第6章 自旋与全同粒子.ppt

Einstein,生平,单击此处编辑母版文本样式,第二级,第三级,第四级,第五级,第,6,章 自旋与全同粒子,6.1,电子的自旋算符和自旋波函数,在原子物理学课程中我们已经了解了电,子具有自旋的如下实验事实,:,Stern,Gerlach,实验、,光谱线的精细结构,（包括：碱金属的双线结构、,简单,Zeeman,效应、,复杂,Zeeman,效应等）。,Uhlenbeck,和,Goudsmit,为了解释这些,现象，在,1925,年提出了下面的假设：,每个电子具有自旋角动量,S(,其自旋量子,数为,s=1/2),它在空间任何方向上,(,如：,z,方向,),的投影只能取两个数值：,每个电子具有自旋磁矩,Ms,，它和自旋角,动量的关系式：,电子自旋的回转磁比率为：,在量子力学中如何描述电子的自旋呢？,自旋角动量也是描述电子状态的一个力学,量，它是电子内部状态的表征，它与电子的坐,标和动量无关，它的取值量子化（不连续）。,在量子力学中，自旋角动量用算符,表示,由于,在空间任意方向上的投影只能,取,，所以,为简便起见，引入算符,，它与,的关系为,满足对易关系：,和反对易关系：,且有,故,为单位算符,具有自旋的电子的本征函数可记为：,这样，如果已知电子处于,的自旋态，则：,表示,t,时刻在,r,处发现电子自旋朝上的概率；,如果已知电子处于,的自旋态，则：,表示,t,时刻在,r,处发现电子自旋朝下的概率。,波函数是,2,1,矩阵，则自旋算符应为,2,2,矩阵，设为,解得,a=1,b=0,c=0,d=-1,即：,由对易关系式可求得：,相应的，有：,Pauli,矩阵,波函数的归一化：,概率密度：,当电子的自旋运动与轨道运动相互作用可忽略时，,当电子的自旋运动与轨道运动相,互作用可忽略时，,其中,为描写电子自旋状态的自旋波函数，,自旋算符仅对,作用，而,有两个：,自旋算符的任意函数,亦可表示为,22,矩阵：,对坐标和自旋同时求平均的结果为：,对自旋求平均的结果为：,例题,6.1,设氢原子的状态波函数是,（,1,）求轨道角动量,z,分量,和自旋角动量,z,分量,的平均值，,（,2,）求总磁矩,的,z,分量的平均值。,解：,（,1,）,的可能值有,，概率分别为,平均值：,的可能值有,概率分别为,平均值：,（,2,）由,有：,即,和,是,的本征函数。,所以，在,态中测量,可能值有：,，概率分别为,平均值,6.2,两个角动量的耦合,当微观体系涉及到的角动量不止一个时，必须讨论角动量的耦合问题。如原子体系中价电子不止一个时，电子的轨道角动量与轨道角动量之间，轨道角动量与自旋角动量之间，自旋角动量与自旋角动量之间，都可以相互耦合。,不失一般性，可考虑两个角动量,J,1,和,J,2,之间的耦合，讨论如下：,已知：,设：,因为,相互对易，其共同本征矢,j,1,m,1,j,2,m,2,j,1,m,1,|j,2,m,2,组成正交归一完全系。,角动量耦合：令：,可证：,即两个角动量相加仍为角动量,由于,相互对易，所以它们有共同本,征函数，记为,j,1,j,2,j,m,有,可按,j,1,m,1,j,2,m,2,展开为,且有：,j=j,1,+j,2,j,1,+j,2,-1,.,|j,1,-j,2,|,m=j,j-1,.,-j+1,-j,C-G,系数,（,6.22,）,J,的取值讨论如下：,m,，,m,1,，,m,2,的最大值为,J,，,J,1,，,J,2,，而,m,m,1,m,2,所以,j,MAX,j,1,j,2,再看,j,MIN,？,m,1,=j,1,j,1,-1,.,-j,1,+1,-j,1,共,2j,1,1,个值,m,2,=j,2,j,2,-1,.,-j,2,+1,-j,2,共,2j,2,1,个值,m,：共有（,2j,1,1,）（,2j,2,1,）个值,对应于,j,，,m,j,j-1,.,-j+1,-j,共（,2j,1,）个值。如果用,j,MIN,表示,j,可能的最小,值，则则,j,1,j,2,j,m,的数目,推导,C,G,系数很复杂，有专用表,可查，下面列出了,j,1,任意,j,2,=1/2,时的,C-G,系数,-,-,将上述系数代入（,6.22,）有：,6.3,光谱的精细结构,类氢原子的双线结构,讨论无外场时电子自旋对类氢原子的能级,和谱线的影响。,不考虑核外电子的屏蔽时，,Hamilton,为：,是不考虑电子自旋和轨道相互作,用时的,Hamilton,，其解为,有电子自旋和轨道相互作用时，以,表示电子的总角动量算符，因为,两两对易，,与任何算符对易，所以体系,的定态也可以用,的共同本征函数,描写。这些波函数是耦合表象中的基矢。这时,电子的态由,n,lj,m,四个量子数确定。,和,不对易。,由于,的本征值是简并的，可用简并情况下,的微绕理论来解此方程。,令,而,令,则有,从而,可见，自旋轨道耦合使原来,2n,2,重简并,的能级分裂开来，简并部分的被消除。,（因为,中不含量子数，可取,2j+1,个值，,所以还有,2j+1,度简并保留下来。）,讨论：,l,0,时，,能级没有分裂；,l0,时，当和给定后，可取两,个值，,1/2,，即具有相同量子数，,的能级有两个，它们之间的差别很小，这就是,产生光谱线精细结构,双线结构的原因。,相应的零级近似波函数为,:,如钠原子,3P3S,的精细（双线）结构：,简单,Zeeman,效应,考虑氢原子或类氢离子在均匀外磁场中的情形。,由于电子轨道磁矩和自旋磁矩受到外磁场的作用，电子有由磁场引起的附加能量。此外，电子的自旋和轨道运动之间也有相互作用，但在外场较强时，此相互作用引起的附加能量与前面由外场引起的附加能量相比小得多，可以略去。,取外场,B,的方向为,z,轴，则磁场引起,的附加能量为：,于是，体系的定态,Schr,dinger,方程为：,此方程左边有自旋算符，但无自旋轨道相互,作用，所以,当外场不存在时，上面方程的解为,在氢原子的情况下，,V(r,),是库仑势，,所属的能级,En,仅与总量子数,n,有关；,在碱金属原子的情况下，核外电子对核的,库仑场有屏蔽作用和电子的轨道贯穿，这时，,所属的能级不仅与,n,有关，还与角量子,数,l,有关：,仍是方程（,6.32,）的解。,当有外场时，由于,是,和,的本征函数，所以,记有外场时的能级为,可得到,可见，由于外磁场的存在，能量与自旋有关。能级与,m,l,有关，原来由于,m,l,不同而能量相同的简并现象被外磁场消除。,当原子处于,s,态时，,l,0,m,l,0,，,因而原来的能级分裂为两个，这正是,Stern-,Gerlach,实验中观察到的现象。,下面以,2p1s,跃迁为例，讨论光谱结构,复杂,Zeeman,效应,如果外场很弱，电子自旋与轨道相互作用不,能略去，则能级的分裂更为复杂，分裂的谱线,条数也可能不止三条，这就是复杂,Zeeman,效应。,此时,其中,（,6.36,）,体系,Hamilton,中含有,两项，,除了能量,E,是守恒量外，,但,均是守恒量，,故,j,不是好量子数，此时的好量子数,为,nlsm,j,本征函数取为,，据此可以算出式,（,6.36,）前两项的相应的能量值为（与相同）,为了计算式（,6.36,）的第三项,利用式（,6.22,），注意到,j,1,=,l,有：,j=l+1/2,时：,j=l,1/2,时,可求得：,从而,由于外磁场很弱，自旋轨道相,互作用引起的能级分裂远大于电子轨,道磁矩和自旋磁矩受到外磁场的作用所引起的,能级分裂,如钠原子,3P3S,的复杂,Zeeman,效应：,l=0,j=1/2,m=1/2,能级一分为二；,l=1,j=l-1/2=1/2,m=1/2,能级一分为二；,l=1,j=l+1/2=3/2,m=3/2,1/2,，能级一,分为四。,小结：光谱线的精细结构,无外场时,L-S,耦合,l=0,的轨道能级没有分裂（）,特例：钠,3P3S,双线结构,l0,的轨道能级一分为二,有外场时,若外场较强，忽略,L-S,耦合,能级一分为三,(,简单,Zeeman,效应,),基态氢原子,若外场较弱，不能忽略,L-S,耦合,能级一分为多,(,复杂,Zeeman,效应,),3P3S,6.4,全同粒子的特征和波函数,Pauli,原理,1,全同粒子的特征,全同粒子：质量、电荷、自旋等固有性质,完全相同的微观粒子。,全同性原理：在全同粒子所组成的体系中，,两全同粒子相互交换不引起物理状态的改,变。,设有一由,N,个粒子组成的体系，以,q,i,表示第,i,个粒子的坐标和自旋，,qi,=(,r,i,s,i,),V(q,i,t,),表示第,i,个粒子在外场中的能量，,W,（,q,i,q,j,）表示第,i,个粒子和第,j,个粒子之间的相互作用能量，则体系的,Hamilton,算符为：,可以看出，将两个粒子（例如第,i,个,和第,j,个）相互调换后，体系的,Hamilton,算符保持不变：,体系的,Schrodinger,方程为：,在方程两边，将,qi,和,qj,相互调换，得到：,这表示，如果,是体系的,Schrdinger,方程的解，则这波函数中将,第,i,个粒子和第,j,个粒子互换后得出的新函数,也是这个方程的解。,根据全同性原理，,和,和,描述的是同一个状,态，因而它们之间只相差一常数因子：,再将,q,i,和,q,j,互换，有,由此得到，,当,时，,当,时，,全同粒子体系的波函数的这种,对称性不随时间改变。,结论：描写全同粒子体系状态的波函数只能是对称的或反对称的，其对称性不随时间改变。如果体系在某一时刻处于对称（反对称）的态，则它将永远处于对称（反对称）的态上。,实验证明：,自旋为,的粒子（如电子、质子、中子,等）和,的奇数倍的粒子所组成的全同粒子,体系的波函数是反对称的，这类粒子服从,fermi,dirac,统计，因而称之为,fermi,子；,自旋为,0,的粒子（如处于基态的氦原子、,粒子）、自旋为,的粒子（如光子）和其它,自旋为,的整数倍的粒子所组成的全同粒子体,系的波函数是对称的，这类粒子服从,Bose-,Einstein,统计，因而称之为,Bose,子。,2,全同粒子体系的波函数,Pauli,原理,先讨论两个全同粒子组成的体系。,不考虑相互作用时，两个全同粒子组成,的体系的,Hamilton,算符为：,相应的,Schrodinger,方程为：,是单粒子的,Hamilton,算符，设其第,i,个本征值,为,，相应的本征函数为,，有：,当第一个粒子处于,i,态，第二个粒子,处于,j,态时，体系的波函数为：,此时体系的能量为：,如果第一个粒子处于,j,态，第二个粒子处于,i,态时，体系的波函数为：,此时体系的能量仍为：,表明体系的能量本征值,E,是简并的。由于后一波函数可由前一波函数交换,q,1,q,2,得出，故,称之为交换简并。,（,6.37,）,（,6.38,）,如果两粒子所处的状态相同，即,i=j,，则波函数（,6.37,）和波函数（,6.38,）是同一个对称波函数；,如果两粒子所处的状态不同，则波函数既不是对称的，又不是反对称的，因而不能满足全同粒子体系波函数的条件。但可由这两函数的和或差构成对称波函数,或反对称波函数,显然，,和,都是,的本征函数，,并且都属于本征值,Pauli,原理：,两个,Fermi,子组成的体系的波函数,取,的形式，若,i=j,，则,Fermi,子不能处于同一状态。,。因此，体系中两,设,是归一化的，但上面的,和,都不是,归一化的，,因而，归一化的波函数可取为：,上述结论可推广到,N,个全同粒子组成,的体系，归一化的波函数可取为：,如果,N,个单粒子态中有两个或两个以上的,单粒子态相同，则,。这表示不能有两个,或两个以上的费密子处于同一状态,Pauli,不相容原理。,在不考虑粒子自旋轨道相互作,用的情况下，体系的波函数可以写成坐标,函数与自旋函数之积。即有：,如果粒子是,fermi,子，则,这条件可由下面两种方式实现：,是反对称的，,是对称的，,是反对称的；,是反对称的，,是对称的。,如果粒子是,Bose,子，则,是对称的，这条件,可由下面两种方式实现：,是对称的，,也是对称的；,是反对称的，,也是反对称的。,6.5,两个电子的自旋函数 氦原子,讨论两个电子的自旋函数，这在研究含有,两个电子的体系，如氦原子、氢分子时要用到。,在体系,Hamilton,算符不含电子自旋相互作,用时，两电子的自旋函数是每个电子的自旋函,数之积：,可以构成如下对称及反对称波函数：,体系的总自旋算符及其,z,分量：,利用单粒子自旋算符的分量对单,粒子自旋波函数的作用：,可以求出两电子系统总自旋算符的平方和,z,分量对两电子系统波函数的作用：,讨论：,应用举例：氦原子,氦原子的核带电,2e,，核外有两个电子，相应的,Hamilton,为：,其定态波函数可写为：,其中空间波函数,满足：,下面用微扰法求氦原子的能级：,算符,是,Z,2,的两个类氢离子的,Hamilton,算符之和，其本征值是两个类氢离子中电子能,量之和，本征函数是两个类氢离子波函数之积。,以,和,表示类氢离子的能级和波函数，,有：,则,的本征函数和本征值为：,（,nm,）,（,nm,）,由上面的零级近似波函数可以求出能量的一,级修正。,基态的一级修正：,恰好是密度为,分布在与原点距离为,r,1,的,P,点所产生的静电势。,的球对称电荷,以原点为中心把这个电荷分布分成许多同心球壳，,r,2,处球壳厚度为,dr,2,。,如果,P,点在球壳外，则球壳在,P,点所产生的势与球壳的电荷集中在中心时所产生的势相同；,如果,P,点在球壳内，则球壳在,P,点所产生的势与,r,1,无关，并等于球壳上的电势。,因而这球壳在,P,点产生的电势为：,由此有：,从而有：,因此，氦原子的基态能量为：,与实验值,比变分法的结果略差，这是因为两个电子在原,子中可以很接近，此时微扰法不适用。,比较，误差为,5.3,，,激发态的能量一级修正：,当两电子处于同一能级时有：,相应的能级为,设两电子处于不同的能级，有：,而式中：,相应的本征能量分别为：,（,nm,）,氦原子波函数描写两个电子的状态，电子是,fermi,子，所以波函数,必须是反对称的：,相应的能级图如下：,