${\displaystyle \mu }$ ${\displaystyle a}$ ${\displaystyle E_{1}(t)}$ ${\displaystyle E_{2}(t)}$ ${\displaystyle \mathbf {H} }$ ${\displaystyle \mathbf {H} }$

Los vectores propios de la matriz son los estados propios del sistema, que etiquetaremos como y , con los valores propios correspondientes. ${\displaystyle \mathbf {H} }$ ${\displaystyle |\phi _{1}(t)\rangle }$ ${\displaystyle |\phi _{2}(t)\rangle }$ $${\displaystyle {\begin{aligned}\varepsilon _{1}(t)&=-{\frac {1}{2}}{\sqrt {4a^{2}+(\hbar \omega _{0}-2\mu B(t))^{2}}}\\[4pt]\varepsilon _{2}(t)&=+{\frac {1}{2}}{\sqrt {4a^{2}+(\hbar \omega _{0}-2\mu B(t))^{2}}}.\end{aligned}}}$$

Es importante tener en cuenta que los valores propios y son las únicas salidas permitidas para cualquier medición individual de la energía del sistema, mientras que las energías diabáticas y corresponden a los valores esperados para la energía del sistema en los estados diabáticos y . ${\displaystyle \varepsilon _{1}(t)}$ ${\displaystyle \varepsilon _{2}(t)}$ ${\displaystyle E_{1}(t)}$ ${\displaystyle E_{2}(t)}$ ${\displaystyle |1\rangle }$ ${\displaystyle |2\rangle }$

La figura 2 muestra la dependencia de las energías diabática y adiabática del valor del campo magnético; tenga en cuenta que para el acoplamiento distinto de cero, los valores propios del hamiltoniano no pueden degenerarse y, por lo tanto, evitamos un cruce. Si un átomo está inicialmente en un estado en el campo magnético cero (en la curva roja, en el extremo izquierdo), un aumento adiabático del campo magnético garantizará que el sistema permanezca en un estado propio del hamiltoniano durante todo el proceso (sigue la curva roja). Un aumento diabático del campo magnético garantizará que el sistema siga la trayectoria diabática (la línea azul punteada), de modo que el sistema experimente una transición al estado . Para velocidades de cambio de campo magnético finitas , habrá una probabilidad finita de encontrar el sistema en cualquiera de los dos estados propios. Consulte a continuación los enfoques para calcular estas probabilidades. ${\displaystyle |\phi _{2}(t_{0})\rangle }$ ${\textstyle \left({\frac {dB}{dt}}\to 0\right)}$ ${\displaystyle |\phi _{2}(t)\rangle }$ ${\textstyle \left({\frac {dB}{dt}}\to \infty \right)}$ ${\displaystyle |\phi _{1}(t_{1})\rangle }$ ${\textstyle \left(0<{\frac {dB}{dt}}<\infty \right)}$

Estos resultados son extremadamente importantes en la física atómica y molecular para el control de la distribución del estado de energía en una población de átomos o moléculas.

Enunciado matemático

Bajo un hamiltoniano que cambia lentamente con estados propios instantáneos y energías correspondientes , un sistema cuántico evoluciona desde el estado inicial al estado final donde los coeficientes experimentan el cambio de fase. ${\displaystyle H(t)}$ ${\displaystyle |n(t)\rangle }$ ${\displaystyle E_{n}(t)}$ $${\displaystyle |\psi (0)\rangle =\sum _{n}c_{n}(0)|n(0)\rangle }$$ $${\displaystyle |\psi (t)\rangle =\sum _{n}c_{n}(t)|n(t)\rangle ,}$$ $${\displaystyle c_{n}(t)=c_{n}(0)e^{i\theta _{n}(t)}e^{i\gamma _{n}(t)}}$$

con la fase dinámica $${\displaystyle \theta _{m}(t)=-{\frac {1}{\hbar }}\int _{0}^{t}E_{m}(t')dt'}$$

y fase geométrica $${\displaystyle \gamma _{m}(t)=i\int _{0}^{t}\langle m(t')|{\dot {m}}(t')\rangle dt'.}$$

En particular, , por lo que si el sistema comienza en un estado propio de , permanece en un estado propio de durante la evolución con un cambio de fase solamente. ${\displaystyle |c_{n}(t)|^{2}=|c_{n}(0)|^{2}}$ ${\displaystyle H(0)}$ ${\displaystyle H(t)}$

Pruebas

Ejemplos de aplicaciones

A menudo, un cristal sólido se modela como un conjunto de electrones de valencia independientes que se mueven en un potencial medio perfectamente periódico generado por una red rígida de iones. Con el teorema adiabático también podemos incluir en su lugar el movimiento de los electrones de valencia a través del cristal y el movimiento térmico de los iones como en la aproximación de Born-Oppenheimer . ^[17]

Esto explica muchos fenómenos en el ámbito de:

• Termodinámica : Dependencia de la temperatura del calor específico , expansión térmica , fusión.
• Fenómenos de transporte : dependencia de la temperatura de la resistividad eléctrica de los conductores , dependencia de la temperatura de la conductividad eléctrica en los aislantes , algunas propiedades de la superconductividad a baja temperatura
• Óptica : absorción óptica en el infrarrojo para cristales iónicos , dispersión de Brillouin , dispersión Raman

Derivación de condiciones para el paso diabático y adiabático

Ahora realizaremos un análisis más riguroso. ^[18] Haciendo uso de la notación bra-ket , el vector de estado del sistema en el tiempo se puede escribir ${\displaystyle t}$

${\displaystyle |\psi (t)\rangle =\sum _{n}c_{n}^{A}(t)e^{-iE_{n}t/\hbar }|\phi _{n}\rangle ,}$

donde la función de onda espacial a la que se aludió anteriormente es la proyección del vector de estado sobre los estados propios del operador de posición

${\displaystyle \psi (x,t)=\langle x|\psi (t)\rangle .}$

Es instructivo examinar los casos límite, en los que es muy grande (adiabático o cambio gradual) y muy pequeño (diabático o cambio repentino). ${\displaystyle \tau }$

Consideremos un sistema hamiltoniano que experimenta un cambio continuo desde un valor inicial , en el tiempo , hasta un valor final , en el tiempo , donde . La evolución del sistema se puede describir en la imagen de Schrödinger mediante el operador de evolución temporal, definido por la ecuación integral ${\displaystyle {\hat {H}}_{0}}$ ${\displaystyle t_{0}}$ ${\displaystyle {\hat {H}}_{1}}$ ${\displaystyle t_{1}}$ ${\displaystyle \tau =t_{1}-t_{0}}$

${\displaystyle {\hat {U}}(t,t_{0})=1-{\frac {i}{\hbar }}\int _{t_{0}}^{t}{\hat {H}}(t'){\hat {U}}(t',t_{0})dt',}$

que es equivalente a la ecuación de Schrödinger .

${\displaystyle i\hbar {\frac {\partial }{\partial t}}{\hat {U}}(t,t_{0})={\hat {H}}(t){\hat {U}}(t,t_{0}),}$

junto con la condición inicial . Dado el conocimiento de la función de onda del sistema en , la evolución del sistema hasta un tiempo posterior se puede obtener utilizando ${\displaystyle {\hat {U}}(t_{0},t_{0})=1}$ ${\displaystyle t_{0}}$ ${\displaystyle t}$

${\displaystyle |\psi (t)\rangle ={\hat {U}}(t,t_{0})|\psi (t_{0})\rangle .}$

El problema de determinar la adiabaticidad de un proceso dado es equivalente a establecer la dependencia de . ${\displaystyle {\hat {U}}(t_{1},t_{0})}$ ${\displaystyle \tau }$

Para determinar la validez de la aproximación adiabática para un proceso dado, se puede calcular la probabilidad de encontrar el sistema en un estado distinto al que tenía al principio. Utilizando la notación bra-ket y utilizando la definición , tenemos: ${\displaystyle |0\rangle \equiv |\psi (t_{0})\rangle }$

${\displaystyle \zeta =\langle 0|{\hat {U}}^{\dagger }(t_{1},t_{0}){\hat {U}}(t_{1},t_{0})|0\rangle -\langle 0|{\hat {U}}^{\dagger }(t_{1},t_{0})|0\rangle \langle 0|{\hat {U}}(t_{1},t_{0})|0\rangle .}$

Podemos expandirnos ${\displaystyle {\hat {U}}(t_{1},t_{0})}$

${\displaystyle {\hat {U}}(t_{1},t_{0})=1+{1 \over i\hbar }\int _{t_{0}}^{t_{1}}{\hat {H}}(t)dt+{1 \over (i\hbar )^{2}}\int _{t_{0}}^{t_{1}}dt'\int _{t_{0}}^{t'}dt''{\hat {H}}(t'){\hat {H}}(t'')+\cdots .}$

En el límite perturbativo podemos tomar solo los dos primeros términos y sustituirlos en nuestra ecuación para , reconociendo que ${\displaystyle \zeta }$

${\displaystyle {1 \over \tau }\int _{t_{0}}^{t_{1}}{\hat {H}}(t)dt\equiv {\bar {H}}}$

es el hamiltoniano del sistema, promediado en el intervalo , tenemos: ${\displaystyle t_{0}\to t_{1}}$

${\displaystyle \zeta =\langle 0|(1+{\tfrac {i}{\hbar }}\tau {\bar {H}})(1-{\tfrac {i}{\hbar }}\tau {\bar {H}})|0\rangle -\langle 0|(1+{\tfrac {i}{\hbar }}\tau {\bar {H}})|0\rangle \langle 0|(1-{\tfrac {i}{\hbar }}\tau {\bar {H}})|0\rangle .}$

Luego de ampliar los productos y realizar las cancelaciones pertinentes nos quedamos con:

${\displaystyle \zeta ={\frac {\tau ^{2}}{\hbar ^{2}}}\left(\langle 0|{\bar {H}}^{2}|0\rangle -\langle 0|{\bar {H}}|0\rangle \langle 0|{\bar {H}}|0\rangle \right),}$

donación

${\displaystyle \zeta ={\frac {\tau ^{2}\Delta {\bar {H}}^{2}}{\hbar ^{2}}},}$

donde es la desviación cuadrática media del hamiltoniano del sistema promediado sobre el intervalo de interés. ${\displaystyle \Delta {\bar {H}}}$

La aproximación repentina es válida cuando (la probabilidad de encontrar el sistema en un estado distinto de aquel en el que se inició se acerca a cero), por lo que la condición de validez está dada por ${\displaystyle \zeta \ll 1}$

${\displaystyle \tau \ll {\hbar \over \Delta {\bar {H}}},}$

que es una declaración de la forma tiempo-energía del principio de incertidumbre de Heisenberg .

Pasaje diabático

En el límite tenemos un paso infinitamente rápido o diabático: ${\displaystyle \tau \to 0}$

${\displaystyle \lim _{\tau \to 0}{\hat {U}}(t_{1},t_{0})=1.}$

La forma funcional del sistema permanece inalterada:

${\displaystyle |\langle x|\psi (t_{1})\rangle |^{2}=\left|\langle x|\psi (t_{0})\rangle \right|^{2}.}$

A esto se le denomina a veces aproximación repentina. La validez de la aproximación para un proceso determinado se puede caracterizar por la probabilidad de que el estado del sistema permanezca inalterado:

${\displaystyle P_{D}=1-\zeta .}$

Pasaje adiabático

En el límite tenemos un paso infinitamente lento o adiabático. El sistema evoluciona, adaptando su forma a las condiciones cambiantes. ${\displaystyle \tau \to \infty }$

${\displaystyle |\langle x|\psi (t_{1})\rangle |^{2}\neq |\langle x|\psi (t_{0})\rangle |^{2}.}$

Si el sistema está inicialmente en un estado propio de , después de un período habrá pasado al estado propio correspondiente de . ${\displaystyle {\hat {H}}(t_{0})}$ ${\displaystyle \tau }$ ${\displaystyle {\hat {H}}(t_{1})}$

Esto se denomina aproximación adiabática. La validez de la aproximación para un proceso determinado se puede determinar a partir de la probabilidad de que el estado final del sistema sea diferente del estado inicial:

${\displaystyle P_{A}=\zeta .}$

Cálculo de probabilidades de paso adiabático

La fórmula de Landau-Zener

En 1932, Lev Landau y Clarence Zener publicaron por separado una solución analítica al problema de calcular las probabilidades de transición adiabática ^[19] para el caso especial de una perturbación que cambia linealmente en la que el componente que varía con el tiempo no acopla los estados relevantes (por lo tanto, el acoplamiento en la matriz hamiltoniana diabática es independiente del tiempo).

La cifra clave de mérito en este enfoque es la velocidad de Landau-Zener: donde es la variable de perturbación (campo eléctrico o magnético, longitud de enlace molecular o cualquier otra perturbación del sistema), y y son las energías de los dos estados diabáticos (cruzados). Un valor grande da como resultado una probabilidad de transición diabática grande y viceversa. $${\displaystyle v_{\text{LZ}}={{\frac {\partial }{\partial t}}|E_{2}-E_{1}| \over {\frac {\partial }{\partial q}}|E_{2}-E_{1}|}\approx {\frac {dq}{dt}},}$$ ${\displaystyle q}$ ${\displaystyle E_{1}}$ ${\displaystyle E_{2}}$ ${\displaystyle v_{\text{LZ}}}$

Utilizando la fórmula de Landau-Zener la probabilidad, , de una transición diabática está dada por ${\displaystyle P_{\rm {D}}}$

$${\displaystyle {\begin{aligned}P_{\rm {D}}&=e^{-2\pi \Gamma }\\\Gamma &={a^{2}/\hbar \over \left|{\frac {\partial }{\partial t}}(E_{2}-E_{1})\right|}={a^{2}/\hbar \over \left|{\frac {dq}{dt}}{\frac {\partial }{\partial q}}(E_{2}-E_{1})\right|}\\&={a^{2} \over \hbar |\alpha |}\\\end{aligned}}}$$

El enfoque numérico

En el caso de una transición que implique un cambio no lineal en la variable de perturbación o un acoplamiento dependiente del tiempo entre los estados diabáticos, las ecuaciones de movimiento para la dinámica del sistema no se pueden resolver analíticamente. La probabilidad de transición diabática se puede obtener utilizando una de las amplias variedades de algoritmos de solución numérica para ecuaciones diferenciales ordinarias .

Las ecuaciones a resolver se pueden obtener a partir de la ecuación de Schrödinger dependiente del tiempo:

$${\displaystyle i\hbar {\dot {\underline {c}}}^{A}(t)=\mathbf {H} _{A}(t){\underline {c}}^{A}(t),}$$

donde es un vector que contiene las amplitudes del estado adiabático, es el hamiltoniano adiabático dependiente del tiempo, ^[11] y el punto sobre el eje representa una derivada del tiempo. ${\displaystyle {\underline {c}}^{A}(t)}$ ${\displaystyle \mathbf {H} _{A}(t)}$

La comparación de las condiciones iniciales utilizadas con los valores de las amplitudes de estado posteriores a la transición puede dar como resultado la probabilidad de transición diabática. En particular, para un sistema de dos estados: para un sistema que comenzó con . $${\displaystyle P_{D}=|c_{2}^{A}(t_{1})|^{2}}$$ ${\displaystyle |c_{1}^{A}(t_{0})|^{2}=1}$

Véase también

• Fórmula de Landau-Zener
• Fase de baya
• Agitación cuántica, trinquetes y bombeo
• Motor cuántico adiabático
• Aproximación de Born-Oppenheimer
• Hipótesis de termalización de estados propios
• Proceso adiabático

Referencias

1. M. Born y VA Fock (1928). "Beweis des Adiabatensatzes". Zeitschrift für Physik A. 51 (3–4): 165–180. Código bibliográfico : 1928ZPhy...51..165B. doi :10.1007/BF01343193. S2CID  122149514.
2. Instituts Solvay, Bruselas Institut international de physique Conseil de physique; Solvay, Ernesto; Langevin, Paul; Broglie, Maurice de; Einstein, Alberto (1912). La théorie du rayonnement et les quanta: rapports et debates de la réunion tenue à Bruxelles, du 30 de octubre al 3 de noviembre de 1911, bajo los auspicios de ME Solvay. Biblioteca de la Universidad de Columbia Británica. París: Gauthier-Villars. pag. 450.
3. EHRENFEST, P. (1911): ``Welche Züge der Lichtquantenhypothese spielen in der Theorie der Wärmestrahlung eine wesentliche Rolle?'' Annalen der Physik 36, 91-118. Reimpreso en KLEIN (1959), 185-212.
4. "Carta a Michele Besso, 21 de octubre de 1911, traducida en el Volumen 5: The Swiss Years: Correspondence, 1902-1914 (suplemento de traducción al inglés), página 215". einsteinpapers.press.princeton.edu . Consultado el 17 de abril de 2024 .
5. Laidler, Keith J. (1 de marzo de 1994). "El significado de "adiabático"". Revista Canadiense de Química . 72 (3): 936–938. doi :10.1139/v94-121. ISSN  0008-4042.
6. T. Kato (1950). "Sobre el teorema adiabático de la mecánica cuántica". Revista de la Sociedad de Física de Japón . 5 (6): 435–439. Código Bibliográfico :1950JPSJ....5..435K. doi :10.1143/JPSJ.5.435.
7. JE Avron y A. Elgart (1999). "Teorema adiabático sin condición de brecha". Communications in Mathematical Physics . 203 (2): 445–463. arXiv : math-ph/9805022 . Código Bibliográfico :1999CMaPh.203..445A. doi :10.1007/s002200050620. S2CID  14294926.
8. Griffiths, David J. (2005). "10". Introducción a la mecánica cuántica . Pearson Prentice Hall. ISBN 0-13-111892-7.
9. Zwiebach, Barton (primavera de 2018). "L15.2 Invariante adiabático clásico". MIT 8.06 Física cuántica III. Archivado desde el original el 21 de diciembre de 2021.
10. Zwiebach, Barton (primavera de 2018). "Análogo clásico: oscilador con frecuencia que varía lentamente". MIT 8.06 Quantum Physics III. Archivado desde el original el 21 de diciembre de 2021.
11. S. Stenholm (1994). "Dinámica cuántica de sistemas simples". 44.ª Escuela de verano de física de universidades escocesas : 267–313.
12. Sakurai, JJ; Napolitano, Jim (17 de septiembre de 2020). Mecánica cuántica moderna (3.ª ed.). Cambridge University Press. Bibcode :2020mqm..book.....S. doi :10.1017/9781108587280. ISBN 978-1-108-58728-0.
13. Zwiebach, Barton (primavera de 2018). "L16.1 Teorema adiabático cuántico enunciado". MIT 8.06 Física cuántica III. Archivado desde el original el 21 de diciembre de 2021.
14. "MIT 8.06 Física Cuántica III".
15. Bernevig, B. Andrei; Hughes, Taylor L. (2013). Aislantes topológicos y superconductores topológicos . Princeton University Press. Págs. Cap. 1.
16. Haldane. "Conferencia Nobel" (PDF) .
17. © Carlo E. Bottani (2017–2018). Apuntes de la clase de física del estado sólido . págs. 64–67.
18. Messiah, Albert (1999). "XVII". Mecánica cuántica . Publicaciones de Dover. ISBN 0-486-40924-4.
19. C. Zener (1932). "Cruce no adiabático de niveles de energía". Actas de la Royal Society de Londres, Serie A . 137 (6): 692–702. Bibcode :1932RSPSA.137..696Z. doi : 10.1098/rspa.1932.0165 . JSTOR  96038.