Фейнмановские лекции по физике. 8. Квантовая механика I

Фейнман Ричард Филлипс

Мы уже говорили о том, как отображать ход событий, где мы что-то пропускаем через прибор. Но самый привлекатель­ный, самый удобный для рассмотрения «опыт» состоит в том, что вы останавливаетесь и ждете несколько минут, т. е. вы приготовляете состояние j и, прежде чем проанализировать его, оставляете его в покое. Быть может, вы оставите его в покое в каком-то электрическом или магнитном поле — все зависит от физических обстоятельств. Во всяком случае, ка­кими бы ни были условия, вы от момента t₁до момента t₂ ос­тавляете объект на свободе. Допустим, что он выпущен из на­шего первого прибора в состоянии j в момент t₁. А затем он проходит через «прибор», в котором он находится до момента t₂. Во время такой «задержки» могут продолжаться различные события, прилагаться внешние силы,— словом, что-то в это время случается. После такой задержки амплитуда того, что этот объект обнаружится в состоянии c, уже не та же самая, какой она была бы, если бы задержки не было. Так как «ожи­дание» — это просто частный случай «прибора», то можно опи­сать то, что происходит, задав амплитуду в том же виде, как в уравнении (6.17). Поскольку операция «ожидания» представляет особую важность, мы вместо А обозначим ее U, а чтобы отмечать начальный и конечный моменты t₁ и t₂, будем писать U (t₂, t₁). Интересующая нас амплитуда — это

Как и всякая подобная амплитуда, она может быть представ­лена в той или иной базисной системе в виде

Тогда U описывается заданием полной совокупности амплитуд — матрицы

Кстати, следует отметить, что матрица <i|U(t₂, t₁|j> могла бы дать гораздо больше всяких деталей, чем нам обычно нужно. Теоретик высокого класса, работающий в физике высоких энергий, рассматривает примерно такие проблемы (потому что именно так обычно ставятся эксперименты): он начинает с двух частиц, скажем с протона и протона, налетающих друг на друга из бесконечности. (В лаборатории обычно одна частица покоится, другая же вылетает из ускорителя, кото­рый по атомным масштабам пребывает в бесконечности.) Они сталкиваются, и в итоге появляются, скажем, два К – мезона, шесть p-мезонов и два нейтрона с определенными импульсами в определенных направлениях. Какова амплитуда того, что это случится? Математика здесь выглядит так. Состояние j отмечает спины и импульсы сближающихся частиц. а c — это сведения о том, что получается в конце. К примеру, с какой амп­литудой вы получите шесть мезонов, идущих в таких-то и та­ких-то направлениях, а два нейтрона, вылетающих вот в этих направлениях и со спинами, торчащими так-то и так-то. Ины­ми словами, c отмечается заданием всех импульсов, спинов и т. п. конечных продуктов. И вот работа теоретика состоит в том, чтобы подсчитать амплитуду (6.27). Однако на самом деле его интересует только частный случай, когда t₁=-Ґ, а t₂ =+Ґ. (У нас не бывает экспериментальных данных о де­тальном ходе процесса, известно только, что вошло и что вышло. Предельный случай U (t₂, t₁)при t₁®-Ґ и t₂®+Ґ обозначается буквой S; теоретик нуждается в величине

<c|S|j>.

Или, если пользоваться формой (6.28), ему нужно вычислить матрицу

<i|S|j>,

называемую S-матрицей. Стало быть, если вы увидите физика-теоретика, который меряет шагами комнату и говорит: «Мне нужно только вычислить S– матрицу», — то вы теперь уже будете понимать, над чем он ломает голову.

Как анализировать S-матрицу, т. е. как указать законы для нее,— вопрос интересный. В релятивистской квантовой механике при высоких энергиях это делается одним способом, в нерелятивистской же квантовой механике — другим, более удобным. (Он годится и в релятивистском случае, но перестает быть таким удобным.) Состоит он в том, чтобы вывести U– мат­рицу для небольших интервалов времени, т. е. для близких t₂ и t₁. Если мы сможем найти последовательность таких U для последовательных интервалов времени, то сможем проследить за тем, как все меняется в зависимости от времени. Сразу же ясно, что для теории относительности этот способ не очень хорош, потому что не так уж просто указать, как «одновремен­но» все всюду выглядит. Но не стоит нам думать об этом; нашей заботой будет только нерелятивистская механика.

Рассмотрим матрицу U для задержки от t₁до t₃, где t₃ больше t₂. Иными словами, возьмем три последовательных момента: t₁ меньше t₂, t₂ меньше t₃. Тогда мы утверждаем, что матрица, которая тянется от t₁до t₃, получается перемноже­нием подряд всего того, что происходит при задержке от t₁ до t₂, и затем от t₂до t₃. Это в точности то же самое, что было с двумя последовательными приборами В и А. Тогда, следуя обозначениям, принятым в гл. 3, § 6, мы можем написать

Иначе говоря, можно проанализировать любой интервал вре­мени, если мы умеем анализировать последовательность про­межуточных коротких интервалов. Мы просто перемножаем все куски; это и есть способ нерелятивистского анализа кван­товой механики.

Итак, задача состоит в том, чтобы узнать матрицу U(t₂, t₁) для бесконечно малого интервала времени — для t₂=t₁+Dt. Спросим себя: если сейчас у нас есть состояние j, то как оно будет выглядеть через бесконечно малое время Dt? Посмотрим, как это можно расписать. Обозначим состояние в момент t через |y(t)> (мы указываем зависимость y от времени, чтобы было совершенно ясно, что речь идет об условиях в момент t). Теперь зададим вопрос: каково будет положение вещей через короткое время Dt? Ответ таков:

Здесь имеется в виду то же, что и в (6.25), а именно, что амплитуда обнаружить c в момент t+Dt есть

Поскольку мы еще не очень хорошо разбираемся в этих абстрактных вещах, то давайте спроецируем наши амплитуды в определенное представление. Умножая обе части (6.31) на <i|, получаем

Можно также разложить и |y(t)> на базисные состояния и написать

Понять это можно так. Если через C_i(t)=<i|y|(t)> обозна­чить амплитуду пребывания в базисном состоянии i в момент t, то можно считать эту амплитуду (помните, это просто число!) меняющейся во времени. Каждое С_iстановится функцией времени t. Кроме того, у нас есть информация о том, как амп­литуды С_iменяются во времени. Каждая амплитуда в момент (t+Dt) пропорциональна всем прочим амплитудам в момент t, умноженным на ряд коэффициентов. Обозначим U– матрицу через U_ij, считая, что

U_ij=<i|U|j>.

Тогда (6.34) можно записать так:

Вот как будет выглядеть динамика квантовой механики.

Нам пока мало известно об U_ij. Мы знаем только, что при Dt, стремящемся к нулю, ничего не должно произойти, просто должно получиться начальное состояние. Значит, U_ij®1 и U_ij®0 при i№j. Иными словами, U_ij®d_ij при Dt®0. Кроме того, мы вполне вправе предположить, что при малых At каж­дый из U_ijобязан отличаться от d_ij на величину, пропорцио­нальную Dt; так что можно писать

Однако обычно по историческим и по иным причинам из коэф­фициентов К_ijвыносят множитель

(-i/h) ; предпочитают писать

Это, разумеется, то же самое, что и (6.36). Если угодно, это просто определение коэффициентов H_ij(t).Члены H_ij— это как раз производные по t₂от коэффициентов U_ij(t₂, t₁), вычисляемые при t₂=t₁=t,

Подставляя в (6.35) этот вид U, получаем

Суммируя члены с d_ij, получаем просто C_i(t), что можно пере­нести в другую сторону уравнения. После деления на Dt мы распознаем в этом производную

или