W dotychczasowych rozważaniach dotyczących różnych układów fizycznych (w tym i atomu wodoropodobnego)

Transkrypt

1 Teoria spinu 1/ 196 Rozdział 17 Teoria spinu 1/ 17.1 Wprowadzenie braki dotychczasowej teorii W dotychczasowych rozważaniach dotyczących różnych układów fizycznych w tym i atomu wodoropodobnego wielokrotnie zastrzegaliśmy się, że mówimy o cząstce bezspinowej. Omawiając strukturę atomu opisywaliśmy elektron w układzie środka masy jako cząstkę punktową scharakteryzowaną przez funkcję falową ψ r = ψx, y, z. Uzyskane wyniki, choć ścisłe matematycznie, są niedokładne fizycznie. Brak bowiem, na przykład uwzględnienia faktu, że elektron posiada spin. poprawek relatywistycznych, itp., itd.. Można uniknąć wielu z tych braków jeżeli rozważać będziemy w pełni relatywistyczne równania Diraca. Wtedy też, niejako automatycznie, pojawia się spin. Spin został jednak odkryty doświadczalnie przed opublikowaniem równania Diraca. Pauli zbudował odpowiednią teorię, która jak się okazuje, jest granicznym przypadkiem teorii Diraca. W niniejszym wykładzie nie będziemy posługiwać się równaniem Diraca. Omówimy więc teorię Pauliego, a poprawki relatywistyczne rozważymy później, w ramach rachunku zaburzeń. Przesłanki doświadczalne wskazujące na istnienie spinu są następujące. Doświadczenie Sterna Gerlacha. Wiązka atomów srebra ulega w niejednorodnym polu magnetycznym rozszczepieniu na dwie składowe. Linie widmowe atomów są na ogół rozszczepione, czego nie wyjaśnia dotychczas omawiana teoria atomu wodoropodobnego. W normalnym efekcie Zeemana linia widmowa jest rozszczepiona na nieparzystą ilość linii. Wielkość rozszczepienia jest wprost proporcjonalna do natężenia pola B. Efekt ten wyjaśnialiśmy wiążąc z ruchem elektronu moment magnetyczny M = µ B L, 17.1 gdzie µ B = e /µ e magneton Bohra. Niekiedy jednak występuje tzw. "anomalny" efekt Zeemana, w którym linia widmowa ulega rozszczepieniu na parzystą liczbę składowych. Orbitalna liczba kwantowa l jest całkowita, magnetyczna liczba kwantowa m przyjmuje więc l + 1 wartości ilość nieparzystą. To wyjaśnia normalny efekt Zeemana. W efekcie anomalnym liczba linii jest parzysta, co sugeruje istnienie połówkowych wartości momentu pędu. Ogólna teoria momentu pędu dopuszcza taką możliwość, podczas gdy dla orbitalnego momentu pędu liczba kwantowa l jest zawsze całkowita. Fakty te pozwalają domniemywać, że istnieje w atomach i nie tylko moment pędu połówkowy. Wymaga to jednak przyjęcia dodatkowych założeń lub rozbudowania postulatów. S.Kryszewski MECHANIKA KWANTOWA 196

2 Teoria spinu 1/ Postulaty teorii Pauliego Wyjaśnienie omówionych faktów doświadczalnych wymaga postulatu, że elektron posiada wewnętrzny moment pędu spin taki, że związany z nim jest moment magnetyczny µ S = µ B S gdzie µ B = e m e, 17. bowiem elektron ma ujemny ładunek. Zwróćmy tu uwagę na dodatkowy czynnik, sprawiający, że spinowy moment magnetyczny jest, formalnie rzecz biorąc, dwukrotnie większy niż orbitalny. Współczynnik ten zwany współczynnikiem giromagnetycznym dla elektronu, daje się wyjaśnić dopiero na gruncie elektrodynamiki kwantowej. Istnienie spinu sprawia, że do dotychczasowych postulatów musimy dodać następne. Niezależnie od zmiennych r i p, które nazwiemy zmiennymi orbitalnymi, musimy jeszcze mieć jakieś zmienne spinowe. 1. Wielkość fizyczna zwana spinem jest momentem pędu. Wobec tego odpowiadająca jej obserwabla ma charakter wektora S = S 1, S, S 3, którego składowe są operatorami hermitowskimi, tj. S k = S k, a także muszą spełniać kanoniczne relacje komutacyjne [ Sk, S m ] = i εkmn S n W świetle ogólnej teorii momentu pędu, stwierdzamy, że istnieją stany spinowe s, m s spełniające równania własne S s, m s = ss + 1 s, m s 17.4a S 3 s, m s = m s s, m s, 17.4b gdzie wartości własne s są całkowite lub połówkowe nie przesądzamy tego na razie, zaś m s zmienia się co 1 od minimalnej wartości m s min = s do m s max = s.. Cząstka danego typu np. elektron ma jednoznacznie określoną liczbę kwantową s. Mówimy wtedy, że cząstka ta ma spin s. Przestrzeń stanów spinowych dla tej cząstki jest więc s + 1-wymiarowa, ze względu na dopuszczalne wartości liczby m s. Wszystkie stany spinowe cząstki odpowiadają tylko jednej wartości własnej S równej ss + 1, zaś różnią się liczbą kwantową m s. 3. Istnieją cząstki z s =, wtedy zmienne orbitalne, a więc "zwykła" funkcja falowa, wystarcza do opisu stanu cząstki bezspinowej. Dla cząstki o spinie s pojęcie funkcji falowej określonej zmiennymi orbitalnymi trzeba rozszerzyć. Odpowiedni ZZOK musi również zawierać operatory spinowe S oraz S 3. Stan cząstki opisuje więc wektor stanu będący złożeniem stanu orbitalnego funkcji falowej i stanu spinowego. 4. Zmienne spinowe charakteryzujące cząstkę działają w przestrzeni spinów, a więc z definicji komutują z obserwablami działającymi w przestrzeni charakteryzowanej zmiennymi orbitalnymi [ Sk,  r, p ] =, 17.5 dla dowolnego operatora  r, p =  r, i. 5. Elektron ma spin s = 1/ i moment magnetyczny dany wzorem 17.. Komentarze dodatkowe Proton i neutron też mają spin s = 1/. Ich współczynniki giromagnetyczne są jednak inne. Znamy cząstki zarówno o spinie całkowitym tzw. bozony i cząstki o spinie połówkowym fermiony. S.Kryszewski MECHANIKA KWANTOWA 197

3 Teoria spinu 1/ 198 Elektron uważamy za cząstkę punktową. W szkolnych podręcznikach czasami przedstawia się elektron jako cząstkę rozciągłą i tłumaczy istnienie spinu wewnętrznego momentu pędu jako efekt wirowania. JEST TO BZDURA!! Uzasadnienie jest następujące. Załóżmy, że elektron rzeczywiście jest cząstką rozciągłą, która wiruje wokół własnej osi. Wirowanie to ma być przyczyną powstawania wewnętrznego momentu pędu spinu. Rodzi to jednak serię problemów. Po pierwsze, cząstka rozciągła wymaga więcej niż 3 zmienne do jej pełnego opisu np. trzy składowe położenia i trzy kąty Eulera opisujące orientację w przestrzeni. Po drugie, obroty bryły rozciągłej miałyby charakter przestrzenny. Związany z tym moment pędu powinien być opisywany całkowitymi liczbami kwantowymi. Wnioskujemy więc, że spin elektronu nie może być powiązany z obrotami przestrzennymi. Aby się jeszcze lepiej o tym przekonać, przeprowadzimy proste oszacowanie. Załóżmy, że elektron jest małą kulką o promieniu R e i masie m e. Kulka taka ma klasyczny moment bezwładności I e = m e R e /5. Załóżmy dalej, że kulka ta wiruje z pewną prędkością kątową ω e tak, że ma moment pędu równy S = I e ω e. Z drugiej strony wartość oczekiwaną S możemy przyjąć za równą = 3 / patrz 17.4a. Z rozważań tych wynika oszacowanie 3 5 m ere ω e. Prędkość liniowa ruchu obrotowego na równiku kulki wynosi v = ω e R e, zatem m er e v = v m e R e, 17.7 przy czym warto zauważyć, że im mniejszy promień R e, tym większa prędkość v. Dla oszacowania liczbowego v weźmy R e = m co jest tzw. klasycznym promieniem elektronu. Wartości liczbowe pozostałych stałych są znane, więc otrzymujemy v m s c Prędkość równikowa wirującego elektronu zapewniająca właściwą wartość wewnętrznego momentu pędu tj. spinu jest więc prawie 3 razy większa od prędkości światła. Jest to oczywista bzdura. Ponownie przekonujemy się, że spin elektronu nie może być związany z wirowaniem czegokolwiek. Wniosek : Spin jest wielkością czysto kwantowo-mechaniczną i nie ma żadnego odpowiednika klasycznego. Możemy powiedzieć, że elektron ma spin, tak samo zresztą jak ma masę i ładunek. Innymi słowy spin elektronu jest jego własnością, w tym samym sensie co masa czy ładunek Własności momentu pędu spinu 1/ Sformułowanie abstrakcyjne Ograniczymy się teraz do przypadku s = 1/ zresztą najczęstszego w praktycznych zastosowaniach. Przestrzeń E 1/ stanów jest więc s + 1 = -wymiarowa. Bazę w tej przestrzeni tworzą dwa stany wektory + = s = 1, m s = + 1, 17.9a = s = 1, m s = b S.Kryszewski MECHANIKA KWANTOWA 198

4 Teoria spinu 1/ 199 Stany te tworzą bazę w przestrzeni E 1/, a zatem spełniają relację zupełności = ˆ Przyjmujemy ponadto, że stany te są unormowane i ortogonalne + + = = a + = + = b Dowolny wektor χ E 1/ ma więc postać kombinacji liniowej χ = C C Zgodnie więc z postulowanym przepisem 17.4 możemy napisać S ± = ± = 3 4 ±, 17.13a S 3 ± = ± ± b Mówimy, że stany ± są stanami własnymi spinu 1/. Stan + nazywany bywa "spinem w górę", zaś stan "spinem w dół". Nazwy te wynikają z relacji 17.13b. Idąc dalej, adaptujemy ogólną teorię momentu pędu do przypadku spinu 1/. Tworzymy więc operatory podnoszący i obniżający S ± = S 1 ± i S Korzystając z ogólnych, uprzednio wyprowadzonych relacji, możemy dalej napisać S + + = ss + 1 m s m s + 1 s = 1, =, 17.15a S + = ss + 1 m s m s + 1 s = 1, = s = 1, = = b Pierwsza z powyższych równości wynika stąd, że w przestrzeni E 1/ nie ma wektora s = 1, = s = 1, m s = 3. ponadto wyrażenie pod pierwiastkiem daje zero. Zupełnie analogicznie, dla operatora obniżającego otrzymamy S + =, S = Z określeń wynika oczywiście, że S 1 = 1 S+ + S, S = i S S Korzystając z wzorów i natychmiast otrzymujemy S 1 + = 1 S+ + S + =, 17.18a S 1 = 1 S+ + S = b Zupełnie tak samo mamy S + = i S = i S S + + = i S S + = i, 17.19a b S.Kryszewski MECHANIKA KWANTOWA 199

5 Teoria spinu 1/ S jako składowa operatora spinu momentu pędu jest z założenia operatorem hermitowskim. Nie powinien jednak niepokoić fakt, że w powyższych wzorach S działając na stany ± produkuje liczby zespolone. Stany ± nie są stanami własnymi operatora S więc liczby ±i / nie są wartościami własnymi i nie muszą być rzeczywiste. Podkreślmy raz jeszcze, że po prostu adaptujemy ogólną teorię momentu pędu do przypadku szczególnego, w którym ze względów historycznych stosujemy nieco inną notację. Oczywiście kluczową rolę odgrywają kanoniczne relacje komutacyjne 17.3, charakterystyczne dla momentu pędu Macierze Pauliego i operatory spinu 1/ Wymiar przestrzeni E 1/ wynosi. Przestrzeń ta jest izomorficzna z przestrzenią wektorową C. Wobec tego dowolny wektor z tej przestrzeni można reprezentować dwuwymiarowym " słupkiem". Dlatego też przyjmiemy odpowiedniość + = 1, = 1, 17. Oczywiście te dwa wektory tworzą bazę w dwuwymiarowej przestrzeni wektorowej nad ciałem liczb zespolonych. Dowolny wektor z rozważanej przestrzeni można więc zapisać jako kombinację liniową ψ = α = α+ Wektor sprzężony do ψ to bra ψ o postaci "wiersza" ψ = α = α +, α. 17. Iloczyn skalarny dwóch wektorów zapisujemy zgodnie z regułami mnożenia macierzy ϕ ψ = β+, α + β = β α + α + + β I wreszcie, warunek normowania przyjmuje postać 1 = ψ = ψ ψ = α Operatory działające w rozważanej przestrzeni są macierzami. Przestrzeń operatorów jest więc 4-wymiarowa. Jako bazę w przestrzeni operatorów można wybrać macierz jednostkową oraz trzy macierze zwane macierzami Pauliego σ x = 1 1, σ y = i i gdzie indeksację x, y, z stosujemy wymiennie z 1,, 3. Operatorem spinu 1/ np. elektronu jest wówczas, σ z = 1 1, 17.5 S = 1 σ, 17.6 czyli więc każdej ze składowych spinu odpowiada S k = 1 σ k, k = 1,, Łatwo sprawdzić, że przy tak zadanej reprezentacji: stany spinowe przez 17., zaś S k przez 17.6 i 17.7 wszystkie, powyżej wprowadzone własności operatora spinu są spełnione. S.Kryszewski MECHANIKA KWANTOWA

6 Teoria spinu 1/ 1 Własności macierzy Pauliego Macierze Pauliego są w sposób jawny zadane wzorami Wszystkie podane niżej własności można sprawdzić bezpośrednimi i bardzo prostymi rachunkami, dlatego też podamy je tutaj bez dowodów, czy wyprowadzeń. Macierze Pauliego spełniają relacje komutacyjne [ σj, σ k ] = i εjkn σ m, które, wraz z definicją 17.6, zapewniają spełnienie kanonicznych relacji 17.3 dla operatora spinu 1/. Kwadraty macierzy Pauliego to macierz jednostkowa σ x = σ y = σ z = 1 1 Macierze Pauliego antykomutują, to znaczy = ˆ { σ j, σ k } = σ j σ k + σ k σ j = Macierze Pauliego są bezśladowe i unimodularne Tr {σ k } =, det {σ k } = Wartości własne wszystkich trzech macierzy Pauliego są równe ±1. Dzięki temu, dla wszystkich trzech operatorów S k mamy λ 1, = ± wartości własne operatorów S k, k = x, y, z W zasadzie rezultat ten jest zaskakujący, możnaby się go jednak spodziewać. Wynika on stąd, że wszystkie kierunki w przestrzeni są równouprawnione. Który z nich umówimy się nazywać osią z jest właśnie kwestią umowy. Równie dobrze może pełnić tę samą rolę dowolny inny kierunek stąd rezultat Macierze Pauliego są często spotykane w praktycznych zastosowaniach i mają cały szereg pożytecznych własności. Przedstawimy tu niektóre z nich. Lemat 17.1 Iloczyn dwóch macierzy Pauliego dany jest wzorem σ j σ k = δ jk + i ε jkm σ m Dowód. Jeśli j = k to δ jj = 1, zaś ε jjm = i wtedy teza wynika z Jeżeli j k to δ jk =, wówczas teza wynika z dodania stronami relacji komutacyjnej 17.8 i antykomutacyjnej Lemat 17. Niech A i B będą dwoma wielkościami wektorowymi, które komutują z macierzami Pauliego. Zachodzi relacja σ A σ B = A B + i σ A B Wielkości A i B mogą być operatorami, które nie komutują między sobą. Ich porządek po lewej i prawej stronie równości jest utrzymany. S.Kryszewski MECHANIKA KWANTOWA 1

7 Teoria spinu 1/ Dowód. W dowodzie korzystamy z relacji Otrzymujemy więc σ A σ B = σ k A k σ m B m = δ km + i ε kmn σ n Ak B m = A k B k + i σ n ε nkm A k B m = A B + i σ n A B n = A B + i σ A B Zatem lemat jest udowodniony. W wielu zagadnieniach fizycznych opis stanu układu można sprowadzić do dwuwymiarowej przestrzeni wektorowej. Wektory ± i macierze Pauliego stanowią wówczas bardzo pożyteczne narzędzie badawcze. Podane wyżej relacje, spełniane przez macierze Pauliego są punktem wyjścia do wyprowadzenia całego szeregu innych bardzo użytecznych relacji. Podamy dwa przykłady wyrażeń, których dowody są umieszczone w Uzupełnieniach: e iβσ k = cos β + i σ k sin β σ j, gdy j = k, e iβσ k σ j e iβσ k = σ j cosβ + ε jkm σ m sinβ, gdy j k Spin w dowolnym kierunku Kierunek w przestrzeni jest wyznaczony przez wektor jednostkowy n = sin θ cos ϕ, sin θ sin ϕ, cos θ, gdzie θ i ϕ są zwykłymi kątami sferycznymi. Operator rzutu spinu na dowolny kierunek, to rzut operatora spinu na tenże kierunek S n = n S = S x sin θ cos ϕ + S y sin θ sin ϕ + S z cos θ = σx sin θ cos ϕ + σ y sin θ sin ϕ + σ z cos θ Korzystając z jawnej postaci macierzy Pauliego możemy operator S n zapisać w postaci macierzowej S n = cos θ e iϕ sin θ, 17.4 e iϕ sin θ cos θ Wartości własne operatora S n Znajdźmy najpierw wartości własne operatora S n. Sprowadza się to do znalezienia wartości własnych macierzy 17.4 z dokładnością do czynnika / cos θ λ e iϕ sin θ det = e iϕ sin θ cos θ λ Skąd wynika równanie cos θ + λ cos θ λ sin θ = Trywialne rozwiązanie trójmianu kwadratowego prowadzi do λ 1, = ± wartości własne operatora S n Wniosek ten jest zgodny z dyskusją równości Kierunek n jest "równie dobry" jak każdy inny. S.Kryszewski MECHANIKA KWANTOWA

8 Teoria spinu 1/ 3 Wektory własne operatora S n Szukamy teraz wektorów własnych operatora S n. Dla pierwszej wartości własnej λ 1 = / mamy równanie S n φ 1 = α φ 1 = S n = α, β β gdzie wektor własny φ 1 przedstawiliśmy w reprezentacji 17.. Po podstawieniu macierzy 17.4 otrzymujemy równanie cos θ 1 e iϕ sin θ α e iϕ sin θ cos θ 1 β = Powstały układ równań jest zależny, więc bierzemy tylko jedno równanie α cos θ 1 + β e iϕ sin θ =, skąd otrzymujemy β = α 1 cos θ sin θ e iϕ = α sinθ/ cosθ/ eiϕ, co wynika z elementarnej trygonometrii i gdzie α jest dowolne. A więc wartości własnej λ 1 = / odpowiada wektor własny 1 φ 1 = α, e iϕ tgθ/ który trzeba jeszcze unormować co pozwoli pozbyć się stałej dowolnej α. A zatem 1 = φ 1 φ 1 = α 1 + tg θ/ = α 1 cos θ/ = α = cosθ/ Wybieramy czynnik fazowy równy e iϕ/ i pierwszy unormowany wektor własny operatora S n zapisujemy w postaci φ 1 = e iϕ/ cosθ/ e iϕ/ sinθ/ Drugi wektor własny odpowiadający λ = / obliczamy w analogiczny sposób S n φ = α φ 1 = S n β = α β, skąd wynika równanie macierzowe cos θ + 1 e iϕ sin θ α e iϕ sin θ cos θ + 1 β = Wobec liniowej zależności równań, bierzemy pierwsze i przekształcamy je korzystając z elementarnej trygonometrii α cos θ β e iϕ sin θ = α cos θ/ + β e iϕ sinθ/ cosθ/ =, S.Kryszewski MECHANIKA KWANTOWA 3

9 Teoria spinu 1/ 4 skąd otrzymujemy α = β e iϕ tgθ/ gdzie β jest dowolne. Wartości własnej λ = / odpowiada wektor własny e iϕ tgθ/ φ = β, Normując, pozbywamy się stałej dowolnej β. A zatem 1 = φ φ = β 1 cos θ/ = β = cosθ/ Znów wybieramy czynnik fazowy e iϕ/ i drugi wektor własny operatora S n φ = e iϕ/ sinθ/ e iϕ/ cosθ/ Dla porządku sprawdźmy, czy otrzymane wektory rzeczywiście są wektorami własnymi operatora S n. S n φ 1 = cos θ e iϕ sin θ e iϕ/ cosθ/ e iϕ sin θ cos θ e iϕ/ sinθ/ = = e iϕ/ cos θ cosθ/ + e iϕ/ sin θ sinθ/ e iϕ/ sin θ cosθ/ e iϕ/ cos θ sinθ/ e iϕ/ cosθ 1 θ e iϕ/ sinθ 1 θ = φ 1, czyli wszystko jest jak trzeba. Sprawdzenie dla drugiego wektora przebiega identycznie, więc je pominiemy. Podsumowując stwierdzamy, że operator S n = n S = σx sin θ cos ϕ + σ y sin θ sin ϕ + σ z cos θ, ma wartości własne λ 1, = ± /, którym odpowiadają wektory własne + n φ 1 = e iϕ/ cosθ/, n φ = e iϕ/ sinθ/ e iϕ/ sinθ/ e iϕ/ cosθ/, 17.6 gdzie znaki wewnątrz ketów wskazują znak wartości własnej, zaś indeks n określa, na jaki kierunek rzutujemy. Zauważmy tutaj, że iloczyn skalarny z + + n = 1, e iϕ/ cosθ/ e iϕ/ sinθ/ = e iϕ/ cosθ/, jest amplitudą prawdopodobieństwa tego, że spin 1/ mający rzut + / na kierunek n, w wyniku pomiaru rzutu na oś z da wartość + /. Analogiczne interpretacje można przypisać i innym, podobnym iloczynom skalarnym. S.Kryszewski MECHANIKA KWANTOWA 4

10 Teoria spinu 1/ 5 Wartości oczekiwane Pouczające jest jawne obliczenie wartości oczekiwanych dla operatorów S k, gdy cząstka o spinie 1/ jest przygotowana w jednym ze stanów Wykonajmy więc przynajmniej niektóre obliczenia. Zgodnie z omówionymi wyżej regułami mamy φ 1 S x φ 1 = e iϕ/ cosθ/, e iϕ/ sinθ/ / e iϕ/ cosθ/ / e iϕ/ sinθ/ = e iϕ/ cosθ/, e iϕ/ sinθ/ eiϕ/ sinθ/ e iϕ/ cosθ/ = e iϕ cosθ/ sinθ/ + e iϕ sinθ/ cosθ/ = 1 sin θ e iϕ + e iϕ = sin θ cos ϕ Zupełnie analogicznie obliczamy wartość oczekiwaną S x dla układu w stanie φ φ S x φ = e iϕ/ sinθ/, e iϕ/ cosθ/ / e iϕ/ sinθ/ / e iϕ/ cosθ/ = e iϕ/ sinθ/, e iϕ/ cosθ/ eiϕ/ cosθ/ e iϕ/ sinθ/ = e iϕ cosθ/ sinθ/ e iϕ sinθ/ cosθ/ = sin θ cos ϕ Takie same obliczenia przeprowadzamy dla pozostałych składowych operatora spinu. Korzystając z elementarnych wzorów trygonometrycznych dla operatora S y otrzymujemy φ 1 S y φ 1 = sin θ sin ϕ, φ S y φ = sin θ sin ϕ Natomiast dla operatora S z łatwo pokazać, że φ 1 S z φ 1 = cos θ, φ S z φ = cos θ Warto tu przypomnieć, że zgodnie z postulatami mechaniki kwantowej, pojedynczy pomiar którejkolwiek z obserwabli S k, k = x, y, z zawsze daje rezultat ± / jedną z wartości własnych. Dopiero wielokrotny pomiar w układzie przygotowanym zawsze tak samo, prowadzi do wartości średnich wartości oczekiwanych podanych w powyższych wzorach Nierelatywistyczny opis cząstki o spinie 1/ Wektory stanu spinory Fakt, że cząstki mają spin sprawia, że musimy rozszerzyć zbiór obserwabli niezbędnych do pełnego opisu stanu cząstki. Zupełne zbiory obserwabli komutujących ZZOK jakimi posługiwaliśmy się S.Kryszewski MECHANIKA KWANTOWA 5

11 Teoria spinu 1/ 6 do tej pory muszą zostać powiększone o operatory S oraz S 3. Zazwyczaj dla cząstki danego typu liczba kwantowa s wartość własna S, jest ustalona. Wszystkie kety dla danej cząstki odpowiadają tej jednej wartości s, więc operator S, choć potrzebny do utworzenia ZZOK, służy tylko do ustalenia s. Operator S 3 określa liczbę kwantową m s, która może przyjmować s + 1 różnych wartości. Liczbę m s musimy uwzględnić przy opisie stanu cząstki. Przestrzeń zmiennych określających stan cząstki musi zatem "wzrosnąć", aby uwzględnić zmienne spinowe. W reprezentacji położeniowej zapisujemy to tak ψ = m s d 3 r r, m s r, m s ψ Występująca tu wielkość r, m s ψ jest uogólnieniem " zwykłej" funkcji falowej, bowiem jest dodatkowo numerowana wartością m s rzutem spinu na oś z. Aby scharakteryzować stan układu musimy podać s + 1 funkcji falowych, dodatkowo numerowanych indeksem m s. Mamy więc s + 1 funkcji, które wygodnie jest zapisać w postaci wektora kolumny ψ ms=s r = r, m s = s ψ ψ ms=s 1 r = r, m s = s 1 ψ Ψ r = , ψ ms= s+1 r = r, m s = s + 1 ψ ψ ms= s r = r, m s = s ψ który umówimy się nazywać spinorem spinową funkcją falową dla cząstki o spinie s. W szczególnym przypadku s = spinor jak już wspominaliśmy redukuje się do kolumny z jednym elementem, a więc pozostaje "zwykłą" funkcją falową. Spinor funkcja falowa sprzężony do Ψ r to "wiersz" mający s + 1 elementów Ψ r = ψ m s=s r, ψ m s=s 1 r,......, ψ m s= s+1 r, ψ m s= s r = ψ r, m s = s......, ψ r, m s = s Zgodnie z zasadami algebry iloczyn skalarny dwóch spinorów spinowych funkcji falowych opisujących cząstkę o spinie s zapisujemy jako Φ Ψ = d 3 r Φ r Ψ r = d 3 r φ m s r ψ ms r m s Warunek normalizacji przyjmuje więc postać 1 = Ψ = Ψ Ψ = d 3 r Ψ r Ψ r = d 3 r m s ψ m s r ψ ms r Powyższe wyrażenia dotyczą cząstki o spinie s, gdy spinowa funkcja falowa ma s + 1 składowych. W dalszych rozważaniach ograniczymy się do przypadku cząstki o spinie s = 1, bowiem interesować nas będzie przede wszystkim elektron. Uzyskane dalej relacje nie jest jednak trudno uogólnić na przypadek cząstki o dowolnym spinie s. Dla elektronu s = 1, i odpowiedni spinor ma dwie składowe jest dwuwymiarowy. Zapisujemy go w postaci Ψ r = ψ+ r = r, m s = + 1 ψ ψ r = r, m s = 1 ψ S.Kryszewski MECHANIKA KWANTOWA 6

12 Teoria spinu 1/ 7 Postać iloczynu skalarnego i warunku normowania takiego dwuskładnikowego spinora wynikają oczywiście z ogólnych relacji i 17.7 i ogranicza się do dwóch składników. Spinor jest zapisany w bardzo ogólnej postaci, bo funkcje ψ + i ψ mogą zupełnie różne. W wielu zastosowaniach mamy jednak do czynienia z sytuacją prostszą, gdy część przestrzenna i spinowa rozdzielają się tzw. iloczyn tensorowy. Wtedy możemy napisać Ψ = ψ χ s, 17.7 gdzie χ s jest dwuwymiarowym wektorem typu W reprezentacji położeniowej otrzymujemy wtedy Ψ r = ψ r α+, Porównując powyższe wyrażenie z widzimy, że w tym przypadku mamy ψ + r = r, m s = + 1 ψ = ψ r α + ψ r = r, m s = 1 ψ = ψ r Iloczyn skalarny dwóch takich spinorów to Φ Ψ = d 3 r Φ r Ψ r = d 3 r φ r β+, = d 3 r φ r ψ r [ β +α + + β ] β α+ ψ r = φ ψ [ β+ α + + β α ] Ponieważ zmienne przestrzenne i spinowe są niezależne, więc normując spinor Ψ r na ogół żądamy, aby α + + = a ψ = ψ ψ = d 3 r ψ r = b to jest aby każda część spinora była unormowana oddzielnie Operatory i ich działanie na spinory Przestrzeń zmiennych opisujących cząstkę elektron o spinie 1 została rozszerzona. Zamiast "zwykłej" funkcji falowej mamy dwuwymiarowy spinor postaci W związku z tym musimy też rozszerzyć koncepcję operatora. Operator działający na spinor złożony jest z części orbitalnej i części spinowej. Niech  oznacza operator orbitalny w reprezentacji położeniowej. Niech Ŝ będzie operatorem spinowym, który dla cząstki o spinie s = 1 jest reprezentowany przez hermitowską macierz, której współczynniki S jk, j, k = 1,, są liczbami zespolonymi. Złożenie tych dwóch operatorów zapiszemy jako  Ŝ, czyli jako tak zwany iloczyn tensorowy operatorów. Działanie tego operatora na spinor Ψ r zdefiniujemy następująco  Ŝ Ψ r =  Ŝ ψ + r S11 = ψ r  S 1 ψ+ r S 1 S ψ r =  = S11 ψ + r + S 1 ψ r S 1 ψ + r + S ψ r S 11  ψ + r + S 1  ψ r S 1  ψ + r + S  ψ r = Ψ r S.Kryszewski MECHANIKA KWANTOWA 7

13 Teoria spinu 1/ 8 Zauważmy, że gdybyśmy w drugim kroku powyższej formuły najpierw podziałali operatorem  na składowe spinora, a potem przemnożyli tak powstały spinor z lewa przez macierz Ŝ, to wynik byłby ten sam, bo współczynniki macierzy to liczby zespolone. Dwa przypadki szczególne warte są uwagi. Na spinor Ψ r działamy tylko operatorem orbitalnym. Wówczas bierzemy Ŝ = ˆ1 macierz jednostkowa, czyli S ij = δ ij. Wzór 17.6 redukuje się do ÂΨ r =  ˆ1 Ψ r =  ψ + r  ψ r Na spinor Ψ r działamy tylko operatorem spinowym. W tym wypadku kładziemy  = ˆ1. Wzór 17.6 daje wtedy ŜΨ r = ˆ1 Ŝ Ψ r = S11 ψ + r + S 1 ψ r S 1 ψ + r + S ψ r Zwróćmy uwagę, że po lewych stronach wyrażeń i pominęliśmy jawny zapis iloczynu tensorowego operatorów co zresztą zwykle robi się w praktyce. Jeżeli spinor Ψ r ma przedstawienie typu to ogólna formuła upraszcza się, bowiem część przestrzenna spinora jest wspólna dla obu składowych. Gdy więc spinor ma postać to wówczas możemy zapisać jako  Ŝ Ψ r =  Ŝ ψ r α+ = Âψ r S 11 α + + S 1 S 1 α + + S Oczywiście odpowiednim uproszczeniom ulegają formuły i Dla spinora postaci mamy α+ Â Ψ r =  ψ r =  ˆ1 α+ ψ r =  ψ r α + Ŝ Ψ r = Ŝ ψ r α+ = ψ r S11 α + + S 1 S 1 α + = ˆ1 Ŝ ψ r + S α a b Powyższe wzory są dość ogólne dlatego też podamy kilka prostych przykładów. Rozważymy spinory typu 17.73, są one bowiem często spotykane w praktyce. Przykład 1. Operator spinowy Omówimy działanie operatora S + por. wzory i następne na spinor Ψ r typu Na podstawie relacji wiemy, że 1 1 S + + = S + =, S + = S + = S.Kryszewski MECHANIKA KWANTOWA 8

14 Teoria spinu 1/ 9 Operatorowi S + odpowiada więc macierz 1 S + = Odpowiedniość tę łatwo jest sprawdzić posługując się macierzami Pauliego. Istotnie S + = S 1 + i S = 1 σ x + i σ y = 1 [ i i i ] = 1, i znów mamy Teraz badamy działanie operatora S + na spinor Ψ r dany w Otrzymujemy S + Ψ r = α+ α+ ˆ1 S + ψ r = ψ r S + = ψ r α = ψ rα Rezultat ten wynika zarówno z 17.81b po uwzględnieniu postaci macierzy operatora S +, jak i z bezpośredniego mnożenia macierzy i wektora kolumnowego. Przykład. Operator orbitalny Składowej x-owej pędu w reprezentacji położeniowej odpowiada operator ˆp x = i x. Podziałajmy nim na spinor postaci Na mocy wzoru 17.81a możemy napisać ˆp x Ψ r = i ψ r α+ = i x ψ r α+, x ψ r x bowiem liczby α ± nie podlegają różniczkowaniu względem współrzędnej x. Możemy więc macierz o współczynnikach operatorowych ˆp x ˆ1 = i x, i x uznać za operator x-owej składowej pędu, działający na przestrzeni spinorów dwuskładnikowych. Przykład 3. Złożenie operatorów orbitalnego i spinowego W reprezentacji położeniowej z-owa składowa operatora momentu pędu to L z współrzędne sferyczne. Wobec tego dla spinora postaci dostajemy L z S z Ψ r = L z S z ψ r α+ Operator S z = 1 σ z, a więc odpowiada mu macierz S z = 1 1 = i / ϕ S.Kryszewski MECHANIKA KWANTOWA 9

15 Teoria spinu 1/ 1 Biorąc powyższą macierz i stosując regułę 17.8 otrzymujemy dalej L z S z Ψ r = i ψ r ϕ α Relację tę możemy zapisać w formie macierzowej L z S z Ψ r = i ϕ ψ r α+ ψ r i ϕ, Macierz o współczynnikach operatorowych występującą w powyższym wyrażeniu możemy więc utożsamić z operatorem L z S z działającym na przestrzeni spinorów dwuskładnikowych Obliczanie prawdopodobieństw i wartości oczekiwanych Rozważać będziemy spinory postaci 17.73, to jest Ψ r = ψ+ r ψ r = ψ r α Normowanie takiego spinora por i = d 3 r ψ + r + ψ r = α + + d 3 r ψ r, wskazuje, że ψ ± r = ψ r, jest gęstością prawdopodobieństwa tego, że cząstka znajduje się w punkcie r z rzutem spinu na oś z równym ± 1. Wartość oczekiwaną obserwabli reprezentowanej przez operator  Ŝ zgodnie z notacją wprowadzoną powyżej obliczamy w reprezentacji położeniowej w następujący sposób. Ψ Â Ŝ Ψ = d 3 r Ψ r  Ŝ Ψ r Stosując więc regułę oraz wyrażenie 17.8 otrzymujemy Ψ Â Ŝ Ψ = d 3 r α +, α ψ r [  ψ r ] S 11 α + + S 1 S 1 α + + S = α +, S 11 α + + S 1 α S 1 α + + S = [ α + S11 α + + S 1 + α ] S1 α + + S ψ  ψ d 3 r ψ r  ψ r Człon w nawiasie kwadratowym możemy zapisać jako χ s Ŝ χ s gdzie χ s jest spinorem χ s = α+, zaś Ŝ jest reprezentowane przez hermitowską macierz. Stwierdzamy więc, że dla stanu opisanego spinorem Ψ r = ψ r α+ = r ψ χ s, S.Kryszewski MECHANIKA KWANTOWA 1

16 Teoria spinu 1/ 11 wartość oczekiwaną obserwabli  Ŝ zapisujemy w postaci Ψ bigl  Ŝ Ψ = ψ  ψ χ s Ŝ χ s Ze wzoru tego w szczególności widzimy, że przy obliczaniu wartości oczekiwanej obserwabli spinowej Ψ ˆ1 Ŝ Ψ = ψ ψ χ s Ŝ χ s, lub obserwabli orbitalnej Ψ Â ˆ1 Ψ = ψ  ψ χ s χ s, 17.1 wygodnie jest, aby część spinowa i orbitalna były unormowane oddzielnie, to jest aby ψ ψ = 1, oraz χ s χ s = 1, zgodnie z uprzednio podanymi formułami * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * S.Kryszewski MECHANIKA KWANTOWA 11