Решенное относительно [pic], это уравнение дает выражение вида
[pic]
(2,6)
Переходя теперь к пределу [pic] , находим, что [pic] ( напоминаем,
что [pic] ). Таким образом, из двух расходящихся в начале координат решений
уравнения Шредингера (2,1) должно быть выбрано то, которое обращается в
бесконечность менее быстро:
[pic].
Пусть теперь [pic]. Тогда [pic] и [pic] комплексны:
[pic].
Повторяя предыдущие рассуждения, снова придем к равенству (2,6), которое
при подстановке значений [pic] и [pic] дает
[pic].
(2,8)
При [pic] это выражение не стремится ни к какому определенному пределу. Так
что прямой переход к пределу [pic] невозможен. С учетом (2,8) общий вид
вещественного решения может быть написан следующим образом:
[pic]. (2,9)
Эта функция обладает нулями, число которых неограниченно растет с
уменьшением [pic]. Поскольку, с одной стороны, выражение (2,9) справедливо
для волновой функции ( при достаточно малых [pic]) при любом конечном
значении энергии [pic] частицы, а, с другой стороны, волновая функция
нормального состояния совсем не должна иметь нулей, то мы можем заключить,
что «нормальное состояние2 частицы в рассматриваемом поле соответствует
энергии [pic]. Но во всяком состоянии дискретного спектра частица находится
в основном в области пространства, в которой [pic]. Поэтому при [pic]
частица находится в бесконечно малой области вокруг начала координат, т.е.
происходит «падение» частицы в центр.
«Критическое» поле [pic] , при котором становится возможным падение
частицы в центр, соответствует значению [pic]. Наименьшее значение
коэффициента при [pic] получается при [pic], т.е.
[pic].
(2,10)
Из формулы (2,8) ( для [pic] ) видно, что допускаемое решение
уравнения Шредингера ( вблизи точки, где [pic] ) расходится при [pic] не
быстрее чем [pic]. Если поле обращается при [pic] в бесконечность медленнее
чем [pic], то в уравнении Шредингера в области вблизи начала координат
можно вовсе пренебречь [pic] по сравнению с остальными членами, и мы
получим те же решения, что и для свободного движения, т.е. [pic] . Наконец,
если поле обращается в бесконечность быстрее чем [pic] ( как [pic] с [pic]
), то волновая функция вблизи начала координат пропорциональна [pic]. Во
всех этих случаях произведение [pic] обращается при [pic] в нуль.
Далее, исследуем свойства решений уравнения Шредингера в поле,
спадающем на больших расстояниях по закону [pic] при произвольном его виде
на малых расстояниях. Предположим сначала, что [pic]. Легко видеть, что в
этом случае может существовать лишь конечное число отрицательных уровней
энергии[1]. Действительно, при энергии [pic] уравнение Шредингера на
больших расстояниях имеет вид (2,1) с общим решением (2,4). Но функция
(2,4)не имеет ( при [pic] ) нулей; поэтому все нули искомой радиальной
волновой функции лежат на конечных расстояниях от начала координат и их
число, во всяком случае, конечно. Другими словами, порядковый номер уровня
[pic], замыкающего дискретный спектр, конечен.
Если же [pic], то дискретный спектр содержит бесконечное число
отрицательных уровней энергии. Действительно, волновая функция состояния
[pic] имеет на больших расстояниях вид (2,9) с бесконечным числом нулей,
так что ее порядковый номер во всяком случае бесконечен.
Наконец, пусть поле [pic] во всем пространстве. Тогда при [pic]
происходит падение частицы. Если же [pic], то отрицательные уровни энергии
отсутствуют вовсе. Действительно, волновая функция состояния [pic] будет во
всем пространстве вида (2,7); она не имеет вовсе нулей на конечных
расстояниях, т.е. соответствует наиболее низкому (при данном [pic] ) уровню
энергии.
3. Движение в кулоновом поле ( сферические координаты ).
Очень важным случаем движения в центрально-симметричном поле является
движение в кулоновом поле
[pic]
( [pic] - положительная постоянная ). Мы будем рассматривать сначала
кулоново притяжение, соответственно чему будем писать [pic]. Из общих
соображений заранее очевидно, что спектр отрицательных собственных значений
энергии будет дискретным ( с бесконечным числом уровней ), а спектр
положительных энергий – непрерывным.
Уравнение (1,8) для радиальных функций имеет вид
[pic] (3,1)
Если речь идет об относительном движении двух притягивающихся частиц, то
под [pic] надо подразумевать их приведенную массу.
В вычислениях, связанных с кулоновским полем, удобно пользоваться
вместо обычных особыми единицами для измерения всех величин, которые мы
будем называть кулоновскими единицами. Именно, в качестве единиц измерения
массы, длины и времени выберем соответственно
[pic] [pic]
[pic]
Все остальные единицы выводятся отсюда; так, единицей энергии будет
[pic].
Далее будем пользоваться этими единицами.
Уравнение (3,1) в новых единицах принимает вид
[pic] (3,2)
Дискретный спектр.
Введем вместо параметра [pic] и переменной [pic] новые величины:
[pic] [pic]
(3,3)
При отрицательных энергиях [pic] есть вещественное положительное число.
Уравнение (3,2) после подстановки (3,3) приобретает вид
[pic] (3,4)
( штрихи обозначают дифференцирование по [pic] ).
При малых [pic] решение, удовлетворяющее необходимым условиям
конечности, пропорционально [pic] ( см. (1,15)). Для выяснения
асимптотического поведения [pic] при больших [pic] опускаем в (3,4) члены с
[pic] и [pic] и получаем уравнение
[pic]
откуда [pic]. Интересующее нас исчезающее на бесконечности решение,
следовательно, при больших [pic] ведет себя, как [pic].
Виду этого естественно сделать подстановку
[pic],
(3,5)
после чего уравнение (3,4) принимает вид
[pic] (3,6)
Решение этого уравнения должно расходиться на бесконечности быстрее
конечной степени [pic], а при [pic]=0 должно быть конечным. Удовлетворяющее
последнему условию решение есть вырожденная гипергеометрическая функция
[pic] [pic] [pic]
(3,7)
Решение, удовлетворяющее условию на бесконечности, получится лишь при целых
отрицательных ( или равных нулю ) значениях [pic], когда функция (3,7)
сводится к полиному степени [pic]. В противном случае она расходится на
бесконечности, как [pic].
Таким образом, мы приходим к выводу, что число [pic] должно быть целым
положительным, причем при данном [pic] должно быть
[pic]
(3,8)
Вспоминая определение (3,3) параметра [pic], находим
[pic]
(3,9)
Этим решается задача об определении уровнем энергии дискретного спектра в
кулоновском поле. Мы видим, что имеется бесконечное множество уровней между
нормальным уровнем [pic] и нулем. Интервалы между каждыми двумя
последовательными уровнями уменьшаются с увеличением [pic]; уровни
сгущаются по мере приближения к значению [pic], при котором дискретный
спектр смыкается с непрерывным. В обычных единицах формула (3,9) имеет
следующий вид:
[pic]
(3,10)
Целое число [pic] называется главным квантовым числом. Радиальное же
квантовое число, определенное в п.1, равно
[pic].
При заданном значении главного квантового числа число [pic] может
принимать значения
[pic]
(3,11)
всего [pic] различных значений. В выражение (3,9) для энергии входит только
число [pic]. Поэтому все состояния с различными [pic], но одинаковыми [pic]
обладают одинаковой энергией. Таким образом, каждое собственное значение
оказывается вырожденным не только по магнитному квантовому числу [pic] (
как при всяком движении в центрально-симметричном поле ), но и по числу
[pic]. Это последнее вырождение ( о нем говорят, как о случайном или
кулоновом ) специфично именно для кулонового поля. Каждому данному значению
[pic] соответствует [pic] различных значений [pic]; поэтому кратность
вырождения [pic]- го уровня энергии равна
[pic]
(3,12)
Волновые функции стационарных состояний определяются формулами (3,5),
(3,7). Вырожденная гипергеометрическая функция с целыми значениями обоих
параметров совпадает, с точностью до множителя, с так называемыми
обобщенными полиномами Лагерра. Поэтому
[pic].
Радиальные функции должны быть нормированы условием
[pic].
Их окончательный вид следующий:
[pic]
[pic] (3,13)
Вблизи начала координат [pic] имеет вид
[pic]
(3,14)
На больших расстояниях
[pic]. (3,15)
Волновая функция [pic] нормального состояния затухает экспоненциально на
расстояниях порядка [pic], т.е. в обычных единицах, [pic].
Средние значения различных степеней [pic] вычисляются по формуле
[pic].
Приведем несколько первых величин [pic] ( с положительными и отрицательными
[pic] ):
[pic], [pic],
[pic], [pic].
(3,16)
Непрерывный спектр.
Спектр положительных собственных значений непрерывен и простирается от
нуля до бесконечности. Каждое из этих собственных значений вырождено с
бесконечной кратностью; каждому значению [pic] соответствует бесконечное
множество состояний с [pic], пробегающими все целые значения от [pic] до
[pic] ( и со всеми возможными, при данных [pic], значениями [pic] ).
Определяемое формулами (3,3) число [pic] и переменная [pic] теперь
чисто мнимы:
[pic], [pic],
(3,17)
где [pic]. Радиальные собственные функции непрерывного спектра имеют вид
[pic] (3,18)
где [pic]- нормировочный множитель. Они могут быть представлены в виде
комплексного интеграла
[pic], (3,19)
который берется по контуру ( см. рис ниже ).
[pic]
[pic]
Подстановкой [pic] этот интеграл приводится к более симметричному виду
[pic] (3,20)
( путь интегрирования обходит в положительном направлении точки [pic] ). Из
этого выражения непосредственно видно, что функции [pic] вещественны.
Асимптотическое разложение вырожденной гипергеометрической функции
позволяет непосредственно получить такое же разложение для волновой функции
[pic]
[pic]
(3,21)
Если нормировать волновые функции «по шкале [pic]» , то нормировочный
коэффициент [pic] равен
[pic]
(3,22)
Действительно, асимптотическое выражение [pic] при больших [pic]( первый
член разложения (3,21) ) тогда имеет вид
[pic],
(3,23)
[pic]
в согласии с общим видом нормировочных волновых функций непрерывного
спектра в центрально-симметричном поле. Выражение (3,23) отличается от
общего вида наличием логарифмического члена в аргументе у синуса;
поскольку, однако, [pic] растет при увеличении [pic] медленно по сравнению
с самим [pic], то при вычислении нормировочного интеграла, расходящегося на
бесконечности, наличие этого члена не существенно.
Модуль Г-функции, входящий в выражение (3,22) для нормировочного
множителя, может быть выражен через элементарные функции. Воспользовавшись
известными свойствами Г-функций
[pic], [pic],
имеем
[pic],
[pic]
и далее
[pic].
Таким образом,
[pic] (3,24)
( при [pic] произведение заменяется на 1 ).
Предельным переходом [pic] можно получить радиальную функцию для
особого случая равной нулю энергии. При [pic]
[pic][pic]
[pic],
где [pic] - функция Бесселя. Коэффициенты [pic] (3,24) при [pic] сводятся к
[pic]
Отсюда находим
[pic]
(3,25)
Асимптотический вид этой функции при больших [pic]
[pic] (3,26)
Множитель [pic] исчезает при переходе к нормировке «по шкале энергии», т.е.
от функции [pic] к функции [pic]; именно функция [pic] остается конечной в
пределе [pic].
В кулоновом поле отталкивания [pic] имеется только непрерывный спектр
положительных собственных значений энергии. Уравнение Шредингера в этом
поле может быть формально получено из уравнения для поля притяжения
изменением знака у [pic]. Поэтому волновые функции стационарных состояний
получаются непосредственно из (3,18) посредством этой же замены.
Нормировочный коэффициент снова определяется по асимптотическому выражению
и в результате получается
[pic],
[pic]. (3,27)
Асимптотическое выражение этой функции при больших [pic] имеет вид
[pic],
(3,28)
[pic].
Природа кулонова вырождения.
При классическом движении частицы в кулоновом поле имеет место
специфический для этого поля закон сохранения; в случае поля притяжения
[pic]
(3,29)
В квантовой механике этой величине отвечает оператор
[pic]
(3,30)
коммутативный, как легко проверить, с гамильтонианом [pic].
Прямое вычисление приводит к следующим правилам коммутации для
операторов [pic] друг с другом и с оператором момента:
[pic], [pic].
(3,31)
Некоммутативность операторов [pic] друг с другом означает, что величины
[pic] не могут иметь в квантовой механике одновременно определенных
значений. Каждый из этих операторов, скажем [pic], коммутативен с такой же
компонентой момента [pic], но некоммутативен с оператором квадрата
момента [pic]. Наличие новой сохраняющейся величины, не измеримой
одновременно с другими сохраняющимися величинами, , приводит к
дополнительному вырождению уровней, - это и есть специфическое для кулонова
поля «случайное» вырождение дискретных уровней энергии.
Происхождение этого вырождения можно сформулировать также и в терминах
той повышенной симметрии ( по сравнению с симметрией по отношению к
пространственным вращениям ), которой обладает кулонова задача в квантовой
механике.
Для этого отмечаем, что для состояний дискретного спектра, с
фиксированной отрицательной энергией, можно заменить [pic] в правой стороне
соотношения (3,31) на [pic] и ввести вместо [pic] операторы [pic]. Для них
правила коммутации принимают вид
[pic], [pic]
(3,32)
Вместе с правилом [pic] эти соотношения формально совпадают с правилами
коммутации операторов бесконечно малых поворотов в четырехмерном евклидовом
пространстве. Это и есть симметрия кулоновой задачи в квантовой механике.
Из соотношений коммутации (3,32) можно снова получить выражение для
уровней энергии в кулоновом поле. Перепишем их, введя вместо [pic] и [pic]
операторы
[pic], [pic].
(3,33)
Для них имеем
[pic] , [pic] , [pic] (3,34)
Эти правила формально совпадают с правилами коммутации двух независимых
векторов трехмерного импульса. Поэтому собственные значения каждого из
квадратов [pic] и [pic] равны [pic] и [pic], где [pic]. С другой стороны,
по определению операторов [pic] и [pic], находим, после простого
вычисления:
[pic],
[pic]
( при вычислении суммы [pic] снова заменено [pic] на [pic] ). Отсюда
[pic]
(где [pic] ) и затем [pic].
Обозначив
[pic], [pic],
(3,35)
приходим к требуемому результату [pic]. Кратность вырождения уровней равна,
как и следовало: [pic]. Наконец, поскольку [pic] , то при заданном [pic]
орбитальный момент пробегает значения от [pic] до [pic].
-----------------------
[1] Предполагается, что при малых [pic]поле таково, что падения частицы не
происходит.
Страницы: 1, 2
