Предыдущая страница реферата | 1  2  3  4  5  6 | Следующая страница реферата

Рассмотрим преобразование декартовых координат x,y,z и их произведений x 2, y 2, z 2, yz, xz, xy под действием операций группы O(см. выше).

Нетрудно заметить, что преобразуются под действием операций группы O сами через себя 3 . Вторая совокупность также обладает этим свойством, но в отличие от первой из исходных x 2, y 2, z 2, yz, xz, xy можно составить новые линейные комбинации, которые разбиваются на подсовокупности, преобразующиеся независимо друг от друга. Говорят, что совокупность первого типа образует базис неприводимого представленияГ 4 группы O, а совокупность второго типа - базис приводимого представления Г, которое , однако, раскладывается на сумму неприводимых:

o=x 2+y 2+z 2Г 1,

{ 1= 2z 2-x 2-y 2; 2= (x 2-y 2)} Г 3,

{ 1= yz; 2= xz; 3 = xy;} Г 5,

т. е. Г=Г 1+Г 3+Г 5 ,

(6) (1) (2) (3) ,

где внизу, в скобках, написаны размерности представлений (т.е. числа базисных функций).

Если обозначить базисные функции представления Г через Г (где индекс  нумерует базисные функции), то результат действия операции G группы на базисную функцию можно записать в виде:

где f - размерность представления Г . Представления группы фактически образуют матрицы D(Г )(g) , ибо, как можно легко показать, они имеют тот же закон умножения, что и элементы группы g, которые они представляют. Каждой группе принадлежит бесконечно много представлений, однако число неприводимых представлений всегда равно числу классов. Например, группа O включает 5 классов: E, 6C 42, 6C 2, 8C 3 и, следовательно, имеет 5 неприводимых представлений, которые обозначают Г 1, Г 2, Г 3, Г 4, Г 5 .

Неприводимые представления групп симметрии играют важнейшую роль в квантовой физике. Решение уравнения Шредингера для стационарного случая

( 2 )

H =E 

(где H- оператор Гамильтона,  - волновая функция системы, E- значение полной энергии) при определенных граничных условиях приводит к набору разрешенных значений энергии (энергетическому спектру) и волновых функций.

В случае существования нескольких линейно независимых волновых функций для одного и того же энергетического уровня говорят о вырождении этого уровня, а число независимых волновых функций (состояний), принадлежащих этому уровню, называют кратностью вырождения. Если уравнение (2) инвариантно относительно преобразований некоторой группы симметрии G H , то волновые функции, являющиеся решениями этого уравнения и принадлежащие одному энергетическому уровню, будут обязательно составлять базис неприводимого представления группы G H . Это утверждение составляет содержание теоремы Вигнера, имеющей, правда, оговорку о случайных вырождениях, на которой мы останавливаться не будем.

Отсюда следует, что энергетические уровни квантовой системы можно классифицировать по неприводимым представлениям группы симметрии. Иными словами, симметрия вызывает объединение квантовых состояний в группы (мультиплеты), относящиеся к энергетическим уровням, каждый из которых характеризуется неприводимым представлением группы симметрии.

Использование представлений групп симметрии позволяет очень просто устанавливать так называемые правила отбора для квантовых переходов между энергетическими уровнями под действием разного рода нестационарных возмущений (напр., под действием света), что очень важно для оптической спектроскопии. Кроме того, применение представлений групп симметрии существенно облегчает рассмотрение влияний стационарных внешних воздействий (электрических, магнитных полей, механических напряжений и т.д.), к примеру, на оптические спектры квантовых систем. Дело в том, что "включение" внешнего воздействия изменяет симметрию задачи (обычно симметрия понижается от группы G H до одной из ее подгрупп G' ). Между тем, представление Г, неприводимое в группе GH , может стать приводимым в подгруппе G':

(3)

Г=∑j cjГj ,

что означает расщепление энергетического уровня типа Г на ряд подуровней, характеризуемых неприводимыми представлениями Г j группы G'. Это влечет за собой расщепление соответствующих линий, полос в оптическом спектре (так называемые эффекты Штарка, Зеемана, пьезоспектроскопические явления и т.д.). Проводя разложение (3), мы сразу узнаем, на сколько подуровней и какого типа расщепится данный уровень. Соответствующие разложения легко проводятся с использованием таблиц характеров неприводимых представлений групп симметрии (см. [7-9]).

3. Негеометрические виды симметрии

Физические законы могут обладать свойствами симметрии иного рода, нежели рассмотренные выше. Например, в квантовой теории важную роль играет так называемая перестановочная симметрия, т.е. инвариантность уравнения Шредингера относительно перестановок одинаковых частиц 4 . Важнейшим следствием перестановочной симметрии является существование двух классов частиц: бозонов и фермионов, существенно различающихся по своим свойствам. К первым относятся частицы с целым спином (в единицах h=h/(2) , где h- постоянная Планка), а ко вторым - с полуцелым.

Волновые функции двух состояний системы частиц, различающихся перестановкой P одинаковых частиц, физически эквивалентны, т.е. функции  и P  могут отличаться только несущественным фазовым множителем:

(4)

P=exp(i)  .

Рекомендуем скачать другие рефераты по теме: социальная работа реферат, государственный диплом.





Предыдущая страница реферата | 1  2  3  4  5  6 | Следующая страница реферата