Студопедия

КАТЕГОРИИ:


Архитектура-(3434)Астрономия-(809)Биология-(7483)Биотехнологии-(1457)Военное дело-(14632)Высокие технологии-(1363)География-(913)Геология-(1438)Государство-(451)Демография-(1065)Дом-(47672)Журналистика и СМИ-(912)Изобретательство-(14524)Иностранные языки-(4268)Информатика-(17799)Искусство-(1338)История-(13644)Компьютеры-(11121)Косметика-(55)Кулинария-(373)Культура-(8427)Лингвистика-(374)Литература-(1642)Маркетинг-(23702)Математика-(16968)Машиностроение-(1700)Медицина-(12668)Менеджмент-(24684)Механика-(15423)Науковедение-(506)Образование-(11852)Охрана труда-(3308)Педагогика-(5571)Полиграфия-(1312)Политика-(7869)Право-(5454)Приборостроение-(1369)Программирование-(2801)Производство-(97182)Промышленность-(8706)Психология-(18388)Религия-(3217)Связь-(10668)Сельское хозяйство-(299)Социология-(6455)Спорт-(42831)Строительство-(4793)Торговля-(5050)Транспорт-(2929)Туризм-(1568)Физика-(3942)Философия-(17015)Финансы-(26596)Химия-(22929)Экология-(12095)Экономика-(9961)Электроника-(8441)Электротехника-(4623)Энергетика-(12629)Юриспруденция-(1492)Ядерная техника-(1748)

Поляризованный свет




Прежде всего необходимо проверить одну идею. В гл. 9, § 4 (вып. 8), мы показали, что когда состояние правополяризованного по кругу света наблюдается из системы, повернутой на угол j вокруг оси z, то оно оказывается умноженным на е ij. Не означает ли это, что фотоны правополяризованного по кругу света несут момент количества движения вдоль оси z, равный единице?

Да, так оно и есть. Это означает еще, что когда у нас имеется пучок света, содержащий множество фотонов, поголовно оди­наково поляризованных по кругу (как бывает в классических пучках), то он будет нести с собой какой-то момент количества движения. Если полная энергия, уносимая пучком за какое-то время, есть W, то в нем имеется N = W /hw фотонов. Каждый несет по моменту h, так что полный момент количества движения равен

Jz=Nh=W/w. (15.30)

Можно ли и в классике доказать, что свет, правополяризованный по кругу, несет с собой энергию и момент количества движения в пропорции W к w? Ведь если все правильно, это было бы классическое утверждение — случай, когда можно перейти от квантов к классике. Надо проверить, подтверждается ли это классической физикой. Тогда станет ясно, имеем ли мы право назвать т моментом количества движения. Припомним, чем в классическом смысле является правополяризованный свет. Он описывается электрическим полем с колеблющейся x -компонентой и колеблющейся y -компонентой, сдвинутыми по фазе на 90°, так что суммарный вектор x электриче­ского поля бежит по кругу (фиг. 15.5, а).

Фиг. I5.5. Электрическое поле x в поляризованной по кругу све­товой волне (а) и вращение элек­трона, приводимого в движение поляризованным по кругу светом (б)..

Теперь положим, что мы осветили таким светом стенку, способную поглотить его (или по крайней мере часть его), и рассмотрим один из атомов стенки, опираясь на классические представления. Мы часто представляли движение электрона в атоме в виде гармонического осциллятора, который приводится в дейст­вие внешним электрическим полем. Предположим, что атом изотропен, так что с равным успехом колеблется как в направлении х, так и в направлении у. Далее, у све­та, поляризованного по кру­гу, смещения по х и по у одинаковы, хотя и отстают друг от друга на 90°. В итоге электрон будет двигаться по кругу (фиг. 15.5, б). Он сместит­ся из положения равновесия в начале координат на величину г и начнет ходить по кругу, как-то отставая по фазе от вектора x. Связь между x и r может быть такая, как пока­зано на фиг. 15.5, б. Электрическое поле с течением времени поворачивается, но с такой же частотой поворачивается и сме­щение, так что относительная ориентация остается той же. Посмотрим теперь, какая работа производится над электроном. Скорость, с какой электрону подается энергия, равна его ско­рости v, умноженной на компоненту xt, параллельную этой

скорости:

Но вы не можете не заметить, что у электрона в это время непре­рывно увеличивается и момент количества движения, потому что он все время испытывает действие момента, вращающего его вок­руг начала координат. Вращательный момент равен xt r, и он обязан равняться скорости изменения момента количества движения dJz/dt:

Вспоминая, что v=wr, имеем

Следовательно, если проинтегрировать поглощаемый пол­ный момент количества движения, то он окажется пропорцио­нальным полной энергии, с коэффициентом пропорциональности 1/w, что согласуется с (15.30). Свет действительно несет с собой момент количества движения — одну единицу (X h), когда он правополяризован по кругу вдоль оси z, и минус одну единицу, когда левополяризован.

Теперь зададим следующий вопрос: если свет линейно поля­ризован в направлении х, то чему равен момент количества движения? Свет, поляризованный в направлении х, может быть представлен суперпозицией право- и левополяризованного света. Поэтому имеется некоторая амплитуда того, что момент количества движения равен + h, и некоторая амплитуда того, что момент равен - h, так что определенного момента количества движения у него нет, а есть амплитуда появиться с + h, и такая же появиться с - h. Интерференция этих двух амплитуд создает линейную поляризацию, обладающую равной вероятностью оказаться с плюс или с минус одной единичкой момента количе­ства движения. Макроскопические измерения, проведенные над пучком линейно поляризованного света, покажут, что он несет нулевой момент количества движения, потому что среди боль­шого числа фотонов, несущих противоположные количества момента, окажется поровну правых и левых, и средний момент количества движения будет равен нулю. И в классической тео­рии вы не обнаружите никакого момента количества движения, разве что где-то окажутся следы какой-то круговой поляриза­ции.

Мы говорили, что частица со спином 1 может иметь три зна­чения Jz:+1, 0, -1 (те три состояния, которые нам встрети­лись в опыте Штерна — Герлаха).

Но у света свой нрав: у него только два состояния. Состоя­ния с нулем у него нет. Эта странная потеря связана с тем, что свет не может стоять на месте. У покоящейся частицы со спином j имеются 2 j +1 возможных состояния со значениями jz, идущими с шагом 1 от - j до + j. Но оказывается, что если что-то имеет спин j, а масса этого чего-то равна нулю, то у него могут быть только состояния с компонентами + j и - j вдоль направ­ления движения. Например, у света не три состояния, а два, хотя фотон — это объект со спином 1. Как же это согласуется с нашими прежними доказательствами, опирающимися на то, что происходит при поворотах в пространстве, доказательства­ми того, что для частиц со спином 1 необходима тройка состоя­ний? Покоящуюся частицу можно поворачивать вокруг любой оси, не меняя состояния ее момента. Частицы же с нулевой массой покоя (например, фотоны или нейтрино) не могут на­ходиться в покое; только повороты вокруг оси, указывающей направление движения, не изменят состояния момента. А пово­ротов вокруг одной оси не хватает на то, чтобы доказать, что нужны обязательно три состояния, если дано, что одно из них при поворотах на угол j меняется, как е ij.

Еще одно замечание в сторону. Вообще-то частицы с нулевой массой покоя могут обойтись только одним из двух спиновых со­стояний (+ j, - j) относительно линии движения. У нейтрино (частиц со спином 1/2) в природе существуют только состояния с компонентой момента количества движения - h /2, обратной направлению движения (а у антинейтрино — только с компо­нентой по направлению движения, + h /2). Когда же система обладает симметрией инверсии (так что четность сохраняется), требуются уже обе компоненты + j и - j. Примером является свет.

§ 5. Распад L0

Теперь приведем пример того, как теорема о сохранении мо­мента количества движения применяется в чисто квантовофизических задачах. Рассмотрим распад лямбда-частицы (L0), кото­рая расщепляется на протон и p--мезон посредством слабого взаимодействия:

Пусть нам известно, что спин у пиона равен нулю, у протона — половине, а у L0 тоже половине. Мы хотели бы решить следую­щую задачу: положим, что L0 рождена таким образом, что ока­залась полностью поляризованной; это значит, что ее спин направлен, скажем, вверх по отношению к подходящим образом выбранной оси z (фиг. 15.6, а).

Фиг. 15.6. L0-частица со спином, направленным вверх, распадается на протон и пион (в системе центра масс).

Какова вероятность того, что протон вылетит под углом q?

 

Вопрос заключается в том, с какой вероятностью она распадется так, что протон вылетит под углом q к оси z (фиг. 15.6, б). Иными словами, каково угло­вое распределение распадов? Мы будем рассматривать распад в системе координат, где L0 покоится, измеряя углы в системе покоя L0; если нужно, их всегда можно перевести в другую

систему.

Начнем с рассмотрения того частного случая, когда протон испускается в небольшой телесный угол DW близ оси z (фиг. 15.7).

Фиг. 15.7. Две возможности распада частицы L0 со спином, направленным вверх, если про­тон движется по оси +z.

Момент сохраняется только при схеме распада (б).

 

До распада спин L0 был направлен вверх (фиг. 15.7, а). Через мгновение (по причинам, по сей день неизвестным, известно только, что они связаны со слабыми распадами) L0 взрывается, образуя протон и пион. Пусть протон летит вверх по оси + z. Тогда пиону из-за сохранения импульса придется направиться вниз. Поскольку протон — это частица со спином 1/2, то его спин обязан быть направлен либо вверх, либо вниз,— в принципе имеются две возможности, показанные на фиг. 15.7, б и в. Со­хранение момента количества движения требует, однако, чтобы спин протона был направлен только вверх. Легче всего понять это из следующих рассуждений. Частица, движущаяся вдоль оси z, никак не может приобрести за счет своего движения момента вокруг этой оси, поэтому в Jz могут дать вклад только спины. Спиновый момент количества движения вокруг оси z до распада был равен + h /2; значит, и после он будет равен + h /2. Можно сказать, что из-за того, что у пиона нет спина, спин протона должен смотреть вверх.

Если вас тревожит, что такого рода рассуждения могут в квантовой механике оказаться неправильными, стоит потратить минутку, чтобы показать, что и по квантовой механике все обстоит так же. Начальное (дораспадное) состояние, которое мы обозначим |L0, спин по + z), обладает тем свойством, что если его повернуть вокруг оси z на угол j, то вектор состояния умножается на фазовый множитель e ij/2. (В повернутой системе вектор состояния равен eitf/2|L0, спин но + z>.) Именно это и имеют в виду, говоря о спине вверх у частицы со спином 1/2.

Поскольку поведение природы не зависит от нашего выбора осей, то конечное состояние системы «протон плюс пион» должно обладать тем же свойством. Конечное состояние мы можем, на­пример, записать в виде

1 протон летит по +z, спин по +z; пион летит по - z >.

Но движение пиона на самом деле не нужно оговаривать, потому что в выбранной нами системе пион всегда движется противоположно протону; наше описание конечного состояния можно упростить до

1 протон летит по + z, спин по + z>.

Так что же случится с этим состоянием, если мы повернем си­стему координат вокруг оси z на угол j?

Раз протон и пион движутся вдоль оси z, их движение пово­ротом не изменишь. (Вот почему мы и выбрали этот частный случай; иначе бы наше рассуждение не прошло.) Значит, с пио­ном ничего не случится, потому что спин его равен нулю. У про­тона, однако, спин равен 1/2. Если его спин направлен вверх, он в ответ на поворот изменит фазовый множитель в eij/2 раз. (А если бы спин его был направлен вниз, то изменение фазы стало бы e-ij/2.) Но если момент количества движения обязан сохра­няться (а это так, ибо в гамильтониане нет факторов, завися­щих от внешних воздействий), то изменение фазы из-за поворота должно быть до распада и после распада одно и то же. Итак, единственная возможность состоит в том, что спин протона будет направлен вверх. Если протон двинулся вверх, то и спин его должен быть направлен вверх.

Мы, следовательно, заключаем, что сохранение момен­та количества движения разрешает процесс, показанный на фиг. 15.7, б, но не разрешает процесса, показанного на фиг. 15.7, в. А раз мы знаем, что распад все же про­исходит, то, значит, имеется некоторая амплитуда для процесса, показанного на фиг. 15.7, б, когда протон летит вверх и спин его при этом тоже смотрит вверх. И мы обозначим буквой а амплитуду того, что в бесконечно малый промежуток времени произойдет такой распад.

Теперь посмотрим, что было бы, если бы спин L0 вначале был направлен вниз. Опять рассматриваем распады, в кото­рых протон взлетает вверх по оси z, как показано на фиг. 15.8.

Фиг. 15.8. Распад вдоль оси z для L0 со спином, направлен­ным вниз.

 

Вам, конечно, теперь ясно, что в этом случае спин протона направлен вниз (если только момент коли­чества движения сохра­няется). Обозначим ампли­туду такого распада буквой b.

Об амплитудах а и b мы ничего больше сказать не сможем. Они зависят от внутренней механики час­тицы L0 и от слабых распадов, и никто пока не знает, как их подсчитывать. Их приходится полу­чать из опыта. Но, зная только эти две амплитуды, мы можем узнать об угловом распределении распадов все, что захотим. Надо только всегда тщательно и полностью определять те состояния, о которых идет речь.

Мы хотим знать вероят­ность того, что протон вы­летит под углом q к оси z (в некоторый узкий телесный угол qW), как показано на фиг. 15.6. Проведем новую ось z в этом направлении и обозначим ее z'! Как анализировать, что происходит вдоль этой оси, мы знаем. По отношению к ней спин Л° уже не направлен вверх, а имеет какую-то амплитуду того, что он окажется направленным вверх и какую-то — вниз. Все это мы уже подсчитывали в гл. 4, а потом опять в гл. 8 [уравнение (8.30)] (вып. 8). Амплитуда того, что спин будет направлен вверх, есть cosq/2, а амплитуда того, что спин будет смотреть вниз, есть -sinq/2. Когда спин L0 направлен вверх по оси z', она испустит протон в направлении z с амплиту­дой а. Значит, амплитуда того, что по направлению z пройдет протон, держа свой спин вверх, равна

a cosq/2. (15.33)

Точно так же амплитуда того, что вдоль положительной оси z пройдет протон, направив свой спин вниз, равна

- b sinq/2. (15.34)

Те два процесса, к которым относятся эти амплитуды, показаны

на фиг. 15.9.

Фиг. 15.9. Два возможных состояния распада L0.

 

Теперь зададим такой немудреный вопрос. Пусть мы соби­раемся регистрировать протоны, вылетающие под углом q, не интересуясь их спином. Два спиновых состояния (вверх и вниз по оси z') различимы, даже если бы мы того и не хотели. Значит, чтобы получить вероятность, надо амплитуды возвысить в квад­рат и сложить. Вероятность f (q) обнаружить протон в неболь­шом телесном угле qW при q равна

Вспоминая, что

запишем f (q) так:

Угловое распределение имеет вид

Одна часть вероятности не зависит от q, а другая зависит от cosq линейно. Из измерений углового распределения мы можем получить a и b, а значит, и | а |, и | b |.

Можно получить ответ и на многие другие вопросы. Может быть, вас интересуют лишь те протоны, спин которых направлен вверх относительно старой оси z? Каждый член в (15.33) и (15.34) даст амплитуду того, что спин протона окажется направ­ленным вверх или вниз по отношению к оси z ' (|+ z '> и |- z '>). А состояние, когда спин направлен вверх относитель­но старой оси, | + z), можно выразить через два базисных со­стояния | + z' >и |-z'>. Можно тогда взять две амплитуды (15.33) и (15.34) с надлежащими коэффициентами (cosq/2 и -sinq/2) и получить полную амплитуду

Ее квадрат даст вероятность того, что протон вылетит под углом q со спином, направленным туда же, куда направлен спин L0 (вверх по оси z).

Если бы четность сохранялась, можно было бы сделать еще одно утверждение. Распад на фиг. 15.8 — это просто зеркальное отражение, скажем в плоскости yz, распада с фиг. 15.7. Если бы четность сохранялась, b равнялось бы либо a, либо - а. Тогда коэффициента в (15.37) был бы равен нулю и распад оди­наково часто происходил бы во всех направлениях.

Результаты опытов говорят, однако, что при распаде асим­метрия существует. Измеренное угловое распределение дейст­вительно, как мы предсказали, меняется по закону cosq, а не по закону cos2q или по другой степени. Из этого углового распределения, стало быть, следует, что спин L0 равен 1/2. Кроме того, мы видим, что четность не сохраняется. Действи­тельно, коэффициента на опыте найден равным -0,62±0,05, так что b примерно вдвое больше а. Отсутствие симметрии от­носительно отражений совершенно очевидно.

Вы видите, как много можно вывести из сохранения момента количества движения. Еще некоторые примеры будут приведены в следующей главе.

• • •

Замечание после лекции. Под амплитудой а здесь мы подразумевали амплитуду того, что состояние

| протон летит по + z, спин по + z> обра­зовано за бесконечно малое время dt из состояния |L, спин по + z>, или, иными словами, что

<протон летит по + z, спин по +z| H |L, спин по + z>= iha, (15.38)

где H — гамильтониан всего мира или по крайней мере той его части, которая ответственна за L-распад. Сохранение момента количества дви­жения означает, что у гамильтониана должно быть такое свойство:

<протон летит по +z, спин по -z| H |L, спин по +z>=0. (15.39)

Под амплитудой b подразумевается, что

<протон летит по + z, спин по —z| H |L, спин по -z>= ihb. (15.40)

Сохранение момента количества движения предполагает, что

<протон летит по + z, спин по + z | H |L, спин по -z>=0. (15.41)

Если вам не ясно, как написаны амплитуды (15.33) и (15.34), можно их записать в более математической форме. Когда мы писали (15.33), нам нужна была амплитуда того, что Л со спином, направленным по +z, распадается на протон, движущийся вдоль направления + z' и обладаю­щий спином, направленным тоже по + z ', т. е.

<протон летит по + z', спин по + z '| H |L, спин по +z>. (15.42)

По общим теоремам квантовой механики эту амплитуду можно записать так:

2S<протон летит по + z', спин по +z'|H|L, i ><L, i |L, спин по +z>,

(15.43)

где суммирование проводится но базисным состояниям |L, i > покоящейся L-частицы. Поскольку спин L-частнцы равен 1/2,таких состояний два, л каком бы базисе мы ни работали. Если в качестве базисных мы выберем состояния со спином, направленным вверх и вниз по отношению к оси z'(|+z'>, |-z'>), то амплитуда (15.43) будет равна сумме

<протон летит по +z', спин по +z'| H |L, +z'> <L, +z'|L, +z>+ +<протон летит по +z', спин по +z'| H |L,-z'><L,-z|L, +z>. (15.44).

Первый множитель в первом слагаемом равен а [из (15.38)], а первый множитель во втором слагаемом равен нулю — из формулы (15.41), в свою очередь следующей из сохранения момента количества движения. Второй множитель <L, +z'|L, +z> из первого слагаемого — это как раз амплитуда того, что частица со спином 1/2, направленным вверх по одной оси, будет также обладать спином, направленным вверх по другой оси, повернутой относительно первой на угол q. Такая амплитуда равна cosq/2 [см. табл. 4.2 (вып. 8)]. Так что (15.44) равно просто а созq/2, как и было написано в (15.33). Амплитуда (15.34) следует из таких же рассуж­дений для L-частицы со спином, направленным вниз.

• • •




Поделиться с друзьями:


Дата добавления: 2015-06-04; Просмотров: 453; Нарушение авторских прав?; Мы поможем в написании вашей работы!


Нам важно ваше мнение! Был ли полезен опубликованный материал? Да | Нет



studopedia.su - Студопедия (2013 - 2024) год. Все материалы представленные на сайте исключительно с целью ознакомления читателями и не преследуют коммерческих целей или нарушение авторских прав! Последнее добавление




Генерация страницы за: 0.054 сек.