Feynmann - Feynmann 9

Более того, нам даже не удастся связать эту теорию с некоторы­ми приближенными формулировками, к которым мы раньше прибегали, скажем, когда изучали молекулу водорода или молекулу аммиака. На этот раз придется бросить дело на пол­пути, не окончив его. Курс наш близится к концу, и хочешь не хочешь, придется обойтись одним только введением в общие представления. Мы укажем связь с тем, о чем говорилось рань­ше, и, кроме того, некоторые другие подходы к задачам кванто­вой механики. Надеемся, что этих представлений вам хватит, чтобы потом двинуться самостоятельно и уже по книгам узнать многие выводы из приведенных здесь уравнений. Все-таки нужно оставить кое-что и на будущее.

Вспомним еще раз, что нам известно о том, как электрон может продвигаться вдоль линии атомов. Когда электрон может с какой-то амплитудой перепрыгивать от одного атома к сосед­нему, то имеются состояния определенной энергии, в которых амплитуда вероятности обнаружить электрон распределяется вдоль решетки в виде бегущей волны. Для длинных волн (малых значений волнового числа К) энергия состояния пропорциональ­на квадрату волнового числа. Для кристаллической решетки с постоянной b , в которой амплитуда того, что электрон в еди­ницу времени перепрыгнет от одного атома к следующему, равна iA / h , энергия состояния связана с k (при малых kb ) фор­мулой

E = Ak 2 b 2 (14.1)

(см. гл. 11, § 1). Мы видели также, что группы таких волн с близкими энергиями образуют волновой пакет, который ведет себя как классическая частица с массой m эфф:

Раз волны амплитуды вероятности в кристалле ведут себя как частицы, то естественно ожидать, что общее квантовомеханическое описание частицы выявит такое же волновое поведение, какое мы наблюдали в решетке. Предположим, мы взяли одно­мерную решетку и вообразили, что постоянная решетки b стано­вится все меньше и меньше. В пределе получилось бы, что элект­рон может оказаться в любой точке линии. Нам пришлось бы перейти к непрерывному распределению амплитуд вероятности. У электрона появилась бы амплитуда оказаться в любом месте линии. Таков был бы один из путей описания движения электро­нов в вакууме. Иными словами, если мы вообразим, что все пространство можно пронумеровать бесконечным числом очень тесно расположенных точек, и сможем вывести уравнения, связывающие между собой амплитуды в одной точке с амплитудами в соседних, то получим квантовомеханические законы движения электрона в пространстве.

Начнем с того, что напомним некоторые общие принципы квантовой механики. Пусть имеется частица, которая может в квантовомеханической системе существовать в разных усло­виях. Любые заданные условия, в которых может быть обна­ружен электрон, мы называем «состоянием» и отмечаем их при помощи вектора состояния, скажем |j>. В каких-то других условиях и метка будет другая, скажем вектор состояния |y>. Затем мы вводим идею о базисных состояниях. Мы говорим, что имеется совокупность состояний | 1 >, | 2>, | 3>, | 4> и т. д., обладающая следующими свойствами. Во-первых, все эти со­стояния совершенно различны — мы говорим, что они ортого­нальны. Под этим мы понимаем, что для любой пары базисных состояний | i > и | j > равна нулю амплитуда < i | j > того, что электрон, будучи в состоянии | j >, окажется также и в состоя­нии < i | , если только, конечно, | i > и | j > не обозначают одного и того же состояния. Все это символически представляется

так:

< i | j >=d ij (14.3)

Вспомните, что d ij=0, если i и j различны, и d ij =1, если i и j одинаковые числа.

Далее, базисные состояния | i > обязаны быть полной сово­купностью, так чтобы любое состояние могло быть выражено на их языке. Иначе говоря, любое состояние |j> может быть полностью описано заданием всех амплитуд < i |j> того, что частица в состоянии |j> обнаружится также в состоянии | i > . Вектор состояния |j> представляется суммой базисных со­стояний, умноженных каждое на коэффициент, являющийся амплитудой того, что состояние |j> находится также в состоя­нии | i >:

Наконец, если рассмотреть любые два состояния |j> и |y>, то амплитуду того, что состояние |y> окажется также в состоянии |j>, можно найти, проецируя сперва состояние |y> на базисные состояния, а затем каждое из базисных со­стояний — на состояние |j>. Это записывается так: