18 Ruch w polu magnetycznym
Transkrypt
18 Ruch w polu magnetycznym
18 18.1 Ruch w polu magnetycznym Poziomy Landaua Dotychczas omówiliśmy dość szczegółowo oddziaływanie cząstki naładowanej z zewnętrznym polem elektrycznym (atom wodoru). Aby opisać także ruch w polu magnetycznym, musimy skwantować odpowiedni hamiltonian klasyczny 2 q~ 1 p~ − A(~r, t) + qV (~r, t), H= (18.1) 2m c gdzie q jest ładunkiem cząstki, zaś c prędkością światła. Przypomnijmy, że pola elektryczne i magnetyczne wyrażają się przez potencjały w następujący sposób: ~ ~ ~ =∇ ~ × A. ~ ~ = − 1 ∂ A − ∇V, B (18.2) E c ∂t O ile część elektryczna nie przedstawia problemów, to część zawierająca potencjał wekto~ nie daje się prosto skwantować, gdyż potencjał A ~ jest funkcją ~r, a ~r nie komutuje rowy A z operatorem pędu. ~ = (0, 0, B). Jako przykład rozpatrzmy ruch elektronu w stałym polu magnetycznym B Wygodnie przyjąć potencjał wektorowy w postaci: −y ~ = B 0 . A (18.3) 0 Stąd # " 2 q ~ 2 1 qB 1 p~ − A = p̂x + y + p̂2y + p̂2z Ĥ = 2me c 2me c 2 1 2 1 2 1 2 me qB qB = y p̂x . p̂x + p̂z + p̂y + y2 + 2me 2me 2me 2 me c me c (18.4) Tu separację zmiennych przeprowadzamy zakładając ψ(x, y, z) = f (y)e−ipx x/h̄ e−ipz z/h̄ . (18.5) Podstawiając funkcję (??) do równania Schrödingera możemy zastąpić operatory p̂z i p̂x przez wartości własne. Oznaczając ω̃ = qB = 2ω me c (18.6) otrzymujemy 1 2 p + 2me z 1 2 = p + 2me z Ĥ = 1 2 p̂ + 2me y 1 2 p̂ + 2me y me 2 2 1 2 ω̃ y + ω̃ypx + p 2 2me x me 2 2 px 1 2 ω̃ y + 2 y + 2 2 px . 2 me ω̃ me ω̃ 94 (18.7) Zmieniając zmienne η=y+ px me ω̃ (18.8) otrzymujemy Ĥ = 1 2 1 2 me 2 2 pz + p̂ + ω̃ η . 2me 2me η 2 (18.9) Jest to hamiltonian oscylatora o częstości ω̃ (plus ruch swobodny w kierunku z): 1 p2 EN,pz = h̄ω̃ N + + z 2 2me p2 = h̄ω (2N + 1) + z . (18.10) 2me Zwróćmy uwagę, że poziomy te są nieskończenie razy zdegenerowane ze względu na px . Inna metoda znalezienia energii poziomów Landaua opiera się na uzyciu innego cechowania: −y ~ = 1B x . A (18.11) 2 0 Wówczas Ĥ = = 1 2me " 1 h̄ω̃ 2 " p̂x + qB y 2c 2 p̂x + 21 me ω̃y me h̄ω̃ + p̂y − 2 qB x 2c 2 # + p̂2z 2 # p̂x − 12 me ω̃x p̂2z + + . me h̄ω̃ 2me (18.12) Definiując nowe operatory π̂ x = p̂y − 1 me ω̃x p̂x + 21 me ω̃y √ , π̂ y = √ 2 , me h̄ω̃ me h̄ω̃ (18.13) 1 2 p̂2z 2 Ĥ = h̄ω̃ π̂ x + π̂ y + . 2 2me (18.14) mamy Zbadajmy komutator 1 [π̂ x , π̂ y ] = me h̄ω̃ 1 1 − me ω̃ [p̂x , x] + me ω̃ [y, p̂y ] = i. 2 2 (18.15) Widzimy zatem, że relacja komutacji [π̂ x , π̂ y ] przypomina (z dokładnością do h̄) relację komutacji między położeniem a pędem. Skonstruujmy nowe operatory 1 1 â = √ (π̂ x + iπ̂ y ) , ↠= √ (π̂ x − iπ̂ y ) , 2 2 95 (18.16) których relacja komutacji jest w rzeczywistości relacją komutacji operatorów kreacji i anihilacji: † i â, â = {− [π̂ x , π̂ y ] + [π̂ y , π̂ x ]} = 1. (18.17) 2 Z kolei 1 2 (18.18) π̂ x + π̂ 2y + i [π̂ x , π̂ y ] = π̂ 2x + π̂ 2y − 1 , ↠â = 2 czyli 1 2 1 π̂ x + π̂ 2y = ↠â + . (18.19) 2 2 Zatem p̂2 1 † + z . (18.20) Ĥ = h̄ω̃ â â + 2 2me Dostajemy stąd, że energia poziomów Landaua E = h̄ ω̃ p2 (2n + 1) + z 2 2me (18.21) w zgodzie z (??). Zgodnie z naszymi poprzednimi rozważaniami, poziomy Landaua są nieskończenie zdegenerowane. Aby się przekonać, że w cechowaniu (??) mamy także do czynienia z nieskończoną degeneracją, zapiszmy operator anihilacji â w reprezentacji położeń: 1 1 1 p̂x + me ω̃y + i p̂y − me ω̃x â = √ 2 2 2me h̄ω̃ 1 ∂ 1 ∂ = √ +i − i me ω̃ (x + iy) . (18.22) −ih̄ ∂x ∂y 2 2me h̄ω̃ W reprezentacji położeń stan podstawowy spełnia równanie â h~r | 0i = 0, co jest równoważne równaniu różniczkowemu ∂ ∂ me ω̃ +i + (x + iy) h~r | 0i = 0. ∂x ∂y 2h̄ (18.23) (18.24) Wielkość h̄/me ω ma wymiar kwadratu długości i ma sens kwadratu promienia klasycznej ~ Oznaczmy: orbity elektronu w ruchu w polu magnetycznym B. 2 rB = h̄ . me ω̃ Wprowadźmy nowe zmienne u = x + iy, v = x − iy. 96 (18.25) Wówczas ∂ 1 ∂ ∂ = −i , ∂u 2 ∂x ∂y 1 ∂ ∂ ∂ = +i ∂v 2 ∂x ∂y i równanie (??) przyjmuje postać ∂ 1 + 2 u h~r | 0i = 0. ∂v 4rB (18.26) (18.27) Rozwiącanie tego równania jest bardzo proste − h~r | 0i = f (u)e uv 4r 2 B , (18.28) gdzie f (u) jest dowolną funkcją spełniającą warunek normalizacji. Zatem rzeczywiście stan podstawowy jest nieskończnie zdegenerowany. Łatwo pokazać, że stany wzbudzone, które otrzymujemy działając na stan podstawowy operatorem 1 rB ∂ † − 2v (18.29) â = −i √ 2 ∂u 4rB nie znosi tej degeneracji. 97