Главная > МАТЕМАТИЧЕСКИЕ МЕТОДЫ КВАНТОВОЙ ФИЗИКИ (Дж.Глимм, А.Джаффе)
<< Предыдущий параграф Следующий параграф >>
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

При пренебрежении спином электрона $n$-й уровень энергии атома водорода имеет кратность $n^{2} ;$ см. $\S 1.7$. Рассмотрим первое возбужденное состояние $n=2$ с кратностью вырождения $n^{2}=4$. С учетом двух возможных спиновых состояний электрона и двух спиновых состояний протона вырождение имеет кратность $4 n^{2}=16$. Спинам соответствуют магнитные моменты. Магнитные моменты
1) См. §15.3.-Прим. перев.
взаимодействуют между собой, что приводит к изменению гамильтониана, изученного в § 1.7. Точный вид возмущающей добавки приводится ниже; он выведен в § 15.3 на основе нерелятивистского предельного перехода в уравнении Дирака. Этот дополнительный член, называемый спин-орбитальным взаимодействием, изменяет спектр гамильтониана $H$ и частично разрушает $4 n^{2}$-кратное вырождение $n$-го уровня энергии. Такое расщепление спектра, связанное со спином и магнитным моментом электрона, называется тонкой структурой. Ему и посвящен этот параграф.

Напомним, что в соответствии с $\$ 1.3$ спиновое пространство $S$, отвечающее значению спина электрона $s=1 / 2$, есть $S=C^{2 s+1}=$ $=C^{2}$. В этом пространстве угловой момент определяется двумерным представлением $\mathscr{D}^{(1 / 2)}$ группы $S U(2)$ (накрывающей группы для группы пространственных вращений $S O(3)$ ). Соответствующее гитьбертово пространство (без учета движения центра масс) есть $\mathscr{H}=L_{2}\left(R^{3}\right) \otimes S$, и полный угловой момент определяется представлением $S U(2)$ в $\mathscr{H}$.

В частности, представление $S U(2)$ в $\mathscr{H}_{n} \otimes S$ можно разложить с помощью формул Клебша – Гордана:
\[
\begin{array}{c}
\mathscr{D}^{(l)} \otimes \mathscr{D}^{(1 / 2)}=\mathscr{D}^{(l+1 / 2)} \oplus \mathscr{D}^{(l-1 / 2)} \quad(l
eq 0), \\
\mathscr{D}^{(0)} \otimes \mathscr{D}^{(1 / 2)}=\mathscr{D}^{(1 / 2)} .
\end{array}
\]

Таким образом, разложение (1.7.10) заменяется разложением
\[
\mathscr{H}_{n} \otimes S=\mathscr{D}^{(2 n-1) / 2} \bigoplus_{l=1}^{n-1} 2 \mathscr{D}^{(2 l-1) / 2} .
\]

Можно интерпретировать (15.2.2) как утверждение о том, что электрон в атоме водорода имеет полный угловой момент $\mathbf{J} \hbar$, где $\mathbf{J}=\mathbf{L}+\mathbf{S}$. Здесь $\mathbf{L}$ – «орбитальный» угловой момент, связанный с вращением вокруг ядра, а $\mathbf{S}-$ внутренний спин $1 / 2$. Неприводимое представление в разложении (15.2.2), отвечающее полному угловому моменту $j$, возникает из комбинации представлений, отвечающих спину $1 / 2$ и орбитальному угловому моменту $l=j \pm 1 / 2$.

Тонкая структура атома водорода может быть получена путем включения в гамильтониан $H$ возмущения
\[
W\left(x_{1}-x_{2}\right) \mathbf{L} \cdot \mathbf{S},
\]

описывающего взаимодействие орбитального момента и внутреннего спина электрона (вид $W$ можно найти из взаимодействия магнитного момента движущегося электрона с кулоновым полем; см. [Baym, 1969]). Разложение (15.2.2) объясняет появление $n$ собственных значений в $\mathscr{H}_{n} \otimes S$, так же как и их кратности. Заметим, что $\operatorname{dim} \mathscr{H}_{n} \otimes S=2 n^{2}$. Вычисление в первом порядке теории возмущений сдвига энергии, связанного с членом (15.2.3), позволяет приближенно определить тонкую структуру.
Дирак предложил лоренц-инвариантное уравнение для волновой функции электрона, принимающей значения (в случае одной частицы) в пространстве $L_{2}\left(R^{3}\right) \otimes\{S \oplus S\}$. (Заметим, что пространство $S \oplus S$ возникает естественным образом при разложении представления группы Лоренца $\mathscr{D}^{(1 / 2,0)} \oplus \mathscr{D}^{(0,1 / 2)}$ со спином $1 / 2$ на компоненты, неприводимые относительно собственной группы Лоренца (не содержащей отражений).) Гамильтониан Дирака для частицы массы $\mu$ в кулоновом поле – $e^{2} /|x|$ есть дифференциальный оператор первого порядка вида
\[
H=\alpha_{4} \mu-c \sum_{j=1}^{3} \alpha_{j} \cdot i \hbar \frac{\partial}{\partial x_{j}}-\frac{e^{2}}{|x|} .
\]

Здесь $\alpha_{i}$ – постоянные $4 \times 4$-матрицы, действующие в $S \oplus S$. Кроме того, матрицы $\alpha$ задают представление клиффордовой алгебры
\[
\alpha_{i} \alpha_{j}+\alpha_{j} \alpha_{i}=2 \delta_{i j} I .
\]

Собственные значения оператора (15.2.4) могут быть найдены точно. Они имеют вид
\[
E_{n, j}=\mu\left\{1+\left(\frac{\alpha}{(n-j-1 / 2)+\sqrt{(j+1 / 2)^{2}-\alpha^{2}}}\right)^{2}\right\}^{-1 / 2},
\]

где $\alpha=e^{2} /(\hbar c)$ – постоянная тонкой структуры; см. (1.7.2). В $(15.2 .6) \quad n=1,2, \ldots$-главное квантовое число, а $j=1 / 2$, $3 / 2, \ldots, n-1 / 2$. Заметим, что значения $j$ совпадают со значениями углового момента в (15.2.2). Кратности собственных значений совпадают с размерностью соответствующих представлений, поэтому $j$ – квантовое число углового момента.

При $\alpha \ll j+1 / 2$ выражение (15.2.6) можно разложить в ряд по степеням $\alpha$ :
\[
E_{n, j}=\mu-\frac{\mu \alpha^{2}}{2 n^{2}}\left\{1+\frac{\alpha^{2}}{n^{2}}\left(\frac{n}{j+1 / 2}-\frac{3}{4}\right)\right\}+O\left(\alpha^{6}\right) .
\]

Член $\mu$ есть масса покоя электрона. Член порядка $O\left(\alpha^{2}\right)$ совпадает с нерелятивистским выражением (1.7.6) для $E_{n}$, а член порядка $O\left(\alpha^{4}\right)$ определяет сдвиг, связанный со спин-орбитальным взаимодействием. Вычислив этот член, мы получим измеренную величину тонкой структуры.

Categories

1
Оглавление
email@scask.ru