Оператор углового момента - Angular momentum operator

В квантовая механика, то оператор углового момента один из нескольких связанных операторы аналог классического угловой момент. Оператор углового момента играет центральную роль в теории атомной и молекулярной физики и других квантовых задачах, связанных с вращательная симметрия. Как в классических, так и в квантово-механических системах угловой момент (вместе с линейный импульс и энергия ) - одно из трех основных свойств движения.^[1]

Есть несколько операторов углового момента: полный угловой момент (обычно обозначается J), орбитальный угловой момент (обычно обозначается L), и спиновый угловой момент (вращение для краткости обычно обозначается S). Период, термин оператор углового момента может (что сбивает с толку) относиться либо к полному, либо к орбитальному угловому моменту. Полный угловой момент всегда консервированный, видеть Теорема Нётер.

Обзор

«Векторные конусы» полного углового момента J (фиолетовый), орбитальный L (синий) и вращение S (зеленый). Конусы возникают из-за квантовая неопределенность между измерением компонент углового момента (Смотри ниже ).

В квантовой механике угловой момент может относиться к одному из трех разных, но взаимосвязанных вещей.

Орбитальный угловой момент

В классическое определение углового момента является ${\displaystyle \mathbf {L} =\mathbf {r} \times \mathbf {p} }$. Квантово-механические аналоги этих объектов разделяют те же отношения:

${\displaystyle \mathbf {L} =\mathbf {r} \times \mathbf {p} }$

куда р квантовый оператор позиции, п квантовый оператор импульса, × есть перекрестное произведение, и L это оператор орбитального углового момента. L (как п и р) это векторный оператор (вектор, компоненты которого являются операторами), т.е. ${\displaystyle \mathbf {L} =\left(L_{x},L_{y},L_{z}\right)}$ куда L_Икс, L_у, L_z - три разных квантово-механических оператора.

В частном случае одиночной частицы без электрический заряд и нет вращение, оператор орбитального углового момента в позиционном базисе можно записать как:

${\displaystyle \mathbf {L} =-i\hbar (\mathbf {r} \times \nabla )}$

где ∇ - векторный дифференциальный оператор, дель.

Спиновый угловой момент

Основная статья: Спин (физика)

Есть еще один тип углового момента, называемый спиновый угловой момент (чаще сокращается до вращение), представленный оператором спина S. Спин часто изображают как частицу, буквально вращающуюся вокруг оси, но это всего лишь метафора: спин - это внутреннее свойство частицы, не связанное с каким-либо движением в пространстве. Все элементарные частицы имеют характерный спин, обычно отличный от нуля. Например, электроны всегда есть "спин 1/2", пока фотоны всегда есть «спин 1» (подробнее ниже ).

Полный угловой момент

Наконец, есть полный угловой момент J, который объединяет как спин, так и орбитальный угловой момент частицы или системы:

${\displaystyle \mathbf {J} =\mathbf {L} +\mathbf {S} .}$

Сохранение углового момента утверждает, что J для закрытой системы, или J для всей вселенной сохраняется. Тем не мение, L и S находятся нет в целом законсервировано. Например, спин-орбитальное взаимодействие позволяет угловому моменту передавать назад и вперед между L и S, с общим J остающийся постоянным.

Коммутационные отношения

Коммутационные отношения между компонентами

Оператор орбитального углового момента является векторным оператором, то есть его можно записать в терминах его векторных компонент ${\displaystyle \mathbf {L} =\left(L_{x},L_{y},L_{z}\right)}$. Компоненты имеют следующие коммутационные отношения друг с другом:^[2]

${\displaystyle \left[L_{x},L_{y}\right]=i\hbar L_{z},\;\;\left[L_{y},L_{z}\right]=i\hbar L_{x},\;\;\left[L_{z},L_{x}\right]=i\hbar L_{y},}$

где [,] обозначает коммутатор

${\displaystyle [X,Y]\equiv XY-YX.}$

В общем это можно записать как

${\displaystyle \left[L_{l},L_{m}\right]=i\hbar \sum _{n=1}^{3}\varepsilon _{lmn}L_{n}}$,

куда л, м, п - индексы компонентов (1 для Икс, 2 для у, 3 для z), и ε_lmn обозначает Символ Леви-Чивита.

Также возможно компактное выражение в виде одного векторного уравнения:^[3]

${\displaystyle \mathbf {L} \times \mathbf {L} =i\hbar \mathbf {L} }$

Коммутационные соотношения могут быть доказаны как прямое следствие канонические коммутационные соотношения ${\displaystyle [x_{l},p_{m}]=i\hbar \delta _{lm}}$, куда δ_lm это Дельта Кронекера.

Аналогичное соотношение существует в классической физике:^[4]

${\displaystyle \left\{L_{i},L_{j}\right\}=\varepsilon _{ijk}L_{k}}$

куда L_п является составной частью классический оператор углового момента и ${\displaystyle \{,\}}$ это Скобка Пуассона.

Те же коммутационные соотношения применимы и к другим операторам углового момента (спину и полному угловому моменту):^[5]

${\displaystyle \left[S_{l},S_{m}\right]=i\hbar \sum _{n=1}^{3}\varepsilon _{lmn}S_{n},\quad \left[J_{l},J_{m}\right]=i\hbar \sum _{n=1}^{3}\varepsilon _{lmn}J_{n}}$.

Это может быть предполагается проводить по аналогии с L. В качестве альтернативы они могут быть полученный как обсуждалось ниже.

Эти коммутационные соотношения означают, что L имеет математическую структуру Алгебра Ли, а ε_lmn это его структурные константы. В этом случае алгебра Ли SU (2) или же ТАК (3) в обозначениях физики (${\displaystyle \operatorname {su} (2)}$ или же ${\displaystyle \operatorname {so} (3)}$ соответственно в обозначениях математики), т.е.алгебра Ли, связанная с вращениями в трех измерениях. То же самое и с J и S. Причина обсуждается ниже. Эти коммутационные соотношения важны для измерения и погрешности, как обсуждается ниже.

В молекулах полный угловой момент F - сумма ровибронного (орбитального) углового момента N, спиновый угловой момент электрона S, а ядерный спиновый угловой момент я. Для электронных синглетных состояний ровибронный угловой момент обозначается J скорее, чем N. Как пояснил Ван Флек,^[6] Компоненты молекулярного ровибронного углового момента, относящиеся к осям, закрепленным за молекулами, имеют разные коммутационные соотношения, чем те, которые приведены выше для компонентов относительно осей, закрепленных в пространстве.

Коммутационные соотношения, включающие величину вектора

Как и любой вектор, величина можно определить для оператора орбитального углового момента,

${\displaystyle L^{2}\equiv L_{x}^{2}+L_{y}^{2}+L_{z}^{2}}$ .

L² это еще один квант оператор. Он коммутирует с компонентами L,

${\displaystyle \left[L^{2},L_{x}\right]=\left[L^{2},L_{y}\right]=\left[L^{2},L_{z}\right]=0~.\,}$

Один из способов доказать, что эти операторы коммутируют, - начать с [L_ℓ, L_м] коммутационные соотношения в предыдущем разделе:

Щелкните [показать] справа, чтобы увидеть доказательство [L^2, LИкс] = 0, начиная с [Lℓ, Lм] коммутационные отношения[7]

${\displaystyle {\begin{aligned}\left[L^{2},L_{x}\right]&=\left[L_{x}^{2},L_{x}\right]+\left[L_{y}^{2},L_{x}\right]+\left[L_{z}^{2},L_{x}\right]\\&=L_{y}\left[L_{y},L_{x}\right]+\left[L_{y},L_{x}\right]L_{y}+L_{z}\left[L_{z},L_{x}\right]+\left[L_{z},L_{x}\right]L_{z}\\&=L_{y}\left(-i\hbar L_{z}\right)+\left(-i\hbar L_{z}\right)L_{y}+L_{z}\left(i\hbar L_{y}\right)+\left(i\hbar L_{y}\right)L_{z}\\&=0\end{aligned}}}$

Математически, L² это Инвариант Казимира из Алгебра Ли ТАК (3) охватывает L.

Как и выше, в классической физике существует аналогичное соотношение:

${\displaystyle \left\{L^{2},L_{x}\right\}=\left\{L^{2},L_{y}\right\}=\left\{L^{2},L_{z}\right\}=0}$

куда L_я является составной частью классический оператор углового момента, и ${\displaystyle \{,\}}$ это Скобка Пуассона.^[8]

Возвращаясь к квантовому случаю, те же коммутационные соотношения применимы и к другим операторам углового момента (спину и полному угловому моменту),

${\displaystyle {\begin{aligned}\left\lbrack S^{2},S_{i}\right\rbrack &=0,\\\left\lbrack J^{2},J_{i}\right\rbrack &=0.\end{aligned}}}$

Принцип неопределенности

Основные статьи: Принцип неопределенности и Выводы принципа неопределенности

В общем, в квантовой механике, когда два наблюдаемые операторы не ездят на работу, их называют дополнительные наблюдаемые. Две дополнительные наблюдаемые нельзя измерить одновременно; вместо этого они удовлетворяют принцип неопределенности. Чем точнее известна одна наблюдаемая, тем менее точно может быть известна другая. Так же, как существует принцип неопределенности, связывающий положение и импульс, существуют принципы неопределенности для углового момента.

В Соотношение Робертсона – Шредингера дает следующий принцип неопределенности:

${\displaystyle \sigma _{L_{x}}\sigma _{L_{y}}\geq {\frac {\hbar }{2}}\left|\langle L_{z}\rangle \right|.}$

куда ${\displaystyle \sigma _{X}}$ это стандартное отклонение в измеренных значениях Икс и ${\displaystyle \langle X\rangle }$ обозначает ожидаемое значение из Икс. Это неравенство также верно, если х, у, г переставлены, или если L заменяется на J или же S.

Следовательно, две ортогональные компоненты углового момента (например, L_Икс и я_у) являются дополнительными и не могут быть одновременно известны или измерены, за исключением особых случаев, таких как ${\displaystyle L_{x}=L_{y}=L_{z}=0}$.

Однако можно одновременно измерить или указать L² и любой компонент L; Например, L² и L_z. Это часто бывает полезно, и значения характеризуются азимутальное квантовое число (л) и магнитное квантовое число (м). В этом случае квантовое состояние системы является одновременным собственным состоянием операторов L² и L_z, но нет из L_Икс или же L_у. Собственные значения связаны с л и м, как показано в таблице ниже.

Квантование

Смотрите также: Азимутальное квантовое число и Магнитное квантовое число

В квантовая механика, угловой момент равен квантованный - то есть он не может меняться непрерывно, а только "квантовыми скачками" между определенными допустимыми значениями. Для любой системы применяются следующие ограничения на результаты измерений, где ${\displaystyle \hbar }$ является приведенная постоянная Планка:

если ты мера...	... результат может быть ...	Примечания
${\displaystyle L_{z}}$	${\displaystyle (\hbar m)}$, куда ${\displaystyle m\in \{\ldots ,-2,-1,0,1,2,\ldots \}}$	м иногда называют магнитное квантовое число. Это же правило квантования выполняется для любого компонента L; например., LИкс или же Lу. Это правило иногда называют пространственное квантование.[9]
${\displaystyle S_{z}}$ или же ${\displaystyle J_{z}}$	${\displaystyle (\hbar m)}$, куда ${\displaystyle m\in \{\ldots ,-1,-0.5,0,0.5,1,1.5,\ldots \}}$	За Sz, м иногда называют квантовое число проекции спина. За Jz, м иногда называют квантовое число проекции полного углового момента. Это же правило квантования выполняется для любого компонента S или же J; например., SИкс или же Jу.
${\displaystyle L^{2}}$	${\displaystyle \left(\hbar ^{2}\ell (\ell +1)\right)}$, куда ${\displaystyle \ell \in \{0,1,2,\ldots \}}$	L^2 определяется ${\displaystyle L^{2}\equiv L_{x}^{2}+L_{y}^{2}+L_{z}^{2}}$. ${\displaystyle \ell }$ иногда называют азимутальное квантовое число или же орбитальное квантовое число.
${\displaystyle S^{2}}$	${\displaystyle \left(\hbar ^{2}s(s+1)\right)}$, куда ${\displaystyle s\in \{0,0.5,1,1.5,\ldots \}}$	s называется квантовое число спина или просто вращение. Например, частица со спином ½ это частица, где s = ½.
${\displaystyle J^{2}}$	${\displaystyle \left(\hbar ^{2}j(j+1)\right)}$, куда ${\displaystyle j\in \{0,0.5,1,1.5,\ldots \}}$	j иногда называют квантовое число полного углового момента.
${\displaystyle L^{2}}$ и ${\displaystyle L_{z}}$ одновременно	${\displaystyle \left(\hbar ^{2}\ell (\ell +1)\right)}$ за ${\displaystyle L^{2}}$, и ${\displaystyle \left(\hbar m_{\ell }\right)}$ за ${\displaystyle L_{z}}$ куда ${\displaystyle \ell \in \{0,1,2,\ldots \}}$ и ${\displaystyle m_{\ell }\in \{-\ell ,(-\ell +1),\ldots ,(\ell -1),\ell \}}$	(См. Терминологию выше.)
${\displaystyle S^{2}}$ и ${\displaystyle S_{z}}$ одновременно	${\displaystyle \left(\hbar ^{2}s(s+1)\right)}$ за ${\displaystyle S^{2}}$, и ${\displaystyle \left(\hbar m_{s}\right)}$ за ${\displaystyle S_{z}}$ куда ${\displaystyle s\in \{0,0.5,1,1.5,\ldots \}}$ и ${\displaystyle m_{s}\in \{-s,(-s+1),\ldots ,(s-1),s\}}$	(См. Терминологию выше.)
${\displaystyle J^{2}}$ и ${\displaystyle J_{z}}$ одновременно	${\displaystyle \left(\hbar ^{2}j(j+1)\right)}$ за ${\displaystyle J^{2}}$, и ${\displaystyle \left(\hbar m_{j}\right)}$ за ${\displaystyle J_{z}}$ куда ${\displaystyle j\in \{0,0.5,1,1.5,\ldots \}}$ и ${\displaystyle m_{j}\in \{-j,(-j+1),\ldots ,(j-1),j\}}$	(См. Терминологию выше.)

В этом стоячая волна на круговой струне круг разбивается ровно на 8 длины волн. Такая стоячая волна может иметь 0, 1, 2 или любое целое число длин волн по окружности, но она не можешь иметь нецелое число длин волн, например 8,3. В квантовой механике угловой момент квантуется по той же причине.

Вывод с использованием лестничных операторов

Основная статья: Лестничный оператор § Угловой момент

Обычный способ вывести приведенные выше правила квантования - это метод операторы лестницы.^[10] Операторы лестничной диаграммы определены:

${\displaystyle {\begin{aligned}J_{+}&\equiv J_{x}+iJ_{y},\\J_{-}&\equiv J_{x}-iJ_{y}\end{aligned}}}$

Предположим состояние ${\displaystyle |\psi \rangle }$ является состоянием на одновременной собственной основе ${\displaystyle J^{2}}$ и ${\displaystyle J_{z}}$ (т.е. состояние с единственным определенным значением ${\displaystyle J^{2}}$ и единственное определенное значение ${\displaystyle J_{z}}$). Тогда, используя коммутационные соотношения, можно доказать, что ${\displaystyle J_{+}|\psi \rangle }$ и ${\displaystyle J_{-}|\psi \rangle }$ находятся также в одновременном собственном базисе с тем же значением ${\displaystyle J^{2}}$, но где ${\displaystyle J_{z}|\psi \rangle }$ увеличивается или уменьшается на ${\displaystyle \hbar }$, соответственно. (Также возможно, что один или оба этих вектора результатов являются нулевыми векторами.) (Для доказательства см. оператор лестницы # Угловой момент.)

Управляя этими операторами лестницы и используя правила коммутации, можно доказать почти все приведенные выше правила квантования.

Щелкните [показать] справа, чтобы увидеть более подробную информацию в доказательстве правил квантования с помощью релейной диаграммы.[10]

Прежде чем приступить к основному доказательству, отметим полезный факт: ${\displaystyle J_{x}^{2},J_{y}^{2},J_{z}^{2}}$ находятся положительно-полуопределенные операторы, что означает, что все их собственные значения неотрицательны. Это также означает, что то же самое верно и для их сумм, включая ${\displaystyle J^{2}=J_{x}^{2}+J_{y}^{2}+J_{z}^{2}}$ и ${\displaystyle \left(J^{2}-J_{z}^{2}\right)=\left(J_{x}^{2}+J_{y}^{2}\right)}$. Причина в том, что квадрат любой Эрмитов оператор всегда положительно полуопределено. (Эрмитов оператор имеет действительные собственные значения, поэтому квадраты этих собственных значений неотрицательны.) Как и выше, предположим, что состояние ${\displaystyle |\psi \rangle }$ состояние на одновременной собственной основе ${\displaystyle J^{2}}$ и ${\displaystyle J_{z}}$. Его собственное значение относительно ${\displaystyle J^{2}}$ можно записать в виде ${\displaystyle \hbar ^{2}j(j+1)}$ для какого-то реального числа j > 0 (поскольку, как упоминалось в предыдущем абзаце, ${\displaystyle J^{2}}$ имеет неотрицательные собственные значения), а собственное значение относительно ${\displaystyle J_{z}}$ можно написать ${\displaystyle \hbar m}$ для какого-то реального числа м. Вместо ${\displaystyle |\psi \rangle }$ мы будем использовать более наглядные обозначения ${\displaystyle |\psi \rangle =|j,m\rangle }$. Далее рассмотрим последовательность («лестницу») состояний ${\displaystyle \{\ldots \;,\;J_{-}J_{-}|j,m\rangle ,\;J_{-}|j,m\rangle ,\;|j,m\rangle ,\;J_{+}|j,m\rangle ,\;J_{+}J_{+}|j,m\rangle ,\;\ldots \}}$ Некоторые записи в этой бесконечной последовательности могут быть нулевой вектор (как мы увидим). Однако, как описано выше, все ненулевые записи имеют одинаковое значение ${\displaystyle J^{2}}$, а среди ненулевых записей каждая запись имеет значение ${\displaystyle J_{z}}$ что точно ${\displaystyle \hbar }$ больше, чем в предыдущей записи. В этой лестнице может быть только конечное число ненулевых элементов с бесконечными копиями нулевого вектора слева и справа. Причина, как упоминалось выше, ${\displaystyle (J^{2}-J_{z}^{2})}$ является положительно-полуопределенным, поэтому, если какое-либо квантовое состояние является собственным вектором обоих ${\displaystyle J^{2}}$ и ${\displaystyle J_{z}^{2}}$, первое собственное значение больше. У всех состояний в лестнице одинаковые ${\displaystyle J^{2}}$ собственное значение, но идя очень далеко влево или вправо, ${\displaystyle J_{z}^{2}}$ собственное значение становится все больше и больше.Единственное возможное решение, как уже упоминалось, состоит в том, что в лестнице имеется только конечное число ненулевых элементов. Теперь рассмотрим последний ненулевой вход справа от лестницы, ${\displaystyle |j,m_{max}\rangle }$. Это состояние обладает тем свойством, что ${\displaystyle J_{+}|j,m_{max}\rangle =0}$. Как доказано в оператор лестницы статья, ${\displaystyle J_{+}|j,m\rangle =\hbar {\sqrt {j(j+1)-m(m+1)}}|j,m+1\rangle }$ Если это ноль, то ${\displaystyle j(j+1)=m_{\text{max}}\left(m_{\text{max}}+1\right)}$, так ${\displaystyle j=m}$ или же ${\displaystyle j=-m-1}$. Однако, поскольку ${\displaystyle J^{2}-J_{z}^{2}}$ положительно-полуопределённо, ${\displaystyle \hbar ^{2}j(j+1)\geq (\hbar m)^{2}}$, что означает, что единственная возможность ${\displaystyle m_{\text{max}}=j}$. Точно так же рассмотрим первую ненулевую запись слева от лестницы, ${\displaystyle |j,m_{\text{min}}\rangle }$. Это состояние обладает тем свойством, что ${\displaystyle J_{-}\left|j,m_{\text{min}}\right\rangle =0}$. Как доказано в оператор лестницы статья, ${\displaystyle J_{-}|j,m\rangle =\hbar {\sqrt {j(j+1)-m(m-1)}}|j,m-1\rangle }$ Как и выше, единственная возможность состоит в том, что ${\displaystyle m_{\text{min}}=-j}$ С м меняется на 1 на каждой ступеньке лестницы, ${\displaystyle (j-(-j))}$ является целым числом, поэтому j является целым или полуцелым числом (0, 0,5, 1 или 1,5 ...).

С S и L имеют те же коммутационные соотношения, что и J, для них работает тот же лестничный анализ.

Лестничный операторный анализ делает нет объясните один аспект приведенных выше правил квантования: тот факт, что L (В отличие от J и S) не может иметь полуцелых квантовых чисел. Этот факт можно доказать (по крайней мере, в частном случае одной частицы), записав все возможные собственные функции L² и L_z, (они сферические гармоники ), и явно видя, что ни у одного из них нет полуцелых квантовых чисел.^[11] Альтернативный вывод: ниже.

Визуальная интерпретация

Иллюстрация векторной модели орбитального углового момента.

Основная статья: Векторная модель атома

Поскольку угловые моменты являются квантовыми операторами, их нельзя нарисовать как векторы, как в классической механике. Тем не менее, их часто эвристически изображают таким образом. Справа изображен набор состояний с квантовыми числами. ${\displaystyle \ell =2}$, и ${\displaystyle m_{\ell }=-2,-1,0,1,2}$ для пяти конусов снизу вверх. С ${\displaystyle |L|={\sqrt {L^{2}}}=\hbar {\sqrt {6}}}$, все векторы показаны длиной ${\displaystyle \hbar {\sqrt {6}}}$. Кольца символизируют то, что ${\displaystyle L_{z}}$ известно с уверенностью, но ${\displaystyle L_{x}}$ и ${\displaystyle L_{y}}$ неизвестны; поэтому каждый классический вектор соответствующей длины и z-компонент нарисован, образуя конус. Ожидаемое значение углового момента для данного ансамбля систем в квантовом состоянии, характеризуемом ${\displaystyle \ell }$ и ${\displaystyle m_{\ell }}$ может быть где-то на этом конусе, но не может быть определен для одной системы (поскольку компоненты ${\displaystyle L}$ не ездят друг с другом на работу).

Квантование в макроскопических системах

Считается, что правила квантования верны даже для макроскопических систем, таких как угловой момент. L вращающейся шины. Однако они не имеют наблюдаемого эффекта, поэтому это не было проверено. Например, если ${\displaystyle L_{z}/\hbar }$ составляет примерно 100000000, практически не имеет значения, является ли точное значение целым числом, таким как 100000000 или 100000001, или нецелым числом, например 100000000.2 - дискретные шаги в настоящее время слишком малы для измерения.

Угловой момент как генератор вращения

Смотрите также: Квантовое число полного углового момента

Наиболее общее и фундаментальное определение углового момента - это как генератор вращений.^[5] В частности, пусть ${\displaystyle R({\hat {n}},\phi )}$ быть оператор вращения, который вращает любое квантовое состояние вокруг оси ${\displaystyle {\hat {n}}}$ по углу ${\displaystyle \phi }$. В качестве ${\displaystyle \phi \rightarrow 0}$, Оператор ${\displaystyle R({\hat {n}},\phi )}$ приближается к оператор идентификации, потому что поворот на 0 ° отображает все состояния на себя. Тогда оператор углового момента ${\displaystyle J_{\hat {n}}}$ вокруг оси ${\displaystyle {\hat {n}}}$ определяется как:^[5]

${\displaystyle J_{\hat {n}}\equiv i\hbar \lim _{\phi \rightarrow 0}{\frac {R\left({\hat {n}},\phi \right)-1}{\phi }}=\left.i\hbar {\frac {\partial R\left({\hat {n}},\phi \right)}{\partial \phi }}\right|_{\phi =0}}$

где 1 - это оператор идентификации. Также обратите внимание, что р аддитивный морфизм: ${\displaystyle R\left({\hat {n}},\phi _{1}+\phi _{2}\right)=R\left({\hat {n}},\phi _{1}\right)R\left({\hat {n}},\phi _{2}\right)}$ ; как следствие^[5]

${\displaystyle R\left({\hat {n}},\phi \right)=\exp \left(-{\frac {i\phi J_{\hat {n}}}{\hbar }}\right)}$

где exp - матричная экспонента.

Проще говоря, оператор полного углового момента характеризует, как квантовая система изменяется при ее вращении. Связь между операторами углового момента и операторами вращения такая же, как и связь между Алгебры Ли и Группы Ли в математике, как это обсуждается ниже.

Различные типы операторы вращения. В верхнем блоке показаны две частицы со спиновыми состояниями, схематически обозначенными стрелками.

1. Оператор р, относится к J, вращает всю систему.
2. Оператор р_{пространственный}, относится к L, поворачивает положение частиц без изменения их внутреннего спинового состояния.
3. Оператор р_{внутренний}, относится к S, вращает внутренние спиновые состояния частиц, не меняя их положения.

Как только J генератор для операторы вращения, L и S являются генераторами для модифицированных операторов частичного вращения. Оператор

${\displaystyle R_{\text{spatial}}\left({\hat {n}},\phi \right)=\exp \left(-{\frac {i\phi L_{\hat {n}}}{\hbar }}\right),}$

вращает положение (в пространстве) всех частиц и полей, не меняя внутреннего (спинового) состояния любой частицы. Аналогично, оператор

${\displaystyle R_{\text{internal}}\left({\hat {n}},\phi \right)=\exp \left(-{\frac {i\phi S_{\hat {n}}}{\hbar }}\right),}$

вращает внутреннее (спиновое) состояние всех частиц, не перемещая никакие частицы или поля в пространстве. Соотношение J = L + S происходит от:

${\displaystyle R\left({\hat {n}},\phi \right)=R_{\text{internal}}\left({\hat {n}},\phi \right)R_{\text{spatial}}\left({\hat {n}},\phi \right)}$

то есть, если позиции поворачиваются, а затем вращаются внутренние состояния, то вращается вся система в целом.

SU (2), SO (3) и вращения на 360 °

Основная статья: Спин (физика)

Хотя можно было ожидать ${\displaystyle R\left({\hat {n}},360^{\circ }\right)=1}$ (поворот на 360 ° - тождественный оператор), это нет предполагается в квантовой механике, и оказывается, что это часто неверно: когда квантовое число полного углового момента является полуцелым числом (1/2, 3/2 и т. д.), ${\displaystyle R\left({\hat {n}},360^{\circ }\right)=-1}$, а когда это целое число, ${\displaystyle R\left({\hat {n}},360^{\circ }\right)=+1}$.^[5] Математически структура вращения во Вселенной такова: нет ТАК (3), то группа трехмерных вращений в классической механике. Вместо этого это SU (2), который идентичен SO (3) для небольших поворотов, но где вращение на 360 ° математически отличается от вращения на 0 °. (Однако поворот на 720 ° аналогичен повороту на 0 °.)^[5]

С другой стороны, ${\displaystyle R_{\text{spatial}}\left({\hat {n}},360^{\circ }\right)=+1}$ при любых обстоятельствах, потому что поворот на 360 ° пространственный конфигурация такая же, как и без вращения. (Это отличается от поворота на 360 ° внутренний (спиновое) состояние частицы, которое может быть, а может и не совпадать с отсутствием вращения.) Другими словами, ${\displaystyle R_{\text{spatial}}}$ операторы несут структуру ТАК (3), пока ${\displaystyle R}$ и ${\displaystyle R_{\text{internal}}}$ нести структуру SU (2).

Из уравнения ${\displaystyle +1=R_{\text{spatial}}\left({\hat {z}},360^{\circ }\right)=\exp \left(-2\pi iL_{z}/\hbar \right)}$, выбирается собственное состояние ${\displaystyle L_{z}|\psi \rangle =m\hbar |\psi \rangle }$ и рисует

${\displaystyle e^{-2\pi im}=1}$

Это означает, что квантовые числа орбитального углового момента могут быть только целыми, а не полуцелыми.

Связь с теорией представлений

Основные статьи: Физика элементарных частиц и теория представлений, Теория представлений SU (2), и Группа вращений SO (3) § Замечание по алгебре Ли

Начиная с определенного квантового состояния ${\displaystyle |\psi _{0}\rangle }$, рассмотрим множество состояний ${\displaystyle R\left({\hat {n}},\phi \right)\left|\psi _{0}\right\rangle }$ для всех возможных ${\displaystyle {\hat {n}}}$ и ${\displaystyle \phi }$, т.е. совокупность состояний, возникающих в результате всевозможного поворота исходного состояния. Это векторное пространство, и, следовательно, способ, которым операторы вращения отображают одно состояние в другое, является представление группы операторов вращения.

Когда операторы вращения действуют на квантовые состояния, они образуют представление из Группа Ли SU (2) (для R и R_{внутренний}), или же ТАК (3) (для R_{пространственный}).

Из отношения между J и операторы вращения,

Когда операторы углового момента действуют на квантовые состояния, он образует представление из Алгебра Ли ${\displaystyle {\mathfrak {su}}(2)}$ или же ${\displaystyle {\mathfrak {so}}(3)}$.

(Алгебры Ли групп SU (2) и SO (3) идентичны.)

Выведенный выше вывод лестничного оператора - это метод классификации представлений алгебры Ли SU (2).

Подключение к коммутационным отношениям

Классические повороты не переключаются друг с другом: например, вращение на 1 ° вокруг Иксось затем 1 ° о у-оси дает немного другое общее вращение, чем вращение на 1 ° вокруг уось затем 1 ° о Икс-ось. Путем тщательного анализа этой некоммутативности можно вывести коммутационные соотношения операторов углового момента.^[5]

(Эта же процедура расчета - один из способов ответить на математический вопрос «Что такое Алгебра Ли из Группы Ли ТАК (3) или же SU (2) ?")

Сохранение углового момента

В Гамильтониан ЧАС представляет энергию и динамику системы. В сферически-симметричной ситуации гамильтониан инвариантен относительно поворотов:

${\displaystyle RHR^{-1}=H}$

куда р это оператор вращения. Как следствие, ${\displaystyle [H,R]=0}$, а потом ${\displaystyle [H,\mathbf {J} ]=\mathbf {0} }$ из-за отношений между J и р. Посредством Теорема Эренфеста, следует, что J сохраняется.

Подводя итог, если ЧАС вращательно-инвариантно (сферически симметрично), то полный угловой момент J сохраняется. Это пример Теорема Нётер.

Если ЧАС это просто гамильтониан для одной частицы, полный угловой момент этой частицы сохраняется, когда частица находится в центральный потенциал (т.е. когда функция потенциальной энергии зависит только от ${\displaystyle \left|\mathbf {r} \right|}$). В качестве альтернативы, ЧАС может быть гамильтонианом всех частиц и полей во Вселенной, и тогда ЧАС является всегда вращательно-инвариантный, поскольку фундаментальные законы физики Вселенной одинаковы независимо от ориентации. Это основание сказать сохранение углового момента это общий принцип физики.

Для частицы без спина J = L, поэтому орбитальный угловой момент сохраняется при тех же обстоятельствах. Когда спин отличен от нуля, спин-орбитальное взаимодействие позволяет передавать угловой момент от L к S или обратно. Следовательно, L не сохраняется сам по себе.

Связь по угловому моменту

Основные статьи: Связь по угловому моменту и Коэффициенты Клебша – Гордана

Часто два или более видов углового момента взаимодействуют друг с другом, так что угловой момент может передаваться от одного к другому. Например, в спин-орбитальная связь, угловой момент может передаваться между L и S, но только общая J = L + S сохраняется. В другом примере, в атоме с двумя электронами каждый имеет свой угловой момент. J₁ и J₂, но только общая J = J₁ + J₂ сохраняется.

В таких ситуациях часто бывает полезно знать взаимосвязь между, с одной стороны, состояниями, в которых ${\displaystyle \left(J_{1}\right)_{z},\left(J_{1}\right)^{2},\left(J_{2}\right)_{z},\left(J_{2}\right)^{2}}$ все имеют определенные значения, а с другой стороны, состояния, где ${\displaystyle \left(J_{1}\right)^{2},\left(J_{2}\right)^{2},J^{2},J_{z}}$ все они имеют определенные значения, так как последние четыре обычно сохраняются (постоянные движения). Процедура перехода между этими базы использовать Коэффициенты Клебша – Гордана.

Одним из важных результатов в этой области является то, что связь между квантовыми числами для ${\displaystyle \left(J_{1}\right)^{2},\left(J_{2}\right)^{2},J^{2}}$:

${\displaystyle j\in \left\{\left|j_{1}-j_{2}\right|,\left(\left|j_{1}-j_{2}\right|+1\right),\ldots ,\left(j_{1}+j_{2}\right)\right\}}$.

Для атома или молекулы с J = L + S, то термин символ дает квантовые числа, связанные с операторами ${\displaystyle L^{2},S^{2},J^{2}}$.

Орбитальный угловой момент в сферических координатах

Операторы углового момента обычно возникают при решении задачи с сферическая симметрия в сферические координаты. Угловой момент в пространственном представлении равен^[12][13]

${\displaystyle {\begin{aligned}\mathbf {L} &=i\hbar \left({\frac {\hat {\boldsymbol {\theta }}}{\sin(\theta )}}{\frac {\partial }{\partial \phi }}-{\hat {\boldsymbol {\phi }}}{\frac {\partial }{\partial \theta }}\right)\\&=i\hbar \left({\hat {\mathbf {x} }}\left(\sin(\phi ){\frac {\partial }{\partial \theta }}+\cot(\theta )\cos(\phi ){\frac {\partial }{\partial \phi }}\right)+{\hat {\mathbf {y} }}\left(-\cos(\phi ){\frac {\partial }{\partial \theta }}+\cot(\theta )\sin(\phi ){\frac {\partial }{\partial \phi }}\right)-{\hat {\mathbf {z} }}{\frac {\partial }{\partial \phi }}\right)\\L_{+}&=\hbar e^{i\phi }\left({\frac {\partial }{\partial \theta }}+i\cot(\theta ){\frac {\partial }{\partial \phi }}\right),\\L_{-}&=\hbar e^{-i\phi }\left(-{\frac {\partial }{\partial \theta }}+i\cot(\theta ){\frac {\partial }{\partial \phi }}\right),\\L^{2}&=-\hbar ^{2}\left({\frac {1}{\sin(\theta )}}{\frac {\partial }{\partial \theta }}\left(\sin(\theta ){\frac {\partial }{\partial \theta }}\right)+{\frac {1}{\sin ^{2}(\theta )}}{\frac {\partial ^{2}}{\partial \phi ^{2}}}\right),\\L_{z}&=-i\hbar {\frac {\partial }{\partial \phi }}.\end{aligned}}}$

В сферических координатах угловая часть Оператор Лапласа можно выразить угловым моментом. Это приводит к соотношению

${\displaystyle \Delta ={\frac {1}{r^{2}}}{\frac {\partial }{\partial r}}\left(r^{2}\,{\frac {\partial }{\partial r}}\right)-{\frac {L^{2}}{\hbar ^{2}r^{2}}}.}$

При решении найти собственные состояния оператора ${\displaystyle L^{2}}$, получаем следующее

${\displaystyle {\begin{aligned}L^{2}|l,m\rangle &=\hbar ^{2}l(l+1)|l,m\rangle \\L_{z}|l,m\rangle &=\hbar m|l,m\rangle \end{aligned}}}$

куда

${\displaystyle \left\langle \theta ,\phi |l,m\right\rangle =Y_{l,m}(\theta ,\phi )}$

являются сферические гармоники.^[14]

Смотрите также

• Вектор Рунге – Ленца (используется для описания формы и ориентации тел на орбите)
• Преобразование Гольштейна – Примакова
• Карта Иордании (Швингер бозонная модель углового момента^[15])
• Векторная модель атома
• Псевдовектор Паули – Любанского
• Диаграммы углового момента (квантовая механика)
• Сферическая основа
• Тензорный оператор
• Орбитальная намагниченность
• Орбитальный угловой момент свободных электронов
• Орбитальный угловой момент света

Рекомендации

1. Введение в квантовую механику, Ричард Л. Либофф, 2-е издание, ISBN  0-201-54715-5
2. Арулдхас, Г. (2004-02-01). "формула (8.8)". Квантовая механика. п. 171. ISBN  978-81-203-1962-2.
3. Шанкар Р. (1994). Принципы квантовой механики (2-е изд.). Нью-Йорк: Kluwer Academic / Plenum. п.319. ISBN  9780306447907.
4. Х. Гольдштейн, К. П. Пул и Дж. Сафко, Классическая механика, 3-е издание, Addison-Wesley 2002, стр. 388 и далее.
5. Литтлджон, Роберт (2011). «Конспект лекций о вращениях в квантовой механике» (PDF). Физика 221Б Весна 2011. Получено 13 января 2012.
6. Дж. Х. Ван Флек (1951). «Связь векторов углового момента в молекулах». Ред. Мод. Phys. 23 (3): 213. Bibcode:1951РвМП ... 23..213В. Дои:10.1103 / RevModPhys.23.213.
7. Гриффитс, Дэвид Дж. (1995). Введение в квантовую механику. Prentice Hall. п.146.
8. Гольдштейн и др., Стр. 410
9. Введение в квантовую механику: с приложениями к химии, Линус Полинг, Эдгар Брайт Уилсон, стр. 45, ссылка на книги Google
10. Гриффитс, Дэвид Дж. (1995). Введение в квантовую механику. Prentice Hall. стр.147 –149.
11. Гриффитс, Дэвид Дж. (1995). Введение в квантовую механику. Prentice Hall. стр.148 –153.
12. Бес, Дэниел Р. (2007). Квантовая механика. Продвинутые тексты по физике. Берлин, Гейдельберг: Springer Berlin Heidelberg. п. 70. Bibcode:2007qume.book ..... B. Дои:10.1007/978-3-540-46216-3. ISBN  978-3-540-46215-6.
13. Сравните и сопоставьте с контрагредиентом классический L.
14. Сакураи, Джей Джей и Наполитано, Джей (2010), Современная квантовая механика (2-е издание) (Пирсон) ISBN  978-0805382914
15. Швингер, Джулиан (1952). Об угловом моменте (PDF). Комиссия по атомной энергии США.

дальнейшее чтение

• Демистификация квантовой механики, Д. МакМахон, Мак Гроу Хилл (США), 2006 г., ISBN  0-07-145546 9
• Квантовая механика, Э. Заарур, Ю. Пелег, Р. Пнини, Ускоренный курс Schaum's Easy Outlines, Mc Graw Hill (США), 2006, ISBN  007-145533-7 ISBN  978-007-145533-6
• Квантовая физика атомов, молекул, твердых тел, ядер и частиц (2-е издание), Р. Эйсберг, Р. Резник, John Wiley & Sons, 1985 г., ISBN  978-0-471-87373-0
• Квантовая механика, Э. Аберс, изд. Пирсона, Эддисон Уэсли, Prentice Hall Inc., 2004 г., ISBN  978-0-13-146100-0
• Физика атомов и молекул, B.H. Брансден, К.Дж. Джочайн, Лонгман, 1983, ISBN  0-582-44401-2
• Угловой момент. Понимание пространственных аспектов в химии и физике, Р. Н. Заре, Wiley-Interscience, 1991,ISBN  978-0-47-1858928