Заглавная страница Избранные статьи Случайная статья Познавательные статьи Новые добавления Обратная связь КАТЕГОРИИ: АрхеологияБиология Генетика География Информатика История Логика Маркетинг Математика Менеджмент Механика Педагогика Религия Социология Технологии Физика Философия Финансы Химия Экология ТОП 10 на сайте Приготовление дезинфицирующих растворов различной концентрацииТехника нижней прямой подачи мяча. Франко-прусская война (причины и последствия) Организация работы процедурного кабинета Смысловое и механическое запоминание, их место и роль в усвоении знаний Коммуникативные барьеры и пути их преодоления Обработка изделий медицинского назначения многократного применения Образцы текста публицистического стиля Четыре типа изменения баланса Задачи с ответами для Всероссийской олимпиады по праву Мы поможем в написании ваших работ! ЗНАЕТЕ ЛИ ВЫ?
Влияние общества на человека
Приготовление дезинфицирующих растворов различной концентрации Практические работы по географии для 6 класса Организация работы процедурного кабинета Изменения в неживой природе осенью Уборка процедурного кабинета Сольфеджио. Все правила по сольфеджио Балочные системы. Определение реакций опор и моментов защемления |
Поведение волновых функций для частицы в потенциальном поле: слева – частица в потенциальной яме с бесконечно высокими стенками; справа – для линейного гармонического осциллятора.
Предположим теперь, что имеется система частиц в силовом поле, имеющем центр симметрии, и частицы взаимодействуют друг с другом. В этом случае гамильтониан будет также включать слагаемое , где - потенциальная энергия взаимодействия i -ой и j -ой частиц, - расстояние между ними (см. вид гамильтониана системы (9.9)). Возникает вопрос: останется ли гамильтониан симметричным и будет ли сохраняться четность? Для разных типов взаимодействия (электромагнитного, сильного и слабого) ответ был получен в 1956 г. физиками-теоретиками Т.Ли и Ч.Янгом совместно с физиком-экспериментатором Ц.Ву. Они проверили, что есть много экспериментальных свидетельств относительно электромагнитного и сильного взаимодействия: они четность сохраняют. Однако для слабого взаимодействия, из-за которого почти все наблюдаемые элементарные частицы и многие атомные ядра нестабильны и распадаются, таких доказательств не было. Совместно с Ц.Ву ими был поставлен эксперимент с бета-распадом ориентированных ядер изотопа кобальта-60 и показано, что слабое взаимодействие четность не сохраняет. Проявлялось это в асимметрии вылета бета-распадных электронов по направлению ориентации ядер и против нее.
Если бы четность сохранялась, вылет бета- электронов был бы симметричным.
За это открытие вышеперечисленные физики в 1957 году получили Нобелевскую премию по физике. Что является удивительным в этом открытии? Операция инверсии с заменой - это замена декартовых переменных x, y, z на - x, - y, - z, что эквивалентно замене правой системы декартовых координат на левую (или наоборот). Физики привыкли, что физические законы – это объективная реальность, и они не зависят от того, в какой системе координат (правой или левой) их описывать. Результат должен был быть одинаков! Несохранение четности же означает, что описание явления в правой или левой системах координат даст различные результаты. Для явлений с участием слабого взаимодействия это было подтверждено экспериментально. Физика с такими явлениями столкнулась впервые. Заметим, что в классической физике такого интеграла состояния, как четность, не существует, это квантовое понятие. Лекция 17 МАТРИЧНЫЙ ФОРМАЛИЗМ КВАНТОВОЙ МЕХАНИКИ – ТЕОРИЯ ПРЕДСТАВЛЕНИЙ
Основы матричного формализма в квантовой механике были заложены В.Гейзенбергом еще до того, как стало известным уравнение Шредингера. По своей сути, это ее альтернативный вариант, иногда более удобный при решении некоторых задач. В традиционном формализме волновая функция и собственные функции операторов определяются в координатном пространстве. В нем же действуют и физические операторы . В этом случае говорят о координатном представлении. Однако возможны и другие представления функций и операторов. Пусть для некоторого линейного и эрмитового оператора известны собственные функции и собственные значения (для определенности пусть спектр будет дискретным): (17.1) Набор собственных функций { } – это основа для перехода к G -представлению. Оно называется так по оператору, чьи собственные функции используются. Пусть волновая функция в координатном представлении известна: (время t не включаем). Пользуясь полнотой системы собственных функций оператора , разложим по ним волновую функцию: . (17.2) . (17.3) Формулы (17.2) и (17.3) – это основа для перехода из координатного в G -представление и наоборот. Зная волновую функцию , по ф-ле (17.3) можно получить соответствующий ей набор коэффициентов { a 1, a 2, …, a n, …}. И, наоборот, получив каким-то образом набор коэффициентов { a 1, a 2, …, a n, …}, по ф-ле (17.2) можно найти волновую функцию . Иными словами, имеет место взаимно однозначное соответствие: { a 1, a 2, …, a n, …}. Оно позволяет назвать набор коэффициентов { a 1, a 2, …, a n, …} тоже волновой функцией, но только не в координатном, а в G -представлении. Получается, что в G -представлении это не функция, а определенный набор чисел или матрица из этих чисел с одним столбцом: . (17.4) Пусть теперь оператор имеет непрерывный спектр и известны его собственные функции, т.е. решение уравнения . (17.5) ; (17.6)
. (17.7) Как и в случае дискретного спектра имеет место взаимно однозначное соответствие волновой функции и функции a (G). Поэтому функцию a (G) можно назвать волновой функцией в G -представлении. Ограничимся дальше только случаем дискретного спектра у оператора . Рассмотрим, какой вид принимает заданный оператор . Пусть его действие определено соотношением: , (17.8) где от функций только требуется, чтобы они удовлетворяли стандартным условиям. Переведем их в G -представление. ; (17.9) . (17.10) В соответствии с данными выше определениями совокупности коэффициентов { a 1, a 2, …, a n, …} и { b 1, b 2, …, b n, …} – это соответственно функции и в G -представлении. Подставляя разложения (17.9) и (17.10) в соотношение (17.8), получим его эквивалент в G -представлении. . Умножим обе части этого соотношения на , проинтегрируем по координате и воспользуемся свойством ортонормировки собственных функций : . (17.11) Здесь, как и n, m = 1, 2, 3, … и введено обозначение . (17.12) Таким образом, соотношение (17.11) – это не одно, а система алгебраических уравнений, и она есть эквивалент соотношения (17.8) в G -представлении. Тогда входящую в эту систему уравнений матрицу из матричных элементов Fmn можно назвать оператором в G -представлении. Итак, получаем, что оператор в G -представлении имеет вид матрицы: . (17.13) Заметим, что систему уравнений (17.11) можно сразу записать в матричном виде: . Здесь (·) – символ матричного умножения, матрицы A и B – это функции и в G -представлении, имеющие вид , а матрица F была определена выше. Посмотрим, как должен выглядеть оператор в своем собственном представлении, т.е. когда оператор - это и есть оператор : . Тогда функции - это собственные функции оператора : (17.14) . Здесь использованы условие ортонормировки собственных функций и для подчеркнутого выражения соотношение (17.14). Таким образом, в своем собственном представлении оператор представляется диагональной матрицей и по диагонали стоят его собственные значения: . (17.15) Приведем еще часто используемый в матричном виде оператор , который называется оператором, сопряженным оператору , и часто используется на практике. В приведенном определении тильда означает транспонирование матрицы, т.е. замену строк на столбцы и наоборот, звездочка – операцию комплексного сопряжения. . Можно показать, что для эрмитово сопряженных операторов , т.е. , или (m, n = 1, 2, 3, …). Пользуясь волновой функцией в G -представлении, можно рассчитать непосредственно в этом представлении среднее значение физической величины : . Таким образом, для вычисления среднего значения физической величины нет необходимости возвращаться из G -представления в координатное, можно сразу воспользоваться формулой . (17.16) Можно непосредственно в G -представлении найти собственные значения и собственные функции заданного оператора , т.е. эквивалент уравнения
. (17.17) В G -представлении аналогичное уравнение будет иметь вид: . (17.18) Здесь матричные элементы Fmn определены ф-лой (17.12), cn - коэффициенты разложения искомой функции по базисным функциям, т.е. по собственным функциям оператора : . Их совокупность { c 1, c 2, …} для каждого собственного значения F будет определять искомую собственную функцию оператора в G -представлении. Система уравнений (17.18) однородная. Как известно, для нахождения ее нетривиального решения (тривиальное – это все cn = 0) следует приравнять нулю определитель матрицы : , или в явном виде . Если определитель раскрыть, получится алгебраическое уравнение по степеням искомой величины F, решение которого даст его корни F 1, F 2, …, F k, … Подставляя k -ый корень F k в систему уравнений (17.18) и решая ее, найдем соответствующий набор коэффициентов , т.е. собственную функцию оператора в G -представлении. И так для каждого F k (k = 1, 2, …), получив тем самым все соответствующие собственные функции в G -представлении. Точно также непосредственно в G -представлении можно решить уравнение Шрёдингера для стационарных состояний, получить спектр энергий и соответствующие волновые функции. Вид уравнения Шрёдингера в G -представлении будет аналогичен алгебраической системе уравнений (17.18): (17.19). Здесь набор коэффициентов { a 1, a 2, …} – волновая функция стационарного состояния в G -представлении и (17.20) - гамильтониан в G -представлении. Дальнейшие действия для нахождения энергетического спектра E 1, E 2,…, Ek,…и соответствующих волновых функций { } (k = 1, 2,…) из системы уравнений (17.19) такие же, как и при решении системы уравнений (17.18). Наконец, можно получить в G -представлении аналог временного уравнения Шрёдингера ; (17.21) . Перейдем в G -представлении, разложив волновую функцию по базисным функциям (n = 1, 2, …): . (17.22) Подставляя (17.22) в (17.21) получим: . Умножим это равенство (m = 1, 2, …) и проинтегрируем по . ; , m = 1, 2, … (17.23) При получении (17.23) использовано условие ортонормировки для базисных функций и введено обозначение: . Это есть система дифференциальных уравнений первого порядка по времени. Ее решение позволяет найти совокупность величин a 1 (t), a 2 (t), …, an (t), …, т.е. волновую функцию в G -представлении. Однако для определенности решения необходимо к системе дифференциальных уравнений (17.23) задать начальные условия an (t =0) (n = 1, 2, …).
Суммируем все сказанное в виде таблицы.
Лекция 18 СПИН ЭЛЕКТРОНА, СПИНОВЫЙ ФОРМАЛИЗМ
Электрон в атоме, двигаясь в кулоновском поле ядра, обладает орбитальным моментом. В этом поле в числе интегралов состояния электрона будут и : , где - орбитальное квантовое число, и , всего значений. m – магнитное квантовое число. Это подтверждено экспериментально в опытах Штерна-Герлаха. В магнитном поле пучок атомов, находящихся в состоянии с , расщеплялся на пучок в соответствии с количеством значений магнитного квантового числа m. Однако было обнаружено, что и при , когда пучок не должен был расщепляться, так как m = 0, он все равно расщеплялся надвое.
Для объяснения результата этого эксперимента было сделано предположение: электрон обладает собственным механическим моментом – спином . Его проекция sz на любое направление оси О z может принимать только два значения: . Если по аналогии с ввести спиновое магнитное квантовое число ms, то тогда и . Также по аналогии с орбитальным квантовым числом можно ввести спиновое квантовое число s: (сравни с ). Однако, в отличие от квантового числа , s принимает только одно значение: s = 1/2. Таким образом, есть аналогия , но со спецификой спина как собственного момента импульса: спиновое квантовое число принимает только одно значение s = 1/2, а спиновое магнитное квантовое число только два значения - . Спин нельзя понимать как вращение электрона вокруг собственной оси. Если бы это было так, то скорость вращения на его поверхности в 200 раз превышала бы скорость света. Спин электрона - это квантовое понятие, у него нет классического аналога. У электрона есть масса и электрический заряд, а теперь в квантовой механике еще и спин, и это тоже физическая характеристика. В квантовой механике, если есть некая физическая величина, должен быть и соответствующий ей оператор. Следовательно, должен быть оператор спина . Его вид был введен в 1925 г. Дж.Уленбеком и С.Гаудсмитом, они же разработали и спиновый формализм. Спин электрона – это тоже механический момент импульса. Поэтому постулируется, что для компонент оператора спина коммутационные соотношения такие же, как и для компонент оператора , т.е. (18.1) Еще, в соответствии с принципами квантовой механики, оператор спина должен быть эрмитовым: . (18.2) И все же спиновый формализм существенно отличается от формализма, связанного с оператором . У проекции момента импульса различных значений , да и само орбитальное квантовое число может принимать любые целые значения от 0 до ∞. Проекция же спина , т.е. этих проекций всего две. Опираясь на этот факт, было предложено представлять спиновые операторы в виде матриц 2×2 и в дальнейшем использовать матричный формализм. Как известно, в своем собственном представлении матрица-оператор должна иметь диагональный вид, причем по диагонали должны стоять собственные значения (см. (17.15)). Поэтому каждая из матриц-операторов спина в своем собственном представлении должна иметь вид:
. (18.3) Представим оператор спина в виде: . Здесь каждая из проекций имеют вид безразмерной матрицы 2×2, а в своем собственном представлении, в соответствии с (18.3), вид . Если возвести эту матрицу в квадрат, то получится: , т.е. единичная матрица, или тождественное преобразование. Но единичная матрица остается такой в любом представлении. И это позволяет написать уже независимо от выбора представления, что . (18.4) Эрмитовость оператора спина позволяет для матричных операторов записать соотношения (см. (18.2)): . (18.5) Наконец, из коммутационных соотношений (18.1) с учетом определения получим: (18.6) Мы пока не знаем конкретного вида матричных операторов , но можно использовать соотношения (18.4)-(18.6) в качестве уравнений для нахождения матричных элементов этих операторов. Зададим представление – пусть это будет -представление. Тогда этот оператор в своем собственном представлении имеет вид диагональной матрицы: . Матрицы с не коммутируют, поэтому уже не будут диагональными: , и матричные элементы aij и bij надо найти. Подстановка матриц в соотношения (18.4)-(18.6) дает уравнения для нахождения чисел aij и bij, и этих уравнений достаточно для решения задачи. В итоге получаем: . (18.7) В этом виде эти матрицы называются матрицами Паули. Они дают вид операторов спина в соответствии с определением и записаны в -представлении. Хотя матрицы Паули – это операторы, «шляпку» над ними ставить не принято. Для матриц Паули можно получить полезные в приложениях два соотношения, которые являются следствием соотношений (18.6). 1). Матрицы Паули антикоммутируют: . 2). . Зная вид операторов спина в матричном представлении, можно найти и их собственные функции. Опять используем аналогию с моментом импульса. Как известно (см. (14.7) и (14.13)), его собственные функции удовлетворяют уравнениям: ; , , . (18.8) Пусть - собственная функция операторов и (аналог ). По аналогии с (18.8) она должна удовлетворять уравнениям: , s = 1/2; (18.9) , ms = ± 1/2. (18.10) Первое уравнение не информативно. Действительно, . Здесь учтено свойство (18.4) операторов . Поскольку - это единичная матрица, действие оператора сводится к тождественному преобразованию, и уравнение (18.9) удовлетворяется любой функцией. Поэтому спиновую собственную функцию следует находить только из уравнения (18.10). Непосредственной подстановкой в уравнение (18.10) можно проверить, что эту функцию для значений ms = ± 1/2 можно взять в матричном виде: . (18.11) В этих определениях опущен индекс s = 1/2, так как он, в отличие от индекса у функции , не меняется, принимая только одно значение. Такого рода двухкомпонентные функции называются спинорами. Проверим, что, например, спиновая функция действительно удовлетворяет уравнению (18.10). . Из сравнения подчеркнутых членов с тем, что должно было получиться в соответствии с уравнением (18.10), следует, что функция в виде (18.11) и есть искомое решение. Отметим также, что, как и должно быть у собственных функций оператора, спиновые функции удовлетворяют условию ортонормировки: . (18.12) Проверим, например, нормировку спиновой функции и ортогональность спиновых функций и . ;
. Рассмотрим теперь, как изменяется вид волновой функции, если в уравнении Шрёдингера учитывается наличие спина у микрочастицы. Для частицы со спиновым квантовым числом (часто говорят – со спином) s =1/2 и проекцией спина в волновую функцию следует включить еще и спиновую переменную sz, т.е. . Изучение свойств атомов показывает, что, в общем случае, имеет место корреляция орбитального движения электрона и направления спина. Она возникает из-за так называемого спин-орбитального взаимодействия, оператор которого имеет вид: и функция U задает силовое поле, в котором движется электрон. Поэтому волновые функции для и будут различаться. По сути, волновая функция тоже становится матрицей: . Однако в атомах спин-орбитальное взаимодействие по сравнению с полем ядра, также действующим на атомные электроны, гораздо слабее. Это позволяет в гамильтониане атома спин-орбитальным взаимодействием пренебречь, и он уже не будет зависеть от спиновых переменных электронов. Тогда становится возможным разделить переменные и sz в волновой функции и представить ее в виде: . Здесь - решение уравнения Шрёдингера без учета спина у электрона, а зависимость от спиновых переменных войдет в решение через известную спиновую функцию .
Лекция 19 ЧАСТИЦА В ЭЛЕКТРОМАГНИТНОМ ПОЛЕ. УРАВНЕНИЕ ПАУЛИ
Пусть частица массы m еще имеет электрический заряд q и магнитный момент . Пусть также вместе с силовым полем на нее действует и электромагнитное поле. Как известно, его можно охарактеризовать или заданием напряженностей электрического и магнитного полей и , или скалярного и векторного потенциалов φ и .Эти два способа эквивалентны, так как имеют место соотношения:
(c – скорость света). В теории предпочитают использовать скалярный и векторный потенциалы, так как есть определенная свобода при их выборе. Обобщим уравнение Шрёдингера на случай, когда на частицу действует и электромагнитное поле. Известно, как в такой ситуации в классической физике преобразуется функция Гамильтона: надо импульс частицы заменить на обобщенный и одновременно изменить силовое поле. Конкретно (при необходимости всегда можно заменить на ). В соответствии с постулатом 3 (см. лекцию 6) в гамильтониане следует сделать аналогичные замены: . (19.1) В (19.1) учтено, что в квантовой механике вместо магнитного момента может быть соответствующий оператор. Поскольку в общем случае и скалярный, и векторный потенциалы могут зависеть от времени, необходимо использовать временное уравнение Шрёдингера. В итоге, делая в нем замены (19.1), получим искомое уравнение:
. (19.2)
Можно записать гамильтониан в раскрытом виде. Для этого следует вычислить первый член с учетом того, что в общем случае оператор импульса и векторный потенциал не коммутируют. Вид их коммутатора известен (обычно задача его вычисления решается на практических занятиях): . (19.3) Часто для векторного потенциала используют калибровку и тогда , т.е. операторы коммутируют. Однако в общем случае необходимо использовать общее соотношение (19.3). С его учетом получаем: . (19.4) Подставляя (19.4) в (19.2), получим в раскрытом виде временное уравнение Шрёдингера для частицы в электромагнитном поле: . (19.5) Если положить φ=0 и , то , где - гамильтониан для частицы, когда электромагнитное поле отсутствует. Рассмотрим частный случай, когда частица – это электрон. Тогда m = me, q = - e и вид оператора магнитного момента для него тоже известен: . (19.6) Тогда временное уравнение Шрёдингера (19.2) принимает вид: . (19.7)
Это есть уравнение Паули. Иными словами, уравнение Паули – это временное уравнение Шрёдингера для частицы в электромагнитном поле, только это конкретная частица – электрон.
Лекция 20 ДВИЖЕНИЕ ЧАСТИЦЫ В ЦЕНТРАЛЬНОМ ПОЛЕ – ОБЩИЕ СВОЙСТВА
Рассмотрим движение микрочастицы в поле, силовое воздействие которого на нее зависит от расстояния до центра силы, но не зависит от направления. Иными словами, потенциальная энергия частицы , или в сферических координатах r, θ, φ . Такое поле называется центральным. С соответствующим гамильтонианом будут коммутировать операторы момента импульса , , так как они действуют только на угловые переменные, и инверсии, т.е. . (20.1) Как следствие, интегралами движения у такой частицы будут энергия E (гамильтониан сам с собой тоже коммутирует), квадрат момента импульса (орбитальное квантовое число ), компонента момента импульса (магнитное квантовое число ) и четность (см. пример 2 в лекции 15). Волновая функция будет находиться из уравнения Шрёдингера. Как известно (см. свойство 1 в лекции 6), если операторы коммутируют, то у них должна быть общая система собственных функций. Вследствие (20.1) волновая функция частицы в центральном поле должна одновременно удовлетворять уравнениям: ; (20.2) , ; (20.3) ; (20.4) . (20.5) Потенциальная энергия частицы в центральном поле не зависит от угловых переменных, поэтому удобно искать решение уравнений (20.2)-(20.5) в сферической системе координат, т.е. . Как известно (см. (15.7) и (15.13)), решением уравнений (20.3) и (20.4) является сферическая функция . Она же удовлетворяет и уравнению (20.5), как это было показано в примере 2 в лекции 15. Следовательно, при решении уравнения Шрёдингера (20.2) волновую функцию можно искать в виде:
|
|||||||||||||||||||||||||
Последнее изменение этой страницы: 2021-04-05; просмотров: 74; Нарушение авторского права страницы; Мы поможем в написании вашей работы! infopedia.su Все материалы представленные на сайте исключительно с целью ознакомления читателями и не преследуют коммерческих целей или нарушение авторских прав. Обратная связь - 3.144.117.162 (0.155 с.) |