Операторы момента импульса и их коммутация

Вместе с модулем момента импульса , или эквивалентно , квантуется и направление этой векторной величины, но в довольно своеобразной форме, отличной от классического представления о направлении векторов. Исследуем это квантование по направлению.

4.3.5.1. Как следует из раздела 4.3.4.4, наряду с , функции отвечает совершенно определенное значение , но две другие проекции и остаются неопределенными. Это не случайно, а обусловлено принципом неопределенности Гейзенберга. Легко убедиться в этом, показав, что не коммутирует с и , но в то же время коммутирует с. Аналогично между собой не коммутирует любая пара из .

В качестве примера найдем коммутатор

(4.65)

Аналогично можно получить следующие соотношения

(4.66)

4.3.5.2. Эти формулы полезны для отыскания возможных значений квадрата момента импульса и волновых функций при решении уравнения (4.62), которое несомненно сложнее решения (4.63). Для разрешения этой задачи воспользуемся приёмом, ранее примененным нами для гармонического осциллятора (см. раздел 3.51) когда собственные значения и собственные функции оператора Гамильтона были найдены лишь на основе коммутационных соотношений, а также операторов сдвигов состояний.

4.3.5.3. Сконструировав специально операторы сдвига состояний, можно решить и задачу о вращательных состояниях жесткого ротатора. В этом случае мы будем перемещаться от состояния к состоянию с одним и тем же значением , а, следовательно, и с одной и той же кинетической вращательной энергией, т.е. внутри вырожденного уровня попытаемся "пересчитать" дискретные состояния. Они отличаются только значениями , т.е. ориентациями вектора момента импульса. Главная проблема на данном этапе – отыскание квантового числа l, квантующего модуль вектора

4.3.5.4. Для этой цели запишем, как обычно

(4.67)

и одновременно учтём, что справедливы операторные уравнения

(4.68)

(4.69)

Вместе с тем, как и в теории плоского ротатора

(4.70)

Вычтем почленно (4.70) из (4.68) и получим

,(4.71)

а с учётом (4.67)

(4.72)

Таким образом, функция Y оказывается собственной функцией оператора, т.е.

(4.75)

где – собственное значение.

В силу самосопряженности операторов квантовой механики, их собственные значения должны быть вещественными и единая физическая величина как сумма квадратов может быть только положительной. Это справедливо, несмотря на недоступность для индивидуального определения каждого из слагаемых и

Из сопоставления (4.72) и (4.73) следует неравенство

(4.74)

Отсюда . (4.75)

4.3.5.5. Формула (4.75) содержит прозрачный смысл: квадрат момента импульса не может быть меньше квадрата одной из его проекций. Одно и то же значение модуля момента импульса, определяемое квантовым числом l, может отвечать состояниям с различными значениями проекции , которые задаются квантовым числом m. При этом каждому состоянию с положительным значением m соответствует состояние с отрицательным m, отличающееся направлением вращения вокруг оси z. Формула (4.75) одновременно определяет пределы изменения квантового числа m, увязывая его с числом l в виде

, (4.76)

т.е. и (4.77)

4.3.5.6. Наконец, мы подошли вплотную к решению важнейшей проблемы – связи квантового числа l со значением квадрата момента импульса и с параметром в уравнении (4.62). Обратимся вновь к уравнению (4.72). В его правой части стоит сумма квадратов операторов. Исследуем её, разлагая на комплексные сомножители по аналогии с задачей о гармоническом осцилляторе. Обозначим их и . Их смысл подобен смыслу операторов (3.79) и (3.80) – они также являются операторами сдвига состояний.

(4.78)

(4.79)

4.3.5.7. Если в задаче об осцилляторе каждый из операторов сдвигов исследовался в паре с гамильтонианом, то в данном случае сдвиги не будут связаны с перемещением по энергетической лесенке уровней. Здесь мы будем двигаться как бы по энергетической горизонтали в пределах одного вырожденного уровня, пересчитывая состояния с общим модулем |, но с разными его ориентациями. По этой причине удобнее всего рассмотреть последствия перестановок операторов и , с оператором , действие которого на конкретную собственную волновую функцию описывается уравнением (4.69). Составим коммутаторы и . Для удобства и сокращения громоздких выкладок объединим символы (+) и (–). Далее всюду будем полагать, что запись индексов в виде столбца (±) означает, что в последующих выражениях верхнему индексу (+) будут соответствовать верхние же знаки в совместных записях и, наоборот, нижнему индексу (–) – знаки внизу, например:

(4.80)

Подставим в (4.80) уравнения (4.78) и (4.79), затем перегруппируем слагаемые

(4.81)

Коммутаторы и уже выведены выше – формула (4.66). Используем их выражения

т.е. (4.82)

(4.83)

4.3.5.8. Исходя из формулы (4.80), произведение операторов можно записать так

При подстановке (4.82) и (4.83) это дает

(4.84)

Найдем далее результат действия операторов на волновую функцию, для которой заданы квантовые числа l и m, т.е. , используя уравнения (4.64) и (4.69):

(4.85)

4.3.5.9. Выражение (4.85) – это по-прежнему операторное уравнение на собственные значения. Оно показывает, что функции соответствует состояние с квантовым числом m+1,

Внимание, отключите Adblock

Вы посетили наш сайт со включенным блокировщиком рекламы!
Ссылка для скачивания станет доступной сразу после отключения Adblock!

Скачать