Feynmann 9

Атом водорода в том или ином состоянии — это частица с определенным «спином» j — квантовым числом полного мо­мента количества движения. Часть этого спина возникает от собственного спина электрона, другая — от движения электрона. Поскольку каждая из этих частей действует (в очень хорошем приближении) независимо, то мы по-прежнему будем игнориро­вать спиновую часть и учтем только «орбитальный» момент. Впрочем, это орбитальное движение в точности подобно спину. Скажем, если орбитальное квантовое число есть l, то z-компонента момента количества движения может быть l, l-1, l-2, . . ., -l. (Мы, как обычно, измеряем все в единицах h.) Кроме того, по-прежнему годятся все наши матрицы поворота и прочие известные свойства. (Начиная с этого места, мы действительно начнем пренебрегать спином электрона; говоря о «мо­менте количества движения», мы будем иметь в виду только орбитальную его часть.)

Поскольку поле с потенциалом V, в котором движется элект­рон, зависит только от r, а не от q и не от j, то гамильтониан симметричен относительно поворотов. Отсюда следует, что и момент количества движения и все его проекции сохраняются. Это не есть особое свойство кулонова потенциала e²/r; оно спра­ведливо при движении в любом «центральном поле» — поле, зависящем только от r.

Представим себе некоторое возможное состояние электрона; внутренняя угловая структура этого состояния будет опреде­ляться квантовым числом l. В зависимости от «ориентации» полного момента количества движения относительно оси z его проекция т на ось z может равняться одному из 2l+1 чисел между +l и -l. Пусть, например, m=1. С какой амплитудой электрон окажется на оси z

на расстоянии r от начала? С нуле­вой. Электрон на оси z не может иметь какого-либо орбиталь­ного момента относительно этой оси. Но пусть тогда m=0. Вот это другое дело; теперь уже может появиться не равная нулю амплитуда того, что электрон окажется на оси z на таком-то расстоянии от протона. Обозначим эту амплитуду F_l(r). Это — амплитуда того, что электрон будет обнаружен на расстоянии r по оси z, когда атом находится в состоянии | l, 0>, т. е. в состоянии с орбитальным моментом l и его z-компонентой m=0. А если нам известно F_l(r), то известно все. Теперь уже в лю­бом состоянии |l, m> мы можем узнать амплитуду y_lm (r) того, что электрон обнаружится в произвольном месте атома. Как мы это узнаем? А вот следите. Пусть у нас есть атом в состоянии | l, m>. Какова амплитуда того, что электрон обнару­жится под углом q, j и на расстоянии r от начала? Проведите новую ось z, скажем z', под этим углом (фиг. 17.3) и задайте вопрос: какова амплитуда того, что электрон окажется на новой оси z

на расстоянии r?

Фиг. 17.3. Точка (х, у, z) лежит на оси z' системы координат х' , у', z'.

Мы знаем, что он не сможет оказаться на оси z', если только m — его z'-компонента момента коли­чества движения — не равна нулю. Когда же m' =0, то амплитуда того, что электрон обнаружится на оси z', есть F_l(r). Значит, результат получится перемножением двух амплитуд. Первая это амплитуда того, что атом, находящийся в состоянии |l, т> относительно оси z, окажется в состоянии | l, m'=0> относи­тельно оси z' . Умножьте эту амплитуду на F_l

(r) и вы получите амплитуду y_l,m(r) того, что электрон обнаружится в точке (r, q, j) относительно первоначальной системы осей.

Давайте все это распишем. Матрицы преобразования для поворотов мы уже вычислили. Чтобы перейти от системы х, у, z к системе х', у', z' (см. фиг. 17.3), можно сперва сделать поворот вокруг оси z на угол j, а потом сделать поворот вокруг новой оси у (оси у') на угол q. Совместный поворот выразится произведением

R_у(q)R_z(j).

Амплитуда того, что после поворота обнаружится состояние | l, m' =0>, есть

В итоге получаем

Орбитальное движение может обладать только целыми зна­чениями l. (Если электрон может быть обнаружен в любом месте, где r№0, то имеется некоторая амплитуда того, что в этом на­правлении будет m=0. А состояния с m

=0 бывают только при целых спинах.) Матрицы поворота для l=1 приведены в табл.15.2 (стр. 129). Для больших l вы можете воспользоваться общими формулами, выведенными в гл. 16. Матрицы R_z(j) и R_y(q) написаны по отдельности, но как их комбинировать, вы знаете. В общем случае вы начнете с состояния | l, m> и подей­ствуете на него оператором R_z(j), получив новое состояние R_z(j)|l, т> (которое просто равно e^imj|l, m>). Затем вы подействуете на это состояние оператором R_y(q) и получите состояние R_y(q) R_z(j) |l, m>. Умножение на <l, 0| даст вам матричный элемент (17.31).

Матричные элементы операции поворота — это алгебраиче­ские функции от q и j. Те частные виды функций, которые появляются в (17.31), возникают и во многих других задачах, связанных с волнами на сфере. Им присвоили особое имя. Правда, не у всех авторов обозначения одинаковы; чаще всего все же пишут