19051

Системы тождественных частиц в квантовой механике. Бозоны и фермионы. Принцип за-прета Паули

Лекция

Физика

Лекция 23 Системы тождественных частиц в квантовой механике. Бозоны и фермионы. Принцип запрета Паули Согласно постулатам квантовой механики волновая функция физической системы состоящей из нескольких частиц определяет вероятности различных положений всех части

Русский

2013-07-11

266.5 KB

23 чел.

Лекция 23

Системы тождественных частиц в квантовой механике. Бозоны и фермионы. Принцип запрета Паули

Согласно постулатам квантовой механики волновая функция физической системы, состоящей из нескольких частиц, определяет вероятности различных положений всех частиц системы в любой момент времени и, следовательно, должна зависеть от координат всех частиц и времени

     (1)

где первый аргумент относится к первой частице, второй - ко второй и т.д., причем квадрат модуля волновой функции (1) определяет плотность вероятности того, что в момент времени  первая частица находится в точке с координатой , вторая -  и т.д. Отметим, что индексы у радиус-векторов в списке аргументов волновой функции (1) связаны не с номером частицы, а отмечают только разные точки пространства, номер частицы определяется местом в списке аргументов волновой функции – на первом месте те значения координат, которые может принимать координата первой частицы, на втором – второй и т.д. Если все частицы системы тождественные (например электроны, протоны или другие одинаковые частицы), то функция (1) должна удовлетворять определенным условиям симметрии относительно перестановок аргументов.. Действительно, поскольку в микромире невозможно проследить за перемещением частиц (отсутствует траектория), то такие события, как «первая частица находится в точке с координатой , вторая - » и «первая частица находится в точке с координатой , вторая - » являются принципиально неразличимыми. Можно говорить только о том, что одна из частиц (неизвестно, какая) находится в точке с координатой , а вторая  - . Это значит, что множество значений функции (1) для системы тождественных частиц является избыточным, поскольку величины

 и     (2)

определяют, фактически, одну и ту же величину. Поэтому, чтобы сохранить описание квантовых систем, состоящих из тождественных частиц, с помощью волновых функций, зависящих от координат частиц, необходимо наложить на волновые функции, которыми могут описываться такие системы, дополнительные условия. Волновая функция (1) для системы тождественных частиц может быть только такой функцией, квадраты значений которой в «точке» с координатами  и в «точке» с координатами  должны быть одинаковыми:

    (3)

(и аналогично для других перестановок). То есть при перестановке любых двух аргументов квадрат модуля волновой функции не должен меняться. Отсюда получаем, что волновая функция системы тождественных частиц может быть только такой функцией своих аргументов, что при перестановке двух из них ее значение, если и изменятся, то только на множитель с единичным квадратом модуля

    (4)

где  - действительное число. Снова переставляя первый и второй аргументы функции в правой части выражения (3), найдем

   (5)

Отсюда заключаем, что . Таким образом, тождественность частиц приводит к тому, что частицы могут описываться только функциями, которые не меняются при перестановке аргументов, либо меняют при перестановке знак. Например, система двух тождественных частиц в принципе не может описываться такой волновой функцией ; волновая функция вида  в принципе может описывать одно из возможных состояний системы. Волновые функции, не меняющие знак при перестановке аргументов, принято называть симметричными, меняющие знак, - антисимметричными.

Очевидно, никакие функции не могут быть одновременно симметричными при перестановке одних аргументов и антисимметричными - других. Действительно, пусть существует функция трех переменных, симметричная при перестановке первого-второго и второго-третьего аргументов, и антисимметричная при перестановке первого-третьего аргументов. Тогда для этой функции одновременно должны были бы выполняться условия  и , что приводит к бессмысленному для тождественно не равной нулю функции результату . То есть свойство симметрии или антисимметрии касается перестановки любой пары аргументов волновой функции.

Очевидно, способность описываться симметричными или антисимметричными волновыми функциями определяется природой частиц, и не зависит от их конкретного состояния. Действительно, пусть, например, возможны два состояния системы электронов - одно с симметричной волновой функцией, другое с антисимметричной. Тогда согласно принципу суперпозиции возможно и состояние-суперпозиция, волновая функция которого представляет собой

линейную комбинацию этих функций. Очевидно, эта волновая функция определенной симметрией по отношению к перестановкам аргументов не обладает.

Можно обобщить приведенные выше рассуждения на случай частиц со спином. Поскольку для одинаковых частиц физически тождественными являются такие события, когда первая и вторая частица «меняются» всеми своими координатами - например, «первая частица находится в точке с координатой  с проекцией спина , вторая находится в точке с координатой  с проекцией спина » и «первая частица находится в точке с координатой  с проекцией спина , вторая частица  находится в точке с координатой  с проекцией спина », то волновая функция системы частиц со спином должна быть симметричной или антисимметричной при одновременной перестановке аргументов, отвечающих как пространственным, так и спиновым координатам частиц

   (6)

А такие, например, события «первая частица находится в точке с координатой  с проекцией спина , вторая - в точке с координатой  с проекцией спина » и «первая частица находится в точке с координатой  с проекцией спина , вторая частица - в точке с координатой  с проекцией спина » физически нетождественны и могут наблюдаться с разными вероятностями. Поэтому определенной симметрией по отношению к перестановке аргументов, отвечающих только пространственным, или только спиновым координатам частиц волновые функции, вообще говоря, не обладают (однако в ряде случаев такая симметрия может иметь место).

В релятивистской квантовой теории доказывается, что частицы с целым спином (, , , ...) описываются симметричными волновыми функциями и называются бозонами, частицы с «полуцелым» спином (, , , ...) - антисимметричными волновыми функциями и называются фермионами.

Давайте посмотрим, к каким особенностям в поведении систем тождественных частиц приводят требования симметрии волновой функции. Пусть две тождественных невзаимодействующих частицы движутся в потенциале . Найдем энергии и волновые функции стационарных состояний системы, считая, что собственные значения  и собственные функции  гамильтониана

      (7)

известны (и для простоты невырождены). И пока никак не будем учитывать спин.

Оператор Гамильтона системы двух тождественных частиц имеет вид

  (8)

является симметричным относительно перестановок координат и для фермионов и для бозонов, поскольку частицы тождественные. Волновые функции стационарных состояний зависят от координат обеих частиц и удовлетворяют уравнению Шредингера

 (9)

Будем искать решения уравнения (9) с разделенными переменными , где  и  - некоторые неизвестные функции одной переменной. Подставляя эту функцию в уравнение (9), получим

  (10)

Первое слагаемое левой части зависит только от переменной , второе - только от . Поэтому, чтобы равенство (10) выполнялось при любых значениях переменных, первое и второе слагаемые в левой части должны равняться некоторым постоянным. Обозначим эти постоянные  и . Тогда уравнение (10) дает

    (11)

   (12)

       (13)

Уравнения (11), (12) являются уравнениями на собственные значения и собственные функции гамильтониана (7), который принято называть одночастичным, а его собственные состояния - одночастичными состояниями и которые по условию задачи считаются известными. Поэтому каждая из функций  и  является одной из собственных функций  одночастичного гамильтониана, а числа  и  - собственными значениями

Следовательно, решения уравнения (9) могут быть перечислены двумя целыми индексами и имеют вид

   (14)

причем индексы  и  независимо друг от друга принимают все возможные для них значения. Очевидно, все уровни энергии с  являются двукратно вырожденными: собственному значению  отвечают две различные собственные функции  и  (или любые их линейные комбинации). Состояния с  являются невырожденными.

Учтем теперь тождественность частиц. Для этого потребуем, чтобы волновые функции стационарных состояний обладали определенной симметрией относительно перестановок аргументов - были бы симметричны относительно перестановок в случае бозонов, и антисимметричны в случае фермионов. Очевидно, функции

    (15)

и

  (16)

являются собственными функциями гамильтониана системы двух частиц и симметричны относительно перестановок аргументов, то есть описывают стационарные состояния системы двух тождественных бозонов. При этом все состояния не вырождены, поскольку любая другая линейная комбинация функций  и  в случае  не будет симметричной относительно перестановок и потому не может описывать состояния системы бозонов.

Аналогично функции

  (17)

являются собственными функциями гамильтониана системы двух частиц и антисимметричны относительно перестановок аргументов, то есть описывают стационарные состояния системы двух тождественных фермионов. При этом так же как и в случае бозонов все состояния невырождены. Однако в отличие от бозонного случая здесь невозможны состояния, в которых оба фермиона находятся в одинаковых стационарных состояниях одночастичного гамильтониана (), поскольку в этом случае функция (17) тождественно равна нулю (более точную формулировку этого утверждения, учитывающую наличие спина у фермиона см. ниже).

Проведенное рассмотрение имеет буквальный смысл для бозонов с . Для бозонов с  и для фермионов (спин которых является полуцелым и потому всегда больше нуля) необходимо включить в рассмотрение спин.

Построим теперь волновые функцию стационарного состояния  системы трех

тождественных невзаимодействующих частиц, находящихся в одночастичных состояниях , , .

Поскольку частицы не взаимодействуют, то волновая функция системы должна быть произведением трех одночастичных функций , , , или линейной комбинацией таких произведений. При этом в случае бозонов волновая функция должна быть симметрична относительно перестановок. Очевидно, в случае состояния, которому отвечают три разных индекса ,  и , симметричная комбинация имеет вид

(18)

В состоянии с волновой функцией (18) одна из частиц (в силу тождественности – неизвестно, какая) находится в одночастичном состоянии с волновой функцией , вторая - в одночастичном состоянии с волновой функцией , третья - в одночастичном состоянии с волновой функцией .

Волновая функция стационарного состояния системы бозонов, которому отвечают два совпадающих индекса, например , имеет вид

(19)

В состоянии с волновой функцией (3) два бозона находятся в одночастичном состоянии с волновой функцией , один - в одночастичном состоянии с волновой функцией .

Стационарное состояние системы бозонов с  описывается волновой функцией

   (20)

В этом состоянии все три частицы находятся в одночастичном состоянии с волновой функцией .

Волновая функция любого состояния тождественных фермионов должна быть антисимметрична относительно перестановки аргументов. Поэтому для построения волновых функций стационарных состояний необходимо найти такие линейные комбинации тройных произведений, которые удовлетворяют этому условию. В случае собственного состояния с  такие функции существуют. Действительно, функция

(21)

является антисимметричной. Если же хотя бы два индекса из трех совпадают, то, как видно из (21), антисимметричная комбинация тождественно равна нулю, то есть не является собственной функцией по определению. Поэтому все три фермиона могут находится только в различных одночастичных состояниях.

Легко проверить с помощью непосредственной проверки, что волновую функцию (21) можно записать в виде определителя

   (22)

Очевидно, и волновые функции стационарных состояний любого количества невзаимодействующих фермионов, один из которых находится в одночастичном состоянии , второй - в состоянии , третий -  и т.д., можно представить в виде аналогичного определителя, который называется определителем Слэттера.

   (23)

(множитель , где  - число фермионов в рассматриваемой системе, введен из условия нормировки). Действительно, определитель (23) представляет собой сумму слагаемых, каждое из которых есть произведение элементов, взятых по одному из каждой его строки и каждого столбца, то есть слагаемых вида . При этом перестановка любых двух аргументов волновой функции приводит к перестановке столбцов определителя, и, следовательно, меняет его знак, то есть функция (23) антисимметрична. Отметим, что из выражения (23) следует, что два фермиона не могут находится в одинаковом одночастичном состоянии (то есть любые два из индексов не могут совпадать), поскольку в этом случае определитель имеет две одинаковых строки и, следовательно, обращается в нуль. Это утверждение называется Принципом Паули (более точную формулировку принципа Паули, учитывающую спин фермиона, дадим в следующей лекции).

6


 

А также другие работы, которые могут Вас заинтересовать

17584. ПРОГРАММИРОВАНИЕ C ИСПОЛЬЗОВАНИЕМ ПРОГРАММ ФУНКЦИЙ MATHCAD 366 KB
  Лекция 3 Программирование c использованием программ функций MathCad Реализовать тот или иной алгоритм вычисления в пакете Mathcad можно двумя способами: вставляя соответствующие операторы или функции в текст документа Mathcad. Такой способ называется программированием в те...
17585. Программирование в программе-функции циклических алгоритмов 251 KB
  Лекция 3 Программирование в программефункции циклических алгоритмов Напомним что циклические алгоритмы или проще циклы содержат повторяющиеся вычисления зависящие от некоторой переменной. Такая переменная называется параметром цикла а сами повторяющиеся выч...
17586. МОДУЛЬНОЕ ПРОГРАММИРОВАНИЕ В MATHCAD 1.42 MB
  ЛЕКЦИЯ 4. Модульное программирование в Mathcad Общая идея модульного программирования состоит в следующем: реализации вычислительных процессов в виде отдельных программных единиц модулей; в обращении к этим модулям в других программах с передачей данных необход
17587. ПРИЛОЖЕНИЯ ПАКЕТА MATHCAD В ЗАДАЧАХ ЛИНЕЙНОЙ АЛГЕБРЫ И МАТЕМАТИЧЕСКОГО АНАЛИЗА 268 KB
  ЛЕКЦИЯ 5. Приложения пакета Mathcad в задачах линейной алгебры и математического анализа 4.1 Задачи линейной алгебры в среде пакета Mathcad. 4.1.1 Определение и ввод матрицы в рабочий документ Mathcad Чтобы определить матрицу нужно: ввести с клавиатуры имя матрицы и знак п...
17588. Интегратор приложений MathConnex 397 KB
  ЛЕКЦИЯ 6. 5. Интегратор приложений MathConnex 5.1 Назначение MathConnex MathConnex новое средство примененное в системе MathCAD 7. 0 PRO. Оно выполняет две важнейшие и чрезвычайно мощные функции: служит для интеграции различных приложений с системой MathCAD и обеспечения их совместной ...
17589. Аппроксимация функций 676 KB
  Лекция 7 Аппроксимация функций Введение Когда обрабатывается выборка экспериментальных данных то они чаще всего представляются в виде массива состоящего из пар чисел xiyi. Поэтому возникает задача аппроксимации дискретной зависимости yxi непрерывной функц...
17590. Статистика. Абсолютные и относительные статистические величины 184 KB
  1. Статистика. Основные понятия 2.Статистический показатель система показателей. 3. Статистическая совокупность. 4. Группировка статистических данных и ее роль в анализе информации 5. Статистическая таблица. 6. Статистический график 7. Абсолютные и относительные ст...
17591. Ряды распределения. Показатели вариации 310.5 KB
  ТЕМА 3 Ряды распределения. Показатели вариации ПЛАН ЛЕКЦИИ 1. Понятие рядов распределения. 2. Характеристики центра распределения. Средние величины. 3. Характеристики вариации. 4. Характеристики формы распределения. 1. Понятие рядов распределения 1. В результате ...
17592. Выборочное наблюдение. Особенности малой выборки 201 KB
  11 ТЕМА 4 Выборочное наблюдение ПЛАН ЛЕКЦИИ 1. Статистическое наблюдение 2. Выборочное наблюдение причины и условия его применения. 3. Виды и схемы выборки. 4. Ошибки выборки. 5. Определение необходимой численности выборки. 6. Особенности малой вы