Теорема Вигнера – Эккарта - Wigner–Eckart theorem

В Теорема Вигнера – Эккарта это теорема из теория представлений и квантовая механика. В нем говорится, что матрица элементы сферические тензорные операторы в основе угловой момент собственные состояния можно выразить как произведение двух факторов, один из которых не зависит от ориентации углового момента, а другой - Коэффициент Клебша – Гордана. Название происходит от физиков Юджин Вигнер и Карл Эккарт, который разработал формализм как связующее звено между группами преобразования симметрии пространства (примененными к уравнениям Шредингера) и законами сохранения энергии, импульса и углового момента.^[1]

Математически теорема Вигнера – Эккарта обычно формулируется следующим образом. Учитывая тензорный оператор ${\displaystyle T^{(k)}}$ и два состояния угловых моментов ${\displaystyle j}$ и ${\displaystyle j'}$, существует постоянная ${\displaystyle \langle j\|T^{(k)}\|j'\rangle }$ такое, что для всех ${\displaystyle m}$, ${\displaystyle m'}$, и ${\displaystyle q}$, выполняется следующее уравнение:

${\displaystyle \langle j\,m|T_{q}^{(k)}|j'\,m'\rangle =\langle j'\,m'\,k\,q|j\,m\rangle \langle j\|T^{(k)}\|j'\rangle ,}$

где

• ${\displaystyle T_{q}^{(k)}}$ это q-я компонента сферического тензорного оператора ${\displaystyle T^{(k)}}$ ранга k,^[2]
• ${\displaystyle |jm\rangle }$ обозначает собственное состояние полного углового момента J² и это z составная часть J_z,
• ${\displaystyle \langle j'm'kq|jm\rangle }$ это Коэффициент Клебша – Гордана для сцепления j′ с участием k получить j,
• ${\displaystyle \langle j\|T^{(k)}\|j'\rangle }$ обозначает^[3] какое-то значение, не зависящее от м, м′, ни q и называется уменьшенный матричный элемент.

Теорема Вигнера – Эккарта действительно утверждает, что работа со сферическим тензорным оператором ранга k на собственное состояние углового момента похоже на добавление состояния с угловым моментом k государству. Матричный элемент, который можно найти для сферического тензорного оператора, пропорционален коэффициенту Клебша – Гордана, который возникает при добавлении двух угловых моментов. Если сформулировать иначе, можно сказать, что теорема Вигнера – Эккарта - это теорема, которая сообщает, как векторные операторы ведут себя в подпространстве. Внутри данного подпространства компонент векторного оператора будет вести себя пропорционально той же компоненте оператора углового момента. Это определение дано в книге Квантовая механика Коэн-Таннуджи, Диу и Лалоэ.

Предпосылки и обзор

Мотивирующий пример: элементы матрицы оператора позиции для перехода 4d → 2p

Допустим, мы хотим вычислить переходные дипольные моменты для перехода электрона с 4d на 2p орбитальный атома водорода, т.е. матричные элементы вида ${\displaystyle \langle 2p,m_{1}|r_{i}|4d,m_{2}\rangle }$, где р_я либо Икс, y, или z компонент оператор позиции, и м₁, м₂ являются магнитные квантовые числа которые различают разные орбитали в пределах 2p или 4d подоболочка. Если мы сделаем это напрямую, это потребует вычисления 45 различных интегралов: есть 3 возможности для м₁ (−1, 0, 1), 5 возможностей для м₂ (−2, −1, 0, 1, 2) и 3 возможности для я, итого 3 × 5 × 3 = 45.

Теорема Вигнера – Эккарта позволяет получить ту же информацию после вычисления только один из этих 45 интегралов (Любые из них можно использовать, если оно не равно нулю). Затем остальные 44 интеграла могут быть выведены из этого первого - без необходимости записывать какие-либо волновые функции или вычислять какие-либо интегралы - с помощью Коэффициенты Клебша – Гордана, которые можно легко найти в таблице или вычислить вручную или на компьютере.

Качественное резюме доказательства

Теорема Вигнера – Эккарта работает, потому что все 45 этих различных вычислений связаны друг с другом поворотами. Если электрон находится на одной из 2p-орбиталей, вращение системы обычно перемещает его в другой 2p орбитальный (обычно он попадает в квантовая суперпозиция всех трех базисных состояний, м = +1, 0, −1). Точно так же, если электрон находится на одной из 4d-орбиталей, вращение системы переместит его на другую 4d-орбиталь. Наконец, аналогичное утверждение верно и для оператора положения: когда система поворачивается, три различных компонента оператора положения эффективно меняются местами или смешиваются.

Если мы начнем с знания только одного из 45 значений (скажем, мы знаем, что ${\displaystyle \langle 2p,m_{1}|r_{i}|4d,m_{2}\rangle =K}$), а затем вращая систему, мы можем сделать вывод, что K также является матричным элементом между повернутой версией ${\displaystyle \langle 2p,m_{1}|}$, повернутая версия ${\displaystyle r_{i}}$, и повернутая версия ${\displaystyle |4d,m_{2}\rangle }$. Это дает алгебраическое соотношение, включающее K и некоторые или все из 44 неизвестных матричных элементов. Разные повороты системы приводят к разным алгебраическим соотношениям, и оказывается, что информации достаточно, чтобы таким образом вычислить все матричные элементы.

(На практике, работая с этой математикой, мы обычно применяем операторы углового момента к состояниям, а не вращая состояния. Но это принципиально то же самое из-за близкого математического связь между вращениями и операторами углового момента.)

С точки зрения теории представлений

Чтобы сформулировать эти наблюдения более точно и доказать их, полезно обратиться к математике теория представлений. Например, набор всех возможных 4d-орбиталей (то есть 5 состояний м = −2, −1, 0, 1, 2 и их квантовые суперпозиции ) образуют 5-мерный абстрактный векторное пространство. Вращение системы преобразует эти состояния друг в друга, так что это пример «группового представления», в данном случае 5-мерного неприводимое представление ("арматура") группы вращения SU (2) или SO (3), также называемое «представлением спина 2». Точно так же 2p квантовые состояния образуют 3-мерный ререп (называемый «спин-1»), а компоненты оператора положения также образуют 3-мерный «спин-1».

Теперь рассмотрим матричные элементы ${\displaystyle \langle 2p,m_{1}|r_{i}|4d,m_{2}\rangle }$. Оказывается, они преобразуются поворотами согласно прямой продукт этих трех представлений, то есть представления спина 1 для 2p-орбиталей, представления спина 1 компонентов ри представление 4d орбиталей со спином 2. Это прямое произведение, 45-мерное представление SU (2), является не ан неприводимое представление, вместо этого прямая сумма представления спина 4, двух представлений спина 3, трех представлений спина 2, двух представлений спина 1 и представления спина 0 (т.е. тривиального) представления. Ненулевые матричные элементы могут поступать только из подпространства спина 0. Теорема Вигнера – Эккарта работает, потому что разложение прямого произведения содержит одно и только одно подпространство со спином 0, что означает, что все матричные элементы определяются одним масштабным коэффициентом.

Помимо общего масштабного коэффициента, вычисление матричного элемента ${\displaystyle \langle 2p,m_{1}|r_{i}|4d,m_{2}\rangle }$ эквивалентно вычислению проекция соответствующего абстрактного вектора (в 45-мерном пространстве) на подпространство спина 0. Результатом этого расчета являются Коэффициенты Клебша – Гордана. Ключевым качественным аспектом разложения Клебша – Гордана, который заставляет аргумент работать, является то, что в разложении тензорного произведения двух неприводимых представлений каждое неприводимое представление встречается только один раз. Это позволяет Лемма Шура быть использованным.^[4]

Доказательство

Начиная с определения сферический тензорный оператор, у нас есть

${\displaystyle [J_{\pm },T_{q}^{(k)}]=\hbar {\sqrt {(k\mp q)(k\pm q+1)}}T_{q\pm 1}^{(k)},}$

который мы используем для вычисления

${\displaystyle {\begin{aligned}&\langle j\,m|[J_{\pm },T_{q}^{(k)}]|j'\,m'\rangle =\hbar {\sqrt {(k\mp q)(k\pm q+1)}}\,\langle j\,m|T_{q\pm 1}^{(k)}|j'\,m'\rangle .\end{aligned}}}$

Если мы расширим коммутатор на LHS, вычислив действие J_± на бюстгальтер и кет, тогда получаем

${\displaystyle {\begin{aligned}\langle j\,m|[J_{\pm },T_{q}^{(k)}]|j'\,m'\rangle =&\hslash {\sqrt {(j\pm m)(j\mp m+1)}}\,\langle j\,(m\mp 1)|T_{q}^{(k)}|j'\,m'\rangle \\&-\hslash {\sqrt {(j'\mp m')(j'\pm m'+1)}}\,\langle j\,m|T_{q}^{(k)}|j'\,(m'\pm 1)\rangle .\end{aligned}}}$

Мы можем объединить эти два результата, чтобы получить

${\displaystyle {\begin{aligned}{\sqrt {(j\pm m)(j\mp m+1)}}\langle j\,(m\mp 1)|T_{q}^{(k)}|j'\,m'\rangle =&{\sqrt {(j'\mp m')(j'\pm m'+1)}}\,\langle j\,m|T_{q}^{(k)}|j'\,(m'\pm 1)\rangle \\&+{\sqrt {(k\mp q)(k\pm q+1)}}\,\langle j\,m|T_{q\pm 1}^{(k)}|j'\,m'\rangle .\end{aligned}}}$

Это рекурсивное соотношение для матричных элементов очень похоже на соотношение Коэффициент Клебша – Гордана. Фактически, оба имеют форму ∑_c а_{б, c} Икс_c = 0. Таким образом, у нас есть два набора линейных однородных уравнений:

${\displaystyle {\begin{aligned}\sum _{c}a_{b,c}x_{c}&=0,&\sum _{c}a_{b,c}y_{c}&=0.\end{aligned}}}$

один для коэффициентов Клебша – Гордана (Икс_c) и один для матричных элементов (y_c). Точно решить для Икс_c. Можно только сказать, что коэффициенты равны, то есть

${\displaystyle {\frac {x_{c}}{x_{d}}}={\frac {y_{c}}{y_{d}}}}$

или это Икс_c ∝ y_c, где коэффициент пропорциональности не зависит от показателей. Следовательно, сравнивая рекурсивные соотношения, мы можем идентифицировать коэффициент Клебша – Гордана ⟨j₁ м₁ j₂ (м₂ ± 1)|Дж м⟩ с матричным элементом ⟨j′ м′|Т^(k)_{q ± 1}|j м⟩, тогда мы можем написать

${\displaystyle \langle j'\,m'|T_{q\pm 1}^{(k)}|j\,m\rangle \propto \langle j\,m\,k\,(q\pm 1)|j'\,m'\rangle .}$

Альтернативные соглашения

Существуют разные соглашения об уменьшенных матричных элементах. Одно соглашение, используемое Ракой^[5] и Вигнер,^[6] включает дополнительную фазу и коэффициент нормализации,

${\displaystyle \langle j\,m|T_{q}^{(k)}|j'\,m'\rangle ={\frac {(-1)^{2k}\langle j'\,m'\,k\,q|j\,m\rangle \langle j\|T^{(k)}\|j'\rangle _{\mathrm {R} }}{\sqrt {2j+1}}}=(-1)^{j-m}{\begin{pmatrix}j&k&j'\\-m&q&m'\end{pmatrix}}\langle j\|T^{(k)}\|j'\rangle _{\mathrm {R} }.}$

где 2 × 3 массив обозначает 3-й символ. (Поскольку на практике k часто является цельным, (−1)^{2 k} фактор иногда опускается в литературе.) При таком выборе нормализации сокращенный матричный элемент удовлетворяет соотношению:

${\displaystyle \langle j\|T^{\dagger (k)}\|j'\rangle _{\mathrm {R} }=(-1)^{k+j'-j}\langle j'\|T^{(k)}\|j\rangle _{\mathrm {R} }^{*},}$

где Эрмитово сопряженный определяется с помощью k − q соглашение. Хотя на эту связь не влияет наличие или отсутствие (−1)^{2 k} фазовый множитель в определении приведенного матричного элемента, на него влияет фазовое соглашение для эрмитова сопряженного элемента.

Еще одно соглашение для сокращенных матричных элементов - это соглашение Сакураи. Современная квантовая механика:

${\displaystyle \langle j\,m|T_{q}^{(k)}|j'\,m'\rangle ={\frac {\langle j'\,m'\,k\,q|j\,m\rangle \langle j\|T^{(k)}\|j'\rangle _{\mathrm {S} }}{\sqrt {2j'+1}}}.}$

пример

Учитывайте математическое ожидание позиции ⟨н дж м|Икс|н дж м⟩. Этот матричный элемент представляет собой математическое ожидание декартового оператора в сферически-симметричном собственном состоянии атома водорода. основа, что является нетривиальной задачей. Однако теорема Вигнера – Эккарта упрощает задачу. (Фактически, мы могли быстро получить решение, используя паритет, хотя будет выбран более длинный маршрут.)

Мы знаем это Икс является одним из компонентов р, который является вектором. Поскольку векторы являются сферическими тензорными операторами ранга 1, отсюда следует, что Икс должна быть некоторой линейной комбинацией сферического тензора ранга 1 Т⁽¹⁾_q с участием q ∈ {−1, 0, 1}. Фактически, можно показать, что

${\displaystyle x={\frac {T_{-1}^{(1)}-T_{1}^{(1)}}{\sqrt {2}}},}$

где мы определяем сферические тензоры как^[7]

${\displaystyle T_{q}^{(1)}={\sqrt {\frac {4\pi }{3}}}rY_{1}^{q}}$

и Y_л^м находятся сферические гармоники, которые также являются сферическими тензорами ранга л. Дополнительно, Т⁽¹⁾₀ = z, и

${\displaystyle T_{\pm 1}^{(1)}=\mp {\frac {x\pm iy}{\sqrt {2}}}.}$

Следовательно,

${\displaystyle {\begin{aligned}&\langle n\,j\,m|x|n'\,j'\,m'\rangle =\\&=\left\langle n\,j\,m\left|{\frac {T_{-1}^{(1)}-T_{1}^{(1)}}{\sqrt {2}}}\right|n'\,j'\,m'\right\rangle =\\&={\frac {1}{\sqrt {2}}}\langle n\,j\|T^{(1)}\|n'\,j'\rangle \,{\big (}\langle j'\,m'\,1\,(-1)|j\,m\rangle -\langle j'\,m'\,1\,1|j\,m\rangle {\big )}.\end{aligned}}}$

Вышеприведенное выражение дает нам матричный элемент для Икс в |н дж м⟩ основание. Чтобы найти математическое ожидание, мы устанавливаем п′ = п, j′ = j, и м′ = м. Правило выбора для м′ и м является м ± 1 = м′ для Т⁽¹⁾_±1 сферические тензоры. Как у нас м′ = м, это делает коэффициенты Клебша – Гордана равными нулю, в результате чего математическое ожидание становится равным нулю.

Смотрите также

• Тензорный оператор
• G-фактор Ланде

использованная литература

1. Эккарт биография - Издательство национальных академий.
2. Надстрочный индекс в скобках (k) напоминает о своем звании. Однако в отличие от q, это не обязательно должен быть реальный индекс.
3. Это специальные обозначения, характерные для теоремы Вигнера – Эккарта.
4. Зал 2015 Приложение C.
5. Раках, Г. (1942). «Теория комплексных спектров II». Физический обзор. 62 (9–10): 438–462. Bibcode:1942ПхРв ... 62..438Р. Дои:10.1103 / PhysRev.62.438.
6. Вигнер, Э. П. (1951). "О матрицах, приводящих кронекеровы произведения представлений групп С. Р.". В Wightman, Артур С. (ред.). Собрание сочинений Эжена Поля Вигнера. 3. п. 614. Дои:10.1007/978-3-662-02781-3_42.
7. Дж. Дж. Сакураи: «Современная квантовая механика» (Массачусетс, 1994, Аддисон-Уэсли).

Общее

• Холл, Брайан К. (2015), Группы Ли, алгебры Ли и представления: элементарное введение, Тексты для выпускников по математике, 222 (2-е изд.), Springer, ISBN  978-3319134666

внешние ссылки

• Дж. Дж. Сакураи, (1994). «Современная квантовая механика», Эддисон Уэсли, ISBN  0-201-53929-2.
• Вайсштейн, Эрик В. «Теорема Вигнера – Эккарта». MathWorld.
• Теорема Вигнера – Эккарта
• Тензорные операторы