Matematik fizika metodlari

§2.9.
Sferik funksiyalar
(57)-formula bizga Laplace tenglamasi yechimining burchak qismi Y (θ, φ) ni
beradi. Agar (60)- va (67)-formulalarni hisobga olsak Y ni quyidagicha tanlab
olishimiz mumkinligi oydin bo’ladi:
Y
m
n
(θ, φ) =
√
(2n + 1)(n
− m)!
4π(n + m)!
P
m
n
(cos θ)e
imφ
.
(69)
Bu formuladagi koeffisient shunday tanlab olinganki,
π
∫
0
2π
∫
0
dΩ Y
m
1
∗
n
1
(θ, φ)Y
m
2
n
2
(θ, φ) = δ
n
1
n
2
δ
m
1
m
2
,
dΩ = sin θdθdφ,
(70)
bo‘lsin. Sferik funksiyalarning bir necha xususiy holini keltiraylik:
Y
0
0
=
1
√
4π
, Y
1
1
=
√
3
8π
sin θe
iφ
, Y
0
1
=
√
3
4π
cos θ, Y
−1
1
=
−
√
3
8π
sin θe
−iφ
.
Undan tashqari
Y
0
n
(θ, φ) =
√
2n + 1
4π
P
n
(cos θ).
(71)
Shu paytgacha yiqqan bilimlarga asoslanib, Laplace tenglamasining sferik
sistemadagi eng umumiy yechimi quyidagi ko‘rinishga ega bo‘lishi kerak degan
xulosaga kelamiz:
u(r, θ, φ) =
∞
∑
n=0
m=n
∑
m=
−n
[
a
nm
r
n
+ b
nm
r
−n−1
]
Y
m
n
(θ, φ).
(72)
28

Laplace tenglamasiga olib kelgan masala sferik simmetriyaga ega bo‘lganda
bu tenglama sferik sistemada yechiladi.
Olingan yechimning birinchi qismi
r
n
Y
m
n
(θ, φ), n
=
0, 1, 2, .. sferaning ichki sohasida r
<
R ishlatiladi,
r
−n−1
Y
m
n
(θ, φ), n = 0, 1, 2, .. qism esa sferaning tashqi qismida ishlatiladi.
Faraz qilaylik sferaning ustida r = R yechim f (θ, φ) ga teng bo‘lsin:
u(R, θ, φ) = f (θ, φ) =
∞
∑
n=0
m=n
∑
m=
−n
A
nm
Y
m
n
(θ, φ).
(73)
Laplace tenglamasi uchun chegaraviy masalalarning aniq qo‘yilishi 7-bobda
muhokama qilingan, bu yerda bizni A
nm
koeffisientlarni topish qiziqtiradi. A
nm
koeffisientlar (70)-munosabatdan foydalanib topiladi:
A
nm
=
∫
dΩ Y
m
∗
n
(θ, φ)f (θ, φ).
(74)
Bu munosabatning bir xususiy holi keyingi paragrafda muhim rol o‘ynaydi.
(71)-dan foydalanib quyidagini yozamiz:
A
n0
=
∫
dΩ Y
0
∗
n
(θ, φ)f (θ, φ) =
√
2n + 1
4π
∫
dΩf (θ, φ)P
n
(cos θ).
(75)
Ikkinchi tomondan
f (0, φ) =
∞
∑
n=0
m=n
∑
m=
−n
A
nm
Y
m
n
(0, φ) = A
n0
√
2n + 1
4π
,
chunki P
m
n
(1) = δ
m,0
P
n
(1) = δ
m,0
va natijada
Y
m
n
(0, φ) =
√
(2n + 1)(n
− m)!
4π(n + m)!
P
m
n
(1)e
imφ
=
√
2n + 1
4π
bo‘ladi. Demak,
∫
f (θ, φ)P
n
(cos θ) dΩ =
4π
2n + 1
f (0, φ).
(76)
§2.10.
Legendre polinomlari uchun qo‘shish teoremasi
Fazoda ikkita vektorlar r
1
va r
2
berilgan bo‘lsin, ular orasidagi burchakni γ deb
belgilaylik (I.3-rasmga qarang). Agar r
1
ning sferik sistemadagi koordinatlari
r
1
, θ
1
, φ
1
va r
2
ning sferik sistemadagi koordinatlari r
2
, θ
2
, φ
2
bo‘lsa,
cos γ = cos θ
1
cos θ
2
+ sin θ
1
sin θ
2
cos(φ
1
− φ
2
)
(77)
29

x
y
z
q
q
j
j
g
r
r
1
1
1
2
2
2
I.3-rasm: Qo‘shish teoremasiga oid
bo‘ladi. Bu munosabatni r
1
va r
2
vektorlar orasidagi skalar ko‘paytmani ikki
xil yo‘l bilan ifodalash orqali isbot qilish mumkin. Birinchidan,
r
1
· r
2
= r
2
r
2
cos γ.
Ikkinchi tomondan xuddi shu skalar ko‘paytma
r
1
· r
2
= r
1x
r
2x
+ r
1y
r
2y
+ r
1z
r
2z
=
= r
1
r
2
[sin θ
1
sin θ
2
(cos φ
1
cos φ
2
+ sin φ
1
sin φ
2
) + cos θ
1
cos θ
2
]
ga teng. Shu ikkala formulani solishtirish (77)-formulaga olib keladi. γ ga
mos keluvchi azimut ψ ni rasmda ko‘rsatganimiz yo‘q, chunki uning keyingi
mulohazalarda ahamiyati yo‘q.
Legendre polinomlari uchun qo‘shish teoremasi quyidagidan iborat:
P
n
(cos γ) =
4π
2n + 1
m=n
∑
m=
−n
Y
m
n
(θ
1
, φ
1
)Y
∗m
n
(θ
2
, φ
2
).
(78)
Buni isbot qilish uchun P
n
(cos γ) ni (θ
1
, φ
1
) burchaklar bo‘yicha (73)-qatorga
yoyamiz:
P
n
(cos γ) =
∞
∑
n
′
=0
m=n
′
∑
m=
−n
′
A
n
′
m
(θ
2
, φ
2
)Y
′m
n
(θ
1
, φ
1
).
Bu yoyilmada (θ
2
, φ
2
) burchaklar parametr sifatida qaralyapti.
Qatorda
haqiqatda faqat n
′
= n hadgina qoladi, aks holda ifodaning chap va o‘ng
tomonlari har-xil juftlikka ega bo‘lib qolishi mumkin:
P
n
(cos γ) =
m=n
∑
m=
−n
A
nm
(θ
2
, φ
2
)Y
m
n
(θ
1
, φ
1
).
30

Koeffisientlar quyidagicha aniqlanadi:
A
nm
(θ
2
, φ
2
) =
∫
Y
m
∗
n
(θ
1
, φ
1
)P
n
(cos γ) dΩ
θ
1
,φ
1
.
Bu formulaga (76)-ni ishlatsak
A
nm
(θ
2
, φ
2
) =
4π
2n + 1
Y
m
∗
n
(θ
1
(γ, ψ), φ
1
(γ, ψ))
γ=0
=
4π
2n + 1
Y
m
∗
n
(θ
2
, φ
2
)
ekanligi kelib chiqadi. Shu bilan qo‘shish teoremasi (78) isbot qilindi.
§2.11.
Misollar
1.4-misol. z-o’qida koordinat boshidan a va
−a masofada joylashgan +q va −q
zaryadlar sistemasi(dipol)ning kuzatish nuqtasi A da hosil qilgan elektrostatik
maydonini toping (I.4-rasmning a)-qismi) (r
≫ a yaqinlashuvida).
a
a
a
a)
a
q
q
q
q
q
·
·
·
·
·
+
+
+
-
-
-
-
2
b)
A
A
q
q
‰
‰
z
q
q
q
q
·
·
·
·
a
a
a
a
2
2
-
-
-2
-
2
c)
I.4-rasm: Zaryadlar sistemalari
z = a nuqtadagi zaryad hosil qilgan maydon
φ
(+q)
=
q
4πε
0
r
∞
∑
n=0
P
n
(cos θ)
(
a
r
)
n
=
q
4πε
0
r
[
1+P
1
(cos θ)
a
r
+P
2
(cos θ)
a
2
r
2
+
· · ·
]
.
z =
−a nuqtadagi zaryad hosil qilgan maydon
φ
(
−q)
=
−q
4πε
0
r
∞
∑
n=0
P
n
(cos θ)
(
−a
r
)
n
=
−q
4πε
0
r
[
1
−P
1
(cos θ)
a
r
+P
2
(cos θ)
a
2
r
2
−· · ·
]
.
Superpozitsiya prinsipi bo’yicha to’liq maydon ikkalasining yig’indisiga teng,
noldan farqli bo’lgan birinchi had aniqligida (yuqori tartibli hadlarni tashlab
yuboramiz, chunki a/r
≪ 1):
φ = φ
(+q)
+ φ
(
−q)
=
2q
4πε
0
r
P
1
(cos θ)
a
r
+
· · · =
qa cos θ
2πε
0
r
2
+
· · ·
31

Bu formulaning vektor ko’rinishiga o’taylik. Buning uchun avval dipol momenti
degan kattalikni kiritamiz: d = 2qa, bu yerda a =
{0, 0, a}, shundan keyin
formulamiz quyidagi ko’rinishga keladi:
φ =
1
4πε
0
d
· r
r
3
.
1.5-misol. I.4-rasmning b)-qismida ko’rsatilgan sistema uchun elektrostatik
maydonni toping (r
≫ a yaqinlashuvida) (sistemaning nomi - chiziqli
kvadrupol
).
Uchta maydonni qo’shib chiqishimiz kerak:
z = a nuqtadagi zaryad hosil qilgan maydon
φ
(a)
(+q)
=
q
4πε
0
r
∞
∑
n=0
P
n
(cos θ)
(
a
r
)
n
=
q
4πε
0
r
[
1 + P
1
(cos θ)
a
r
+ P
2
(cos θ)
a
2
r
2
+
· · ·
]
.
z =
−a nuqtadagi zaryad hosil qilgan maydon
φ
(
−a)
(+q)
=
q
4πε
0
r
∞
∑
n=0
P
n
(cos θ)
(
−a
r
)
n
=
q
4πε
0
r
[
1
−P
1
(cos θ)
a
r
+P
2
(cos θ)
a
2
r
2
−· · ·
]
.
z = 0 nuqtadagi zaryad hosil qilgan maydon:
φ
(0)
(
−2q)
=
−q
2πε
0
r
.
Umumiy maydon:
φ =
2q
4πε
0
r
P
2
(cos θ)
a
2
r
2
+
· · · =
qa
2
4πε
0
r
3
(3 cos
2
θ
− 1) + · · ·
Uning vektor formasi:
φ =
q
4πε
0
3(a
· r)
2
− a
2
r
2
r
5
.
Quyidagi kattaliklarni kiritaylik:
D
ij
=
∑
q(3r
i
r
j
− δ
ij
),
n
i
=
r
i
r
.
Kiritilgan kattalik D
ij
- sistemaning kvadrupol momenti deyiladi, yig’indi
hamma zaryadlar bo’yicha, n
i
esa birlik vektor. Bu holda
φ =
1
8πε
0
D
ij
n
i
n
j
r
3
.
32

1.21-mashq.
Kuzatish nuqtasi uchun r < a bo‘lsa (ya’ni, koordinat boshidan
zaryadgacha masofa kuzatish nuqtasigacha masofadan katta bo‘lsa) potensial uchun quyidagi
ifoda to‘g‘ri bo‘lishini ko‘rsating:
φ(r) =
q
4πε
0
a
∞
∑
n=0
P
n
(cos θ)
(
r
a
)
n
.
Ushbu mashqda olingan natijani (35)-formula bilan bitta formulaga birlashtirish
mumkin:
φ(r) =
q
4πε
0
r
>
∞
∑
n=0
P
n
(cos θ)
(
r
<
r
>
)
n
,
r
>
> r
<
.
Bu yerda ikkita masofa kiritilgan - r
>
va r
<
, ularning biri zaryadgacha masofa,
ikkinchisi - kuzatish nuqtasigacha masofa. r
>
belgi ularning kattasini, r
<
belgi
esa kichigini bildiradi.
1.22-mashq. I.4-rasmning c) qismida ko‘rsatilgan chiziqli oktupol deyiladigan sistema
uchun elektr potensialni toping.
§3.
Kvant mexanikasida impuls momenti
Bu paragraf asosiy tekstga kirmaydi, uni 6.1-paragrafdan keyin o‘qish tavsiya etiladi.
Impuls momenti quyidagicha ta’riflanadi:
L = [rp],
bu yerda p =
−i¯h∇. Impuls momentining komponentalari:
L
x
=
−i¯h
(
y
∂
∂z
− z
∂
∂y
)
,
L
y
=
−i¯h
(
z
∂
∂x
− x
∂
∂z
)
,
L
z
=
−i¯h
(
x
∂
∂y
− y
∂
∂x
)
.
Momentning kvadrati:
L
2
= L
2
x
+ L
2
y
+ L
2
z
.
Momentning kvadratini sferik sistemada ifodalaylik. Buning uchun x, y, z va r, θ, φ larni
bog‘laydigan formulalarni olish kerak:
x = r sin θ cos φ,
y = r sin θ sin φ,
z = r cos θ,
r =
√
x
2
+ y
2
+ z
2
,
θ = arccos
z
r
,
φ = arctan
y
x
.
Shulardan foydalanib ∂/∂x ni hisoblaylik. Birinchidan:
∂
∂x
=
∂r
∂x
∂
∂r
+
∂θ
∂x
∂
∂θ
+
∂φ
∂x
∂
∂φ
.
Ikkinchidan,
∂r
∂x
=
x
r
= sin θ cos φ,
∂θ
∂x
=
1
r
cos θ cos φ,
∂φ
∂x
=
−
sin φ
r sin θ
33

Demak,
∂
∂x
= sin θ cos φ
∂
∂r
+
1
r
cos θ cos φ
∂
∂θ
−
sin φ
r sin θ
∂
∂φ
.
Quyidagilarni ham xuddi shunday yo‘l bilan topish mumkin:
∂
∂y
= sin θ sin φ
∂
∂r
+
1
r
cos θ sin φ
∂
∂θ
+
cos φ
r sin θ
∂
∂φ
;
∂
∂z
= cos θ
∂
∂r
−
1
r
sin θ
∂
∂θ
.
Bu formulalar yordamida harakat miqdori momenti operatori L komponentalarining sferik
sistemadagi ifodalarini topamiz:
L
x
= i¯
h
[
sin φ
∂
∂θ
+ ctg θ cos φ
∂
∂φ
]
;
L
y
=
−i¯h
[
cos φ
∂
∂θ
− ctg θ sin φ
∂
∂φ
]
.
L
z
=
−i¯h
∂
∂φ
.
Olingan formulalardan foydalanib impuls momentining kvadrati quyidagi ifodaga
tengligini ko‘rsatish qiyin emas:
L
2
= L
2
x
+ L
2
y
+ L
2
z
=
−¯h
2
[
1
sin θ
∂
∂θ
(
sin θ
∂
∂θ
)
+
1
sin
2
θ
∂
2
∂φ
2
]
.
Laplace operatorining sferik sistemadagi ifodasi (54)-dagi
∆
θ,φ
=
1
sin θ
∂
∂θ
(
sin θ
∂
∂θ
)
+
1
sin
2
θ
∂
2
∂φ
2
(79)
qism Laplace operatorining burchak qismi deyiladi. Demak,
L
2
=
−¯h
2
∆
θ,φ
.
(56)-tenglamani olingan ma’lumotlar asosida
L
2
Y (θ, φ) = ¯
h
2
λY (θ, φ)
ko‘rinishga keltirish mumkin. Bu esa harakat miqdori momenti operatori kvadrati uchun
xususiy qiymatlar masalasidir, bu masala §2.7.-paragrafda yechilgan, uning yechimi (64)-
formula orqali ifodalanadi. Demak,
L
2
Y (θ, φ) = ¯
h
2
n(n + 1)Y (θ, φ),
n = 0, 1, 2, ...
34

§4.
Hermite polinomlari
§4.1.
Hosil qilish fumksiyasi
Hermite
11
polinomlarini boshqa hamma klassik polinomlardek bir necha
yo’llar bilan kiritish mumkin.
Biz yana hosil qiluvchi funksiya metodidan
foydalanamiz:
g(x, t) = e
−t
2
+2xt
=
∞
∑
n=0
H
n
(x)
t
n
n!
.
(80)
Bu formula - Hermite polinomlari H
n
(x) ning ta’rifidir.
Ta’rifning chap
tomonini Taylor qatoriga yoysak,
1
− t
2
+ 2xt +
1
2
(
−t
2
+ 2xt)
2
+
· · · = 1 + 2xt +
t
2
2!
[4x
2
− 2] + · · ·
darrov topishimiz mumkinki
H
0
(x) = 1,
H
1
(x) = 2x,
H
2
(x) = 4x
2
− 2, va h.k.
(81)
(80)-ta’rifdan bevosita ravishda quyidagi xususiy hollarni keltirib chiqarishimiz
mumkin:
H
2n
(0) = (
−1)
n
(2n)!
n!
,
H
2n+1
(0) = 0,
H
n
(
−x) = (−1)
n
H
n
(x).