Kvantumállapot

A Wikipédiából, a szabad enciklopédiából

A fizikában, különösen a kvantummechanikában a kvantumállapot bármely állapot, amiben egy kvantummechanikai rendszer lehet. Egy teljesen meghatározott kvantumállapot állapotvektorral, hullámfüggvénnyel vagy kvantumszámok teljes készletével adható meg. Egy részlegesen ismert kvantumállapot, néhány rögzített kvantumszámmal, egy sűrűségfüggvény segítségével ábrázolható.

Állapottér[szerkesztés | forrásszöveg szerkesztése]

A Hilbert-tér[szerkesztés | forrásszöveg szerkesztése]

Egy kvantummechanikai rendszer matematikai modellje rendszerint egy, a komplex számtest felett értelmezett  \mathcal{H} szeparábilis Hilbert-téren alapszik. Paul Dirac nyomán a Hilbert-tér elemeire (a kvantumállapotokra) az ún. braket-jelöléssel hivatkoznak: | \psi\rangle \in \mathcal{H} jelöli a Hilbert-tér egy elemét. A Hilbert-tér vektortér, azaz értelmezve van rajta \ +:\mathcal{H}\times\mathcal{H}\rightarrow \mathcal{H}, \quad (| \psi \rangle, | \phi \rangle )\rightarrow | \psi \rangle+| \phi \rangle leképezés (összeadás) és \ \cdot:\mathbb{C}\times\mathcal{H}\rightarrow \mathcal{H}, \quad (\lambda, | \psi \rangle )\rightarrow \lambda| \psi \rangle leképezés (számmal való szorzás) az alábbi tulajdonságokkal: tetszőleges | \phi \rangle, | \psi \rangle, | \zeta \rangle\in\mathcal{H} és \lambda,\mu\in\mathbb{C} esetén

az összeadás asszociatív:
(| \phi \rangle+ | \psi \rangle)+ | \zeta \rangle=| \phi \rangle+(| \psi \rangle+ | \zeta \rangle),
az összeadás kommutatív:
|\psi \rangle+| \phi \rangle=|\phi \rangle+| \psi \rangle,
létezik az összeadásra nézve neutrális  |0 \rangle elem,[1] melyre
| \psi \rangle + |0 \rangle = | \psi \rangle,
tetszőleges elemnek létezik -| \psi \rangle inverze az összeadásra nézve, azaz
 | \psi \rangle+(-| \psi \rangle)= |0 \rangle ,
a szorzás asszociatív, azaz
\lambda(\mu| \psi \rangle)=(\lambda\mu)| \psi \rangle,
a szorzás a számok körében végzett összeadásra nézve disztributív, így
(\lambda+\mu)| \psi \rangle= \lambda| \psi \rangle+\mu| \psi \rangle,
a szorzás az állapotok között végzett összeadásra nézve disztributív, azaz
\lambda(| \psi \rangle+| \phi \rangle)= \lambda| \psi \rangle+\lambda| \phi \rangle,
az 1\in\mathbb{C}-vel végzett szorzás szabálya
1| \psi \rangle=| \psi \rangle.

A Hilbert-téren a

\langle \ | \ \rangle:\mathcal{H}\times\mathcal{H}\rightarrow \mathbb{C}\quad(| \psi \rangle ,|\phi \rangle ) \rightarrow \langle \psi | \phi\rangle

leképezés hermitikus skalárszorzatot definiál az alábbi tulajdonságokkal: minden  | \eta \rangle, | \phi \rangle, | \psi \rangle \in \mathcal{H} és minden  \lambda \in
\mathbb{C} esetén


 \langle \psi | \phi \rangle = \langle \phi | \psi \rangle^*,
 \langle \lambda\psi | \phi \rangle = \lambda^* \langle \psi | \phi \rangle,
  \langle \eta+ \phi | \psi \rangle = \langle \eta | \psi \rangle+\langle \phi | \psi \rangle
,
  0\leq \langle \psi | \psi \rangle\quad 0=\langle \psi | \psi \rangle \Leftrightarrow | \psi \rangle=0,


ahol ^* a komplex konjugálást jelöli.[2] Mivel tetszőleges állapot önmagával vett skalárszorzata valós, nemnegatív szám,[3] így a skalárszorzat segítségével \mathcal{H}-n norma definiálható:

|| | \psi \rangle ||=\sqrt{\langle \psi | \psi \rangle}.

Ez teljesíti a norma megszokott tulajdonságait. A kvantummechanika állapotvektorai legtöbbször egységre normáltak, azaz

|| | \psi \rangle ||=1 ,

így az állapotvektorok a \mathcal{H} Hilbert-tér egységgömbjén helyezkednek el.[4] A Hilbert-tér a fenti normával teljes: benne tetszőleges Cauchy-konvergens sornak létezik határértéke. A szeparabilitási tulajdonság pedig biztosítja, hogy \mathcal{H}-ban létezik megszámlálhatóan végtelen, mindenhol sűrű halmaz.

Kovektorok[szerkesztés | forrásszöveg szerkesztése]

A \mathcal{H} Hilbert-tér komplex duálisa \mathcal{H}^*, elemeit kovektoroknak nevezik. Braket-jelölésben ők a bra-vektorok: \langle \psi | \in \mathcal{H}^*. A két vektortípus közti matematikai különbség jobb megértéséhez hagyjuk el a braket-jelölést! \mathcal{H} Hilbert-tér komplex duálisa \mathrm{Lin_{\mathbb{C}}(\mathcal{H},\mathbb{C})}, a \mathcal{H} Hilbert-térből \mathbb{C}-be képező komplex-lineáris leképezések halmaza. Ez egy vektortér struktúrájával látható el. A hermitikus skalárszorzat egy szeszkilineáris, egyik változójában komplex, másik változójában konjugált lineáris leképezése \mathcal{H}\times\mathcal{H}-nak \mathbb{C}-be, jelöljük R(\cdot,\cdot)-rel! Ekkor ha \phi\in \mathcal{H} a Hilbert-tér egy eleme, az

R(\phi,\cdot): \mathcal{H}\rightarrow \mathcal{H}^*\quad \psi\rightarrow R(\phi,\psi)\quad \phi\in \mathcal{H}

egy konjugált lineáris megfeleltetést[5] definiál \mathcal{H} és \mathcal {H}^* egyes elemei között. Az így megfeleltetett kovektort jelöli \langle \phi |. Ezek alapján pedig

R(\phi,\cdot)(\psi)=R(\phi,\psi)=\langle \phi | \psi \rangle.

Bázisállapotok[szerkesztés | forrásszöveg szerkesztése]

Mivel \mathcal{H} szeparábilis, ezért benne minden teljes ortonormált halmaz (rendszer) vagy véges vagy megszámlálhatóan végtelen. A mindenhol sűrű halmaz lineáris burkának lezártja \mathcal{H}-val egyenlő, így a mindenhol sűrű halmaz Schmidt-féle ortogonalizációjával egy teljes ortonormált rendszer állítható elő.[6] Teljes ortonormált rendszert szokás bázisnak, elemeiket bázisketeknek is nevezni.[7] Bármely |\psi\rangle\in \mathcal{H} kvantumállapot kifejezhető bázisállapotok Fourier-soraként:[8]

| \psi \rangle = \sum_{i\in I} c_i | \phi_i \rangle,\quad \langle \phi_i | \phi_j \rangle =\delta_{ij},

ahol

c_i=\langle \phi_i | \psi \rangle,

emiatt

| \psi \rangle = \sum_{i\in I} \langle \phi_i | \psi \rangle | \phi_i \rangle.

Most \{| \phi _i \rangle \}_{i\in I} a teljes ortonormált rendszer, míg \{c_i\}_{i\in I} komplex számok a | \psi \rangle állapot komponensei a \{| \phi_i \rangle \}_{i\in I} bázisra vonatkozóan.[9] A normálási feltétel miatt:

\sum_{i\in I} \left | c_i \right | ^2 = 1.

Fenti kifejtéssel egy komplex-lineáris izomorfizmus adható meg az állapottérként szolgáló \mathcal{H} Hilbert-tér és \mathbb{C}^n, illetve \ell^2(\mathbb{C}) között, ha a Hilbert-tér véges, illetve ha végtelen dimenziójú.[10] Az izomorfizmus függ \mathcal{H}-beli bázis választásától. Mindenesetre ha a bázisválasztás megtörtént, akkor az izomorfizmus alakja:

| \psi \rangle=\sum_i c_i | \phi_i \rangle\leftrightarrow (c_i)_{i\in I},

ahol I=\{1,\dots,n\}, vagy I=\mathbb{N}.

Operátorok és állapotok[szerkesztés | forrásszöveg szerkesztése]

Egy \hat{A}\in\mathrm{Lin}_\mathbb{C}(\mathcal{H},\mathcal{H})[11] operátor átlagértéke a | \psi \rangle \in \mathcal{H} állapoton az

\langle A \rangle = \langle \psi | \hat{A} \psi \rangle =: \langle \psi | \hat{A} | \psi \rangle

kifejezés. Azt mondják, hogy a | \psi \rangle \in \mathcal{H} állapot sajátállapota az \hat{A} operátornak, ha teljesül az

\hat{A}|\psi \rangle =\lambda | \psi \rangle

sajátértékegyenlet valamely \lambda \in \mathbb{C} szám esetén. Ha ugyanazon \lambda\in\mathbb{C} sajátértékhez több | \psi_i \rangle\in \mathcal{H} sajátállapot is tartozik, akkor azt mondják, hogy az állapotok degeneráltak. Ha \hat{A} és \hat{B} lineáris operátorok kommutálnak, azaz ha

[\hat{A},\hat{B}]=0,

akkor mindig található olyan lineárisan független (és így a Schmidt-féle ortogonalizációs eljárással ortonormális rendszerré alakítható) \{ | \psi_i \rangle\in \mathcal{H} \ :\ i\in I \} halmaza az állapotoknak, mely a két operátor közös sajátállapot-rendszere, azaz ha

\hat{A}| \psi_i \rangle=\lambda_i| \psi_i \rangle\quad \lambda_i\in \mathbb{C},

akkor létezik olyan \mu_i\in \mathbb{C}, hogy

\hat{B}| \psi_i \rangle=\mu_i| \psi_i \rangle\quad \mu_i\in \mathbb{C}.

A fizikai mennyiségeket önadjungált (hermitikus) operátorok jelenítik meg. Hermitikus operátorok sajátértékei mindig valós számok, azaz ha \hat{A}=\hat{A}^{+} teljesül, akkor

\hat{A}| \psi \rangle=\lambda_i| \psi \rangle\Rightarrow \lambda_i\in \mathbb{R},

valamint hermitikus operátorok várható értékei mindig valós számok:

\langle \psi| \hat{A}\psi \rangle ^*=\langle \hat{A}\psi| \psi \rangle=\langle \psi| \hat{A^+}\psi \rangle=\langle \psi| \hat{A}\psi \rangle.

A kvantumrendszerek leírásában kitüntetett szerepet játszik az ún. Hamilton-operátor, mely az adott rendszer energiájához tartozó önadjungált operátor. Ha valamely | \psi \rangle \in \mathcal{H} sajátállapota a Hamilton-operátornak, akkor azt mondják, hogy | \psi \rangle \in \mathcal{H} energiasajátállapot. A kvantummechanikai rendszerek, valamint az operátorok időfejlődését a Hamilton-operátor határozza meg: ha | \psi \rangle \in \mathcal{H}, akkor időfejlődését a

i\hbar \frac{\partial }{\partial t}| \psi \rangle=\hat{H}| \psi \rangle

egyenlet kormányozza.[12]

Unitér transzformációk és megfigyelők[szerkesztés | forrásszöveg szerkesztése]

Egy U\in \mathrm{Lin}_{\mathbb{C}}(\mathcal{H},\mathcal{H}) leképezés unitér, ha adjungáltja megegyezik inverzével:

\hat{U}^{-1}=\hat{U}^+.

Unitér transzformációk izometrikusak, azaz szög- és távolságtartóak: tetszőleges | \psi \rangle, | \phi \rangle\in \mathcal{H} állapotok esetén

\langle \hat{U}\psi | \hat{U}\phi \rangle=\langle \psi | \hat{U}^+\hat{U}\phi \rangle=\langle \psi | \phi \rangle.

A Hilbert-tér unitér operátorok által megvalósított transzformációi ortogonális rendszert ortogonális rendszerbe, ortonormált rendszert ortonormált rendszerbe, teljes ortonormált rendszert teljes ortonormált rendszerbe transzformálnak.
Ha \hat{A},\hat{B},\hat{C} operátorokat egymással az

[\hat{A},\hat{B}]=\hat{C}

kommutációs reláció köti össze, akkor a

\hat{A}\rightarrow \hat{U}\hat{B}\hat{U}^{-1}\quad \hat{B}\rightarrow \hat{U}\hat{B}\hat{U}^{-1}\quad \hat{C}\rightarrow \hat{U}\hat{C}\hat{U}^{-1}\quad

transzformációk a kommutációs relációkat megtartják. A két transzformáció együttes elvégzése megtartja a \langle \phi |\hat{A}| \psi \rangle kifejezést is, ahol | \phi \rangle, | \psi \rangle \in \mathcal{H} tetszőleges kvantumállapotok:

\langle \hat{U} \phi |\hat{U}\hat{A}\hat{U}^{-1}| \hat{U}\psi \rangle=\langle \hat{U}\phi |\hat{U}\hat{A}\psi \rangle=\langle \phi |\hat{U}^{+}\hat{U}\hat{A}\psi \rangle=\langle \phi |\hat{A}|\psi \rangle.

Bázisállapotok egy \{| \phi_i \rangle\} rendszerét szokás megfigyelőnek is nevezni. Két megfigyelő között a kapcsolatot egy unitér transzformáció biztosítja. Mivel a transzformációk nem változtatják meg az átlagértékeket, így az unitér transzformációk mindig a megfigyelők egyenértékűségét jelenítik meg a kvantumelméletben. Ha egy operátorra teljesül, hogy valamely \hat{U} transzformációval kommutál, akkor az operátor alakja a két megfigyelő rendszerében ugyanaz, az operátor szimmetriája az \hat{U} transzformáció.

Tiszta és kevert állapotok[szerkesztés | forrásszöveg szerkesztése]

A statisztikus fizika kvantumrendszerekkel foglalkozó területei megkülönböztetnek ún. tiszta és kevert kvantumállapotokat. Ha a kvantumrendszer modellje a \mathcal{H} Hilbert-téren alapszik, akkor tiszta állapoton mindig a Hilber-tér egy elemeiből képzett ekvivalenciaosztályokat értik: a Hilbert-tér két eleme akkor ekvivalens, ha egy egységnyi abszolút értékű komplex számmal[13] megszorozva az egyiket, a másik megkapható. Kevert kvantumállapot a \mathcal{H} Hilbert-tér egy hermitikus, pozitív \hat{\rho} operátora,[14] melyre teljesül a

\mathrm{Tr}(\hat{\rho})=1

egyenlőség. Ezt sűrűségmátrixnak, vagy sűrűségfüggvénynek, általánosan sűrűségoperátornak szokás nevezni.[15]
Ha \phi\in \mathcal{H}, akkor a

| \phi \rangle \langle \phi |:\mathcal{H}\rightarrow \mathcal{H}\quad | \psi \rangle \rightarrow \langle \phi| \psi   \phi \rangle

leképezés egy projektor, a Hilbert-tér egy operátora. A | \phi \rangle\rightarrow| \phi \rangle \langle \phi | hozzárendelés egy tiszta állapot, mint ekvivalenciaosztály elemein ugyanazt az értéket veszi fel, így az e formában előálló projektorok azonosíthatóak a tiszta állapotokkal.
A sűrűségoperátor egy | \psi \rangle \in \mathcal{H} állapoton felvett

\langle \psi | \hat{\rho} | \psi \rangle

átlagértéke megadja annak a statisztikai valószínűségét, hogy a kvantumstatisztikai rendszer a | \psi \rangle állapotban van. Egy \hat{A} operátor kvantumstatisztikai átlagértéke a \hat{\rho} sűrűségoperátorral leírt kevert állapoton

\mathrm{Tr}(\hat{\rho }\hat{A}).

Példa kvantumrendszerre[szerkesztés | forrásszöveg szerkesztése]

Feles spinű részecske mágneses térben[szerkesztés | forrásszöveg szerkesztése]

Az egyik legegyszerűbb példa kvantumrendszerre a homogén mágneses térbe helyezett s=\frac{1}{2} spinű részecske kvantummodellje. A Hilbert-téren ható Hamilton-operátor:

\hat{H}=-\sum_{i=1}^3 B_i\hat{m}_i,

ahol \{B_i\}_{i=1}^3 számok a homogén mágneses tér komponensei, \{\hat{m}_i\}_{i=1}^3 pedig a részecske mágneses momentumához tartozó hermitikus operátorok, melyeket a

\hat{m}_i=\mu\hat{S}_i

alakban állnak elő, ahol az \hat{S}^i operátorok a

[\hat{S}_i,\hat{S}_j]=i\hbar \epsilon ^{ijk}\hat{S}_k

kommutációs relációt elégítik ki. Az \hat{S}_i operátorok a részecske spinoperátorai. Képezhető belőlük a

\hat{S}^2=\sum_{i=1}^3\hat{S}_i^2

operátor, mely minden más spinoperátorral kommutál:

[\hat{S}^2,\hat{S}_i]=0,

tehát \hat{S}^2 az \hat{S}_1,\hat{S}_2,\hat{S}_3 operátorok lineáris burkával kommutál, így Casimir-operátora annak. Ha | \psi \rangle\in \mathcal{H} sajátállapota ennek az operátornak, akkor belátható, hogy

\hat{S}^2| \psi \rangle=\hbar^2s(s+1)| \psi \rangle.

Az első sorban említett kvantumrendszer definíciója a következő:

A \mathcal{H} Hilbert-tér és az azon értelmezett, [\hat{S}_i,\hat{S}_j]=i\hbar \epsilon ^{ijk}\hat{S}_k kommutációs relációkat kielégítő operátorok egy ábrázolása feles spinű részecskét ír le, ha a fentebb említett s szám értéke s=\frac{1}{2}.

Egy ilyen lehetséges ábrázolás a következő: \mathcal{H}-nak \mathbb{C}^2 felel meg, amin a spinoperátorok ábrázolása:

\hat{S_1}=\frac{\hbar}{2}\sigma_1,\quad \hat{S_2}=\frac{\hbar}{2}\sigma_2,\quad

\hat{S_3}=\frac{\hbar}{2}\sigma_3,

ahol \{\sigma_i\}_{i=1}^3 mátrixok a Pauli-mátrixok:

\sigma_1=
\begin{pmatrix}
0 & 1\\
1 & 0\\
\end{pmatrix},\quad
\sigma_2=
\begin{pmatrix}
0 & -i\\
i & 0\\
\end{pmatrix},\quad
\sigma_1=
\begin{pmatrix}
1 & 0\\
0 & -1\\
\end{pmatrix}.

A Pauli-mátrixok szorzási összefüggései, antikommutátorai és kommutátorai:

\sigma_i\cdot\sigma_j=\delta_{ij}+i\cdot\epsilon^{ijk}\sigma_k,
\{\sigma_i,\sigma_j\}=2\cdot\delta_{ij}
[\sigma_i,\sigma_j]=2 i\cdot\epsilon^{ijk}\sigma_k,

amiből kitűnik, hogy az \hat{S}_i operátorok ábrázolásainak megfelelő mátrixok tényleg kielégítik a megfelelő kommutációs relációkat. Az \hat{S}^2 operátornak megfelelő mátrix:

\hat{S}^2=
\begin{pmatrix}
\hbar^2\frac{1}{2}(\frac{1}{2}+1) & 0\\
0 & \hbar^2\frac{1}{2}(\frac{1}{2}+1)\\
\end{pmatrix},

aminek sajátállapotai:

| \psi_1 \rangle =\begin{pmatrix} 1 \\ 0 \\ \end{pmatrix}=:| \uparrow\ \rangle,
| \psi_2 \rangle =\begin{pmatrix} 0 \\ 1 \\ \end{pmatrix}=:| \downarrow\ \rangle,

melyek egyben \hat{S}_3 sajátállapotai is:

\hat{S}_3| \uparrow\ \rangle=\frac{\hbar}{2}| \uparrow\ \rangle,\quad \hat{S}_3| \downarrow\ \rangle=-\frac{\hbar}{2}| \downarrow\ \rangle.

A | \uparrow\ \rangle, \ | \downarrow\ \rangle állapotok \mathbb{C}^2 teljes, ortonormált rendszert alkotnak, így tetszőleges | \psi \rangle állapot kifejthető lineáris kombinációjaikként:

| \psi \rangle= c_1| \uparrow\ \rangle+c_2| \downarrow\ \rangle, \quad c_1,c_2\in\mathbb{C},

ahol a normálási feltétel miatt

c_1\cdot c_1^*+c_2\cdot c_2^*=1.

Jegyzetek[szerkesztés | forrásszöveg szerkesztése]

  1. Ez nem tévesztendő össze a kvantumtérelmélet vákuumállapotával, melyet gyakorta szintén ez a szimbólum jelöl.
  2. Matematikai szövegekben a hermitikus skalárszorzat definíciója ettől egy kicsit eltér: a skalárszorzat első változójában lineáris, míg második változójában konjugált lineáris.
  3. Az a tény, hogy \langle \psi | \psi \rangle valós szám, az első tulajdonságból következik és már a negyedik tulajdonság kirovásában is felhasználják.
  4. Szokás megkülönböztetni ún. kötött és szabad állapotokat. A kötött állapotok mindig normálhatóak, míg a szabad állapotok a Schrödinger-egyenlet olyan (általában koordinátabázisban vett) megoldásai, melyek nem tartoznak \mathrm{L}^2(R^3)-hoz. Az ilyen megoldások legtöbbször szórási folyamatokat írnak le.
  5. nem izomorfizmust
  6. Egy halmaz ortogonális, ha bármely elemének skalárszorzata bármely vele nem egyenlő elemmel eltűnik. Egy halmaz ortonormált, ha ortogonális és minden elemének normája 1. Egy ortonormált halmaz teljes, ha nem valódi része más ortonormált rendszernek vagy ami ezzel egyenértékű, nincs olyan halmazon kívüli elem a Hilbert-térben, mely ortogonális lenne a teljes ortogonormált halmazra.
  7. Tetszőleges vektortérben bázisnak nevezik a lineárisan független vektroroknak egy olyan halmazát, melyek lineáris burka megegyezik a teljes vektortérrel. A Zorn-lemmából következik, hogy minden vektortérben van bázis. Véges dimenzióban egy teljes ortonormált rendszer mindig bázis, végtelen dimenzióban azonban ez nem mindig igaz: teljes ortonormált halmaz lineáris burkának lezártja adja vissza a teljes Hilbert-teret. Ugyanakkor sokszor szokás az irodalomban ezekre, mint bázisokra hivatkozni.
  8. Véges dimenziós Hilbert-tér esetében a szummázás csak véges számú indexre terjed ki.
  9. Ha  \{ | \phi _i \rangle \} halmaz ortogonális, akkor \sum_i\langle \psi_1 | \phi_i \rangle\langle \psi_2 | \phi_i \rangle sor konvergens. Ha a halmaz ortonormált, akkor a \sum_i\langle c_i| \phi_i \rangle sor akkor és csakis akkor konvergens, ha \sum _ic_ic_i^* nemnegatív sor konvergens, emiatt \sum_i\langle \psi | \phi_i \rangle| \phi_i\rangle alakú sor mindig konvergens. A sor akkor állítja elő magát | \psi \rangle-t, ha az ortonormált rendszer teljes. Lsd. a Hilbert-terek elméletét
  10. \ell^2(\mathbb{C}) azon \mathbb{N}\rightarrow \mathbb{C} sorozatok vektortere, melyekre \sum_{i=1}^{\infty}|c_i|^2 véges.
  11. \mathrm{Lin}_\mathbb{C}(\mathcal{H},\mathcal{H}) a Hilbert-térnek önmagára vett komplex lineáris leképezéseinek halmaza.
  12. Részletesebben lásd itt
  13. Az ún. fázistényezőről van szó.
  14. Egy \hat{A} operátor akkor pozitív,ha 0\leq\langle \psi |\hat{A}\psi \rangle minden állapotra teljesül.
  15. A különböző elnevezések az operátor különböző Hilbert-tereken vett ábrázolásaiból adódnak: mátrixelméletben a sűrűségoperátornak egy mátrix, hullámmechanikában egy integráloperátor (melynek magját értik a függvény elnevezés alatt) feleltethető meg.

Irodalom[szerkesztés | forrásszöveg szerkesztése]

Neumann J. - A kvantummechanika matematikai alapjai (ISBN 963-05-2295-0)
D. Petz - Quantum Information Theory and Quantum Statistics (ISBN 978-3-540-74634-8)
R. Shankar - Principles of Quantum Mechanics (ISBN 0-306-44790-8)

Lásd még[szerkesztés | forrásszöveg szerkesztése]