Фейнмановские лекции по физике. 9. Квантовая механика II

Фейнман Ричард Филлипс

§ 5. Еще немного органической химии

§ 6. Другие приме­нения прибли­жения

§ 1. Спиновые волны

В гл. 11 мы разработали теорию распро­странения электрона или любой другой «частицы», например атомного возбуждения, вдоль кристаллической решетки. В предыдущей главе мы эту теорию применили к полупроводникам. Но хотя электронов у нас всегда было много, мы тем не менее неизменно пренебрегали каким-либо взаимодействием между ними. Это, конеч­но, было не более чем приближение, и мы сейчас постараемся глубже разобраться в самой мысли о том, что взаимодействием между элект­ронами разрешается пренебрегать. Мы к тому же воспользуемся возможностью продемонстри­ровать новые применения теории распростране­ния частиц. Поскольку мы по-прежнему будем продолжать пренебрегать взаимодействием меж­ду частицами, то фактически в этой главе будет очень мало нового, разве что новые при­ложения.

Однако первый пример, который мы хотим рассмотреть,— это пример, в котором есть возможность совершенно точно выписать правильные уравнения для случая, когда «частиц» больше чем одна. Из них мы сможем увидеть, как делается приближение пренебре­жения взаимодействием. Впрочем, мы не будем слишком тщательно анализировать эту про­блему.

В качестве первого примера рассмотрим «спиновую волну» в ферромагнитном кристалле.

Теории ферромагнетизма мы касались в гл.36 (вып. 7). При нулевой температуре все спины электронов, которые дают вклад в магнетизм всего ферромагнитного кристалла, параллельны между собой. Между спинами существует энер­гия взаимодействия, которая ниже всего тогда, когда все спины направлены вниз. Но при ненулевой темпера­туре имеется какая-то вероятность того, что часть спинов перевернется. Эту вероятность тогда мы приближенно под­считывали. На этот раз мы разовьем квантовомеханическую теорию явления, чтобы знать, что делать, если нужно будет решить задачу точнее. Но мы все еще будем прибегать к идеали­зации; будем считать, что электроны расположены вблизи ато­мов, а спины взаимодействуют только со своими соседями.

Рассмотрим такую модель: пусть в каждом атоме все элект­роны, кроме одного, спарены, и весь магнитный эффект обязан тому, что в каждом атоме остается один неспаренный электрон со спином ¹/₂. Вообразим еще, что эти электроны расположены в тех самых узлах решетки, где находятся атомы. Модель в об­щих чертах отвечает металлическому никелю.

Кроме того, допустим, что любая пара вращающихся со­седей-электронов взаимодействует друг с другом и что каж­дое такое взаимодействие добавляет в энергию системы по сла­гаемому;

Здесь sпредставляют собой спины, а суммирование идет по всем парам соседей-электронов. Мы уже говорили о по­добной энергии взаимодействия, рассматривая сверхтонкое расщепление водорода, вызываемое взаимодействием магнитных моментов электрона и протона в атоме водорода. Тогда мы выра­жали это в виде Аs_е·s_р. На этот раз для данной пары, скажем для электронов из атома № 4 и из атома № 5, гамильтониан имеет вид —Ks₄·s₅. Каждая такая пара дает по одному слагае­мому, а весь гамильтониан (как это бывает и с классическими энергиями) есть сумма таких слагаемых для каждой взаимо­действующей пары. Энергия написана с множителем —К, так что положительное К отвечает ферромагнетизму, т. е. тому слу­чаю, когда наинизшая энергия получается при параллельности соседних спинов. В реальном кристалле могут появиться и другие слагаемые — взаимодействие с соседом через одного и т. д., но на нашем уровне такие усложнения нам не пона­добятся.

Располагая гамильтонианом (13.1), мы обладаем и полным описанием ферромагнетика (в рамках нашего приближения), так что из него должны получиться все магнитные свойства. Кроме того, из него же должны получаться и термодинамические свойства при намагничивании. Если мы сможем определить все уровни энергии, то можно будет найти и свойства кристалла при температуре Т, основываясь на том, что для системы вероят­ность оказаться в данном состоянии с энергией Е пропорцио­нальна

. Эта задача никогда не была решена до конца.

Некоторые задачи мы сможем разобрать на простом примере, когда все атомы лежат на одной прямой — случай одномерной решетки. Все эти представления вы потом легко сможете распро­странить на трехмерную решетку. Возле каждого атома имеется электрон; у него есть два возможных состояния — либо спином вверх, либо вниз, и вся система описывается перечислением на­правлений спинов. В качестве гамильтониана системы возьмем оператор энергии взаимодействия. Интерпретируя спиновые векторы (13.1) как сигма-операторы, или сигма-матрицы, мы напишем для линейной решетки

В этом уравнении для удобства написан множитель А/2 (так что некоторые из дальнейших уравнений в точности совпадут с уравнениями из гл. 11).

Каково же наинизшее состояние системы? Состояние наинизшей энергии это то состояние, когда все спины параллельны, скажем все глядят вверх. Это состояние можно обозначить ! ... + + + + ...>, или|осн.), чтобы подчеркнуть, что оно «ос­новное», наинизшее. Энергию этого состояния легко себе пред­ставить. Можно, например, расписать все сигма-векторы через s^_х, s^_уи s^_г, аккуратно подсчитать, каков вклад каждого из них в энергию основного состояния, и все затем сложить. Путь, однако, можно сильно сократить. В гл. 10, § 2 (вып. 8) мы ви­дели, что s^_i·s^_jможет быть выражено через спин-обменный опе­ратор Паули:

где оператор р^_ij^спин-°^бм обменивает спины i– го и j– го электронов. После этой подстановки гамильтониан обращается в

Теперь уже легко подсчитать, что происходит в различных со­стояниях. Например, если и i и j смотрят вверх, то обмен спи­нами ничего не меняет, так что P^_ij, действуя на состояние, опять приводят к тому же состоянию, т. е. оно равнозначно умножению на +1. Выражение Р^_ij– ¹/₂ просто равно ¹/₂. (В дальнейшем слова «спин-обм» над Р мы писать не будем.)

В основном состоянии все спины направлены вверх; значит, обмен любой парой спинов приводит опять к исходному состоя­нию. Основное состояние является стационарным. Если подейст­вовать на него гамильтонианом, получится опять то же состоя­ние, умноженное на сумму чисел —(А/2), по одному на каждую пару спинов. Иначе говоря, энергия системы в основном состоя­нии составляет по —А/2 на атом.

Теперь подсчитаем энергии некоторых возбужденных состоя­ний. Удобно будет отсчитывать энергии от основного состояния, т. е. в качестве нулевой энергии выбрать энергию основного состояния. Этого можно добиться, добавив к каждому слагаемо­му в гамильтониане по энергии А/2. Тогда ¹/₂ в (13.4) просто заменится единицей. Наш новый гамильтониан будет равен

При таком гамильтониане энергия низшего состояния равна нулю; спин-обменный оператор равнозначен умножению на единицу (для основного состояния), что сокращается с единицей в каждом слагаемом.

Для описания состояний, отличных от основного, нам пона­добится своя совокупность базисных состояний. Удобно подойти к делу так: сгруппировать состояния в соответствии с тем, у скольких электронов спин направлен вниз: у одного ли, у двух и т. д. Конечно, состояний, когда один спин направлен вниз, очень много: он может быть опрокинут, скажем, у атома № 4 или у № 5, или у № 6... И можно, конечно, в качестве базисных состояний выбрать именно такие состояния, обозначив их |4>, |5>, | 6>, ... Однако для дальнейшего удобнее, если мы будем отмечать «из ряда вон выходящий атом» (тот, у которого спин направлен вниз) его координатой х. Иначе говоря, мы опре­делим состояние | х₅> как такое, в котором все электроны вра­щаются спинами вверх, и один только (тот, что возле атома в точке х₅) вращается спином вниз (фиг. 13.1).