Prefacio
Esta respuesta fue promovida recientemente a mucha gente, así que quería hacer una edición importante. Por un tiempo, la versión aquí ha sido muy descuidada, y tuve una versión mucho mejor en mi blog de Quora. No quería borrar la versión original, parcialmente descuidada y equivocada, porque sentí que sería algo deshonesto. Sin embargo, parecía que la versión mejorada no recibía mucho tráfico. Entonces, he copiado la versión más nueva aquí. Esperemos que la gente no tenga problemas con esto. Si lo hace, he guardado la versión anterior y puedo ponerla en mi blog. Sin embargo, esta versión es mucho más clara, más simple, mejor escrita y más “correcta”, si esa palabra se puede aplicar a divagaciones extremadamente locas.
Introducción
La respuesta común a este problema es que tanto las fuerzas imparables como los objetos inmóviles son imaginarios, por lo que es imposible responder la pregunta. Eso no es un problema en sí mismo. Puedo responder muchas preguntas sobre objetos imaginarios siempre que sigan reglas imaginarias bien definidas. Los objetos inamovibles y las fuerzas imparables fallan a este respecto porque son términos contradictorios. Si nuestro mundo imaginario contiene un objeto cuyo movimiento no puede ser alterado por ninguna fuerza, no puede, por definición, contener una fuerza que pueda mover cualquier objeto.
Para decir algo sobre objetos inamovibles y fuerzas imparables, tendré que modificar sus definiciones para evitar esta contradicción. La forma más simple es poner estos dos objetos en una categoría en sí mismos:
- Un objeto inamovible es un objeto cuyo movimiento no puede ser cambiado por ninguna fuerza, excepto posiblemente por una fuerza imparable (ver más abajo).
- Una fuerza imparable es una fuerza lo suficientemente fuerte como para cambiar el movimiento de cualquier objeto, excepto posiblemente un objeto inamovible (ver arriba).
Con estas definiciones enmendadas, puedo trabajar con ambos conceptos de manera simultánea y rigurosa. La idea es que la “inmovilidad” del objeto y la “imparable” se describen mediante escalas de energía aún por definir del orden de alguna gran energía Λ, que es mucho mayor que las escalas de energía de cualquiera de las otras fuerzas y potenciales en nuestro mundo imaginario. Tan grande, de hecho, que al final tomaré el límite [matemática] \ Lambda \ a \ infty [/ matemática], en efecto afirmando que el objeto inamovible y la fuerza imparable están muy por encima de la escala de cualquier otra cosa en nuestro imaginario mundo. Además, aunque tanto la “inmovilidad” como la “imparable” serán casi infinitas, su relación será finita y bien definida.
Análisis dimensional
Considere un objeto inamovible de masa M. La masa es solo un impedimento para ser acelerado rápidamente; Incluso una pequeña fuerza puede mover un objeto de inmensa masa, aunque lentamente. Por lo tanto, no interpreto que bienes inmuebles significa tener una masa inmensa. En cambio, para ser inamovible por cualquier fuerza finita, el objeto debe estar en el fondo de algún pozo de potencial infinito . Esto significa que se necesitaría una cantidad infinita de energía para perturbar el objeto y alterar permanentemente su movimiento, algo que solo la fuerza imparable será capaz de hacer. Este pozo potencial debe tener un ancho característico L, que es el ancho de la región a la que está confinado el objeto. El pozo potencial también debe tener una profundidad V, una cantidad con dimensiones de energía. Si bien el espíritu de un objeto inmóvil implica que el ancho del potencial debe ser pequeño, es realmente la profundidad del pozo lo que caracteriza la inmovilidad del objeto. La profundidad del pozo V debería ser infinita, en la escala de Λ.
En la mecánica clásica no relativista, solo hay una forma de hacerlo. Debo decir que V ~ Λ. Esto se debe a que V es la única cantidad con dimensiones de energía que se pueden formar a partir de M, L y V.
Esto cambia cuando se permiten efectos relativistas. Para hacerlo, agrego la velocidad constante de la luz c a nuestra bolsa de parámetros. Ahora hay una cantidad independiente adicional con dimensiones de energía, [matemática] Mc ^ 2 [/ matemática]. Esta es la energía en reposo debido a la masa de los objetos. De V y [matemática] Mc ^ 2 [/ matemática] los dos puedo formar la relación adimensional
[matemáticas] v_M = \ frac {V} {Mc ^ 2} [/ matemáticas]
(Lea esta notación como “el potencial V medido en unidades de la energía de masa en reposo [matemática] Mc ^ 2 [/ matemática]”). Ahora ya no estoy completamente restringido a configurar V ~ Λ. En principio, podría dejar que [math] V f (v_M) \ sim \ Lambda [/ math] para cualquier función real [math] f (v_M) [/ math]. Sin embargo, es difícil imaginar cantidades de la forma [matemática] V f (v_M) [/ matemática] con un significado más natural que simplemente V, y parece artificial establecer alguna “antinatural” [matemática] V f (v_M) [ / math] estar en el orden de Λ. Si lo desea, puede repetir este análisis, quizás estableciendo [matemáticas] V ^ 2 / M \ sim \ Lambda [/ matemáticas], aunque no sé cómo podría interpretarse esto. Si V fuera una escala de impulso, esto podría interpretarse como energía cinética, pero V es la escala del potencial de confinamiento.
Sin embargo, este es un punto discutible, porque solo usaré la mecánica clásica y la mecánica cuántica no relativistas para analizar la interacción del objeto y la fuerza, por lo que la escala de energía relativista [matemática] Mc ^ 2 [/ matemática] es irrelevante. Esto es una mentira; Toda la idea del problema en cuestión (ver las definiciones), que Λ es, con mucho, la escala de energía más grande en nuestro mundo de juguetes, requiere que [matemáticas] \ Lambda \ gg Mc ^ 2 [/ matemáticas]. Esto hace que el escenario sea altamente relativista. Por simplicidad, estoy ignorando esto. Una extensión interesante de este problema podría considerar los efectos relativistas, o podría considerar M ~ Λ para que el tratamiento no relativista sea una buena aproximación.
¿Qué hay de incluir los efectos de la mecánica cuántica? Entonces puedo incluir [math] \ hbar [/ math] entre nuestras constantes, y ahora puedo formar la energía
[matemáticas] E = \ frac {\ hbar ^ 2} {ML ^ 2} [/ matemáticas]
Hasta una cierta proporcionalidad constante en el orden de la unidad, esta es la energía de punto cero del objeto confinado a su pozo. En la mecánica cuántica, los objetos nunca tienen un momento de precisión cero (ver: principio de incertidumbre de Heisenberg) y, por lo tanto, nunca pueden tener exactamente energía cero. Entonces, en lugar de descansar exactamente en el fondo de su pozo potencial, el objeto cuántico se baraja con algo de energía cinética distinta de cero. Es una escala de energía natural en el problema, y al igual que antes, puedo formar la relación adimensional
[matemáticas] v_E = \ frac {V} {E} = \ frac {VML ^ 2} {\ hbar ^ 2}, [/ matemáticas]
que es solo el potencial V medido en unidades de E. Nuevamente, esto abre la posibilidad de dejar que [math] V f (v_E) \ sim \ Lambda [/ math] para cualquier función real [math] f (v_E) [/ matemáticas] en lugar de solo V ~ Λ. Y de nuevo, parece haber pocas razones para hacerlo. Ingenuamente, me parece que estas cantidades [matemáticas] V f (v_E) [/ matemáticas] son artificiales, y establecer cualquiera de ellas en la escala de Λ (como hice implícitamente en mi respuesta original) no es natural.
A continuación consideraré una fuerza imparable. La fuerza debe tener cierta magnitud F, naturalmente, que es la cantidad directamente responsable de la imparable fuerza de la fuerza. Sin embargo, también debe tener escalas de ancho y tiempo asociadas. El primero es el ancho de la región sobre la que actúa la fuerza. En realidad, solo hay tres posibilidades para el tamaño [matemático] L_F [/ matemático] de este ancho: [matemático] L_F \ ll L [/ matemático], [matemático] L_F \ sim L [/ matemático] o [matemático] L_F \ gg L [/ matemáticas]. Cualitativamente, el primero conduce a una fuerza con rango infinitesimal y que, por lo tanto, es “débil”, en cierto sentido. El último conduce a una fuerza con alcance efectivamente infinito, y que “fuerte” en un sentido similar. En mi opinión, este es un tipo de fuerza diferente al que debería poseer nuestra fuerza imparable. Por ejemplo, la gravedad y el QCD (antes del confinamiento del color) son fuerzas de rango infinito, pero tienen una fuerza muy diferente. Entonces, tomaré la opción del medio y por simplicidad dejemos [math] L_F = L [/ math].
El segundo es la escala de tiempo sobre la cual se activa la fuerza. Tengo un problema de antes y después, donde quiero ver cuál es el efecto de la fuerza imparable en el objeto inamovible. Antes de algún tiempo [math] t_0 [/ math], la fuerza se desactivará, pero luego se activará y tomará un tiempo T (posiblemente muy corto) para que se active (podría activarse y luego de nuevo en esta escala de tiempo, pero no estoy examinando esta posibilidad). En mi respuesta original, esta escala de tiempo fue T = 0. Por simplicidad, me quedaré con esa elección.
Clásicamente, de nuevo solo hay una escala de energía intrínseca, que es FL, así que debo tomar
[matemáticas] FL \ sim \ Lambda [/ matemáticas]
Como clásicamente también resultó que V ~ Λ, el problema terminará siendo definido por la relación
[matemáticas] \ alpha = \ frac {FL} {2V} [/ matemáticas]
Aunque me estoy saltando un tratamiento relativista, aún pasaré por el análisis dimensional en este caso. Las cantidades L y T se pueden combinar para formar una relación adimensional r = cT / L. Esto es esencialmente una medida de qué tan lejos puede viajar la información a través del rango L de la fuerza durante la duración T de la fuerza. Presumiblemente, esto podría ser importante en un tratamiento relativista, especialmente si r es mucho menos que uno. Sin embargo, repitiéndome una vez más, tiene poco sentido dejar que FL f (r) ~ Λ para alguna función no trivial f (r).
Al encender la mecánica cuántica, obtengo una nueva escala de energía inherente
[matemáticas] E _ {\ text {on}} = \ frac {\ hbar} {T} = \ hbar \ omega, [/ math]
donde ω = 1 / T es una frecuencia correspondiente a la inversa del intervalo de tiempo T. En este punto, ni siquiera debería mencionar que estoy descontando la posibilidad de establecer [matemáticas] FL f (V / E _ {\ text {on}}) \ sim \ Lambda [/ math] en lugar de simplemente FL ~ Λ. Sin embargo, la energía [matemáticas] E _ {\ text {on}} [/ matemáticas] es importante por otras razones. Elegí T como el tiempo de activación de la fuerza, y la aproximación de perturbación repentina que haré solo es válida cuando el cambio en la energía ΔE es mucho menor que [matemáticas] E _ {\ text {on}} [/matemáticas]. Surge un problema desafortunado e inesperado. Como se indicó, he tomado T = 0. Esto significa que [matemáticas] \ Delta E \ ll E _ {\ text {on}} [/ matemáticas] se satisface automáticamente, pero también significa que [matemáticas] E _ {\ texto {on}} [/ math] es infinito y por lo tanto en la misma escala que Λ. En cierto sentido, he hecho que la fuerza sea “imparable” de dos maneras diferentes. Sin embargo, estoy bastante seguro de que esta “fuerza” es similar a la fuerza de una fuerza de rango infinito. Probablemente sería mejor abordar este problema con un tiempo de encendido T limitado, pero por simplicidad no lo haré.
Escogiendo un modelo
Ahora es el momento de elegir un modelo apropiado para nuestro potencial de confinamiento. La posibilidad más simple es
[matemáticas] – VL \ delta (x) [/ matemáticas]
Recuerda que V ~ Λ, y quiero tomar el límite [math] \ Lambda \ to \ infty [/ math]. No tendrá sentido hacer esto en medio del problema; en cambio, tomaré el límite al final (cuando calcule una tasa de transición después de que la partícula sea golpeada con una fuerza imparable) y espero que produzca una cantidad finita.
¿Qué pasa con la fuerza imparable? Recordemos que quiero describir una colisión (es decir, un evento de dispersión) donde una fuerza de magnitud infinita se activa en el momento [math] t_0 [/ math] y actúa sobre una región de ancho M. Bueno, una fuerza de magnitud infinita en el la dirección x positiva será suficiente:
[matemáticas] FL \ delta (x) \ theta (t-t_0) \ hat x [/ matemáticas]
Este es el gradiente del potencial de dispersión
[matemáticas] – FL \ theta (x) \ theta (t-t_0) [/ matemáticas]
Entonces, aquí está mi plan de ataque: encontraré la probabilidad de una transición desde el estado fundamental después de una perturbación que representa la fuerza. Luego, tomaré el límite [math] \ Lambda \ to \ infty [/ math] e intentaré encontrar una respuesta que dependa solo de α.
Clásico
Originalmente, solo hice esto dentro del marco de la mecánica cuántica, pero en principio, podría hacerlo dentro del marco clásico. Sin embargo, un pico rápido sugirió que podría ser muy difícil. El lagrangiano es
[matemática] \ matemática {L} = \ frac {1} {2} M \ dot x ^ 2 + VL \ delta (x) + FL \ theta (x) \ theta (t-t_0) [/ math]
Aplicando las ecuaciones de Euler-Lagrange, obtenemos
[matemáticas] M \ ddot x = VL \ delta ‘(x) + FL \ delta (x) \ theta (t-t_0) [/ matemáticas]
No tengo idea de cómo abordar esta ecuación diferencial, o si está bien formada. Quizás tratar el pozo como una función delta funciona en la mecánica cuántica, pero no en la mecánica clásica.
Cuántico
En el marco de la mecánica cuántica, el generador de dinámica es el hamiltoniano.
[matemáticas] H = – \ frac {\ hbar ^ 2} {2M} \ nabla ^ 2 – VL \ delta (x) – FL \ theta (x) \ theta (t-t_0) [/ math]
En lugar de tratar de resolver directamente las ecuaciones de movimiento para este hamiltoniano dependiente del tiempo, usaré la aproximación de perturbación repentina. A veces [matemáticas] t
[matemáticas] H_i = – \ frac {\ hbar ^ 2} {2M} \ nabla ^ 2 – VL \ delta (x) [/ matemáticas]
y en [matemáticas] t = t_0 [/ matemáticas] se perturba instantáneamente a
[matemáticas] H_f = – \ frac {\ hbar ^ 2} {2M} \ nabla ^ 2 – VL \ delta (x) – FL \ theta (x) [/ matemáticas]
¿Es seguro tratar esto como una perturbación cuando la fuerza aplicada es muy fuerte? Sí, la aproximación de perturbación repentina es válida siempre que el cambio de energía sea mucho menor que [matemática] \ hbar / T [/ matemática], donde T es el tiempo de activación de la fuerza. Como he tomado T como 0, esta condición se cumple automáticamente. Esto es un poco rápido y suelto, y ciertamente es un punto débil en mi análisis.
Primero, necesitaré calcular el estado inicial del objeto para los tiempos [math] t menos curvatura -> menos energía). Entonces, la función de onda debe tener la forma [matemática] Ae ^ {- \ lambda | x |} [/ matemática] para [matemática] x \ neq 0 [/ matemática] (y por continuidad debe tomar el valor A en x = 0 ) Ahora puedo integrar alrededor de x = 0 para relacionar estos coeficientes arbitrarios, obteniendo
[matemáticas] – \ frac {\ hbar ^ 2} {2M} \ left (\ psi ‘(\ epsilon, t) – \ psi’ (- \ epsilon, t) \ right) – VL \ psi (0, t) = 0 [/ matemáticas]
Sustituyendo en las formas ansatz por ψ, esta igualdad produce
[matemáticas] \ lambda = \ frac {MVL} {\ hbar ^ 2} = \ frac {v_E} {L} \ gg \ frac {1} {L} [/ matemáticas]
La función de onda se suprime exponencialmente fuera del pozo con una longitud de decadencia infinitesimal. Esto es justo lo que espero para un objeto inamovible: su función de onda se superpone de manera insignificante con las regiones fuera de su pozo de confinamiento. Mientras tanto, A es solo una constante para hacer que la norma de la función de onda sea igual a uno. Lamentablemente, probablemente lo necesite. Puede verificar que [math] A = \ sqrt {\ lambda} [/ math].
Ahora necesito saber los posibles estados finales para [math] t> t_0 [/ math]. Esto significa encontrar los estados propios del Hamiltoniano final [math] H_f [/ math]. En realidad, no los necesitaré a todos, solo a los estados vinculados, de los cuales creo que solo hay uno. Esto se puede resolver de la misma manera que el anterior. Para x <0, el hamiltoniano es libre y nuevamente debe tener la forma [math] B e ^ {- \ lambda_1 | x |} [/ math]. Para x> 0, el Hamiltoniano es nuevamente libre, solo con un término potencial constante -FL. Entonces, la función de onda debe tener la forma [math] B e ^ {- \ lambda_2 | x |} [/ math]. El término de proporcionalidad es B en ambos lados porque la función de onda debe ser continua, pero las dos longitudes de desintegración [math] \ lambda_1 [/ math] y [math] \ lambda_2 [/ math] no son necesariamente iguales, ya que los dos lados tienen diferentes términos potenciales constantes (0 y -FL, respectivamente). Los parámetros [math] \ lambda_1 [/ math] y [math] \ lambda_2 [/ math] están relacionados con la energía del estado:
[matemáticas] E = – \ frac {\ hbar ^ 2} {2M} \ lambda_1 ^ 2 = – \ frac {\ hbar ^ 2} {2M} \ lambda_2 ^ 2 – FL [/ matemáticas]
y por lo tanto
[matemáticas] \ lambda_1 ^ 2 – \ lambda_2 ^ 2 = (\ lambda_1 + \ lambda_2) (\ lambda_1 – \ lambda_2) = \ frac {2MFL} {\ hbar ^ 2} [/ math]
Luego, integrándome en una pequeña región alrededor de x = 0, nuevamente tengo
[matemáticas] – \ frac {\ hbar ^ 2} {2M} \ left (\ psi ‘(\ epsilon, t) – \ psi’ (- \ epsilon, t) \ right) – VL \ psi (0, t) = 0 [/ matemáticas]
Sustituyendo en las formas ansatz por ψ, obtengo
[matemáticas] \ lambda_1 + \ lambda_2 = \ frac {2MVL} {\ hbar ^ 2} [/ matemáticas]
y resolviendo estas dos ecuaciones deja, fascinantemente,
[matemáticas] \ lambda_ {1,2} = \ lambda \ pm \ frac {F} {2V} = \ lambda \ pm \ frac {\ alpha} {L} [/ matemáticas]
Ya puede ver que la relación adimensional α = FL / 2V entrará en juego. Tanto M como M están en el orden de la escala de energía infinita Λ, pero el problema está comenzando a involucrar solo su relación finita. Además, las cosas no se ven bien para la fuerza imparable. Solo ha logrado modificar la función de onda del estado fundamental dividiendo λ ~ Λ en dos con una diferencia Δλ = 2α / L ~ 1 / L.
Se puede ver otra cosa de inmediato: α debe ser menor que λL, o esta función de onda no se unirá. Sin embargo, esto es trivial ya que α ~ 1 y [math] \ lambda L = VL = v_E \ gg 1 [/ math]. En mi respuesta original, más confusa, no vi que α debe ser mucho menor que λL y dediqué mucho tiempo tratando de dar significado al caso de que α ~ λL. Esto se debió a que reduje brevemente un análisis dimensional de lo que caracteriza al objeto inamovible y la fuerza imparable (un análisis presentado anteriormente con gran detalle).
De todos modos, lamentablemente necesitaré la constante de normalización B (es genial cuando no lo haces). Resolviéndolo, es
[matemáticas] B = \ sqrt {\ frac {2 \ lambda_1 \ lambda_2} {\ lambda_1 + \ lambda_2}} = \ frac {1} {A} \, \ sqrt {\ lambda ^ 2 – \ left (\ frac {\ alfa} {L} \ right) ^ 2} [/ math]
Finalmente, sobre la solución. Utilizaremos la aproximación de perturbación repentina, ya que el Hamiltoniano cambia casi instantáneamente, la función de onda no tiene tiempo para evolucionar. Entonces, la amplitud que permanece en este estado límite es simplemente la superposición de los dos estados:
[matemáticas] \ matemáticas A = AB \ left (\ int _ {- \ infty} ^ 0 e ^ {(\ lambda + \ lambda_1) x} dx + \ int_0 ^ {\ infty} e ^ {- (\ lambda + \ lambda_2) x} dx \ right) [/ math]
[matemáticas] = \ sqrt {\ lambda ^ 2 – \ left (\ frac {\ alpha} {L} \ right) ^ 2} \ left (\ frac {\ lambda} {\ lambda ^ 2 – \ left (\ frac {\ alpha} {2L} \ right) ^ 2} \ right) [/ math]
Esta amplitud al cuadrado es la probabilidad de que la partícula permanezca unida:
[matemática] P = \ matemática A ^ 2 = \ frac {v_E ^ 2 (v_E ^ 2 – \ alpha ^ 2)} {\ left (v_E ^ 2 – (\ alpha / 2) ^ 2 \ right) ^ 2} [/matemáticas]
Tomando el límite [math] \ Lambda \ to \ infty [/ math], [math] v_E = V / E [/ math] se acerca al infinito, pero la relación α = FL / 2V permanece constante. Así
[matemática] P \ underset {\ Lambda \ to \ infty} {\ to} 1 [/ math]
¡El objeto inamovible gana!