Lec, Beskin / beskin. book

91

Рассмотрим прежде всего наиболее простой случай вращения системы координат вокруг оси z на угол Φ. Такой поворот соответствует преобразованию углов θ′ → θ и ϕ′ → ϕ + Φ. Понятно, что в этом случае волновая функция Ψ01 вообще не изменится. Что же касается, например, функции Ψ11(θ′, ϕ′, t) = sin θ cos(ϕ − ωt + Φ + ϕ0), то, как мы видим, поворот вокруг оси z приводит лишь к фазовому сдвигу. Поэтому усредненная по времени величина [Ψ11(θ′, ϕ′, t)]2 будет в точности такой же, как и [Ψ11(θ, ϕ, t)]2. Таким образом, поворот осей вокруг оси z не влияет на наблюдаемые свойства, и мы можем

записать

(a11)′ = a11; (a01)′ = a01; (a−1 1)′ = a−1 1. (142)

Рассмотрим теперь преобразование (θ, ϕ) → (θ′, ϕ′) (141) при повороте координатных осей против часовой стрелки на угол Θ вокруг оси x. Воспользовавшись определения-

Вспоминая теперь, что полная волновая функция должна быть записана в виде (139)

Y1(θ, ϕ) = acY1(c) + a0Y10 + asY1(s), получаем окончательно для преобразования коэффици-

ентов

93

Напомним, что коэффициенты a с различными индексами (точнее, их квадраты) опи-

сывают вероятность обнаружить частицу в состоянии с данной проекцией момента импульса на ось z. Как легко проверить, сумма квадратов величин, стоящих в каждой

строчке, действительно равны единице. В итоге, например, состояние c

a+ = 1,

a− = 0,

т.е. состояние с проекцией момента импульса на ось z равным h¯, в повернутой системе

координат будет соответствовать состоянию со значениями

В частности, при Θ = 90◦ это состояние НЕ ЕСТЬ состояние с моментом импульса, повернутым на 90◦ по отношению к новой оси z′. При измерении проекции момента импульса на эту ось вероятность получить ноль есть лишь (a′0)2 = 1/2. С вероятностью (a′+)2 = 1/4

измеренная проекция будет равна h¯, а с вероятностью 1/4 проекция будет равна −h¯.

Посмотрим теперь, какие волновые функции нужно использовать, чтобы описать орбитальный угловой момент частицы 2 h¯. Естественно предположить, что для этого нам понадобятся шаровые функции порядка l = 2 (численные коэффициенты вводятся для

того, чтобы сумма квадратов шаровых функций была равна единице)

√

94

Появление шаровых функций, пропорциональных sin 2ϕ и sin 2ϕ здесь вполне понятно. Вычисляя вновь волновой вектор k как 2π/λ, где теперь на окружности 2πr укладывается две волны, мы немедленно получаем r ·pϕ = r ·hk¯ = 2¯h. Однако, как мы видели, при

повороте координатных осей для определения волновой функции в новых координатах нам неизбежно потребуется полный набор шаровых функций. Замечательным же фактом (относящимся, конечно же, не к квантовой механике, а к аналитической геометрии) является то, что для l = 2 функции (155)–(159) также образуют полную систему. В бо-

лее общем виде это означает, что если в одной системе координат угловое распределение может быть представлено как линейная комбинация 2l + 1 шаровых функций порядка l,

то и в любой другой системе для описания того же самого углового распределения будет достаточно тех же 2l + 1 шаровых функций, определенных уже относительно повернутых координатных осей. На языке теории групп это означает, что наборы из трех функций Y1, пяти функций Y2, и т.д. реализуют неприводимое представление группы всех вращений

координатных осей в трехмерном пространстве.

Витоге, для описания частицы с моментом импульса 2¯h необходимо ввести не три,

апять базисных функций. Они будут описывать состояния, соответствующие проекции

момента импульса равные 2 h¯, h¯, 0, −h¯ и −2 h¯. Следовательно, близкая аналогия между векторами и компонентами разложения a имеет место лишь для углового момента h¯. В окончательном виде волновые функции, соответствующие различным проекциям

момента импульса (верхний индекс) запишутся как

а матрица поворота, определяющая закон преобразования для коэффициентов a2+, a+,

96

Прежде всего, как мы видели, (2l + 1) волновые функции, описывающиеся шаровыми функциями порядка l, соответствуют (2l + 1) различным проекциям mh¯ на ось z, где

В частности, мы имеем три проекции для углового момента h¯ и пять для углового момента 2¯h. Воспользуемся теперь замечательным свойством, который следует из соотношений (154) и (166) при случайном распололожении в пространстве углового момента l при измерении его проекции lz на ось z все значения mh¯ оказываются равновероятными (проверьте!4). Значит, вероятность каждой из проекций будет равна 1/(2l + 1). Поскольку же

Предполагая теперь, что при усреднении (а не при единичном измерении!) средние зна-

чения квадратов проекций < lx2 > и < ly2 > не должны отличаться от < lz2 >, мы возвращаемся к соотношению l2 = l(l + 1).

Значит, на самом деле длина вектора момента импульса у всех состояний, описываемых шаровыми функциями любого порядка l, оказывается больше, чем ее максимальная проекция на ось z (или на любую другую ось). В частности, на самом деле полный орбитальный момент импульса электрона для l = 1 есть √2 h¯, а не h¯. Тем не менее, на это

всегда намеренно закрывают глаза и считают, что полный момент импульса совпадает с максимально возможной проекцией углового момента.

Состояние с определенным значением проекции lz можно, как это обычно и делают

q

(см. Рис. 13), изобразить как прецессию вектора углового момента l длины |l| = l(l + 1) h¯

вокруг оси z. При этом ориентация вектора l по отношению к оси z должна быть совершенно случайной, так что его проекции на оси x и y не будут точно определены. В результате, при повороте координатных осей вокруг оси x на угол Θ = 90◦ вектор l не

R

4Усреднение по углам любой функции f (θ) производится по формуле < f (θ) >= 1/2 0π f (θ) sin θdθ

97

.

.

Рис. 13: ”Прецессия” момента импульса l вокруг оси z.

98

будет направлен в точности перпендикулярно новой оси z′. Однако на таком языке не очень понятно, как может появиться ненулевая вероятность проекции, скажем, m = −l

на ось z′ в штрихованной системе координат при повороте на малый угол Θ 1, если проекция на ось z была m = l. Это чисто квантовый эффект, который трудно изобразить на бумаге. Дело в том, что, как мы видели, вектор l должен быть разложен не по трем

координатным ортам, а по собственным волновым функциям, которые образуют базис, ”размазанный” по всему диапазону углов θ и ϕ.

3.1.4Квантовый волчок

Итак, выше было показано, что для описания частицы с орбитальным моментом импульса lh¯ необходимо ввести 2l + 1 волновых функций. Они имеют вполне наглядную интер-

претацию и описывают, в частности, пространственную форму электронных орбиталей. Однако гораздо важнее было подчеркнуть то, что в квантовой механике в роли базисных ортов выступают волновые функции, описывающие различные состояния. Поэтому для описания квантовой системы нам на самом деле достаточно знать лишь коэффициенты разложения a. В частности, соотношения (152) и (165) определяют закон, по которому,

зная коэффициенты разложения в одной системе координат, мы можем определить их в другой системе системе, повернутой относительно первой на угол Θ вокруг оси x. Таким

образом, о величине момента импульса можно судить по количеству состояний, которое необходимо для того, чтобы полностью описать систему при повороте координатных осей, и по закону преобразования коэффициентов a, определеяющим вероятность обнаружить

систему в данном состоянии.

Теперь мы, наконец-то, можем вернуться к основной теме этого раздела, а именно к вопросу о спине частиц. Оказалось (и это, как мы уже отмечали, есть экспериментальный факт), что элементарные частицы обладают еще одной степенью свободы, которую можно описать почти также, как нам удалось описать свойства, связанные с орбитальным моментом импульса. Иными словами, частице можно приписать свой собственный момент импульса, не связанный с его пространственным движением. Тот же факт, что это

99

свойство подобно именно моменту импульса, будет определяться тем, что при повороте координатных осей вероятности обнаружить частицу в данном состоянии изменяются в точности по такому же закону, что и коэффициенты a.

Например, если частица обладает собственным моментом импульса (т.е. спином) h¯,

то для ее описания нужно предположить, что при измерении проекции спина на некоторую ось могут быть получены лишь значения h¯, 0 и −h¯ с вероятностями a+, a0 и a−. Причем здесь величины a+, a0 и a− уже не являются коэффициентами разложения при

каких-то волновых функциях, зависящих от координат. Они описывают теперь только вероятности, и ничего больше. При этом для другой системы отсчета соответствующие вероятности должны преобразовываться в соответствии с матрицей (152), которая была получена для совершенно другой задачи, а именно для задачи об орбитальном моменте импульса, когда волновые функции зависили от координат. В этом месте во всей мощи и проявляется новый язык квантовой механики. Он позволяет описывать явления, которые не имеют аналогов в классической физике. В данном случае ”состояние” с данной проекцией спина не связана ни с каким пространственным распределением вероятностей.

Здесь, однако, мы сразу сталкиваемся с одной новой проблемой. До сих пор мы обсуждали системы, у которых величина l была целой величиной. Соответственно, момент импульса был равен целому числу h¯, а число состояний 2l + 1 было нечетным. Однако,

как мы видели, наблюдаемые свойства большинства элементарных частиц требуют двух степеней свободы. Но тогда мы должны предположить, что величина l, описывающая подобные свойства, должна быть равна 1/2 (в общем случае полуцелой величиной). А соответствующий спин частиц должен быть равен h/¯ 2 (а на самом деле, как мы помним,

q q

l(l + 1)¯h = 3/4¯h).

Однако легко сказать полуцелый спин. Как мы видели, волновые функции с орбитальным моментом импульса lh¯ зависели от угла ϕ как sin lϕ и cos lϕ. Если формально положить l = 1/2, то тогда, действительно, для описания системы нам потребуются лишь две величины a1/2 и a−1/2, квадраты которых будут определять вероятности зарегистрировать частицу с проекцией спина h/¯ 2 или −h/¯ 2. Однако при этом закон преобразования

Например, при изменении угла Θ на 360◦ (т.е. при тождественном преобразовании!) величины a, пропорциональные sin(Θ/2) и cos(Θ/2), будут менять знак. Поэтому нам, ка-

залось бы, неизбежно придется пойти на то, что волновая функция должна стать двузначной. Т.е., по существу, неопределенной в данной точке.

В классической механике такая ситуация была бы невозможна. Действительно, как можно представить себе, что, например, скорость воды в реке в данной точке принимает два различных значения. Однако в квантовой механике, как оказалось, подобное свойство все же может быть реализовано. Дело в том, что, как уже подчеркивалось, физический смысл имеют не сами величины a, а их квадраты. Поэтому при повороте на

360◦ физический ответ (т.е. вероятность наблюдать состояние с данной проекцией спина)

не изменится!

На первый взгляд может показаться, что нам крупно повезло, и удача, которая нам улыбнулась, была чисто случайной. На самом же деле, здесь мы сталкиваемся с удивительным глубинным свойством нашего трехмерного пространства. Более точно с его свойствами по отношению к вращениям. Действительно, рассмотрим повороты в двухмерном пространстве, например, повороты карандаша, лежащего на поверхности стола. Ясно, что любой поворот будет описываться лишь одной величиной углом вращения вокруг вертикальной оси. Но как только мы разрешим карандашу вращаться в трехмерном пространстве (т.е. увеличим размерность пространства на единицу), то для описания поворота будет необходимо ввести не две, а уже три величины, поскольку теперь нам нужно задать не только два параметра, определяющие ориентацию оси вращения, но и еще третий параметр угол поворота вокруг этой оси. Появление дополнительной степени свободы и приводит к совершенно новым свойствам, которые, к сожалению, очень редко обсуждается в популярной литературе. Поэтому будет полезно обсудить их более подробно.