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 Представление группы вращений (12.5) в $\mathscr{L}^{2}\left(\mathbb{R}^{3}\right)$ не является неприводимым; например, всякая сферически симметричная функция инвариантна относительно преоб. разований (12.5). Можно было бы сослаться и на общую теорему теории представлений, утверждающую, что у компактной группы, какой является группа вращений, все неприводимые представления конечномерны. Мы ғидели в § 12 , что задача описания всех неприводимых проективных представлений группы вращений приводит к рассмотрению неприводимых представлений алгебры Ли, порождаемой соотношениями Оказывается, что для любой конечной размерности $d \geqslant 2$ существует одно неприводимое представление соотношений (13.1); ему соответствует неприводимое проективное представление группы вращений, которое может быть построено по формуле где $\varphi_{j}$ – параметры вращения $\boldsymbol{R}$, определяемые как в формуле (12.10). Приведем подробно построение этого представления в простейшем случае $d=2$. Вводя операторы $\sigma_{j}=\frac{2}{\hbar} J_{j}$, перепишем соотношения (13.1) в виде Полагая $\sigma_{ \pm}=\frac{1}{2}\left(\sigma_{1} \pm i \sigma_{2}\right)$, получим Из первого соотношения вытекает, что если вектор $\Psi$ является собственным вектором эрмитова оператора $\sigma_{3}$ с собственным значением $\lambda$, то $\sigma_{-} \psi$ будет собственным вектором $\sigma_{3}$ с собственным значением $\lambda-1$, а $\sigma_{+} \psi$ – собственным вектором с собственным значением $\lambda+1$. В самом деле, и аналогично для $\sigma_{+} \psi$. Из второго соотношения (13.3) вытекает $\lambda=|\mu|^{2}, \lambda-2=$ $=-|\mu|$, откуда $\lambda=1,|\mu|=1$,так что $\mu=e^{i \alpha}$. Умножая второй из векторов базиса на несущественный фазовый множитель, можно добиться, чтобы $\mu=1$, так что Матрицы (13.4) называются матрицами Паули; легко проверить, что они удовлетворяют соотношениям более ограничительным, чем коммутационные соотношения (13.3). Всякая эрмитова $2 \times 2$-матрица однозначно записывается в виде вещественной линейной комбинации единичной матрицы и матриц Паули: в частности, всякая матрица плотности представляется в виде где $\theta_{1}, \theta_{2}, \theta_{3}$ – параметры Стокса (см. § I.2). Наличие соотношений (13.5) делает весьма удобными алгебраические вычисления с матрицами, представленными в таком виде. В частности, для операторов представления (13.2) получаем Построенное двумерное представление является проективным и не может быть сведено к унитарному, так как, например, для вращений на углы $\pi$ и -л вокруг оси $e_{3}$ получаем соответственно операторы представления $-i \sigma_{3} В случае произвольной размерности $d=2 j+1$ введем операторы $J_{0}=\hbar^{-1} J_{3}, J_{ \pm}=\hbar^{-1}\left(J_{1} \pm i J_{2}\right)$, удовлетворяющие коммутационным соотношевиям Рассуждая как в двумерном случае, можно показать, что спектр оператора $J_{0}$ состоит из чисел $-j,-j+1, \ldots$ $\ldots, j-1, j$. Обозначим $\{\mid m)\}$ ортонормированный базис из собственных векторов оператора $J_{0}$, так что $J_{0}(m)=$ $=m \mid m)$, r. e. Можно показать, что операторы $J_{ \pm}$действуют в этом базисе по формулам из которых можно получить формулы для $J_{1}, J_{2}$, а также для операторов представления $U(\boldsymbol{R})$. Неприводимые представления группы вращений принято нумеровать числом $j$, сяязанным с размерностью соотношением $j=(d-1) / 2$. Таким образом, $j=0,1 / 2,1$, $3 / 2, \ldots$ Представления, отвечающие целым значениям $j$, унитарны, тогда как для полуцелых $j$ представления являются существенно проективными. Теперь можно описать всевозможные неприводимые представления кинематической группы для трехмерной частицы. Пусть $K=\mathbb{C}^{d}$ – комплексное унитарное пространство размерности $d=2 j+1$ и $\mathscr{L}_{\mathbb{K}}\left(\mathbb{R}^{8}\right)$ – пространство вектор-функций $\Psi(\xi)$ на $\mathbb{R}^{3}$ со значениями в $K$ и с интегрируемым квадратом нормы Будем рассматривать операторы $U(\boldsymbol{R})$ как действующие в пространстве $К$, тогда формула определяет неприводимое представление кинематической группы в $\mathscr{L}_{\mathrm{K}}^{2}\left(\mathbb{R}^{3}\right)$. Подчеркнем, что здесь $U(\boldsymbol{R})$ действует на компоненты вектора $\psi(\xi)$ в каждой точке $\xi$. Размерность пространства $\mathbb{K}$ (или число $j$ ), как и связанная с массой постоянная $\mu=m / \hbar$, однозначно, с точностью до унитарной эквивалентности, характеризует неприводимое представление, т. е. тип квантового объекта в трех измерениях. Число $j$ называется спином. Поскольку операторы $J_{k}$ удовлетворяют тем же коммутационным соотношениям, что и операторы углового момента $L_{k}$, их можно представлять себе как наблюдаемые некоего «внутреннего» углового момента частицы. Если игнорировать внешние степени свободы, то (чистое) состояние частицы со спином $;$ будет описываться вектором $(2 j+1)$ мерного унитарного пространства $\mathbb{K}$ с действующим в нем представлением группы вращений $\boldsymbol{R} \rightarrow U(\boldsymbol{R})$. В частности, при $j=1 / 2$ мы приходим к статистической модели частицы со спином $1 / 2$, подробно рассмотренной в § 1.5. Обратимся еще раз к эксперименту, изображенному на рис. 5 , и вычислим теоретически вероятность $P_{\text {out }}$ (in), используя теорию представлений. Пусть $S=\mid$ in) (in $\mid-$ оператор плотности в двумерном унитарном пространстве $\mathscr{\mathscr { C }}$, описывающий состояние частицы после прохождения первого фильтра, $E=$ lout) (out $\mid$-тест, описывающий второй фильтр. Если $\varphi$-угол между направлениями двух фильтров, то первый фильтр можно перевести во второй вращением $\boldsymbol{R}_{n, \varphi}$ вокруг соответствующей оси $\boldsymbol{n}$. Не ограничивая общности, можно принять, что $\mid$ in $)=\left[\begin{array}{l}1 \\ 0\end{array}\right]$. Из формулы (13.6) тогда следует Остается объяснить, почему взаимодействие с внешним магнитным полем приводит к расщеплению пучка частиц в эксперименте Штерна – Герлаха. В отсутствие внешнего поля все пространственные направления равноправны, поэтому любому состоянию $\psi \in \mathscr{K}$ отвечает одно и то же значение энергии, определяемое внешними степенями свободы. Поскольку мы условились их игнорировать, то можно принять, что эта энергия равна нулю. Включение внешнего поля нарушает симметр ию; гамильтониан, описывающий поведение спина во внешнем магнитном поле $\boldsymbol{B}=\left[B_{1}, B_{2}, B_{3}\right]$, имеет вид Мы не имеем здесь возможности вывести эту формулу и только заметим, что, как и должно быть, этот гамильтониан инвариантен относительно поворотов вокруг оси $\boldsymbol{B}$, т. е. $[H, U(\boldsymbol{R})]=0$ для любого поворота $\boldsymbol{R}$ вокруг $\boldsymbol{B}$. Не ограничивая общности, можно считать, что $\boldsymbol{B}=[0,0$, $B]$. Тогда $H=-\lambda B \sigma_{3}$ и мы видим, что $H$ имеет два собственных значения $\pm \lambda B$. Таким образом, вместо состояний с одинаковой энергией $\varepsilon_{0}$ получилось два состояния с энергиями $\varepsilon_{0} \pm \lambda B$. Частицы с разными энергиями поразному отклоняются неоднородным магнитным полем, что и приводит к расщеплению пучка в эксперименте Штерна – Герлаха. Это рассуждение дает предельно упрощенное представление о том, каким образом квантовая теория может объяснить структуру энергетических уровней, опираясь по существу лишь на свойства симметрии. Рассмотрение более сложных моделей требует более детального знакомства с теорией представлений и приближенными методами квантовой механики и выходит за рамки этой книги. По поводу теоремы Вигнера см. Баргман [6], Варадарайав [22], Кэдисон [58], Хунцикер [126]. Для описания нестабильных квавтовых объектав могут быть привлечены полутру п пы Пуанкаре и Галилея, содержащие только положительно-временные сдвиги (см. Цванцигер [127], Ланд и др. [59]). Введение полугруппы вместо группы можно мотивировать тем, что в общем описании эксперимента измерение следует за приготовлением и поэтому не может быть перенесено на произвольньй более ранвий момент времени. § 8. Уравнение, предложенное первоначально Шредингером и положившее начало современной квантовой механике, соответствует задаче на собственные значения $H \psi=\lambda \psi$. Шредингер пришел к нему, штаясь найти дифференциальное уравнение для стационарных вволн материи де Бройля. Связь уравнения Шредингера с представлениями группы Галилея была осознана позже (Инёню и Вигнер [44], Баргман [5]). В этом параграфе мы в основном следуем книге Яуха [134]. Тот факт, что квантовый гамильтониан имеет тот же вид, что и классическая энергия с заменой классических величин на соответствующие операторы, является одной из форм єпринципа соответствия». Наметим здесь совсем кратко еще одну линию, связывающую квантовую механику с теорией вероятностей. Формальная замена it на $t$ переводит уравнение Шредингера в параболическое уравнение теории диффузионных процессов, а унитарную группу $\left\{V_{t}\right\}$-в некоторую сжимающую полугруппу в гильбертовом пространстве. Основываясь на этом, можно установить связь между квантовой динамикой и некоторым диффузионным случайным процессом (формула Фейнмана Қаца-Нелсона). Полевой аналог этой формулы является важным аналитическим орудием конструктивной теории поля. В работах Нелсона [74], [75] делается попытка рассмотреть диффузионный процесс как дивамическую модель квантовой теории со скрытыми переменнКми Қорректное определение оператора фазы дали Каррутерс и Нието [45] (см. также Волкин [28]). По поводу полярного разложения см., например, Рнд и Саймон [85], относительно класса $X$ арди см., например, Халмош [104]. Огравиченные субнормальные операторы ввел Халмош (см., например, [104]). См. также Секефальви-Надь [89].
|
1 |
Оглавление
|