1.5. Quantenmechanische Erwartungswerte
|
|
- Katharina Pfaff
- vor 7 Jahren
- Abrufe
Transkript
1 1.5. Quantenmechanische Erwartungswerte Mit der Kenntnis eines quantenmechanischen Zustandes und der Schrödinger- Gleichung ist die Zeitentwiclung der Wellenfuntion im Prinzip für alle Zeiten beannt. In der bisherigen Disussion haben wir uns im Wesentlichen um die Aufenthaltswahrscheinlicheit geümmert und haben prinzipielle quantenmechanische Phänomene wie das Auseinanderfließen am Beispiel des Gauß-Wellenpaetes disutiert. Eine allgemeine Vorschrift zur Berechnung von physialisch relevanten Größen wurde allerdings noch nicht angegeben. Uns fehlt noch das Rüstzeug, um so elementare Größen wie z.b. die inetische Energie eines Eletrons zu berechnen. Die hierfür notwendige Information wird axiomatisch über das 3. Postulat der Quantenmechani eingeführt: 3. Postulat der Quantenmechani Physialische Messgrößen werden durch Operatoren beschrieben. Dem Teilchenort wird der Operator x zugeordnet, der ψ ( x) mit x multipliziert. Dem Impuls wird der Operator p = j zugeordnet. Bei oftmaliger Messung einer physialischen Größe, die sich als Funtion von Ort und Impuls schreiben lässt, ergibt sich als Mittelwert F( x, p) F * ψ ( x, tfxp ) (, ) ψ( xtdx, ). * ( xt, ) ( xtdx, ) < >= ψ ψ Als Beispiel für die Anwendung dieses Axioms ann die schon ausgiebig behandelte ebene Materiewelle untersucht werden: ψ ( x, t) = Aexp( j( x ω t)) Den Ort haben wir im Prinzip schon an Hand der Aufenthaltswahrscheinlicheit disutiert. Es ergab sich in (1.4-9) eine über den gesamten Raum onstante Aufenthaltswahrscheinlicheit ρ( x, t) A. Für den Erwartungswert des Ortes erhält man nach obiger Vorschrift: 1
2 Aexp( j( x ωt)) xaexp( j( x ωt)) dx xdx <x>= = = 0 dx Aexp( j( x ω t)) Aexp( j( x ω t)) dx 1.5 Die zugehörige Berechnung des Erwartungswertes für den Impuls führt uns jetzt systematisch zu der schon von Louis de Broglie 193 vor der systematischen Ausarbeitung der Quantentheorie vorgeschlagenen Beziehung zwischen π Impuls und Wellenlänge λ bzw. Wellenzahl = : λ <p>= ˆ Aexp( j( x ωt))( j ) Aexp( j( x ωt)) dx Aexp( j( x ω t)) Aexp( j( x ω t)) dx j j Aexp( j( x ωt)) Aexp( j( x ωt)) dx = = Aexp( j( x ω t)) Aexp( j( x ω t)) dx An diesem Beispiel wird auch wieder lar, warum die ebenen Wellen bei der Beschreibung von quantenmechanischen Problemen eine so wichtige Rolle spielen: Der Differentialoperator entschärft sich analog zur Eletrodynami im Raum der ebenen Wellen (im -Raum ) zu einer einfachen Multipliation. Weitergehend und nun die Vorgaben des 3. Postulates in ein wirlich neues Ergebnis umsetzend ist die Berechnung der inetischen Energie eines quantenmechanischen Eletrons. Wir benutzen hierzu die Quantisierungsvorschrift, nämlich das Ersetzen des lassischen Impulses durch den Impulsoperator. Klassisch gilt für die inetische Energie W 1 p = m in= mv. Quantenmechanisch ergibt sich durch Ersetzen des Impulses durch den Impulsoperator für den Operator für die inetische Energie: W in p = H = = m m 1.5 5
3 Für die inetische Energie (sauberer: den Erwartungswert der inetischen Energie) einer ebenen Welle ergibt sich damit: < W in>= dxaexp( j( x ωt))( ) Aexp( j( x ω )) t m dxaexp( j( x ω t)) Aexp( j( x ω t)) dxaexp( j( x ω t))( ) Aexp( j( x ω t)) x j = m dxaexp( j( x ω t)) Aexp( j( x ω t)) m Der Vergleich mit der schon beannten Dispersionsrelation für das freie Teilchen ω = (Glg ) zeigt den direten Zusammenhang zwischen der Energie eines m Teilchens und der Kreisfrequenz der Materiewelle: Wˆ in W = ω Als Dispersionsrelation bezeichnet man daher nicht nur den Zusammenhang zwischen und ω sondern auch zwischen Wellenvetor und Energie W. W, ω Abbildung 1.5-1: Die Dispersionsrelation gibt den Zusammenhang zwischen Wellenzahl/vetor und Kreisfrequenz bzw. Energie des Teilchens an. 3
4 . Eletronische Zustände.1. Die zeitunabhängige Schrödinger-Gleichung Eine stare Vereinfachung der Schrödinger-Gleichung ergibt sich, wenn das Potential zeitunabhängig ist: ψ ( xt, ) j = + V( x) ψ ( x, t).1 1 t m Liegt diese Situation vor, so ann die Wellenfuntion als Produt eines zeitabhängigen Phasenfators und einer zeitunabhängigen Funtion angesetzt werden: j t ψ ( x, t) = φ( x) e ω.1 Aus der linen Seite der Glg. (.1-1) wird dann ( xt, ) j ψ = j ( φ( x)exp( jωt) ) = j φ( x)exp( jωt)( jω) = exp( jωt) ω ( x), t t φ.1 3 und aus der rechten Seite in Glg. (.1-1) wird + V( x) φ( x)exp( jωt). m.1 4 Nach Division durch die Exponentialfuntion erhalten wir: + V( x) φ( x) ωφ( x) =..1 5 m Nachdem wir uns schon daran gewöhnt haben, dass das Symbol für eine Wellenfuntion ein Ψ und nicht ein φ ist, ersetzen wir nun das φ wieder durch ein Ψ, meinen aber nun im Gegensatz zum bisherigen Gebrauch des Symbols (meistens) nur noch den zeitunabhängigen Teil der Wellenfuntion. Zudem wissen wir schon, dass ω = W gilt. Damit önnen wir Glg..1-5 in eine prägnantere Form umschreiben und wir erhalten die zeitunabhängige Schrödinger- Gleichung in ihrer weit verbreiteten Form: 4
5 + V ( x) ψ( x) = Wψ( x). m W pot W in W ges.1 6 Insgesamt stellt sich damit die zeitunabhängige Schrödinger-Glg. als ein durchaus greifbares Gebilde dar: Auf der lines Seite steht neben dem Operator für die inetische Energie noch das Potential bzw. der Operator für die potentielle Energie. Insgesamt ist dies dann der Operator für die Gesamtenergie. Dieser Operator, den man mit der Gesamtenergie eines Teilchens verbindet, wird in Anlehnung an die theoretische Mechani als Hamilton 1 -Operator (engl. Hamiltonian ) Ĥ bezeichnet. Wie stellt sich damit die zeitunabhängige Schrödinger-Gleichung dar? Ein Operator wird auf eine Funtion angewendet und soll ein Salar multipliziert mit der Funtion selbst ergeben. Es ergibt sich damit eine sehr einfache symbolische Darstellung für die zeitunabhängige Schrödinger-Gleichung: Hˆ ψ( x) = Wψ( x)..1 7 Mathematisch sollte uns das mächtig an die lineare Algebra erinnern. Wir wenden einen Operator auf eine Funtion an und es ergibt sich wieder die Funtion selbst multipliziert mit einem Salar. Das Ganze ist vollommen analog zum Eigenwertproblem, bei dem eine Matrix auf einen Eigenvetor angewendet wieder den Vetor selbst multipliziert mit einem Eigenwert ergibt. Mathematisch gesprochen suchen wir also bei der Lösung der zeitunabhängigen Schrödinger-Glg. die Eigenfuntionen und (Energie-)Eigenwerte zum Hamiltonoperator. 1 Sir William Rowan Hamilton, irisch-englischer Mathematier und Physier. (* 4. August 1805 in Dublin;. September 1865 bei Dunsin). 5
6 Abbildung.1-1: Visualisierung einer linearen Abbildung. Für 1 0 Ae = e = E λ e 0 ergeben sich die beiden Eigenwerte E 1 =1 und E =. Graphisch heißt das, dass nach dem Anwenden der Matrix auf den Vetor ein Vielfaches des Vetors herausommt... Der unendlich hohe Potentialtopf Der unendlich hohe Potentialtopf ist der Klassier der Probleme der Quantenmechani und wird in vielen Lehrbüchern der Halbleitereletroni als Einstieg genutzt. Am unendlich hohen Potentialtopf ann man exemplarisch viele Prinzipien der Quantenmechani studieren. Der Potentialtopf ist aber auch ein wichtiger Baustein der modernen Halbleiter- und hierbei insbesondere der Optoeletroni. Beispiele sind in Abbildung.-1 und Abbildung.- dargestellt. Die beiden Abbildungen zeigen lins ein Bild einer violett strahlenden Laserdiode und ein Schema eines Halbleiterlasers und auf der rechten Seite einen Querschnitt durch den Schichtaufbau einer AlGaN-basierten Laserdiode. Hocheffiziente hochfrequente und optoeletronische Bauelemente benutzen alle den Tric, Eletronen mittels Potentialtöpfen einzusperren. Man setzt die Eletronen dar fest, wo sie gebraucht werden. Für seine bahnbrechenden (theoretischen) Arbeiten zu diesem Thema beam der deutschstämmige Heribert Kroemer im Jahre 000 den Physi-Nobelpreis [siehe 6
7 Abbildung.-1: Bild einer violetten Laserdioden der Fa. Nichia (oben). Schema einer Halbleiterlaserdiode. In einer Halbleiterschichtstrutur wird ein Strom injiziert und Lasertätigeit im Festörper wird angeregt. Abbildung.-: Schemabild des Schichtaufbaus in einer blauen/violetten Laserdiode. Die einzelnen Halbleiterschichten sind nur wenige Nanometer dünn und bilden Potentialtöpfe für die Ladungsträger (Quelle: FhG IAF Freiburg). 7
8 V e - Abbildung.-3: Schemabild des unendlich hohen Potentialtopfes für ein Eletron. 0 L x Der unendlich hohe Potentialtopf wird durch das folgende Potential beschrieben: 0:0< x < L V( x ) = : sonst. 1 Klassisch betrachtet ist die Situation nahezu trivial. Ein lassischer Massepunt liegt im einfachsten Fall ruhend auf dem Boden. Dies ist der Fall, wenn seine inetische Energie gleich Null ist. Ist die inetische Energie ungleich Null, so bewegt sich der lassische Massepunt wie ein Ping-Pong-Ball im Potentialtopf hin und her. Jeweils am Rand des Topfes stößt das Teilchen mit der Wand und Impuls und Geschwindigeit ehren ihr Vorzeichen um. Quantenmechanisch ergibt sich eine omplett andere Situation. Wir müssen uns mit der Lösung der Differential(=Schrödinger)-Gleichung + V( x) ψ( x) Wψ( x) = m. für das Potential in Glg..- ümmern. An dieser Stelle sei schon erwähnt, dass wir als Lösungen stehende Materiewellen erhalten werden, die sich vollommen analog zum ideal leitenden Hohlraumresonator verhalten. In der Eletrodynami ist für die onrete Rechnung die Kenntnis der Stetigeitsbedingungen entscheidend. Zunächst fordern wir Stetigeit der Wellenfuntion selbst und das Verschwinden der Wellenfuntion in Bereichen, in 8
9 denen V= ist. Wäre dies nicht so, so ergeben sich pathologische divergierende Energiedichten. Es muss also gelten: Ψ(0)= Ψ (L)=0..3. Lösung durch scharfes Hingucen Zur Lösung von.1-7 suchen wir eine Funtion, die zweimal nach dem Ort abgeleitet wieder sich selbst multipliziert mit einer Konstanten ergibt. Da ommt einem z.b. eine Sinusfuntion in den Sinn: Wie wäre es also mit dem Ansatz : ψ ( ) = sin( ) Setzen wir das ein, so ergibt.- x A x? = = m m ψ ( x) Asin( x) WAsin( x). Die Schrödinger-Glg. SGL ist damit gelöst, falls W =. m Aus den Randbedingungen ψ(0)=ψ(l)=0 folgt: sin( ) = 0 = π ganze Zahl sein muss. L L n, wobei n eine Hier tritt eine ganz wichtige Eigenheit vieler quantenmechanischer Phänomene zu Tage. Es sind nicht alle möglichen Lösungen der Schrödinger-Gleichungen erlaubt, sondern es ergeben sich durch die Randbedingungen nur bestimmte disrete Lösungen. In diesem Fall nur die Sinusfuntionen Asin( x), die sich für die disreten Wellenzahlen = nπ L bzw. nπ = L mit n=1,, ergeben..4. Lösungen für die Eigenfuntionen und Energieeigenwerte Die Lösungen haben damit die Form: nπ x ψ n( x) = Ansin L.4 1 Für die zugehörigen Energieeigenwerte gilt: 9
10 nπ Wn = n = m m L.4 Die nachfolgende Abbildung veranschaulicht die Lösungen. W E Ψ 3 W E 3 3 Ψ Abbildung.4-1: Visualisierung der drei Wellenfuntionen Ψ 1, Ψ und Ψ 3 mit den niedrigsten Energieeigenwerten W 1, W und W 3 beim Potentialtopf mit unendlich hohen Wänden. W E Ψ 1 W E L x Die Eigenschaften der Lösungen bei diesem Problem sind von grundsätzlicher Natur und sind immer dann zu finden, wenn es gebundene 1 Zustände gibt: Es gibt nur bestimmte disrete Energieeigenwerte; es sind nicht alle Energien erlaubt ( Quantelung ). Auch der energetisch günstigste Zustand hat im Gegensatz zum lassischen Verhalten eine Minimalenergie W 1 0 ( Nullpuntsenergie ). Das Eletron ist über den ganzen Topf verschmiert, allerdings nicht gleichmäßig. Der energetisch günstigste Zustand hat einen Nulldurchgang Je größer der Energieeigenwert ist, desto mehr Knoten (Nulldurchgänge) besitzt die Wellenfuntion. Es gibt in einem symmetrischen Potential abwechselnd symmetrische und antisymmetrische Wellenfuntionen. 1 Die mathematische Unterscheidung zwischen gebundenen und nicht gebundenen Zuständen erfolgt weiter unten. 30
11 .5. Die onventionelle Lösung Da die Lösung durch genaues Hingucen nicht immer anwendbar ist, brauchen wir noch das Handwerszeug, quantenmechanische Zustände für Potentialverläufe, wie in Abbildung.5-1 gezeigt, allgemein zu bestimmen. V x Abbildung.5-1: Visualisierung einer Abfolge von Potentialtöpfen. Für den unendlichen Potentialtopf geht das wie folgt: Im Inneren des Topfes (0<x<L) erwarten wir ebene Wellen (freies Teilchen), allerdings müssen wir zulassen, dass nach lins und nach rechts laufende Materiewellen sich überlagern. In der Tat erhalten wir erst durch die Überlagerung von laufenden Wellen (genau wie beim Hohlraumresonator in der Eletrodynami oder beim beidseitig eingespannten elastischen Seil in der Mechani) die stehende Welle, die das Problem bei vorgegebenen Randbedingungen löst. In der zeitabhängigen Betrachtung gilt für die nach rechts bzw. lins laufende Welle: + + ψ ( x, t) = A exp( j( x ω t)); ψ ( x, t) = A exp( j( x ω t))..5 1 Da wir hier aber den zeitunabhängigen Fall betrachten, interessiert uns nur die Ortsabhängigeit. + + ψ ( x) = A exp( jx); ψ ( x) = A exp( jx)..5 Weiterhin haben wir als Randbedingung: ψ (0) = ψ ( L) = Daher muss gelten: + + ψ (0) = A exp( j0) + A exp( j0) = A + A = 0 31
12 und ψ ( L) = A exp( jl) + A exp( jl) = 0 Damit ergibt sich ein lineares Gleichungssystem für die Koeffizienten A + und A - der Wellenfuntion, welches wir irgendwie lösen müssen. Bleiben wir weiter auf der formalen (und damit verallgemeinerbaren und programmierbaren) Schiene, so önnen wir das Ganze in Matrixform schreiben: A 0 =..5 5 exp( jl) exp( jl) A Eine nichttriviale Lösung ergibt sich, falls die Determinante der Matrix verschwindet: ( ) det... = exp( jl) exp( jl) = j sin( L) = Erfreulicherweise erhalten wir für dasselbe Ergebnis wie in.3: π = n, wobei n=1,,3,. L n.5 7 Wegen A + =-A - lauten die Lösungen also: ψ ( x) = A exp( jx) A exp( jx) = ja sin( x). n n n n n n n.5 8 Da der Vorfator einstweilen vollommen frei wählbar ist, entscheiden wir uns ohne Beschränung der Allgemeinheit für B = A + j. n n.5 9 Dieser Weg erscheint hier zwar umständlich, funtioniert aber (im Prinzip) ganz allgemein und führt zu demselben Ergebnis wie der intuitive Ansatz in Kapitel.3. 3
I. Grundlagen der Quantenphysik I.1 Einleitung I.2 Historisches I.3 Die Schrödinger-Gleichung I.4 Die Wellenfunktion I.5 Das freie quantenmechanische
I. Grundlagen der Quantenphysi I.1 Einleitung I. Historisches I.3 Die Schrödinger-Gleichung I.4 Die Wellenfuntion I.5 Das freie quantenmechanische Eletron I.6 Erwartungswerte Quantenmechanische Erwartungswerte
MehrDie Lösungen der S.-Glg. für das freie Teilchen
Die Lösungen der S.-Glg. für das freie Teilchen Zeitabhängige S- G l g., ħ ħ x (, (, m i = + Vrt rt Analogie zu den eletromagnetischen Wellen, Materiewellen, intuitives Raten etc. Ansatz f ü r W e l l
MehrI.4 Das freie quantenmechanische Elektron
I.4 Das freie quantenmechanische Eletron Zeitabhängige S-Glg. x ψ ( xt, ) j = + V( x,t) ψ ( x, t) t m x Analogie zu den eletromagnetischen Wellen, Materiewellen, intuitives Raten etc. Wellenansatz: ψ (
Mehr1.4. Das freie quantenmechanische Elektron
1.4. Das freie quantenmechanische Eletron 1.4.1. Dispersionsrelation Im letzten Kapitel wurde die Basis gelegt, um sich mit den grundlegenden Eigenschaften eines quantenmechanischen Teilchens vertraut
MehrKapitel 5. Aufspaltung der Energiebänder; Grenzfall fast freier Elektronen. 5.1 Allgemeines
Kapitel 5 Aufspaltung der Energiebänder; Grenzfall fast freier Eletronen 51 Allgemeines In diesem Abschnitt sollen fast freie Eletronen untersucht werden; es wird dabei angenommen, daß die Eletronen einem
Mehr8. Woche. 8.1 Operatoren für physikalische Größen in Ortsdarstellung. 8.2 Die Mittelwerte der Funktionen von Koordinaten und Impulsen
8. Woche 8.1 Operatoren für physialische Größen in Ortsdarstellung Als wir die Schrödinger-Gl. betrachtet haben, haben wir die Operatoren für die Koordinaten und die Impulse definiert: Die Operatoren der
Mehrν und λ ausgedrückt in Energie E und Impuls p
phys4.011 Page 1 8.3 Die Schrödinger-Gleichung die grundlegende Gleichung der Quantenmechanik (in den bis jetzt diskutierten Fällen) eine Wellengleichung für Materiewellen (gilt aber auch allgemeiner)
MehrFestkörperelektronik 3. Übung
Festkörperelektronik 3. Übung Felix Glöckler 02. Juni 2006 1 Übersicht Themen heute: Motivation Ziele Rückblick Quantenmechanik Aufgabentypen/Lösungsmethoden in der QM Stückweise konstante Potentiale Tunneln
Mehr2.6 Der endliche Potentialtopf
.6 Der endliche Potentialtopf W E Ψ 3 3.38 ev V() Ψ 1.5 ev Ψ 1.38 ev L = 1 nm - Beim Übergang vom unendlichen zum endlichen Potentialtopf ändern sich die Lösungen qualitativ. Eine wichtige Rolle spielen
MehrDie Schrödinger Gleichung
Die Schrödinger Gleichung Eine Einführung Christian Hirsch Die Schrödinger Gleichung p. 1/16 Begriffserklärung Was ist die Schrödingergleichung? Die Schrödinger Gleichung p. 2/16 Begriffserklärung Was
Mehr1.4. Das freie quantenmechanische Elektron
1.4. Das freie quantenmechanische Elektron 1.4.3. Dispersionsrelation Damit ist die Basis gelegt, um sich mit den grundlegenden Eigenschaften eines quantenmechanischen Teilchens vertraut zu machen. Die
MehrKapitel 10. Potentiale Elektronen im Potentialtopf
Kapitel 10 Potentiale 10.1 Elektronen im Potentialtopf Mit dem Aufstellen der Schrödinger-Gleichung ist man der realistischen Beschreibung von Quantenobjekten ein großes Stück nähergekommen. Unser Interesse
Mehr8.2. Der harmonische Oszillator, quantenmechanisch
8.. Der harmonische Oszillator, quantenmechanisch Quantenmechanische Behandlung Klassisch: Rückstellkraft für ein Teilchen der Masse m sei zur Auslenkung : 0.5 0.0 0.5 D m Bewegungsgleichung: m D F -D
MehrDie Schrödingergleichung
Vortrag im Rahmen der Vorlesung zu Spektralmethoden Magdalena Sigg Wanja Chresta 20. Mai 2008 Zusammenfassung ist die zentrale Gleichung der Quantenmechanik. Mit ihrer Hilfe werden Teilchen in gegebenen
Mehr6 Der Harmonische Oszillator
6 Der Harmonische Oszillator Ein Teilchen der Masse m bewege sich auf der x-achse unter dem Einfluß der Rückstellkraft Fx = mω x. 186 Die Kreisfrequenz ω bzw. die Federkonstante k := mω ist neben der Masse
MehrDer harmonische Oszillator anhand eines Potentials
Quantenmechanikvorlesung, Prof. Lang, SS04 Der harmonische Oszillator anhand eines Potentials Christine Krasser - Tanja Sinkovic - Sibylle Gratt - Stefan Schausberger - Klaus Passler Einleitung In der
Mehr2.6. Der endliche Potentialtopf
.6. Der endliche Potentialtopf Anhand des unendlichen Potentialtopfes können nahezu alle grundsätzlichen Eigenschaften von elektronischen Eigenzuständen diskutiert werden. Aufgrund der Einfachheit der
MehrTheorie der Kondensierten Materie I WS 2017/2018
Karlsruher Institut für Technologie Institut für Theorie der Kondensierten Materie Theorie der Kondensierten Materie I WS 207/208 Prof. Dr. A. Mirlin, PD Dr. I. Gornyi Blatt 3 Dr. N. Kainaris, Dr. S. Rex,
Mehr1 Die Schrödinger Gleichung
1 Die Schrödinger Gleichung 1.1 Die Wellenfunktion und ihre Wahrscheinlichkeitsinterpretation Aus den Versuchen der Elektronenbeugung, hat ein Elektron auch Welleneigenschaften. Für freie Elektronen mit
MehrFerienkurs Quantenmechanik I WKB-Näherung und Störungstheorie
Ferienkurs Quantenmechanik I WKB-Näherung und Störungstheorie Sebastian Wild Freitag, 6.. Inhaltsverzeichnis Die WKB-Näherung. Grundlegendes............................. Tunnelwahrscheinlichkeit.......................
MehrDas Deuteronen Potential
Das Deuteronen Potential N. Dorfinger, S. Gerber, G. Heinrich, O. Huber, N. Stevanecz, J. Weingrill 29. Mai 2004 Gesucht ist die Lösung des folgenden Potentials: 1 Aufgabenstellung Abbildung 1: Das Potential
MehrDie Schrödingergleichung
Die Schrödingergleichung Wir werden in dieser Woche die grundlegende Gleichung der Quantenmechanik kennenlernen, die Schrödingergleichung. Sie beschreibt das dynamische Verhalten von Systemen in der Natur.
MehrWKB-Methode. Jan Kirschbaum
WKB-Methode Jan Kirschbaum Westfälische Wilhelms-Universität Münster Fachbereich Physik Seminar zur Theorie der Atome, Kerne und kondensierten Materie 1 Einleitung Die WKB-Methode, unabhängig und fast
MehrTC1 Grundlagen der Theoretischen Chemie
TC1 Grundlagen der Theoretischen Chemie Irene Burghardt (burghardt@chemie.uni-frankfurt.de) Praktikumsbetreuung: Robert Binder (rbinder@theochem.uni-frankfurt.de) Jan von Cosel (janvoncosel@gmx.de) Haleh
MehrTeil IV. Elektromagnetische Strahlung im Vakuum. 9. Das elektromagnetische Feld im Vakuum E = 0; B = 0; t ; t. (9.1) ( B) = ( t 2. (9.2) t = t B. t 2.
9. Das eletromagnetische Feld im Vauum 9.1 Homogene Wellengleichungen Im Vauum ρ = 0; j = 0 lauten die Maxwell-Gleichungen Teil IV = 0; B = 0; = B t ; B = ɛ 0 µ 0 t. 9.1 letromagnetische Strahlung im Vauum
MehrAufgabe 1: Wellenfunktion und Aufenthaltswahrscheinlichkeit
Lösungsvorschlag Übung 8 Aufgabe : Wellenfunktion und Aufenthaltswahrscheinlichkeit a) Die Wahrscheinlichkeitsdichte ist eine Wahrscheinlichkeit pro Volumenelement. Die Wahrscheinlichkeit selbst ist eine
MehrÜbungen Quantenphysik
Ue QP 1 Übungen Quantenphysik Kernphysik Historische Entwicklung der Atommodelle Klassische Wellengleichung 5 Schrödinger Gleichung 6 Kastenpotential (Teilchen in einer Box) 8 Teilchen im Potentialtopf
MehrDas Unschärfeprodukt x p in der klassischen Mechanik Seminar zur Theorie der Atome, Kerne und kondensierten Materie. Jonas Lübke
Das Unschärfeprodukt x p in der klassischen Mechanik Seminar zur Theorie der Atome, Kerne und kondensierten Materie Jonas Lübke 7. November 013 Inhaltsverzeichnis 1 Einführung 1 Beziehung zwischen klassischer
Mehr2m x + U(x) ψ(x) = Eψ(x),
4. Woche 4.1 Beispiel der Lösung der Schrödinger-Gleichung: Das Rechteckpotential. Die stationäre Schrödinger-Gl. ist ) ( 2 2 2m x + U(x) ψ(x) = Eψ(x), 2 mit Parametern: Längenskala L, Energieskala U 0.
MehrDie Bewegungsgleichungen eines geladenen Teilchens im externen elektromagnetischen Feld sind bekannt d dt m v = e E + e [
Vorlesung 4 Teilchen im externen Elektromagnetischen Feld Die Bewegungsgleichungen eines geladenen Teilchens im externen elektromagnetischen Feld sind bekannt d dt m v = e E + e v B c ]. 1) Das elektrische
MehrÜbungen zur Theoretischen Physik 2 Lösungen zu Blatt 1
Prof.. Greiner, Dr. H. van Hees Sommersemester 214 Übungen zur Theoretischen Physi 2 Lösungen zu Blatt 1 Aufgabe 1: Differentialoperatoren der Vetoranalysis (a) Aus der Definition des Nabla-Operators folgt
MehrMusterlösung 01/09/2014
Musterlösung 1/9/14 1 Quickies (a) Warum spielen die Welleneigenschaften bei einem fahrenden PKW (m = 1t, v = 1km/h) keine Rolle? (b) Wie groß ist die Energie von Lichtquanten mit einer Wellenlänge von
MehrFerienkurs Elektrodynamik WS11/12 - Zeitabhängige Elektromagnetische Felder
Ferienurs Eletrodynami WS11/12 - Zeitabhängige Eletromagnetische Felder Isabell Groß, Martin Ibrügger, Marus Krottenmüller 21. März 2012 TU München Inhaltsverzeichnis 1 Potentiale in der Eletrodynami 1
Mehr3.6 Eigenwerte und Eigenvektoren
3.6 Eigenwerte und Eigenvektoren 3.6. Einleitung Eine quadratische n n Matrix A definiert eine Abbildung eines n dimensionalen Vektors auf einen n dimensionalen Vektor. c A x c A x Von besonderem Interesse
MehrUNIVERSITÄT LEIPZIG INSTITUT FÜR THEORETISCHE PHYSIK
UNIVERSITÄT LEIPZIG INSTITUT FÜR THEORETISCHE PHYSIK Quantenmechanik II Übungsblatt 10 Solutions 7. Wenn die zeitabhängige Störung periodisch in der Zeit ist, V = αx cos(ωt), mit einer Zahl α und einem
MehrEigenwerte und Fourier - Simulation von Massenschwingern mit Mathcad
Eigenwerte und Fourier - Simulation von Massenschwingern mit Mathcad Federschwinger mit zwei Federn Federmassenschwinger sind schön geeignet, um in Vorlesung der Ingenieurmathematik die Brücke zwischen
MehrFerienkurs Quantenmechanik 2009
Ferienkurs Quantenmechanik 2009 Grundlagen der Quantenmechanik Vorlesungsskript für den 3. August 2009 Christoph Schnarr Inhaltsverzeichnis 1 Axiome der Quantenmechanik 2 2 Mathematische Struktur 2 2.1
MehrResultate der Quantisierung der Schrödingergleichung in zwei Dimensionen.
Resultate der Quantisierung der Schrödingergleichung in zwei Dimensionen. 22. April 2010 In diesem Text werden die in der Tabelle properties of free fermions angeführten Ergebnisse erklärt und einige Zwischenschritte
Mehr9.6 Photonen und Phononen
9.6 Photonen und Phononen Wir betrachten nun zwei physialisch sehr unterschiedliche Systeme, deren statistische Behandlungen in mathematischer Hinsicht jedoch sehr ähnlich sind. Das eine System ist das
MehrVL6. Elemente der Quantenmechanik I 6.1. Schrödingergleichung als Wellengleichung der Materie 6.2. Messungen in der Quantenmechanik
VL7 VL6. Elemente der Quantenmechanik I 6.1. Schrödingergleichung als Wellengleichung der Materie 6.2. Messungen in der Quantenmechanik VL7. Elemente der Quantenmechanik II 7.1. Wellenpakete als Lösungen
MehrTheoretische Physik II: Quantenmechanik
Theoretische Physik II: Quantenmechanik Hans-Werner Hammer Marcel Schmidt (mschmidt@theorie.ikp.physik.tu-darmstadt.de) Wintersemester 2016/17 Probeklausur 12./13. Januar 2017 Name: Matrikelnummer: Studiengang:
Mehr(a) Warum spielen die Welleneigenschaften bei einem fahrenden PKW (m = 1t, v = 100km/h) keine Rolle?
FK Ex 4-07/09/2015 1 Quickies (a) Warum spielen die Welleneigenschaften bei einem fahrenden PKW (m = 1t, v = 100km/h) keine Rolle? (b) Wie groß ist die Energie von Lichtquanten mit einer Wellenlänge von
MehrÜbungen zur Modernen Theoretischen Physik I SS 14. (a) (1 Punkt) Zunächst schauen wir uns die Zeitableitung der Wahrscheinlichkeitsdichte
Karlsruher Institut für Technologie Institut für Theoretische Festkörperphysik Übungen zur Modernen Theoretischen Physik I SS 14 Prof. Dr. Gerd Schön Lösungen zu Blatt 2 Andreas Heimes, Dr. Andreas Poenicke
MehrFerienkurs Quantenmechanik Sommer 2009
Physikdepartment Technische Universität München Max Knötig Blatt 4 Ferienkurs Quantenmechanik Sommer 009 Quantenmechanik mit Näherungsmethoden Mehrteilchensystem(** Zwei identische Bosonen werden in einem
MehrTheoretical Biophysics - Quantum Theory and Molecular Dynamics. 2. Vorlesung. Pawel Romanczuk WS 2017/18
Theoretical Biophysics - Quantum Theory and Molecular Dynamics 2. Vorlesung Pawel Romanczuk WS 2017/18 1 Eine kurze Exkursion in die Wahrscheinlichkeitstheorie 2 Diskrete Variable Wahrscheinlichkeit Wert
MehrWalter Greiner THEORETISCHE PHYSIK. Ein Lehr-und Übungsbuch für Anfangssemester. Band 4: Quantenmechanik. Eine Einführung
Walter Greiner THEORETISCHE PHYSIK Ein Lehr-und Übungsbuch für Anfangssemester Band 4: Quantenmechanik Eine Einführung Mit zahlreichen Abbildungen, Beispielen und Aufgaben mit ausführlichen Lösungen 2.,
Mehr6.2 Schwarzer Strahler, Plancksche Strahlungsformel
6. Schwarzer Strahler, Plancsche Strahlungsformel Sehr nappe Herleitung der Plancschen Strahlungsformel Ziel: Berechnung der Energieverteilung der Strahlung im thermischen Gleichgewicht bei der Temperatur
MehrBeispiele: Harmonischer Oszillator und Kastenpotential
Beispiele: Harmonischer Oszillator und Kastenpotential Ramona Wohlleb Mathematische Strukturen der Quantenmechanik Sommersemester 011 1 Der harmonische Oszillator In Analogie zum klassischen harmonischen
MehrVertiefende Theoretische Chemie Übungen
Universität eipzig Studiengang Chemie (Bachelor) Sommersemester 5 Vertiefende Theoretische Chemie Übungen Inhaltsverzeichnis Teilchen im Kasten. Translation: Teilchen im Kasten............................................
MehrChemische Bindungsanalyse in Festkörpern
Faultät Mathemati und Naturwissenschaften Fachrichtung Chemie und Lebensmittel Chemie Professur AC2 Dr. habil. Alexey I. Baranov Chemische Bindungsanalyse in Festörpern Sommersemester 2016 2 Kurs im Überblic:
Mehrist (ϕ,a,b reell), gibt es die beiden Wurzeln e iϕ/2 = a+ib
UNIVERSITÄT KONSTANZ Fachbereich Physik Prof. Dr. Georg Maret (Experimentalphysik) Raum P 1009, Tel. (07531)88-4151 E-mail: Georg.Maret@uni-konstanz.de Prof. Dr. Matthias Fuchs (Theoretische Physik) Raum
Mehr15 Zeitabhängige Störungstheorie
Sript zur. Vorlesung Quantenmechani Freitag den 8. Juli 11. 15 Zeitabhängige Störungstheorie 15.1 Übergangswahrscheinlicheit Betrachten wir nun den abstraten Fall eines Teilchens mit Hamilton Operator
MehrProbestudium der Physik 2011/12
Probestudium der Physik 2011/12 1 Schwingungen und Wellen: Einführung in die mathematischen Grundlagen 1.1 Die Sinus- und die Kosinusfunktion Die Sinusfunktion lässt sich genauso wie die Kosinusfunktion
MehrTheoretische Physik II Quantenmechanik
Michael Czopnik Bielefeld, 11. Juli 014 Fakultät für Physik, Universität Bielefeld Theoretische Physik II Quantenmechanik Sommersemester 014 Lösung zur Probeklausur Aufgabe 1: (a Geben Sie die zeitabhängige
MehrVorlesung "Molekülphysik/Festkörperphysik" Wintersemester 2013/2014
Vorlesung "Molekülhysik/Festkörerhysik" Wintersemester 13/14 Prof. Dr. F. Kremer Übersicht der Vorlesung am 8.1.13 Die Schrödingergleichung für einen harmonischen Oszillator Die Nullunktsenergie des harmonischen
MehrDie Wellenfunktion ψ(r,t) ist eine komplexe skalare Größe, da keine Polarisation wie bei elektromagnetischen Wellen beobachtet wurde.
2. Materiewellen und Wellengleichung für freie Teilchen 2.1 Begriff Wellenfunktion Auf Grund des Wellencharakters der Materie können wir den Zustand eines physikalischen Systemes durch eine Wellenfunktion
MehrTheoretische Physik IV - Blatt 3
Theoretische Physi IV - Bltt 3 Christopher Bronner, Frn Essenberger FU Berlin 4.November 006 Aufgbe 5 Energieeigenfuntionen Uns ist folgendes Potentil gegeben, wobei V 0 > 0 sei: V (x) V 0 bei x [, ] V
MehrTeil II: Quantenmechanik
Teil II: Quantenmechanik Historisches [Weinberg 1] Den ersten Hinweis auf die Unmöglichkeit der klassischen Physik fand man in der Thermodynamik des elektromagnetischen Feldes: Das klassische Strahulungsfeld
Mehr6. Orbits und die Runge-Lenz Vektor
Übungen zur T: Theoretische Mechani, SoSe3 Prof. Dr. Dieter Lüst Theresienstr. 37, Zi. 45 Dr. James Gray James.Gray@physi.uni-muenchen.de 6. Orbits und die Runge-Lenz Vetor Übung 6.: Die Rücehr der Kanonenugel
MehrVorbereitung. (1) bzw. diskreten Wellenzahlen. λ n = 2L n. k n = nπ L
Physikalisches Fortgeschrittenenpraktikum Gitterschwingungen Vorbereitung Armin Burgmeier Robert Schittny 1 Theoretische Grundlagen Im Versuch Gitterschwingungen werden die Schwingungen von Atomen in einem
MehrMartinovsky Nicole. Schwarzmann Tobias. Thaler Michael
Themen: Unbestimmtheitsrelationen, Materiewellen, Materieteilchen als Welle, Wellenfunktion, Dispersionsrelation, Wellenpaket, Wahrscheinlichkeitsinterpretation, Materie-Quanteninterferenz Martinovsky
MehrTC1 Grundlagen der Theoretischen Chemie
TC1 Grundlagen der Theoretischen Chemie Irene Burghardt (burghardt@chemie.uni-frankfurt.de) Praktikumsbetreuung: Robert Binder (rbinder@theochem.uni-frankfurt.de) Jan von Cosel (jvcosel@theochem.uni-frankfurt.de)
MehrEindimensionale Potentialprobleme
Kapitel 4 Eindimensionale Potentialprobleme Wir werden nun die Schrödingergleichung in der Ortsdarstellung für einige einfache Potentialprobleme lösen. Wir betrachten ein spinloses Teilchen der Masse m,
MehrAbb.15: Experiment zum Rutherford-Modell
6.Kapitel Atommodelle 6.1 Lernziele Sie kennen die Entwicklung der Atommodelle bis zum linearen Potentialtopf. Sie kennen die Bohrschen Postulate und können sie auch anwenden. Sie wissen, wie man bestimmte
MehrPN 2 Einführung in die Experimentalphysik für Chemiker
PN 2 Einführung in die Experimentalphysik für Chemiker 13. Vorlesung 11.7.08 Evelyn Plötz, Thomas Schmierer, Gunnar Spieß, Peter Gilch Lehrstuhl für BioMolekulare Optik Department für Physik Ludwig-Maximilians-Universität
MehrLineare Algebra und Numerische Mathematik D-BAUG. Winter 2013 Prof. H.-R. Künsch. , a R. det(a) = 0 a = 1.
b Musterlösung Lineare Algebra und Numerische Mathematik D-BAUG. Multiple Choice) Gegeben sei die folgende Matrix Winter 3 Prof. H.-R. Künsch A = a a) deta) = genau dann wenn gilt x a =. a =. ), a R. x
MehrEine Herleitung zur Dichtefunktion der Normalverteilung
Eine Herleitung zur Dichtefuntion der Normalverteilung Michael D. Pfeifer (michael.pfeifer@hotmail.com) 1. Februar 16 1 Einführung Die Normalverteilung ist für viele wissenschaftliche Anwendungen wesentlich.
MehrVorlesung 21. Identische Teilchen und das Pauli-Prinzip
Vorlesung 1 Identische Teilchen und das Pauli-Prinzip Identische Teilchen: Jede Art von Teilchen in der Natur definieren wir durch ihre Eigenschaften, z.b. Massen, Spins, Ladungen usw. Das bedeutet, dass
MehrMusterlösungen Blatt Mathematischer Vorkurs. Sommersemester Dr. O. Zobay. Matrizen
Musterlösungen Blatt 8 34007 Mathematischer Vorkurs Sommersemester 007 Dr O Zobay Matrizen Welche Matrixprodukte können mit den folgenden Matrizen gebildet werden? ( 4 5 A, B ( 0 9 7, C 8 0 5 4 Wir können
MehrTC1 Grundlagen der Theoretischen Chemie
TC1 Grundlagen der Theoretischen Chemie Irene Burghardt (burghardt@chemie.uni-frankfurt.de) Praktikumsbetreuung: Robert Binder (rbinder@theochem.uni-frankfurt.de) Madhava Niraghatam (niraghatam@chemie.uni-frankfurt.de)
MehrQuantenmechanik. Walter Greiner. Teill. Theoretische Physik. Ein Lehr- und Übungsbuch. Verlag Harri Deutsch. Band 4
Theoretische Physik Band 4 Walter Greiner Quantenmechanik Teill Ein Lehr- und Übungsbuch Mit zahlreichen Abbildungen, Beispielen und Aufgaben mit ausführlichen Lösungen 5., überarbeitete und erweiterte
Mehr2 Einführung in die Prinzipien der Quantenmechanik
Einführung in die Prinzipien der Quantenmechanik.1 Bedeutung von Axiomen (Postulaten) Axiome (Axiom griechisch für Grundsatz) sind Postulate, die nicht beweisbar sind, mit denen aber durch logische Folgerungen
MehrViele Welten Zusammenfassung des gleichnamigen Vortrags, gehalten am 20. Mai Marc Osthues 9.
Viele Welten Zusammenfassung des gleichnamigen Vortrags, gehalten am 20. Mai 2009 Marc Osthues marc.osthues@uni-muenster.de 9. Juni 2009 1 Hugh Everett 1 Hugh Everett Die Interpretation der Quantenmechani
Mehr6.7 Delta-Funktion Potentialbarriere
Skript zur 9. Vorlesung Quantenmechanik, Montag den 6. Mai, 0. 6.7 Delta-Funktion Potentialbarriere Betrachten wir nun eine negative) δ-funktion Potentialbarriere mit dem Potential V) = v 0 δ a). V 0 a
Mehr2.5. Fermi Dirac Verteilung
.5. ermi Dirac Verteilung Eletronen und Löcher sind ermionen (Spin / bzw. 3/ => Pauli Prinzip: Nur ein Teilchen pro Zustand, ermi-dirac Verteilungsfuntion (Abb..5. E E exp T Abbildung.5.: ermi-dirac Verteilung
MehrÜbungen zur Modernen Theoretischen Physik I SS 14
Karlsruher Institut für Technologie Übungen zur Modernen Theoretischen Physik I SS 4 Institut für Theoretische Festkörperphysik Prof. Dr. Gerd Schön Blatt 8 Andreas Heimes, Dr. Andreas Poenicke Besprechung
MehrGrundlagen der Physik 2 Schwingungen und Wärmelehre
(c) Ulm University p. 1/1 Grundlagen der Physik 2 Schwingungen und Wärmelehre 07. 05. 2007 Othmar Marti othmar.marti@uni-ulm.de Experimentelle Physik Universität Ulm (c) Ulm University p. 2/1 Wellen in
MehrTheoretische Physik: Mechanik
Ferienkurs Theoretische Physik: Mechanik Blatt 4 - Lösung Technische Universität München 1 Fakultät für Physik 1 Zwei Kugeln und der Satz von Steiner Nehmen Sie zwei Kugeln mit identischem Radius R und
MehrQuantenmechanik - Übungen 5 SS 2018
Prof Dr A Maas Institut für Physik N A W I G R A Z Quantenmechanik - Übungen 5 SS 08 Präsenzaufgaben 7 April 08 Eine der interessantesten Beobachtungen in der Teilchenphysik der letzten drei Jahrzehnte
MehrFerienkurs Quantenmechanik 2009
Ferienkurs Quantenmechanik 9 Quantenmechanik mit Näherungsmethoden, oder: Wie rechne ich etwas aus? Vorlesungskript für den 6. August 9 Max Knötig Inhaltsverzeichnis Einführung Zeitunabhängige, nicht-entartete
Mehr10. Das Wasserstoff-Atom Das Spektrum des Wasserstoff-Atoms. im Bohr-Modell:
phys4.016 Page 1 10. Das Wasserstoff-Atom 10.1.1 Das Spektrum des Wasserstoff-Atoms im Bohr-Modell: Bohr-Modell liefert eine ordentliche erste Beschreibung der grundlegenden Eigenschaften des Spektrums
MehrFerienkurs Quantenmechanik - Probeklausur
Seite Ferienkurs Quantenmechanik - Sommersemester 5 Fabian Jerzembeck und Sebastian Steinbeiÿer Fakultät für Physik Technische Universität München Aufgabe FRAGEN ( BE): a) Wie lautet die zeitabhängige
MehrTheoretical Biophysics - Quantum Theory and Molecular Dynamics. 3. Vorlesung. Pawel Romanczuk WS 2017/18
Theoretical Biophysics - Quantum Theory and Molecular Dynamics 3. Vorlesung Pawel Romanczuk WS 2017/18 1 Zusammenfassung letzte VL Quantenzustände als Wellenfunktionen (Normierung) Operatoren (Orts-, Impuls
MehrLösungsvorschlag Übung 9
Lösungsvorschlag Übung 9 Aufgabe 1: Wellenfunktion und Aufenthaltswahrscheinlichkeit a Die Wahrscheinlichkeitsdichte ist eine Wahrscheinlichkeit pro Volumenelement. Die Wahrscheinlichkeit selbst ist eine
MehrKleine Schwingungen vieler Freiheitsgrade
Kleine Schwingungen vieler Freiheitsgrade Betrachte System mit f Freiheitsgraden: (z.b. N Teilchen in 3 Dim.: ) Koordinaten: Geschwindigkeiten: Kinetische Energie: "Massenmatrix" Nebenbemerkung: Bei fortgeschrittenen
MehrMathematik II Frühjahrssemester 2013
Mathematik II Frühjahrssemester 213 Prof. Dr. Erich Walter Farkas Kapitel 7: Lineare Algebra Kapitel 7.5: Eigenwerte und Eigenvektoren einer quadratischen Matrix Prof. Dr. Erich Walter Farkas Mathematik
MehrEinführung in die Algebra
Prof. Dr. H. Brenner Osnabrüc SS 2009 Einführung in die Algebra Vorlesung 15 Der Hauptsatz der elementaren Zahlentheorie Wir beweisen nun, dass sich jede natürliche Zahl in eindeutiger Weise als Produt
MehrLineare Algebra für D-ITET, D-MATL, RW. Serie 13. Aufgabe Aufgabe Aufgabe Herbstsemester ETH Zürich D-MATH
Dr. V. Gradinaru T. Welti Herbstsemester 2017 Lineare Algebra für D-ITET, D-MATL, RW ETH Zürich D-MATH Serie 13 Aufgabe 13.1 13.1a) Berechnen Sie die Eigenwerte und die zugehörigen Eigenvektoren von 2
MehrErgänzende Materialien zur Vorlesung Theoretische Mechanik, WS 2005/06
Ergänzende Materialien zur Vorlesung Theoretische Mechanik, WS 2005/06 Dörte Hansen Seminar 8 1 d Alembertsches Prinzip und Lagrangegleichungen 1. Art Teil II 2 Das d Alembertsche Prinzip für N-Teilchensysteme
MehrBasistext Determinanten
Basistext Determinanten Definition In der Linearen Algebra ist die Determinante eine Funktion die einer quadratischen Matrix eine Zahl zuordnet. Die Funktion wird mit det abgekürzt. Die runden Matrixklammern
MehrQuasi-exakt lösbare quantenmechanische Potentiale
Quasi-exakt lösbare quantenmechanische Potentiale Ausarbeitung zum Seminar zur Theorie der Atome, Kerne und kondensierten Materie vom.10.014 Philipp Marauhn p_mara01@uni-muenster.de Inhaltsverzeichnis
MehrÜbungsblatt 6 ( ) mit Lösungen
1) Wellengleichung Experimentalphysik für Naturwissenschaftler 1 Universität Erlangen Nürnberg WS 014/15 Übungsblatt 6 (09.01.015) mit Lösungen Eine Welle, die sich in positiver x-richtung mit der Geschwindigkeit
Mehr7 Zwei- und Dreidimensionale Probleme in kartesischen Koordinaten
7 Zwei- und Dreidimensionale Probleme in kartesischen Koordinaten 7.1 Das Teilchen im -Dimensionalen Kasten Slide 119 Das Teilchen im Kasten Das Teilchen soll sich zwischen = 0 und = L und = 0 und = L
Mehr7.3 Der quantenmechanische Formalismus
Dieter Suter - 389 - Physik B3 7.3 Der quantenmechanische Formalismus 7.3.1 Historische Vorbemerkungen Die oben dargestellten experimentellen Hinweise wurden im Laufe der ersten Jahrzehnte des 20. Jahrhunderts
MehrMathematischer Vorkurs für Physiker WS 2012/13: Vorlesung 1
TU München Prof. P. Vogl Mathematischer Vorkurs für Physiker WS 2012/13: Vorlesung 1 Komplexe Zahlen Das Auffinden aller Nullstellen von algebraischen Gleichungen ist ein Grundproblem, das in der Physik
MehrÜbungen zur Theoretischen Festkörperphysik: Vertiefung (TV-2) P10 Quantentrog in zwei Dimensionen
Übungen zur Theoretischen Festörperphysi: Vertiefung (TV-) 6. Präsenzübung am 5. Juni 4 P Quantentrog in zwei Dimensionen Wir betrachten einen zylindersymmetrischen, zweidimensionalen Quantentrog, in dem
MehrSerie a) Welche der folgenden Vektoren sind Eigenvektoren der Matrix 1 0 1? 0 1 1
Prof. Norbert Hungerbühler Serie Lineare Algebra II ETH Zürich - D-MAVT. a Welche der folgenden Vektoren sind Eigenvektoren der Matrix? i (,,. ii (,,. iii (,,. iv (, 3,. v (,,. Ein Vektor v ist Eigenvektor
MehrMathematik I+II Frühlingsemester 2019 Kapitel 8: Lineare Algebra 8.5 Eigenwerte und Eigenvektoren
Mathematik I+II Frühlingsemester 219 Kapitel 8: Lineare Algebra 8.5 Eigenwerte und Eigenvektoren Prof. Dr. Erich Walter Farkas http://www.math.ethz.ch/ farkas 1 / 46 8. Lineare Algebra: 5. Eigenwerte und
Mehr