Spin. La hamiltoniana classica di una particella di massa m e carica q in presenza di un potenziale elettromagnetico (Φ, A) si scrive.
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- Mariangela Carbone
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1 Spin La hamiltoniana lassia di una partiella di massa m e aria q in presenza di un potenziale elettromagnetio Φ, A si srive Sviluppando il quadrato si ha H = H = p q A 2 + qφ p 2 + A 2 2q A p + qφ 2 Se il ampo magnetio é omogeneo, in una gauge opportuna, il potenziale vettore si puó srivere ome é possibile verifiare dall identitá A = 2 B r 3 X Y = Y X X Y 4 Inserendo l eq.3 nell eq.2 il terzo termine del lato destro dell equazione si srive q m A p = dove abbiamo usato l identitá vettoriale q B r p = q B l 5 B r p = B r p 6 ed abbiamo indiato on l = r p il momento angolare. L eq.5 ha la forma dell energia d interazione di un momento di dipolo magnetio µ = q l on un ampo magnetio B. L eq. puó essere sritta per N partielle di uguale aria e massa nella forma H = N i { p i q A i 2 + qφi } dove abbiamo indiato on Φ i, A i il potenziale elettromagnetio nella posizione r i della i-ma partiella di momento p i. Sviluppando il quadrato, nella gauge eq.3, si ha H = p 2 i + A 2 i + qφ i µ B L 8 i dove L = i l i é il momento angolare totale e µ = q/. In presenza di un ampo magnetio inomogeneo il dipolo magnetio é soggetto ad una forza 7 F = µ B 9
2 2 Se lungo l asse z é presente un ampo magnetio non uniforme, un dipolo magnetio é soggetto ad una forza F z = µ z z B z = µ os θ z B z Quindi un insieme di dipoli on momento magnetio orientato a aso, in presenza di un ampo magnetio non uniforme, vengono separati in maniera ontinua, seondo il valore di os θ, dove θ é l angolo di orientazione del momento magnetio rispetto all asse z. Passando ad un sistema quantistio, la trattazione rimane analoga, ma adesso nello sviluppare il quadrato della hamiltoniana eq. dobbiamo fare attenzione perhé p é adesso un operatore e vale [ A, p] = i h A La trattazione svolta su rimane invariata se siamo nella gauge di Coulomb Il potenziale vettore data dall eq.3 soddisfa tale ondizione A = 2 A = r B B r = 3 Inoltre adesso il momento angolare L é un operatore e gli autovalori di L z sono diseti. Quindi un fasio di atomi on valore del momento angolare L in presenza di un ampo magnetio non uniforme si separa in 2L + fasi ioé per L Z + in un numero dispari di fasi. Nel 922 Stern e Gerlah feero un esperimento on un atomo di argento la ui distribuzione elettronia é a simmetria sferia piú un elettrone on l = = L =. Contrariamente alle previsioni di nessuna separazione, osservarono he il fasio si separava in due fasi. Il risultato sperimentale si puó apire attribuendo all elettrone un momento angolare intrinseo SPIN di valore S = h/2. Se introduiamo le matrii 2x2 hermitiane, a traia nulla di Pauli i σ x = σ y = σ i z = he soddisfano i, j, k = x, y, z, 2, 3 Dall equazione preedente si dedue immediatamente Eútile la seguente identitá, he si riava failmente dall eq.4 σ i σ j = δ ij + iε ijk σ k 4 [σ i, σ j ] = 2iε ijk σ k 5 σ a σ b = a b + i σ a b 6 dove a e b sono due qualunque vettori tridimensionali. Le matrii di Pauli formano un insieme ompleto per le matrii 2x2 a traia nulla ed insieme alla matrie identitá formano un insieme ompleto delle matrii 2x2. Inoltre ogni ogni operatore unitario nello spazio a 2 dimensioni si puó srivere nella forma U n = e i n σ 7
3 3 Usando lo sviluppo in serie dell operatore esponenziale e l eq.4 l equazione preedente si puṕ srivere U n = os θ 2 + i n σ sin θ 2 8 Gli operatore di spin si srivono S i = h 2 σ i 9 in uno spazio a due dimensioni in ui i vettori di base sono χ + = e soddisfano, dall eq.5, S ± = S ± is 2 Si ha χ = [S i, S j ] = iε ijk h S k [S +, S + ] = 2 h S 3 [S 3, S ± ] = ± h S ± 2 S 3 χ ± = ± 2 h χ ± S ± χ ± = S ± χ = h χ ± 2 Il prodotto salare tra due spinori χ e ϕ χ = a b ϕ = d é definito da χ, ϕ = a b d Tale definizione soddisfa tutte le proprietá del prodotto salare = a + b d C 22 χ, ϕ = ϕ, χ χ, χ = a 2 + b 2 23 La forma piú generale di uno spinore normalizzato é χ = os θ sin θe iϕ = os θ + sin θe iϕ Gli stati χ ± sono ortonormalizzati rispetto al prodotto salare riga per olonna χ +, χ = = χ +, χ + = = 24
4 4 Il valore medio di un osservabile S i su uno spinore χ si alola a χ, S i χ = a b S i b 25 dove S i é la matrie 2x2 rappresentante l osservabile S i nella base dei χ ±. Per esempio χ, S x χ = a b h a = h 2 b 2 a b + ab 26 Per tenere onto dei risultati dell esperienza di Stern-Gerlah all elettrone si attribuise un momento magnetio dato µ = qg S 27 dove g 2 é hiamato il fattore giromagnetio. Le funzioni d onda he desrivono un elettrone appartengono ad un spazio d Hilbert H he é il prodotto diretto di uno spazio d Hilbert H e delle funzioni d onda dipendenti dalle variabili spaziali e di uno spazio d Hilbert H i delle funzioni dipendenti dalla variabile interna spin. Quindi per desrivere lo stato dell elettrone in un punto r dello spazio dobbiamo assegnare due funzioni d onda ψ ± r, il modulo quadro della funzione ψ + r rispettivamente ψ r i da la probabilitá di trovare l elettrone nel punto r on valore della omponente z dello spin uguale a /2 h, he hiameremo spin in su, rispettivamente /2 h, spin in giú. Possiamo srivere ψ r = ψ + r χ + + ψ r χ = ψ + r + ψ r = ψ+ r ψ r 28 dove ψ r H = H e H i, ψ ± r H e e χ ± H i. Il prodotto salare in H si srive ψ, φ = d 3 r ψ+ r φ + r + ψ r φ r 29 Gli operatori di spin ommutano on gli operatori di posizione, momento e paritá [ S, r] = [ S, p] = [ S, P ] = = [ S, L] = 3 Nel formalismo di Dira i due vettori di base della funzione d onda di spin o spinore si denotano on > χ + > χ 3 Lo stato generio di spin dove ± α 2 α > = + α > + α > + α é la probabilitá ho lo spin sia in su + o in giú -, se lo stato é normalizzato, ioé se La ompletezza, di ui si é fatto uso per srivere l eq.32, si srive α 32 + α 2 + α 2 = 33 = >< + >< 34
5 5 L hamiltoniana di un elettrone in ampo magnetio esterno, onsiderando lo spin, si srive µ B = e h/ magnetone di Bohr H = p e A 2 + eφ + µb σ B 35 ed agise su un vettore olonna a 2 righe, vedi eq.28. Dall eq.35 per ampi magnetii omogenei, espliitando il quadrato e trasurando il termine nel quadrato del potenziale vettore, si dedue l equazione di dipendente dal tempo, nota oma equazione di Pauli ψ+ r i h t ψ r = [ h2 2 + eφ + µ B h l B + µ B σ B ] ψ+ r ψ r 36 dobe abbiamo indiato o la matrie identitá 2x2. Si noti he l esistenza di un momento magnetio orbitale; proporzionale a l, e di un momento magnetio di spin, proporzionale a S, introdue un interazione aoppiamento spin-orbita he é stato trasurato nell eq.36.
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