Пред.
След.
Макеты страниц
Распознанный текст, спецсимволы и формулы могут содержать ошибки, поэтому с корректным вариантом рекомендуем ознакомиться на отсканированных изображениях учебника выше Также, советуем воспользоваться поиском по сайту, мы уверены, что вы сможете найти больше информации по нужной Вам тематике До сих пор мы считали, что электрон представляет собой материальную точку с массой \( m \) и зарядом – \( e \), т. е. является бесструктурной частицей, пространство состояний которой \( \mathscr{H} \) может быть реализовано, например, как пространство \( L^{2}\left(\mathbf{R}^{3}\right) \) квадратично интегрируемых функций \( \psi(\mathbf{x}) \). На основе такого представления об электроне мы рассчитали энергетические уровни атома водорода и получили результаты, которые с большой степенью точности совпадают с экспериментальными. Тем не менее существуют эксперименты, которые показывают, что подобное описание электрона не является полным. Мы уже упоминали об опытах Штерна и Герлаха. Эти опыты показали, что проекция на некоторое направление магнитного момента атома водорода в основном состоянии может принимать два значения. В § 34 мы постронли квантовую наблюдаемую «проекция магнитного момента» заряженной Собственный момент импульса электрона называют спином в отличие от момента, связанного с его движением в пространстве, который обычно называют орбитальным моментом. Существование наблюдаемой, численные значения которой могут принимать два значения, приводит к необходимости считать, что электрон может находиться в двух различных внутренних состояниях, независимо от состояния его движения в пространстве. Это в свою очередь приводит к удвоению общего числа состояний электрона. Так, каждому состоянию электрона в атоме водорода (без учета спина) соответствует два состояния, различающихся проекцией спина на некоторое направление. Если предположить, что не существует какого-либо дополнительного взаимодействия, связанного со спином, то кратность всех собственных значений энергии оказывается в два раза больше, чем для бесспиновой частицы. Если же такие взаимодействия существуют, то вырождения, связанные со спином, могут сниматься и произойдет расщепление энергетических уровней. Опыты показывают, что такое расщепление действительно имеет место. В § 32 мы описали модель атомов щелочных металлов, основанную на предположении, что валентный электрон атома движется в центральном поле. Эта модель неплохо описывает расположение энергетических уровней атомов щелочных металлов, однако ни сама модель, ни какое-либо ее усовершенствование не могут объяснить наблюдаемое расщепление уровней при \( l Хотелось бы подчеркнуть, что гипотеза о спине электрона является гипотезой о природе конкретной элементарной частицы и не затрагивает общих принципов квантовой механики. Аппарат квантовой механики оказывается приспособленным для описания частицы со спином. Мы начнем с построения пространства состояний для электрона. Без учета спина пространством состояний \( \mathscr{H} \) в коорди- Удвоения числа состояний без изменения физического содержания теории легко добиться, заменив пространство состояний \( \mathscr{H}=L^{2}\left(\mathbf{R}^{3}\right) \) на \( \mathscr{H}_{s}=L^{2}\left(\mathbf{R}^{3}\right) \otimes C^{2} \) и сопоставив каждой наблюдаемой \( A \) в \( \mathscr{H} \) наблюдаемую \( A \otimes I \) в \( \mathscr{H} s \). Поясним это подробнее. Элементами пространства состояний частицы со спином являются пары функций Скалярное произведение в пространстве \( \mathscr{H}_{s} \) задается формулой Будем использовать для наблюдаемых \( A \otimes I \) в \( \mathscr{H}_{s} \) те же обозначения и названия, что и для наблюдаемых \( A \) в \( \mathscr{G} \). Так возникают операторы координат \( Q_{1}, Q_{2}, Q_{3} \), операторы проекций импульса \( P_{1}, P_{2}, P_{3} \) и т. д., действующие в \( \mathscr{H}_{s} \). Например, Қаждому чистому состоянию \( \psi(\mathbf{x}) \) в \( \mathscr{C} \) теперь соответствует два ортогональных состояния в \( \mathscr{H}_{s} \) В пространстве \( \mathscr{H}_{s} \), однако, наряду с наблюдаемыми \( A \otimes I \) существуют и другие наблюдаемые, например, вида \( I \otimes S \), где \( S \)-самосопряженный оператор в \( \mathbf{C}^{2} \). Разумеется, в \( \mathscr{C} s \) существуют наблюдаемые, не представимые в виде \( A \otimes I \) или \( I \otimes S \), например, суммы или произведения таких наблюдаемых. Рассмотрим наблюдаемые типа \( I \otimes S \). Прежде всего очевидно, что любая такая наблюдаемая коммутирует с любой наблюдаемой \( A \otimes I \) и не является функцией от наблюдаемых такого типа. Поэтому в пространстве \( \mathscr{H}_{S} \) наблюдаемые \( Q_{1}, Q_{2} \), Любой самосопряженный оператор \( S \) в пространстве \( \mathbf{C}^{2} \) представим самосопряженной матрицей второго порядка и может быть выражен в виде линейной комбинации четырех независимых матриц. В качестве таких матриц удобно выбрать единичную матрицу \( I \) и матрицы Паули \( \sigma_{1}, \sigma_{2}, \sigma_{3} \) : Свойства матриц Паули обсуждались в § 27. Матрицы \( S_{j}= \) \( =\sigma_{j} / 2, j=1,2,3 \) имеют перестановочные соотношения, такие же, как и для орбитального момента импульса Мы видели, что перестановочные соотношения являются одним из наиболее важных свойств операторов момента импульса. Поэтому разумно отождествить операторы \( I \otimes \mathfrak{S}_{i}, j=1,2,3 \) с операторами проекций спина *. В дальнейшем эти операторы будем обозначать обычно через \( S_{j} \). Операторы \( S_{j} \) имеют собственные значения \( \pm 1 / 2 \), которые и являются допустимыми значениями проекций спина на некоторое направление **. Векторы \( \Psi_{1}=\left(\begin{array}{c}\psi(\mathbf{x}) \\ 0\end{array}\right) \) и \( \Psi_{2}=\left(\begin{array}{c}0 \\ \psi(\mathbf{x})\end{array}\right) \) являются собственными векторами оператора \( S_{3} \) с собственными значениями \( +1 / 2 \) и \( -1 / 2 \). Поэтому эти векторы описывают состояния с определенным значением третьей проекции спина. Для дальнейшего нам удобно изменить обозначения и вектор \( \Psi \in \mathscr{H}_{s} \) записывать в виде функции \( \Psi\left(\mathbf{x}, s_{3}\right) \), где \( \mathbf{x} \in \mathbf{R}^{3} \), a \( s_{3} \) принимает два значения \( +1 / 2 \) и \( -1 / 2 \). Такая запись эквивалентна (1), если положить Из равенства Теперь легко понять физический смысл функций \( \Psi\left(\mathbf{x}, s_{3}\right) \). В соответствии с общим толкованием \( \left|\Psi\left(\mathbf{x}, s_{3}\right)\right|^{2} \) есть плотность функции распределения координат при условии, что третья проекция спина имеет значение \( s_{3} \), а \( \int_{\mathbf{R}^{3}}\left|\Psi\left(\mathbf{x}, s_{3}\right)\right|^{2} d x \) есть вероятность в результате измерения спина получить значение, равное \( s_{3} \). Наряду с наблюдаемыми \( S_{1}, S_{2}, S_{3} \) можно ввести оператор квадрата спина \( S^{2}=S_{1}^{2}+S_{2}^{2}+S_{3}^{2} \). Подставляя в это выражение \( S_{j}=\frac{1}{2} \sigma_{j} \) и учитывая, что \( \sigma_{j}^{2}=I \), получим \( S^{2}=\frac{3}{4} I \). Мы видим, что любой вектор \( \Psi \in \mathscr{H}_{s} \) является «собственным» для оператора \( S^{2} \) с собственным значением \( 3 / 4 \). Это собственное значение можно записать в виде * \( s(s+1) \), где \( s=1 / 2 \). Поэтому говорят, что спин электрона равен \( 1 / 2 \). Построим представление группы вращений в пространстве \( \mathscr{H}_{\text {s. }} \). Напомним, что в пространстве \( \mathscr{H}=L^{2}\left(\mathbf{R}^{3}\right) \) действует представление вращений \( g \) операторами \( W(g)=e^{-i\left(L_{1} a_{1}+L_{2} a_{2}+L_{1} a\right)} \), а в пространстве \( \mathbf{C}^{2} \) – операторами \( U(g)=e^{-i\left(S_{1} a_{1}+S_{2} a_{2}+S_{3} a_{3}\right)} \), Отображение \( g \rightarrow W_{S}(g) \), где \( W_{S}(g)=W(g) \otimes U(g) \) является представлением в пространстве \( \mathscr{H}_{S} \). Представление \( W_{S} \) есть произведение представлений \( W \) и \( U \). Операторы в \( \mathscr{H}_{s} \) называются сферически-симметричными, если они коммутируют со всеми операторами \( W_{S}(g) \). Если оператор Шредингера \( H \) является сферически-симметричным, то операторы \( W_{S}(g) \) и инфинитезимальные операторы являются интегралами движения. Поэтому для системы со сферически-симметричным оператором Шредингера справедлив закон сохранения полного момента импульса, проекции которого \( J_{j}=L_{j}+S_{j} \).
|
1 |
Оглавление
|