WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

«МИНИСТЕРСТВО ОБЩЕГО И ПРОФЕССИОНАЛЬНОГО ОБРАЗОВАНИЯ РОССИЙСКОЙ ФЕДЕРАЦИИ НОВОСИБИРСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ В.Г Сербо и И.Б. Хриплович КОНСПЕКТ ЛЕКЦИЙ ПО КВАНТОВОЙ МЕХАНИКЕ Учебное пособие ...»

-- [ Страница 2 ] --

33, 33. 38.4 22 1 22 2 22 0 22 2 Действительно, при j1 = j2 = 1/2 нельзя организовать состояние с J = 1, так как состояние с Jz = ±1 невозможно в силу принципа Паули. По такой же причине (невозможно получить Jz = ±3) состояния 3 j1 = 3/2, j2 = 3/2 не складываются в J = 3. Состояние  2 3  c Jz = +1 Даже максимальное значение этого отношения, 3/4, меньше 1. Отсюда ясно, что кулоново отталкивание в D-состоянии меньше, чем в S, так что энергия D-состояния, действительно, меньше. Итак, в LS схеме расположение уровней в порядке возрастания энергии таково: 3P 1D ;

1S. 38.3 0,1,2;

2 0 Случай jj связи. Чтобы найти расположение уровней конфигурации p2 при больших Z, когда спин-орбитальное взаимодействие становится сравнимый с остаточным кулоновым взаимодействием, удобно рассмотреть сначала случай предельно большого спин-орбитального взаимодействия, когда электрон характеризуется лишь полным моментом j, равным для p-электрона 1/2 или 3/2. Состояние двух p-электронов будем описывать набором j1 j2 J, в котором полный момент J = 0, 1, 2. Тогда возможные состояния таковы:

11 ;

22 можно организовать единственным образом: из одноэлектронных проекций 1/2 и +3/2. Но одно такое состояние должно относиться к J = 2, так что и состояние 3 3 1 не осуществляется. Поскольку 22 электрон с б о льшим j имеет б о льшую энергию, то последовательность уровней в порядке возрастания энергии прямо соответствует (38.3), причем запятой разделены состояния, вырожденные по энергии. Подчеркнем, что число состояний с заданным полным моментом J одно и то же в любой схеме сложения моментов. Сравнение (38.3) с (38.4) показывает, что в случае, промежуточном между LS связью и jj связью, уровни располагаются в следующем порядке: J = 0;

Здесь состояния с J 3P и 1 S или 0 = 1;

J = 2;

J = 2;

J = 0. = 0 — ортогональные линейные комбинации J 11 33.

Аналогично, состояния с J нации 3 P 2 и 1 D2 или = 2 — ортогональные линейные комби 13 33.

ВОПРОСЫ 38.1. Возможные термы конфигураций электронов nsn p;

npn p;

3 ;

d2 (задачи 11.12 и 11.20 ГКК). p 38.2. Квантованные колебания поверхности атомного ядра имеют момент 2. Какие полные моменты допустимы для состояний, в которых имеются два или три таких кванта? Чему равно полное число состояний системы N квантов (с учетом разных значений проекции полного момента)? 38.3. Найти термы и магнитные моменты основных состояний атомов P, Cr, S, V, Al, Fe, Cl, Ti. 38.4. Рассмотрим следующую модель. Пусть электроны находятся в притягивающем кулоновом (или ньютоновом) поле ядра, а остаточное взаимодействие между ними не отталкивающее, а притягивающее (гравитационный атом). Изменятся ли для такой системы первое и второе правила Хунда?

§39. Сверхтонкая структура (СТС) СТС обусловлена взаимодействием магнитного момента электрона, орбитального и спинового, с магнитным моментом ядра. Заметно меньший вклад в СТС дают высшие мультипольные моменты ядра — электрический квадрупольный и магнитный октупольный. Грубая оценка магнитной СТС: e e h m e E µrµp 2mc mhc a13 2 m Ry. 3 p p B Первый множитель, 2, отражает релятивистскую природу эффекта;

отношение масс электрона и протона, m/mp, — это оценка отношения магнитных моментов ядра и электрона. Для расчета СТС используем взаимодействие e ^ V = ^A + Ap + h B, p^ ^^  ^ 2mc следующее из уравнения Паули. Здесь ^ — вектор-потенциал, создаваемый магнитным моментом ядра µ. Магнитное поле ядра равно ^ B= ^ A= e h ^ ^3 ^ A = µr r = 1 µ r ^ 3nn^  µ + 8 µ r, n = r. µ ^ r3 3 r Взаимодействие сводится к виду ^ 2^^ + 3nnn^  µ + 8 µ r. µl µ ^ ^ V = 2mc r3 r3 3 ^ В водороде µ – магнитный момент протона:

^ µ = 2, 79 · |e| h 2mpc p, где 1/2 p — спин протона. Поправка к энергии s-состояния равна |e| h |e| E = 2mc 8 a1 n3 2, 79 2mhc B p p.

Здесь p ^2 где F = 1  + p  — полный момент атома. Сверхтонкое расщепление основного состояния атома водорода, то есть разность энергий состояний с F = 1 и F = 0, составляет, таким образом, m E EF = 1 EF = 0 = 2, 79 · 16 2 m Ry, p = 2FF + I 3, что соответствует радиодиапазону E/2  = 1420 МГц или длине h волны 21 см. Оценим зависимость СТС от Z в сложных атомах, сравнив ее с тонкой структурой. Как было показано раньше, тонкая структура растет Z 2 2. Но спин-орбитальное взаимодействие обусловлено электрическим полем ядра, которое пропорционально Z, а стс — магнитным полем ядра, которое от Z не зависит. Таким образом, оценка для СТС в атомных единицах составляет m Z2. mp ВОПРОСЫ 39.1. Найти СТС для основного состояния атома водорода, вычисляя непосредственно B0 — магнитное поле, создаваемое электроном в области ядра. 39.2. Сравнить СТС водорода и дейтерия. 39.3. Найти расщепление уровней с n = 1 для атома водорода в магнитном поле, если энергия взаимодействия с полем сравнима с интервалами сверхтонкой структуры. Оценить необходимую для этого напряженность магнитного поля. 39.4. Терм D5/2 в оптическом спектре 39 K имеет сверхтонкую струк19 туру, состоящую из четырех компонент. Каково значение спина ядра? Какое следует ожидать соотношение интервалов в сверхтонком квадруплете?

§40. Изотопический сдвиг Эффект массы обусловлен изменением массы ядра M от изотопа к изотопу. В водороде приведенная масса равна µ= m mM m1 . m+M M m  = 2m 2mp p m 2 · 104.

Относительная разность уровней водорода и дейтерия составляет E =  m E mp В многоэлектронных атомах удобно начать с кинетической энергии ядра P2 /2M. Импульс ядра P равен с обратным знаком сумме импульсов электронов: P = n pn. Сдвиг составляет M EM = 2M n pn 1 2 = A 2m pn + pnpm. 2 A n p n=m Оценка величины эффекта здесь такова: m EM A m Ry, A p где A — атомный номер ядра.

Эффект объема обусловлен изменением радиуса ядра от изотопа к изотопу и соответствующим изменением электростатического потенциала ядра. Расчет (см.: КМ §120) дает следующую зависимость соответствующей поправки к энергии от радиуса ядра R:

2 Ze2R2|0|2. 5 У ядер R A1/3r0, где r0 = 1, 2·1013 см. Разность уровней составляет EV A · A1/3Z 2 r0 2 Ry, aB eще один множитель Z возник здесь от |0|2 (см.: КМ §71). Отношение эффекта объема к эффекту массы таково:

EV Z 2A5/3 mp r0 EM m aB напомним, что A 2Z. Начиная с Z 106Z 11/3, 40, эффект объема обычно доминирует. Исследование изотопического смещения в тяжелых атомах и сверхтонкой структуры — источник ценной информации о свойствах атомных ядер.

§41. Нестационарная теория возмущений (См.: КМ §§40-42). Пример. Возбуждение атома водорода пролетающим ионом Ион считается настолько тяжелым, что траектория его Rt прямолинейна, заряд иона Ze. Возмущение V t складывается из взаимодействия с электроном и с ядром: Ze2 V t = |Rt re| + Ze2, |Rt rp| Rt = + vt.

aB.

Относительно прицельного параметра предполагаем, что Тогда Ze2 Rr xvt + V t = = Ze2 2 + v2ty3/2, 2 R где r = re rp — обычная атомная координата. По правилам отбора, это возмущение вызывает переходы из основного s-состояния в p-состояния с lz = ±1. Ограничимся состоянием 2p и рассмотрим сначала lz = +1. Тогда 1 dt eit V t = 27 Ze2 aB d ei i +. 21 h0  35 hv  1 + 23/2 h Здесь = /v – характерное время пролета, = E2 E1/ — частота перехода. 1. Быстрый ион, 1, ei 1. В результате интегрирования получаем 28 Ze2 aB. i 5 3 hv  Если достаточно велико, то эта величина мала при любом Ze2/ v h и теория возмущения применима. Вероятность перехода (с учетом удвоения от вклада lz = 1) 2. щью перехода в комплексную плоскость и оказывается, как и следовало ожидать, экспоненциально малым:

217 Ze2 2 a2. B W  = 10 3 hv  2 Медленный ион, 1. Интеграл по вычисляется с помо 217 Ze2 2 W  = 9 3 hv  1 a8 e2 B e2. 8 hv  Полное сечение возбуждения равно = max min d W .

Из-за экспоненциального падения на больших можно принять max v/. По пределу применимости, во всяком случае min aB. Если 2 / v 2/ v может быть нема, то есть e h 1 (при этом Ze h v v лым), то сечение с логарифмической точностью по параметру hv/e2  вычисляется: v/ 218 Ze2 2 a2 ln hv.  d W  = 10 2 B e2 aB 3 hv  §42. Фотоэффект Пусть атом водорода, находящийся в основном состоянии i r = на r/a e / a3, a = h2/me2 с энергией Ei = Ry, падает плоская моно хроматическая волна, описываемая 4-потенциалом = 0, Ar, t = A0 eikrt + A eikrt, = c |k|, kA0 = 0. 0 Найдем сечение фотоэффекта, предполагая, что скорость выбитого электрона v = p/m велика по сравнению с атомной, но мала по h v c. Такой электрон можсравнению со скоростью света: e2 / Рис. 14: Схема фотоэффекта но считать свободным, так что его волновая функция f r а его энергия p2 = h + E h.   Ef = i h = eip r/,   При этом переданный импульс hq = p hk p, так как hk  p2 = v 1. p 2mcp 2c Оператор возмущения атома полем фотона e ^ V r, t = Ar, t^ p mc представим в виде e ^ ^ ^ ^ V r, t = F eit + F +eit, F = A0eikr p, ^ mc 2m ^ где оператор F определяет вероятность выбивания электрона в единицу времени 2 | F |2 E E h d3p.  2 3 dwf i = f i h  fi h Матричный элемент равен Ff i h = ie A mc e iqr er/a a 8e h d3 r a3 pA0. mc pa/ 4 h h Преобразуем фазовый объем конечного состояния d3 p = p2 dpd тогда = mpdEf d, Ef Ei h d3p mpd.  Электрическое поле волны E = 1 A = E 0 eikrt + E eikrt 0 c t имеет амплитуду E 0 = i/c A0, так что |pA0 |2 = c/2 |pE 0 |2. В итоге вероятность выбивания электрона в элемент телесного угла d составляет в единицу времени 64 | nE 0 |2 a3 dwf i = 0 h  0 7/2 d, n= p, p = Ry. h  Чтобы получить дифференциальное сечение фотоэффекта d, остается разделить dwf i на плотность потока фотонов j, связанную с величиной усредненного вектора Пойнтинга S соотношением S = hj. В свою очередь,  S c c = 4 |Et|2 = 2 |E 0| (черта сверху означает усреднение по времени). Таким образом, дифференциальное сечение фотоэффекта равно d d = 64 a 0 7/ cos2, где — угол между направлением вылета электрона p и вектором электрического поля волны E0. Обращение d в нуль при = /2 соответствует классической картине электрона, раскачиваемого вдоль направления электрического поля. Полное сечение фотоэффекта быстро падает с ростом частоты:

256 a2 = 0 7/2.

В водородоподобном ионе с зарядом ядра Ze сечение растет как 5. При этом Z 2 возникает от квадрата матричного элемента, коZ торый пропорционален скорости атомного электрона вблизи ядра, еще Z 3 — от вероятности нахождения этого электрона вблизи ядра (ясно, что свободный электрон не может поглотить фотон). Сечение фотоэффекта на нейтральных атомах также растет как Z 5 за счет вклада K -оболочки. < При прохождении фотонов не слишком больших энергий  1 h МэВ) через вещество, полное сечение их поглощения определяется в основном фотоэффектом. ВОПРОСЫ 42.1. Найти вероятность ионизации атома водорода под действием электрического поля Et = E 0 e|t|/ (рассмотреть случай, когда конечный электрон можно считать свободным). Указание: для вероятности перехода удобно использовать формулу 1 dWf i = 2 2 h  в которой Vf i it 2 e dt t d3 p 2 3, h e Vf i = m Etpf i. t 42.2. Встряхивание атома водорода (задача 11.78 ГКК). 42.4. Если при расчете фотоэффекта, вместо e/mcA^, испольp зовать в качестве возмущения erE, то в том же приближении ответ для матричного элемента оказывается вдвое больше приведенного выше. Который из ответов правильный? В чем причина расхождения?

§43. Квантование электромагнитного поля Используем кулонову калибровку div Ar, t = 0, в которой в отсутствие источников скалярный потенциал = 0, а трехмерно-поперечный векторный потенциал Ar, t удовлетворяет волновому уравнению c2 t 1 2A A = 0.

В импульсном представлении, учитывающем в явном виде вещественность векторного потенциала, d3 k Ar, t = 23 Akt eikr + A t eikr 43.1 k амплитуды Akt удовлетворяют осцилляторному уравнению = c| k|,. 43.2 Итак, в каждой моде, то есть для каждого k, имеем гармонический k осциллятор, так что 2 Ak + k Ak = 0, Akt ei t, A t ei t. k k k 43.3 Разложение по плоским волнам (43.1) позволяет говорить об электромагнитном поле как о бесконечном наборе осцилляторов, частоты которых k пробегают непрерывный ряд значений. При квантовании этих осцилляторов возникает квантованное электромагнитное поле. Для придания большей наглядности процедуре квантования, удобно перейти к дискретному набору осцилляторов. Для этого рассмотрим поле в конечном объеме V = L1L2 L3 и используем условие периодичности поля на границах объема. При этом компоненты волнового вектора (и частоты) становятся дискретными ki = 2 ni/Li, где ni — целые (положительные и отрицательные) числа. В итоге вместо разложения в интеграл Фурье (43.1) возникает разложение в ряд Фурье Ar, t = где новые амплитуды Ak t удовлетворяют тем же соотношениям 43.2 43.3, что и раньше. Разложение, подобное (43.4), можно написать и для полей Er, t и Br, t, причем амплитуды этих полей в силу уравнений 1 A, B = A E = c t связаны с амплитудами векторного потенциала Ek k Akt eikr + A t eikr k, 43.4 = ik Ak, Bk = ik Ak. c 43.5 Из-за условия div Ar, t = 0 или k·Ak = 0, вектор Ak лежит в плоскости, ортогональной волновому вектору k, то есть имеет лишь две независимые компоненты. Две степени свободы осциллятора соответствуют поперечности свободных электромагнитных волн в вакууме. Введем два вектора поляризации k, = 1, 2 (комплексные в базисе циркулярных поляризаций), они удовлетворяют условиям поперечности: k · k, ортогональности: · k = и полноты: k i ki  j = ij kkkj k 43.6 (здесь i, j означает компоненты вектора поляризации;

справа стоит единичный тензор в плоскости, ортогональной вектору k). Разложим вектор Ak t по векторам поляризации Akt = Ck ak t k и выберем нормировочный множитель Ck в виде 2 c2. h Ck = V k Тогда легко показать, что энергия каждой моды колебаний с заданной поляризацией равна Ek = hk a ak,  k а импульс моды равен k/k Ek/c. Действительно, при использовании разложения k выражение для энергии электромагнитного поля Ar, t = 2 c2 h k V ak t k eikr + a t eikr k k 2 + B 43.7 43.8 E = E E d3 r сводится к сумме осцилляторных энергий Ek, k а выражение для полного импульса поля = P= d3 r E B 4c сводится к сумме соответствующих импульсов для каждой моды колебаний k P = k Eck. k Напомним, что для обычного линейного осциллятора гамильтониан p2 m 2 x2 H= + в переменных  имеет вид H = ha a. При квантовании осциллятора (см. §7) зависящие от времени классические величины at и a t становятся операторами уничтожения a и рождения a+ кванта с энергией h ^ ^  (при этом сами операторы в обычном шредингеровском представлении не зависят от времени, а временная зависимость определяется волновыми функциями). Классичесий гамильтониан H становтся оператором Шредингера ^ H При использовании перестановочных соотношений a, a+ ^^ ^ ратор H приводится к виду 2m mx + ip, a= 2m h a = mx ip 2m h = 1 h^+a + aa+ . 2  a ^ ^^ = 1 опе ^ H = h^ + 1/2, n = a+a, n ^ ^^ ^ где n — оператор числа квантов, собственные значения которого суть целые числа n = 0, 1, 2,... Аналогично, при квантовании электромагнитного поля величины a t и ak t становятся операторами рождения a+ и уничтожения ^k k ak кванта, соответствующего фотону с энергией hk, импульсом hk ^   и поляризацией, а векторный потенциал (43.7) становится не зависящим от времени оператором ^ Ar = ^ E r = k 2 c2 a eikr + a+ eikr h ^k k ^k k V k.

43.9 Поля Er, t и Br, t также становятся операторами k ik 2 c2 a eikr a+ eikr h ^k k ^k k c V k, 43.10, k k а выражения для энергии (43.8) и импульса электромагнитного поля становятся суммами операторов Шредингера и операторов импульса для отдельных фотонов:

^ Br = 2 c2 ik a eikr a+ eikr h ^k k ^k k V ^ H = k ^^ Hk, Hk = 1 hk a+ ak + aka+ 2  ^k ^ ^ ^k ^ k Hk.

, k k c При использовании перестановочных соотношений ^ P= ^ оператор Hk приводится к виду ^ Hk ak, a+ ^ ^k = kk = hk ^ k + 1/2, nk = a+ ak, n ^ ^k ^ ^ где nk — оператор числа квантов, собственные значения которого суть целые числа nk = 0, 1, 2,... Пусть | nk, t — состояние поля, содержащее nk фотонов с энергией hk, импульсом hk и поляризацией каждый. Так как   a+ | nk, t = nk + 1 | nk + 1, t eik t, ^k ak | nk, t = nk | nk 1, t eik t, ^ ^ то из (43.9) или (43.10) видно, что при действии оператора Ar или ^ оператора E r на начальное состояние поля может происходить излучение или поглощение одного фотона. Таким образом, матрич^ ные элементы опратора Ar равны: при излучении фотона ^ nk + 1, t | Ar | nk, t Af ir = nk + 1 при поглощении фотона = Af ir ei t, k 2 c2 eikr, h V k k 43.11 ^ nk 1, t | Ar | nk, t = Af ir ei t, k Af ir = nk 2 c2 eikr. h k V k 43.12 Обратим внимание на то, что излучение может происходить и тогда, когда начальное состояние поля не содержит фотонов, то есть при nk = 0. Это так называемое спонтанное излучение. Вторичное квантование применимо и к нерелятивистскому уравнению Шредингера. Но там это лишь удобный технический прием, позволяющий автоматически учесть тождественность частиц. Фермионы квантуются с помощью антикоммутаторов. Но вторичное квантование принципиально важно в релятивистских задачах, где частицы реально рождаются и аннигилируют. Пример Линейно поляризованный свет проходит через оптически активную среду, вращающую его плоскость поляризации. Оценим минимальное число квантов, необходимое для регистрации малого угла поворота плоскости поляризации. Угол совпадает (с точностью до множителя 1/2) с разностью фаз циркулярных составляющих линейно поляризованной волны, которая возникает при прохождении волны через среду. Эта разность должна быть не меньше неопределенности . Величиной, канони чески сопряженной углу, является действие, равное hN, где N — число квантов. Поэтому неопределенность  связана с неопреде> ленностью числа квантов N соотношением  · N 1. Учиты вая, что N N, получаем N >.

Полученному результату можно придать такую интерпретацию. Пусть волна распространяется вдоль оси z, а начальная поляризация направлена вдоль оси x. В этом случае амплитуда электриче  ского поля Ex0 hN. При повороте плоскости поляризации на малый угол появляется y составляющая электрического поля. Минимальное значение ее амплитуды, соответствующее регистрации одного фотона, равно Ey0 h. Поэтому оценка для угла поворота  такова: Ey0 /Ex0 1/ N. Отсюда следует та же оценка для N.

§44. Испускание и поглощение света Спонтанное и вынужденное излучение Пусть атом из состояния i переходит в состояние f и излучает фотон с энергией h = Ei Ef, импульсом hk и поляризацией k. Для   системы атом+электромагнитное поле это есть переход из начального состояния i | nk в конечное состояние f | nk + 1 под действием возмущения e^ ^ V = Ar p, ^ 44.1 cm ^ где оператор Ar eikr определен в (43.9). Так как в нашем случае kr v aB c c 1, ^ то зависимостью векторного потенциала от r можно пренебречь: Ar ^ ^ A0, после чего матричный элемент оператора возмущения V принимает вид e Vf i eit = Af i0 pf i eit, 44.2 cm ^ где Af i определен в (43.11). Пусть далее H — гамильтониан атома, тогда i pf i = m_ f i = m h r  ^ ^ f | Hr rH | f = irf i, 44.3 что позволяет представить (42.2) как матричный элемент возмущения ^ ^ V = er E 0, 44.4 ^ где оператор электрического поля E r определен в (43.10). До сих пор мы рассматривали взаимодействие одного электрона. Обобщение на случай более сложного атома очевидно, достаточно заменить er на дипольный момент системы:

er d = a ea ra.

44.5 Это так называемое дипольное приближение. Используя (44.2), получим вероятность излучения атомом фотона в телесный угол d в единицу времени в виде 2 | V |2  + E E  V d3k = V2 | V |2 d dwf i = f i h  fi h 23 2 2c3 f i h (при этом вспомогательная величина — объем V исчез из конечного результата). В выражении nk + 1 первое слагаемое, число квантов nk в падающей волне, описывает индуцированное излучение;

второе слагаемое, 1, описывает спонтанное излучение, имеющее место и в отсутствие падающей волны. Ясно, что работает лишь поляризация, или (после подстановки (43.6) и (44.3), (44.5)) в виде 3 2 dwk = 3 | df i · k | nk + 1 d 2 c h 44.6 Рис. 15: Векторы, описыающие излучение лежащая в той же плоскости, что и векторы k и df i (см. рис. 15). Угловое распределение и интенсивность спонтанного дипольного излучении После суммирования по поляризациям фотона (для этого удобно использовать формулу (43.1)) получим угловое распределение излученных фотонов dwk 3 k 2. = 2 c3 df i k 44.7 d h Если df i 0, 0, 1, то dwk sin2, d где — полярный угол вылета фотона. Это распределение соответствует классическому излучению заряженной частицей, колеблющейся вдоль оси z. Если df i 1, ±i, 0, то dwk 1 + cos2, d что соответствует классическому излучению заряженной частицей, вращающейся в плоскости xy. Интенсивность излучения I получается умножением полной вероятности излучения на h:  44 | d |2. I = hw = 3  44.8 3c f i Простая полуклассическая оценка такова. Классическая интенсивность дипольного излучения составляет e2 4 r2 e2 2. I 3r c c3 Соответственно, число квантов, испущенных в единицу времени, то есть вероятность испускания кванта в единицу времени, равно 3 3 I 2 r2 r2. w= h  e hc3  c  Поскольку | rf i |/c, то для ширины уровня, = hwf i получаем оценку, 3 h.  Оценка для времени жизни такова Правила отбора Правила отбора для электрического дипольного, или E1, перехода определяются матричным элементом f |d|i : четность меняется;

J = ±1, 0;

запрещен 0-0 переход;

для одноэлектронных конфигураций запрещен по четности переход с l = 0. Правила отбора по m: Ez вызывает переходы с m = 0, Ex,y или E± – переходы с m = ±1. В следующем порядке по v/c возникают магнитные дипольные M1 и электрические квадрупольные E2 переходы. Оператор М1 перехода равен (ср. (44.4), (44.5)) 1 1 = w 3.

^ V Его амплитуда в µ/eaB  раз меньше, чем у Е1. Правила отбора для М1 переходов: не меняются четность и радиальные квантовые e ^ h ^^ ^^ = µ B0 = 2mc L + 2S B0.

числа;

J = ±1, 0;

0-0 переход запрещен. В одноэлектронных конфигурациях переход происходит лишь между компонентами тонкой структуры (например, p1/2 p3/2 ). Поглощение света Рассмотрим процесс, обратный излучению, — поглощение света. Пусть атом из состояния f переходит в состояние i и поглощает фотон с энергией h = Ei Ef, импульсом hk и поляризацией k.   Для системы атом+электромагнитное поле это есть переход из начального состояния f | nk в конечное состояние i | nk 1 под действием возмущения (44.1). Повторяя далее выкладки, аналогичные случаю излучения, мы получим, что квадрат матричного элемента возмущения | Vf i |2, а с ним и полная вероятность поглощения света в единицу времени wf i, отличаются от соответствующих величин для излучения лишь заменой множителя nk +1 на множитель nk. В итоге wf i = n nk 1. wif k + §45. Лэмбовский сдвиг Нетрудно убедиться в том, что операторы электрического и магнитного полей не коммутируют с операторами чисел заполнения и энергии поля. Поэтому в вакууме электромагнитного поля, то есть в состоянии с наименьшей энергией и нулевыми числами заполнения, поля не равны нулю, а флуктуируют вокруг нуля. Иными словами, для этого состояния средние значения полей E и B равны нулю, а средние значения квадратов полей отличны от нуля. Нулевое колебание поля с частотой имеет энергию h/2, но эта же энергия мо жет быть выражена через фурье-амплитуду E электрического поля h  = |E |2 V, 45.1 где V — объем, в котором заключено поле. Электрон в атоме водорода взаимодействует не только с кулоновым полем ядра, определяемым потенциальной энергией U r = e2/r, но и с нулевыми флуктуациями вакуума, что приводит к наблюдаемым эффектам. Пусть — малая флуктуация координаты электрона, вызванная вакуумным электрическим полем. Среднее по вакууму от кулонового потенциала равно U r +  = U r + i k U r + = 0, 1 Итак, флуктуационная поправка (с учетом того, что Ur = 4e2 r) составляет U r = = 1 ik 1 i k 2.

i kU r;

Ur = 2 e2 r 2.

Из уравнения движения m ационного смещения следует: С учетом (45.1) получаем = eE для фурье-компоненты флукту e = m2 E. e2h = 2 m22V.

= eE 2 m Для нахождения 2 умножим величину квадрата отклонения 2, соответствующего одной моде, на число осцилляторов V d3 k/23 и просуммируем по всем осцилляторам (при этом из ответа исчезнет объем поля V ) = V d3 k 2 = h2  mc d.

В качестве пределов логарифмического интеграла выбираем min, так как ниже электрон нельзя считать свободным, и max mc2 /, h так как выше электрон нельзя считать нерелятивистским. В результате, оператор возмущения равен 8 1 h  U r = ln e2 3 mc 81 h  En = ln e2 3 mc r.

Поправка к энергии (в этом приближении она возникает лишь для s-состояния) составляет | n 0 | 16 1 = 3 3 ln Ry. n Уровень 2s1/2 сдвигается вверх на 23 ln 1 Ry. E2 = Таким образом, снимается последнее вырождение в атоме водорода. Вклад аномального магнитного момента электрона, /2µB, в обсуждаемый сдвиг уровней, /22 3 /, примерно на порядок меньше. Более точный расчет, проводимый в квантовой электродинамике, дает для смещения уровня 2s1/2 величину 23 ln 1 1, 089 Ry = 1034 S, E2 = 3 а для расщепления уровней 2s1/2 и 2p1/2 величину E2s1/2 E2p1/2 = 1057, 91 ± 0, 01 МГц в полном согласии с экспериментальным значением 1057, 90 ± 0, 06 МГц.

В водородоподобных ионах лэмбовский сдвиг растет как Z 4. Один множитель Z возникает от неэкранированного кулонового потенциала ядра и Z 3 — от | 0 |2. ВОПРОСЫ 45.1. а) Излучение при переходе 2pm 1s для атома водорода. Определить dw/d, w,,,, поляризацию излученного фотона (задача 14.1 ГКК). б) Как изменится этот ответ при наличии нескольких фотонов с частотой, равной частоте перехода, в начальном состоянии электромагнитного поля? 45.2. В начальном состоянии атома n 1, n l n. Найти приближенные правила отбора по n и по l для электромагнитных переходов. 45.3. Излучение линейного осциллятора (задача 14.2 ГКК). 45.4. Возможные дипольные переходы между уровнями n = 3 и n = 2 (-линия серии Бальмера) с учетом их тонкой структуры (по Дираку и по Клейну-Фоку-Гордону). 45.5. В начальном состоянии ns1/2 атом поляризован. Как выглядит угловая зависимость вероятности излучения, просуммированной по поляризациям фотона и конечного состояния атома?

45.8. Найти с логарифмической точностью (то есть считая ln 1/ 1) поправку к кулоновому взаимодействию двух частиц, обусловленную флуктуациями вакуума электромагнитного поля. Рассмотреть следующие случаи: а) позитроний;

б) электроны в атоме гелия;

в) поправка первого порядка по m/M в атоме водорода.

45.6. Оценки вероятностей переходов между компонентами СТС основного состояния атома водорода (задача 14.9 ГКК). 45.7. Атом водорода находится в постоянном однородном магнитном поле B. Рассмотреть переходы 2p1/2 1s1/2 +. Каковы поляризации и частоты фотонов, летящих: а) вдоль поля, б) перпендикулярно полю, если энергия взаимодействия с полем мала или велика по сравнению с интервалами тонкой структуры? Каковы относительные интенсивности спектральных линий? 45.8. Радиационный переворот спина нейтрона в магнитном поле (задача 14.7 ГКК). 45.7. Найти угловое распределение фотонов в распадах поляризованных частиц:  0J P = 1 0 0 +,  A11+ 0 +.

§46. Рассеяние света Это процесс второго порядка: система поглощает (или испускает) фотон, переходя в другое состояние, а затем эта система фотон испускает (или поглощает). Соответственно, сумма этих двух амплитуд упругого рассеяния для дипольных квантов равна по порядку величины 2 2 h |r0n|2 |r0n|2 2 c 2 · e c E0 En + h E0 En h +  2 e2 a2 h B Энергетическая плотность конечных состояний 2 k2 2 2dkdh 2hc3. 3d  1+ 1 E + h E h  .

Учет стандартного множителя 2/ и множителя c1 от потока фоh тонов дает следующую оценку для сечения рассеяния: 2 1+ 1 2 aB 2  2 aB h c E + h E h.    В случае малых частот h E получаем рэлеевское сечение В случае больших частот h  E получаем томсоновское сечение  2 r2, aB 2 2 h  2 h a2 B e c  4 h где re = e2 /mc2  — классический радиус электрона. В резонансном случае, h = E = En E0, нужно учесть ширину  промежуточного состояния: En E n Тогда a2 2 B.

i,,, 3 h.  Это характерное резонансное сечение. ВОПРОС 2 2 2 4 h aB 2. aB, 46.1. Упругое и неупругое рассеяние фотонов сферическим ротатором (задача 14.14 ГКК).

§47. Молекулы Малость отношения масс электрона и ядра m/M обеспечивает применимость адиабатического приближения, рассмотрения движения электронов при фиксированных координатах ядер Ri. Энергия электронов E параметрически зависит от Ri, что позволяет рассматривать ERi как потенциал для ядер. Соотношение электронных, колебательных и вращательных частот mm elect : osc : rot 1 : : MM служит количественным оправданием адиабатического приближения. (См.: КМ §78.) ВОПРОС 47.1. Найти прямым вариационным методом потенциальную кри+ вую U R иона H2. В качестве пробной функции выбрать g r, R = C+R где r 1R + r + 1R 2, er/, r = 3/2 r 1R 2 r + 1R — вариационный параметр и ±R/2 — координаты ядер. Рассмотреть также потенциальную кривую U R для пробной функции ur, R = CR.

§48. ПРИЛОЖЕНИЕ: о формализме квантовой механики Основные положения Дадим краткий перечень основных положений: а) состоянию физической системы сопоставляется вектор состояния | из гильбертова пространства;

b) физической величине сопоставляется линейный эрмитов опе^ ратор F ;

c) физическая величина F может принимать только собственные ^ значения f оператора F ;

d) математическое ожидание значений величины F в состоянии ^ определяется диагональным матричным элементом | F | ;

e) закон эволюции системы определяется оператором Гамильтона ^ H согласно уравнению ^ i t | = H | h.

Вектора состояний и волновые функции Вектор состояния | f |f сопоставляется системе, состояние которой задано классическими параметрами f = f1, f2,..., fN , которые можно измерять одновременно. Примеры: | p |p — вектор состояния частицы с определенным импульсом p;

| r |r — вектор состояния частицы, локализованной в точке r. Все возможные векторы состояний образуют линейное пространство, в котором определено скалярное произведение векторов состояний | и |, которое обозначается как | = |, где | — вектор, сопряженный |. В пространстве векторов состояний можно выбрать полный набор независимых ортонормированных векторов |f таких, что f |f = f f. Этот набор образует базис векторного пространства. Выбор базиса неоднозначен. В квантовой механике выбор базиса называется выбором представления. Волновые функции. Любой вектор состояния | задается своими проекциями f | на базис |f : | = |f f | f = f |f f .

Проекция f | f , рассматриваемая при различных f, называется волновой функцией данного состояния в f -представлении. Если система находится в состоянии | f, которое является соб^ ственным вектором оператора F, то есть ^ F | f | = f | f, то при измерении величины F будет получено значение, равное f с вероятностью единица. Среднее значение F по произвольному состоянию | равно ^ ^ | F | = |f f | F |f f | = f |f |2, ff f то есть при измерении величины F в состоянии | будет получе^ но одно из собственных значений f оператора F с вероятностью |f |2. Отсюда видно, что |f |2 — это вероятность найти значение f. Волновую функцию f  называют также амплитудой вероятности.

Преобразование волновой функции к другому представлению g = f g|f f , где волновая функция g|f = f g = g f определяет связь двух базисов 2. Пример: волновая функция частицы с определенным импульсом в координатном представлении h eipr/ r|p = pr = 2 3/2. h Тогда для любой волновой функции с учетом p = r = r|p = p|r имеем p| = r| = r p h eipr/ r d3r ;

2 3/2 h h eipr/ p d3p. r|p p| = 2 3/2 h p|r r| = Операторы. Связь представлений Если определенно преобразование, переводящее вектор состояния ^ | в вектор состояния |, то говорят, что задан оператор G этого ^ преобразования | = G|. ^ Матрица оператора. Действие оператора G на базисный вектор ^ состояния |f задается матрицей Gf f = f | G |f :

^ G|f ^ G| = = |f f ^ f | G |f = |f Gf f.

f Для произвольного вектора состояния ^ |f f | G | f = ^ |f f | G |f ff f | = |f Gf f f ff .

Таким образом, оператор ^ G= |f Gf f f | ff Если величина f принимает непрерывный ряд значений, то символ f f следует заменить на -функцию f f , а сумму на интеграл f......df.

полностью определен, если известна его матрица Gf f. Действие оператора на волновую функцию получим, проецируя соотношение ^ | = G| на F -базис: f  = f | = Gf f f f ;

f = f |.

Связь операторов в различных представлениях: Gf f = ^ f | G |f = ^ f |g g| G |g g |f.

Пример: матрица оператора импульса в p-представлении имеет вид p | p |p = p p p  ;

^ в координатном представлении r r . r Его действие на волновую функцию r сводится к дифференцированию r d3r r| p |r r  = i ^ h. r Аналогично r | ^ |r = r r r ;

p | ^ |p = i p p p ;

r r h p|^ |p p  d3p = +i p. r h p На этих примерах видно, что матрицы операторов ^ и p (и построr^ енные из них) пропорциональны -функции или ее производной:

gg r | p |r = ^ d3pd3 p r p  p p p  r p = +i h Gf f ^ = GSf f f.

Их действие на волновую функцию сводится к действию на волно^ вую функцию оператора GS f: Gf f f f ^  = GSf f .

^ Оператор GS f называют шредингеровским оператором в f -представлении (в отличие от матричного Gf f ). В частности, в r-представлении r^S = r, pS = i r ;

^ h в p-представлении r^S = +i p, pS = p. h ^.

Сербо Валерий Георгиевич, Хриплович Иосиф Бенционович КОНСПЕКТ ЛЕКЦИЙ ПО КВАНТОВОЙ МЕХАНИКЕ —————————————————————————– Подписано в печать Формат 60x80/16 Печать офсетная Заказ Уч.-изд.л. Тираж экз. Цена —————————————————————————– Издательский центр Новосибирского университета, 630090, Новосибирск – 90. Пирогова, 2.

Pages:     | 1 ||



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.