Ричард Фейнман - 8. Квантовая механика I

• Название: 8. Квантовая механика I
• Автор: Ричард Фейнман
• Жанр: Физика

---

<x|l> a <l|s>.

Или в наших прежних обозначениях это просто аj1.

Имеется также некоторая амплитуда того, что электрон, проходя сквозь щель 2, рассеет фотон в счетчик D1. Вы скажете: «Это невозможно; как он может рассеяться в счетчик D1? если тот смотрит прямо в щель 1?» Если длина волны достаточно велика, появляются дифракционные эффекты, и это становится возможным. Конечно, если прибор будет собран хорошо и если используются лишь фотоны с короткой длиной волны, то ам­плитуда того, что фотон рассеется в счетчик D1от электрона в щели 2, станет очень маленькой. Но для общности рассуждения мы учтем тот факт, что такая амплитуда всегда имеется, и обо­значим ее через b. Тогда амплитуда того, что электрон проходит через щель 2 и рассеивает фотон в счетчик D1есть

Амплитуда обнаружения электрона в х и фотона в счетчике D1 есть сумма двух слагаемых, по одному для каждого мысли­мого пути электрона. Каждое из них в свою очередь составлено из двух множителей: первого, выражающего, что электрон прошел сквозь щель, и второго — что фотон рассеян таким электроном в счетчик D1;мы имеем

Аналогичное выражение можно получить и для случая, ког­да фотон будет обнаружен другим счетчиком D2. Если допус­тить для простоты, что система симметрична, то а будет также амплитудой попадания фотона в счетчик D2, когда электрон проскакивает через щель 2, a b — амплитудой попадания фо­тона в счетчик D2, когда электрон проходит через щель 1. Соот­ветствующая полная амплитуда — амплитуда того, что фотон окажется в счетчике D2, а электрон в х,— равна

Вот и все. Теперь мы легко можем рассчитать вероятность тех или иных случаев. Скажем, мы желаем знать, с какой ве­роятностью будут получаться отсчеты в счетчике D1при попада­нии электрона в х. Это будет квадрат модуля амплитуды, давае­мой формулой (1.8), т. е. попросту |aj1+bj2|2. Поглядим на это выражение внимательнее. Прежде всего, если b=0 (мы хотели бы, чтобы наш прибор работал именно так), ответ просто равен |j1|2 с множителем |a|2. Это как раз то рас­пределение вероятностей, которое получилось бы при наличии лишь одной щели, как показано на фиг. 1.4, а.

Фиг. 1.4. Вероятность отсчета электрона в х при условии, что в D1 замечен фотон в опыте, показанном на фиг. 1.3. а — при b=0; б — при b=а; в — при 0<b<а.

С другой сторо­ны, если длина волны велика, рассеяние за щелью 2 в счетчик D1 может стать почти таким же, как за щелью 1. Хотя в а и b могут входить какие-то фазы, возьмем самый простой случай, когда обе фазы одинаковы. Если а практически совпадает с b, то полная вероятность обращается в | j1+j2|2, умноженное на |а|2, потому что общий множитель а можно вынести. Но тогда выходит то самое распределение вероятностей, которое получилось бы, если бы фотонов вовсе не было. Следовательно, когда длина волны очень велика (и детектировать фотоны бес­полезно), вы возвращаетесь к первоначальной кривой распре­деления, на которой видны интерференционные эффекты, как показано на фиг. 1.4,б. Когда же детектирование частично все же оказывается эффективным, возникает интерференция между большим количеством j1 и малым количеством j2 и вы получаете промежуточное распределение, такое, какое намечено на фиг. 1.4,в. Само собой разумеется, если нас заинтересуют одно­временные отсчеты фотонов в счетчике D2 и электронов в х, то мы получим тот же результат. Если вы вспомните рассужде­ния гл. 37 (вып. 3), то увидите, что эти результаты описывают количественно то, что было сказано там.

Нам хотелось бы подчеркнуть очень важное обстоятельство и предостеречь от часто допускаемой ошибки. Пусть вас инте­ресует только амплитуда того, что электрон попадает в х, причем вам безразлично, в какой счетчик попал фотон — в D1или в D2. Должны ли вы складывать амплитуды (1.8) и (1.9)? Нет! Никог­да не складывайте амплитуды разных, отличных друг от друга конечных состояний. Как только фотон был воспринят одним из фотонных счетчиков, мы всегда, если надо, можем узнать, не возмущая больше системы, какая из альтернатив (взаимо­исключающих событий) реализовалась. У каждой альтерна­тивы есть своя вероятность, полностью независимая от другой. Повторяем, не складывайте амплитуд для различных конечных условий (под «конечным» мы понимаем тот момент, когда нас интересует вероятность, т. е. когда опыт «закончен»). Зато нужно складывать амплитуды для различных неразличимых альтернатив в ходе самого опыта, прежде чем целиком закон­чится процесс. В конце процесса вы можете, если хотите, ска­зать, что вы «не желаете смотреть на фотон». Это ваше личное дело, но все же амплитуды складывать нельзя. Природа не знает, на что вы смотрите, на что нет, она ведет себя так, как ей положено, и ей безразлично, интересуют ли вас ее данные или нет. Так что мы не должны складывать амплитуды. Мы сперва возводим в квадрат модули амплитуд для всех возможных разных конечных состояний, а затем уж складываем. Пра­вильный результат для электрона в x и фотона то ли в D1то ли в D2 таков:

§ 3. Рассеяние на кристалле

Следующий пример — это явление, в котором интерферен­цию амплитуд вероятности следует проанализировать тщатель­нее. Речь идет о процессе рассеяния нейтронов на кристалле. Пусть имеется кристалл, в котором много атомов, а в центре каждого атома — ядро; ядра расположены периодически, и откуда-то издалека на них налетает пучок нейтронов. Различ­ные ядра в кристалле можно пронумеровать индексом i, где i пробегает целые значения 1, 2, 3, ... , N, а N равняется общему числу атомов. Задача состоит в том, чтобы подсчитать вероят­ность того, что нейтрон окажется в счетчике, изображенном на фиг. 1.5.

Фиг. 1.5. Измерение рассеяния нейтронов на кристалле.

Для каждого отдельного атома i амплитуда того, что нейтрон достигнет счетчика С, равна амплитуде того, что нейтрон из источника S попадет в ядро i, умноженной на ампли­туду а рассеяния в этом месте и умноженной на амплитуду того, что он из i попадет в счетчик С. Давайте запишем это:

Написав это, мы предположили, что амплитуда рассеяния а — одна и та же для всех атомов. Здесь у нас есть множество, по-видимому, неразличимых путей. Они неразличимы оттого, что нейтрон с небольшой энергией рассеивается на ядре, не выбивая при этом самого атома с его места в кристалле — никакой «отметки» о рассеянии не остается. Согласно нашим прежним рассуждениям, полная амплитуда того, что нейтрон попал в С, включает в себя сумму выражения (1.11) по всем атомам:

Из-за того, что складываются амплитуды рассеяния на ато­мах, по-разному расположенных в пространстве, у амплитуд будут разные фазы, и это даст характерную интерференционную картину, которую мы уже анализировали на примере рассеяния света на решетке.

Интенсивность нейтронов как функция угла в подобном опыте действительно ч часто обнаруживает сильнейшие изменения — очень острые интерференционные пики, между которы­ми ничего нет (фиг. 1.6, а).

Фиг.1.6. Скорость счета нейтронов как функция угла, а — для ядер со спином 0; б — вероятность рассеяния с перево­ротом спина; в — наблюдаемая скорость счета для ядра со спи­ном 1/2.

Однако в некоторых сортах кристал­лов этого не случается, в них наряду с упомянутыми выше дифракционными пиками имеется общий фон от рассеяния во всех направлениях. Мы должны попытаться понять столь та­инственную с виду причину этого. Дело в том, что мы не учли одного важного свойства нейтрона. Его спин равен 1/2. и тем самым он может находиться в двух состояниях: либо его спин направлен вверх (скажем, поперек страницы на фиг. 1.5), либо вниз. И если у ядер самого кристалла спина нет, то спин нейтрона никакого действия не окажет. Но когда и у ядер кристалла есть спин, равный, скажем, тоже 1/2, то вы заметите фон от описанного выше размазанного рассеяния. Объяснение состоит в следующем.