Continuamos con este breve curso de cuántica. Ahora nos centraremos en los postulados y en intentar aplicar lo que vimos en la entrada de Conceptos Matemáticos. Esperamos que la lectura no sea un inferno, la entrada es larga, pero se ha intentado que la redacción y la explicación de las expresiones que hemos introducido sea lo más liviana posible. Si se encuentran fallos o hay que añadir o corregir algo no dudéis en decirlo.

Postulados de la Mecánica Cuántica

En esta entrada estudiaremos las bases de la mecánica cuántica. Dichos postulados nacen de la experiencia y están totalmente confirmados experimentalmente durante los últimos 100 años. La física cuántica es la teoría física que permite estudiar los átomos, sus enlaces y las estructuras moleculares. Gracias a la física

cuántica podemos inferir, desde la tabla periódica hasta la reactividad de los compuestos orgánicos. Sin la participación de esta teoría la química no tendría el sustento teórico necesario para asegurar que sus leyes gozan de la generalidad que se requiere a toda teoría científica. Pero más allá, abre las puertas al mundo subatómico, a las interacciones fundamentales, a la construcción de nuevos materiales, a la computación cuántica y a toda la tecnología que hemos diseñado durante los últimos 70 años.

Un detalle importante en lo que sigue es el siguiente, los postulados se han de aprender, es decir, el esfuerzo de estudiar unos postulados no está en la comprensión que tengamos de los mismos sino en la habilidad de asumirlos. Evidentemente asumir unos postulados estaría fuera de todo lugar si no estuvieran refrendados por una severa comprobación experimental. En otras palabras, el trabajo esencial en esta entrada es el de conocer y asumir los postulados tal y como se explican. Posteriormente veremos como dichos postulados consiguen explicar los fenómenos cuánticos de la naturaleza.

Postulado I: Estado de un sistema

Como hemos comentado en la entrada anterior, para determinar las magnitudes que podemos medir en un sistema, los observables, hemos de hacer actuar los operadores sobre las funciones de onda. Estas funciones contienen toda la información física del sistema. Pero debido a que los operadores no conmutan entre sí, hemos de elegir que información queremos extraer de un sistema. Al elegir una determinada magnitud a medir, un determinado observable, nos condiciona a que únicamente podamos extraer la información asociada a observables que conmutan con el mismo. Por lo tanto,

El estado accesible de un sistema vendrá determinado por todos los observables compatibles (que conmutan) entre sí que podamos definir, lo que se conoce como Conjunto Completo de Observables que Conmutan.

Postulado I:

Un estado de $N$ -partículas vendrá completamente descrito por la función de onda:

$\psi(\vec{r_1},\ldots,\vec{r_n};t)$

Dicha función de onda nos proporcionará la evolución temporal del estado de un sistema. La información física contenida en la misma se extrae a través de su módulo al cuadrado:

$|\psi(\vec{r},t)|^2$

Interpretación de Born:

El módulo al cuadrado de la función de onda es la probabilidad, por unidad de volumen, de encontrar a una partícula. A esta cantidad la denominaremos, densidad de probabilidad.

$P(\vec{r},t)=|\psi(\vec{r},t)|^2$

dado que la función de onda es compleja, generalmente, esta expresión significa, $|\psi(\vec{r},t)|^2=\psi^*\psi$ .

En caso de que queramos localizar la partícula en un volumen $V$ , efectuaremos la siguiente integral:

$\int_{V}{\psi^*\psi dV}$

Ahora tratemos de responder a la siguiente pregunta: ¿Qué probabilidad tengo de encontrar a una partícula en algún punto del espacio? Evidentemente, tengo la certeza de que la partícula se encontrará en algún punto, por lo tanto la respuesta es 1. Eso se traduce en que las funciones de onda han de estar normalizadas, es decir, la integral en todo el espacio de su módulo al cuadrado ha de ser la unidad:

$\int_{-\infty}^\infty{\psi^*\psi dV}=1$

Esta condición es esencial para que una función pueda ser considerada representante de un estado cuántico de un sistema, pongamos por ejemplo un electrón.

Condiciones de Aceptabilidad de las Funciones de Onda

Dada una función compleja, ¿cómo podemos decidir si puede representar un estado cuántico?. Para resolver este dilema se dan las siguiente condiciones:

1.- La función ha de ser continua en todo su rango.

2.- La función ha de ser univaluada. Con esto nos aseguramos que sólo tenemos una probabilidad de encontrar la partícula en cada punto del espacio.

3.- La función ha de tener derivada y además ha de ser continua.

4.- La función ha de anularse en el infinito.

5.- La función ha de ser de cuadrado integrable. Eso se expresa diciendo que la función es de clase $L^2$ .

Evolución temporal de los estados: Ecuación de Schrödinger

Nuestro interés es describir el estado de un sistema, y eso está dado por las funciones de onda, $\psi(\vec{r},t)$ . Pero también queremos decidir como evoluciona ese estado en el tiempo, para ello hemos de encontrar la ecuación que rige dicha evolución.

Para llegar a ella vamos a hacer un recordatorio elemental de la física general.

En física hay una magnitud muy importante que nos ayuda a predecir el comportamiento de un sistema, y es su energía. Como es bien conocido en física, la energía es una cantidad que se conserva, los procesos se producen de tal modo que la energía total de un sistema es constante en el tiempo. Pero también sabemos que la energía se puede transformar de un tipo en otro. En los casos que se nos van a presentar en este curso vamos a estudiar sistemas que están ligados, es decir que interaccionan, a través de campos conservativos, el más característico el campo electroestático entre el núcleo y los electrones. Y como es bien sabido un campo conservativo lleva asociada una energía potencial. Dicha energía potencial nos dicta la forma que tienen las partes de un sistema de interactuar entre sí. Por lo tanto, para describir el contenido energético de un sistema tendremos que tener en cuenta:

a) Cada partícula que se esté moviendo llevará asociada una energía cinética, $T=\dfrac{1}{2}mv^2$ , siendo $m$ la masa de la partícula y $v$ su velocidad.

b) Como sabemos, tenemos una cantidad denominada momento lineal de la partícula que es: $p=mv$ . Por lo tanto, podemos expresar la energía cinética como: $T=\frac{p^2}{2m}$ .

c) Si tenemos una partícula que está sometida a un campo conservativo, por ejemplo un electrón moviéndose alrededor de un núcleo, presentará una energía potencial: $U=U(\vec{r})$ . Podemos observar que en los campos conservativos la energía potencial únicamente depende de la posición de las partículas involucradas. En el caso de la energía potencial eléctrica entre protones y electrones tendremos: $U=K\dfrac{q_pq_e}{r}$

d) Y como estamos en una situación conservativa, la suma de energía cinética y potencial ha de ser una constante en el tiempo: $E=T+U$ , que es lo que se denomina energía total del sistema.

Es evidente que tanto la energía total $E$ , como la energía cinética $T$ y la potencial $U$ , son observables. Podemos medirlas en los sistemas, por lo tanto les asociaremos unos operadores cuánticos (lineales y hermíticos). Un detalle de notación es el siguiente, como la asociación $T+U$ es tan común, le daremos un nombre especial, el Hamiltoniano, $H=T+U$ .

¿Cómo hacemos tal asociación?. Empleando el principio de correspondencia, expuesto en MC I

Debido a que la evolución temporal de un sistema ha de ser tal que la energía total se mantenga constante, la ecuación $E=T+U(=H)$ , condensa toda la información sobre la posible evolución del mismo.

Así la ecuación de Schrödinger será:

$\hat{H}\psi=\hat{E}\psi$

Que toma la siguiente forma:

$-\dfrac{\hbar^2}{2m} \nabla^2 \psi(\vec{r},t)+U(\vec{r},t)\psi(\vec{r},t)$ $=$ $i\hbar$ $\dfrac{\partial}{\partial t}$ $\psi(\vec{r},t)$

notemos como en esta ecuación hemos considerado la posibilidad de tener una energía potencial dependiente del tiempo. Esto nos generaliza la ecuación pero no modifica en absoluto la deducción que hemos hecho de ella. Posteriormente veremos que ocurre cuando el potencial depende exclusivamente de las posiciones.

Una vez que hemos deducido la ecuación que muestra la evolución temporal de los estados cuánticos, que vienen representados por funciones de onda, vamos a presentar otro principio muy importante en teoría cuántica.

Principio de Superposición

Tengamos un sistema sometido a una interacción, que vendrá determinada por una energía potencial asociada, por lo tanto los estados posibles para este sistema serán los que sean solución de la ecuación de Schrödinger.

Ahora supongamos que tenemos dos funciones $\psi_1$ y $\psi_2$ que son solución de la ecuación de Schrödinger, y por tanto son estados del sistema.

$\hat{H}\psi_1=\hat{E}\psi_1$

$\hat{H}\psi_2=\hat{E}\psi_2$

Supongamos que construimos una función como combinación lineal de las dos anteriores: $\psi=\alpha_1\psi_1+\alpha_2\psi_2$ , donde las $\alpha$ son números complejos. Esta función también será solución de la Ecuación de Schrödinger y por tanto función de estado aceptable del sistema. Es fácil ver que esto es así ya que los observables son operadores lineales:

$\hat{H}\psi - \hat{E} \psi = \hat{H} (\alpha_1\psi_1+\alpha_2\psi_2)-\hat{E}(\alpha_1\psi_1+\alpha_2\psi_2)=$

$=\hat{H}(\alpha_1\psi_1)+\hat{H}(\alpha_2\psi_2)-\hat{E}(\alpha_1\psi_1)+\hat{E}(\alpha_2\psi_2)=$

$=\alpha_1(\hat{H}\psi_1-\hat{E}\psi_1)-\alpha_2(\hat{H}\psi_2-\hat{E}\psi_2)=0$

En general se puede expresar:

$|\Phi\rangle=\sum_i{\alpha_i|\psi_i\rangle}$

Ahora supongamos que tenemos el conjunto de funciones propias del $\hat{H}$ , lo denotaremos por $\left(|\psi_i\rangle\right)$ . Supongamos que tenemos una función de onda $|\Phi\rangle$ que la expresamos como combinación lineal de las funciones propias del Hamiltoniano. (Para simplificar vamos a suponer que únicamente tenemos tres funciones propias, $\left(|\psi_1\rangle,|\psi_2\rangle,|\psi_3\rangle\right)$ ).

$|\Phi\rangle=\alpha_1|\psi_1\rangle+\alpha_2|\psi_2\rangle+\alpha_3|\psi_3\rangle$

Dado que las $\left(\psi_i\right)$ es un conjunto ortonormal, para calcular la probabilidad de encontrar el sistema en el estado $|\psi_i\rangle$ , calcularemos la proyección del estado $|\Phi\rangle$ sobre $|\psi_i\rangle$:

$|\langle\psi_i|\Phi\rangle|^2=P_i$

Nota: Hemos de recordar que un requerimiento importante en la teoría cuántica es que los estados estén normalizados. Por lo tanto, dado el estado $|\Phi\rangle$ hemos de comprobar que está normalizado. Es decir que la integral de la densidad de la probabilidad extendida a todo el espacio es 1.

Invariancia bajo cambios de fase

Este punto tiene bastante importancia para los problemas a los que nos vamos a enfrentar en este curso. Por este motivo vamos a hacer una descripción del significado de la invariancia de la probabilidad, o densidad de probabilidad, bajos un cambio de fase de la función de onda asociada a un estado de un sistema.

Fases Puras: Denominaremos fase pura, o simplemente fase, a cualquier función exponencial imaginaria pura:

$e^{i\alpha}$

donde $\alpha$ puede ser una constante o una función de cualquier tipo por complicada que sea.

Como hemos visto, la densidad de probabilidad se expresa por

$P=\psi^*\psi$ .

Ahora tomemos la función de onda $\psi$ y modifiquemosla con una fase $e^{i\alpha}$ , es decir, definimos $\psi'=e^{i\alpha}\psi$ . Si calculamos la densidad de probabilidad asociada a la nueva función de onda encontraremos:

$P'=\psi'^*\psi'=(e^{i\alpha}\psi)^*e^{i\alpha}\psi=$

$=\psi^*e^{-i\alpha}e^{i\alpha}\psi=\psi^*\psi=P$

Postulado II: Observables

Todo observable estará representado por un operador hermítico y lineal.

Con la condición de linealidad nos asegura que tenemos un principio de superposición. Esto es muy importante para poder definir estados superpuestos. Es lo que técnicamente se conoce como interferencia de estados.

Con la condición de que el operador sea hermítico nos aseguramos que sus valores propios sean reales. Es decir, podrán representar resultados de las medidas efectuados por aparatos experimentales, que evidentemente dan resultados reales.

Postulado III: Problema de la Medida

Este postulado es el que presenta mayor problema a la hora de entenderlo, precisamente por eso, no hay que entenderlo. Simplemente hemos de asumir que el mundo cuántico se comporta así, aunque no sea evidente para nosotros ya que no es un resultado que tenga una concordancia con nuestra experiencia cotidiana.

Postulado: Los únicos resultados de las medidas asociadas al observable $\hat{A}$ son sus valores propios.

¿Esto que significa? Pues intentaré aclararlo punto por punto:

1.- Supongamos que tenemos un estado cuántico $\Phi$ que describe el estado de un sistema.

2.- Sobre este sistema queremos medir una magnitud observable representada por el operador $\hat{A}$ .

3.- Encontramos que $\Phi$ no es función propia de $\hat{A}$ .

4.- Tomamos dicho estado y lo expresamos como combinación lineal de las funciones de $\hat{A}$ . Por simplicidad vamos a suponer que este operador sólo tiene tres funciones propias $\left(\psi_{a_1},\psi_{a_2},\psi_{a_3}\right)$ . Por lo tanto, expresaremos:

$\Phi=\alpha_1\psi_{a_1}+\alpha_2\psi_{a_2}+\alpha_3\psi_{a_3}$

5.- Si efectuamos una medida sobre el sistema los valores posibles de la misma serán, en virtud del postulado, los valores propios del operador:

Posibles medidas del observable $\hat{A}$ en el estado $\Phi$ :

Resultado de la medida —– Resultado de obtener la medida—– Estado final del sistema

—- $a_1$ ——————————————— $P_1$ ————————————————– $\psi_{a_1}$

—- $a_2$ ——————————————— $P_2$ ————————————————– $\psi_{a_2}$

—- $a_3$ ——————————————— $P_3$ ————————————————– $\psi_{a_3}$

6.- Para efectuar el cálculo de la probabilidad de que el estado inicial nos lleve a un determinado estado propio se calcula como:

$P_i=|\langle\psi_{a_1}|\Phi\rangle|^2=|\alpha_i|^2$

Nota: Hemos de comprobar siempre que nuestros estados están normalizados a la hora de afrontar este tipo de problemas.

Hemos de notar que el dicho extendido de que la física cuántica se basa en probabilidades realmente sólo tiene sentido a la hora de extraer resultados de las medidas. Es decir, dado un estado arbitrario no podemos decir a priori qué resultado obtendremos en una medida individual sobre el sistema. Lo que sí podremos decir es con qué probabilidad obtendremos las posibles medidas, que son los valores propios del observable, y es aquí donde entran las probabilidades en cuántica. Hasta este momento no habíamos mencionado nada extraño en la cuántica, habíamos definido las funciones de onda y hemos indicado como evolucionan a través de una ecuación diferencial. Esta situación es idéntica a la que se nos presenta en la física clásica, sin embargo, este postulado es el que condensa toda la problemática cuántica ya que nos dice que al efectuar una medida sobre un estado $\Phi$ arbitrario este salta aleatoriamente a un estado propio del observable con el que estamos midiendo y que sólo podemos conocer la probabilidad con la que irá a cada uno de ellos.

Postulado IV: Valores esperados

Ya hemos visto que las medidas en física cuántica van pesadas por la probabilidad de obtenerlas y que únicamente podemos obtener los valores propios del observable que vayamos a medir.

¿Esto implica que nunca podremos predecir el resultado de una medida?

Si nos preguntamos sobre una única medida en un único sistema, la respuesta es no. Ahora bien, cuando trabajamos con sistemas cuánticos en realidad siempre tendremos una muestra muy elevada de los mismos y entonces, si inicialmente todos los sistemas están en el mismo estado, lo que si podemos predecir es el valor promedio o valor esperado de la medida.

Supongamos que tenemos un conjunto de sistemas idénticos todos preparados en el estado $\Psi$ , y sobre estos sistemas efectuamos una medida del observable $\hat{A}$ , definiremos el valor esperado de dicho observable del siguiente modo:

$\langle \hat{A}\rangle_\Psi=\dfrac{\langle \Psi |\hat{A}|\Psi\rangle}{\langle \Psi|\Psi\rangle}$

Esta cantidad es, efectivamente un valor real. Y hay que tener cierta atención ya que no ha de coincidir con ningún valor posible de las medidas ya que es una media ponderada por la probabilidad de obtener cada autovalor. Notemos que si la función sobre la que calculo el valor esperado está normalizada el denominador de la anterior expresión es 1.

Postulado V: Evolución temporal de estados

Los estados cuánticos presentan una evolución que viene determinada por la Ecuación de Schrödinger.

La ecuación de Schrödinger que hemos presentado es la más general posible. Para nuestros propósitos en este curso vamos a tratar con una versión simplificada de la misma, la ecuación de Schrödinger independiente del tiempo, (ESIT). Esta ecuación se caracteriza porque la energía potencial que aparece en la misma es independiente del tiempo, solamente depende de posiciones.

Estados Estacionarios

Denominaremos un estado cuántico estacionario cuando se pueda factorizar su dependencia temporal en una fase. Es decir, si la función de onda de un estado es $\Psi(x,t)$ , será un estado estacionario si lo podemos escribir como:

$\Psi(x,t)=\psi(x)e^{-\frac{i}{\hbar}Et}$

donde E es una constante que jugará el papel de la energía del estado estacionario en cuestión.

Nota:

Hemos de notar que LOS ESTADOS ESTACIONARIOS SI DEPENDEN DEL TIEMPO. Ya que es frecuente pensar que en los estados estacionarios no dependen del tiempo es muy importante que esto quede claro desde un principio. Lo que hay que recordar es justamente que los estados estacionarios son aquellos donde su dependencia temporal se presenta en una fase pura.

Relación entre estados estacionarios y la ESIT

Vamos a resolver la ecuación de Schrödinger cuando el potencial al que está sometido una partícula, $V$ , es independiente del tiempo, $\frac{dV}{dt}=0$ . Para simplificar las expresiones vamos a considerar un problema en una única dimensión, ele eje $X$ ,es decir, el potencial únicamente depende de la posición en dicho eje, $V=V(x)$ .

Como sabemos la situación que nos planteamos es resolver la siguiente ecuación entre operadores:

$\hat{H}\Psi(x,t)=\hat{E}\Psi$

hemos de tener claro que en este caso la energía es un operador que viene dado por el principio de correspondencia.

Escribamos esta ecuación en su forma extendida:

$\left(\frac{\hat{P}^2}{2m}+V(x)\right)\Psi(x,t)=i\hbar\frac{\partial}{\partial t}\Psi(x,t)$

$-\dfrac{\hbar^2}{2m}\dfrac{\partial^2{\Psi}}{\partial{x}^2}+V(x)\Psi=i\hbar \dfrac{\partial{\Psi}}{\partial{t}}$

Lo que observamos es que tenemos una ecuación diferencial donde uno de los términos solo involucra términos de derivada respecto a la coordenada espacial y el potencial, que no depende del tiempo, y el otro tiempo es una derivada respecto al tiempo. Cuando en una ecuación diferencial podemos separar las distintas coordenadas decimos que se puede resolver por el método de separación de variables. Pasaremos a describir este método paso a paso ya que será utilizado en más ocasiones a lo largo de este curso.

Método de separación de variables:

1.- Ya que la contribución de las derivadas respecto al espacio y al tiempo se pueden separar en la ecuación podemos pensar que la función solución se puede expresar como el producto de dos funciones, una que depende exclusivamente de la posición y otra que depende exclusivamente del tiempo: $\Psi(x,t)=\psi(x)f(t)$

2.- Introducimos esta posible solución a la ecuación en la misma de forma que obtenemos:

$-\dfrac{\hbar^2}{2m}\dfrac{\partial^2{\psi(x)f(t)}}{\partial{x}^2}+V(x)\psi(x)f(t)=i\hbar \dfrac{\partial{\psi(x)f(t)}}{\partial{t}}$

$-\dfrac{\hbar^2}{2m}f(t)\dfrac{\partial^2{\psi(x)}}{\partial{x}^2}+V(x)\psi(x)f(t)=i\hbar \psi(x)\dfrac{\partial{f(t)}}{\partial{t}}$

3.- Ahora dividimos esta última expresión, donde hemos sacado de las derivadas aquellas funciones que no dependen de la variable sobre la que derivamos, por la función $\Psi=\psi(x)f(t)$ :

$\dfrac{1}{\psi (x)f(t)} \left(-\dfrac{\hbar^2}{2m}f(t)\dfrac{\partial^2 \psi (x)}{\partial x^2}+V(x)\psi(x)f(t)\right)=\dfrac{1}{\psi(x)f(t)}\left(i\hbar\psi(x)\dfrac{\partial f(t)}{\partial t}\right)$

$-\dfrac{\hbar^2}{2m}\dfrac{1}{\psi(x)}\dfrac{\partial^2{\psi(x)}}{\partial{x}^2}+V(x)=i\hbar \dfrac{1}{f(t)}\dfrac{\partial{f(t)}}{\partial{t}}$

4.- Lo que hemos conseguido es que un miembro de la ecuación depende exclusivamente de posiciones y otro exclusivamente del tiempo. Matemáticamente para que estas expresiones puedan estar igualadas han de ser iguales a la misma constante. A esta constante la llamaremos $E$ por razones que explicaremos más adelante, pero ya podemos anticipar que será la energía del sistema que estemos estudiando, (sometido a un potencial independiente del tiempo)

$-\dfrac{\hbar^2}{2m}\dfrac{1}{\psi(x)}\dfrac{\partial^2{\psi(x)}}{\partial{x}^2}+V(x)=E$

$i\hbar \dfrac{1}{f(t)}\dfrac{\partial{f(t)}}{\partial{t}}=E$

Llegados a este punto podemos proponer una solución para la ecuación que involucra al tiempo, para la ecuación espacial hemos de conocer la forma que tiene el potencial para poder solucionarla y a esto es a lo que nos dedicaremos en los próximos capítulos. Así que dada la ecuación:

$\dfrac{df(t)}{dt}=\dfrac{-i}{\hbar}Ef(t)$

observamos que la derivada de la función $f(t)$ nos vuelve a dar la misma función multiplicada por una constante $\frac{-i}{\hbar}E$ . Ahora recordando que $\frac{d e^{ax}}{dx}=a e^{ax}$ , ya podemos proponer la solución para esta ecuación. (Nota: hemos cambiado las parciales por derivadas ordinarias ya que la función $f(t)$ únicamente depende del tiempo, esto no es algo muy grave si se nos olvida ;))

$f(t)=e^{\frac{-iEt}{\hbar}}$

Ahora podemos expresar la función solución de la ecuación de Schrödinger independiente del tiempo, $\Psi(x,t)$ , como:

$\Psi(x,t)=\psi(x)e^{\frac{-iEt}{\hbar}}$

Y lo que encontramos es que toda la dependencia temporal está en forma de fase pura, por lo tanto:

LAS SOLUCIONES A LA ECUACIÓN DE SCHRÖDINGER INDEPENDIENTE DEL TIEMPO SON ESTADOS ESTACIONARIOS

Calculemos ahora la densidad de probabilidad asociada a un estado estacionario. Recordemos que la densidad de probabilidad es el módulo al cuadrado de la función de onda:

$\rho(x,t)=|\Psi(x,t)|^2=\Psi^*(x,t)\Psi(x,t)=\left(\psi(x)e^{\dfrac{-iEt}{\hbar}}\right)^*\left(\psi(x)e^{\dfrac{-iEt}{\hbar}}\right)=$

$=e^{\frac{iEt}{\hbar}}\psi^*(x)\psi(x)e^{\frac{-iEt}{\hbar}}=\psi^*(x)\psi(x)=\rho(x)$

Y aqui hemos llegado al punto esencial de los estados estacionarios que se pueden resumir en:

Los estados estacionarios son solución a la ecuación de Schrödinger independiente del tiempo de forma que las funciones de onda dependen del tiempo, pero esta dependencia está en forma de fase pura y por lo tanto la densidad de probabilidad de un estado estacionario no depende del tiempo.

Llegados a este punto hemos planteado el problema general que nos vamos a plantear a lo largo de este curso que es resolver la parte independiente del tiempo de la ecuación de Schrödinger:

$-\frac{\hbar^2}{2m}\frac{\partial^2{\psi(x)}}{\partial{x}^2}+V(x)\psi(x)=E\psi(x)$

donde es evidente que resolveremos esta ecuación para distintos potenciales independientes del tiempo.

9 Respuestas a “Mecánica Cuántica, una introducción absurda II: Postulados”

ivan | 17 octubre, 2015 en 12:13 | Responder

Muy bueno, mejor explicado que el Yndurain jejeje Seguiré leyéndote.
Anónimo | 8 febrero, 2015 en 22:23 | Responder

Una pregunta, la única forma de saber si un estado es estacionario es mediante su densidad de estados, o hay otra? Gracias por la respuesta
Pingback: Prohibido conmutar I | Cuentos Cuánticos
marcelo | 11 marzo, 2013 en 4:57 | Responder

ha sido un muy ordenado y claro repaso de los postulados felicitaciones.
Pingback: Campo Escalar: La ecuación de Klein-Gordon | Cuentos Cuánticos
45cr Charliec | 28 octubre, 2011 en 23:12 | Responder

Perdona que te preguntes, que implica el cambio de las parciales por las derivadas ordinarias.
- Cuentos Cuánticos | 28 octubre, 2011 en 23:24 | Responder
  
  Nada, date cuenta que al final sólo tenemos derivadas temporales con funciones que dependen únicamente del tiempo y derivadas espaciales con funciones que sólo dependen de la posición x (estamos en una dimensión espacial por simplicidad). Es por eso que en un determinado momento se puede cambiar de parciales a ordinarias.
45cr Charliec | 28 octubre, 2011 en 23:04 | Responder

Fabulosa demostraciòn de la soluciòn de la ecuaciòn de Schrodinger independiente del tiempo, pero hay que aguzar los sentidos, porque hay pasos que suelen escaparse, pero al final en un anàlisis retrospectivo puede uno reencausarse, vale la pena detenerse un poco y poder disfrutar de esta joya, gracias por estas informaciones, seguirè deborando las siguientes.
Pingback: ¿Dónde estoy? En dos sitios a la vez… la explicación prometida « Cuentos Cuánticos

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