Universitaire natuurkunde — jaar 3 · Bachelor Year 3

10Kwantummechanisch impulsmoment

Richt een radiotelescoop op een donkere plek aan de hemel en stem hem af op $115\,\mathrm{GHz}$ : er verschijnt een heldere, vlijmscherpe lijn — moleculen koolstofmonoxide, tien kelvin boven het absolute nulpunt, die één trede afdalen op een ladder van rotatietoestanden. Hun tuimelen is, zoals alles wat in de kwantummechanica draait, tweevoudig gekwantiseerd: de grootte van het impulsmoment kan alleen $\sqrt{l(l+1)}\,\hbar$ zijn, en zijn component langs een gekozen as alleen $m\hbar$ . Dit hoofdstuk leidt die dubbele kwantisering af — eenmaal algebraïsch, uit de commutatoren die het van de poissonhaakjes van Hoofdstuk 2 erfde, en eenmaal concreet, als de bolfuncties die elke atomaire orbitaal vormgeven. De algebra geeft ons meer dan we vragen: zij laat halftallige waarden toe die geen enkele baanbeweging kan verwezenlijken, een vacature die de natuur twee hoofdstukken verderop met de spin vervult. Onderweg ontmoeten we de rotatieladders van de moleculen — de millimeterlijnen waarmee astronomen het koude gas van de sterrenstelsels wegen — en de magnetische momenten waarmee het impulsmoment zich voor het eerst gesplitst liet zien.

10.1 De algebra van de rotatie

Definitie 10.1 (Operatoren van het impulsmoment)

Het baanimpulsmoment is de operator $\hat{\vect L} = \hat{\vect r}\wedge\hat{\vect p}$ , componentsgewijs $\hat L_z = \hat x\hat p_y - \hat y\hat p_x$ en cyclisch. Uit $[\hat x, \hat p_x] = \iu\hbar$ volgt

[\hat L_x, \hat L_y] = \iu\hbar\,\hat L_z \quad\text{(en cyclisch)} , \qquad [\hat L^2, \hat L_z] = 0 :

de componenten zijn onderling onverenigbaar — geen toestand heeft er twee scherp — maar het totale kwadraat is met elk ervan verenigbaar: het paar $(\hat L^2, \hat L_z)$ is de standaardkeuze van etiketten. Deze commutatoren zijn precies $\iu\hbar$ maal de poissonhaakjes die in Voorbeeld 2.12 zijn berekend: het woordenboek van Dirac aan het werk.

Stelling 10.2 (Het spectrum, uit de algebra alleen)

Laat $\hat J_x, \hat J_y, \hat J_z$ willekeurige drie hermitische operatoren zijn die aan de bovenstaande commutatiebetrekkingen voldoen. Dan zijn de gezamenlijke eigenwaarden van $(\hat J^2, \hat J_z)$

\hat J^2:\ j(j+1)\hbar^2 , \qquad \hat J_z:\ m\hbar , \quad m = -j, -j+1, \dots, +j ,

waarin $j$ een niet-negatief geheel of halftallig getal is: $2j + 1$ waarden van $m$ voor elke $j$ . De ladderoperatoren $\hat J_\pm = \hat J_x \pm \iu\hat J_y$ zetten $m$ met $\pm1$ op bij vaste $j$ :

\hat J_\pm\ket{j,m} = \hbar\sqrt{j(j+1) - m(m\pm1)}\,\ket{j,m\pm1} .

Gedeeltelijk bewijs. $[\hat J_z, \hat J_\pm] = \pm\hbar\hat J_\pm$ : werken met $\hat J_\pm$ verschuift de eigenwaarde van $\hat J_z$ met $\pm\hbar$ , bij vaste $\hat J^2$ (die met alles commuteert wat uit de $\hat J_i$ is opgebouwd). De norm $\|\hat J_\pm\ket{j,m}\|^2 = \hbar^2[j(j+1) - m(m\pm1)]$ (berekend uit $\hat J_\mp\hat J_\pm = \hat J^2 - \hat J_z^2 \mp \hbar\hat J_z$ ) moet niet-negatief blijven: de ladder moet dus bovenaan eindigen bij een $m_{\max}$ met $m_{\max}(m_{\max}+1) = j(j+1)$ , dus $m_{\max} = j$ , en onderaan bij $m_{\min} = -j$ . Van $-j$ naar $+j$ klimmen in stappen van één dwingt $2j$ een niet-negatief geheel getal te zijn. De notatie $j(j+1)\hbar^2$ voor de eigenwaarde is daarmee achteraf gerechtvaardigd. ∎

Opmerking 10.3 (Een vacature in de catalogus)

De algebra staat $j = \tfrac12, \tfrac32, \dots$ toe — ladders met een even aantal treden. De baanbeweging, zo tonen we hierna, gebruikt alleen gehele getallen. De natuur verspilt echter niets: het elektron zelf draagt $j = \tfrac12$ , zonder enige baan erachter (Hoofdstuk 12); de hier afgeleide algebra zal ongewijzigd het atomaire magnetisme, de kernspins en de qubit aandrijven.

10.2 Baanimpulsmoment: de bolfuncties

Propositie 10.4 (Bolfuncties)

In bolcoördinaten is $\hat L_z = -\iu\hbar\,\partial_\varphi$ , en de gezamenlijke eigenfuncties van $(\hat L^2, \hat L_z)$ op de bol zijn de bolfuncties $Y_l^m(\theta, \varphi)$ :

\hat L^2\,Y_l^m = l(l+1)\hbar^2\,Y_l^m , \qquad \hat L_z\,Y_l^m = m\hbar\,Y_l^m ,

met $l = 0, 1, 2, \dots$ geheel — de eenwaardigheid van $\eu^{\iu m\varphi}$ dwingt $m$ geheel te zijn, en dus ook $l$ . De eerste paar, op de normering na: $Y_0^0 = \text{const}$ (de vorm $s$ , een bol); $Y_1^0 \propto \cos\theta$ en $Y_1^{\pm1} \propto \sin\theta\,\eu^{\pm\iu\varphi}$ (de vormen $p$ , twee lobben); $Y_2^0 \propto 3\cos^2\theta - 1$ en haar partners (de familie $d$ ). Pariteit: $Y_l^m(-\vect r$ als richting $) = (-1)^l\,Y_l^m$ .

Bewijs. Op dit niveau zonder bewijs aangenomen. ∎

Poolgrafieken van |Y_lm( )| (doorsnede in een vlak door de z-as; de volledige vorm is het omwentelingslichaam). Deze hoekskeletten, onafhankelijk van welke potentiaal ook, zullen in elk atoom aankleden. — Poolgrafieken van $|Y_l^m(\theta)|$ (doorsnede in een vlak door de $z$ -as; de volledige vorm is het omwentelingslichaam). Deze hoekskeletten, onafhankelijk van welke potentiaal ook, zullen in Hoofdstuk 11 elk atoom aankleden.

Voorbeeld 10.5 (De starre rotor en zijn ladder)

Een tweeatomig molecuul dat tuimelt met traagheidsmoment $I$ heeft $\hat H = \hat L^2/2I$ : energieën

E_J = \frac{\hbar^2}{2I}\,J(J+1) = B\,J(J+1) , \qquad J = 0, 1, 2, \dots

elk $(2J+1)$ -voudig ontaard. Fotonabsorptie voldoet aan $\Delta J = \pm1$ , zodat de absorptiefrequenties $\nu_{J+1\leftarrow J} = 2B(J+1)/h$ zijn: een kam van gelijk verdeelde lijnen — het kenmerk waaraan men een rotatiespectrum in één oogopslag herkent. Voor koolstofmonoxide is $B/h = 57.6\,\mathrm{GHz}$ : de grondlijn valt bij $115\,\mathrm{GHz}$ ( $\lambda = 2.6\,\mathrm{mm}$ ), het werkpaard van de millimeterradioastronomie (Probleem 10.1).

10.3 Centrale potentialen, voltooid

Stelling 10.6 (Scheiding in elke centrale potentiaal)

Voor $V(r)$ mogen de stationaire toestanden worden genomen als

\psi(\vect r) = \frac{u(r)}{r}\,Y_l^m(\theta, \varphi) ,

waarin $u$ de eendimensionale radiale vergelijking oplost

-\frac{\hbar^2}{2m}\,u'' + \Big[V(r) + \frac{\hbar^2\,l(l+1)}{2mr^2}\Big]u = E\,u , \qquad u(0) = 0 .

Het hoekvraagstuk is eens en voor altijd door de $Y_l^m$ opgelost; elke $l$ voegt de afstotende centrifugale barrière $\hbar^2l(l+1)/2mr^2$ toe — de kwantumversie van de effectieve potentiaal van Voorbeeld 1.12 — en elk niveau bij gegeven $l$ is $(2l+1)$ -voudig ontaard, want geen centrale kracht kan zich om de oriëntatie van de $z$ -as bekommeren. De $s$ -golftruc van Propositie 7.8 was de rij $l = 0$ van deze stelling.

Gedeeltelijk bewijs. De laplaciaan splitst als $\Delta = \tfrac1r\partial_r^2(r\,\cdot) - \hat L^2/\hbar^2r^2$ (aangenomen; het is de uitspraak dat $\hat L^2$ het hoekdeel van $-\hbar^2\Delta$ is). Vul $\psi = (u/r)Y_l^m$ in en gebruik de eigenwaarde van $\hat L^2$ : de aangegeven vergelijking. De ontaarding volgt omdat $\hat H$ met alle drie de $\hat L_i$ commuteert, waarvan de ladderoperatoren $m$ verschuiven zonder de energie te veranderen. ∎

Effectieve radiale potentialen van het coulombvraagstuk: de centrifugale barrière 2l(l+1)/2mr2 muurt de oorsprong af voor l 1. Alleen s-toestanden raken de kern — met gevolgen van de atoomspectra tot de radioactieve elektronvangst. — Effectieve radiale potentialen van het coulombvraagstuk: de centrifugale barrière $\hbar^2l(l+1)/2mr^2$ muurt de oorsprong af voor $l \ge 1$ . Alleen $s$ -toestanden raken de kern — met gevolgen van de atoomspectra tot de radioactieve elektronvangst.

10.4 Magnetische momenten: impulsmoment zichtbaar gemaakt

Propositie 10.7 (Magnetisch baanmoment en het zeemaneffect)

Een deeltje met lading $q$ en massa $m$ met baanimpulsmoment $\hat{\vect L}$ draagt het magnetische moment

\hat{\vect\mu} = \frac{q}{2m}\,\hat{\vect L} ;

voor het elektron is de natuurlijke eenheid het bohrmagneton $\mu_{\text{B}} = e\hbar/2m_{\text{e}} = 5.79 \times 10^{-5}\,\mathrm{eV}/\mathrm{T}$ (vergelijk Oefening 7.5). In een veld $B\vect e_z$ verschuift de energie $-\hat{\vect\mu}\cdot\vect B$ elk niveau met $+m\,\mu_{\text{B}}B$ (de lading van het elektron is negatief): een niveau met gegeven $l$ splitst in zijn $2l + 1$ componenten — het zeemaneffect, de eerste rechtstreekse vertoning van de kwantisering van $m$ , en de reden dat $m$ het magnetische kwantumgetal heet. Bij $B = 1\,\mathrm{T}$ bedraagt de splitsing $58\,\text{µ}\mathrm{eV}$ : klein naast optische energieën, moeiteloos op te lossen als een verschuiving van spectraallijnen — en, omgekeerd gelezen, een magnetometer: de zeemansplitsing van de lijnen van het zonlicht brengt de magneetvelden van zonnevlekken in kaart.

Gedeeltelijk bewijs. Klassiek is een lading op een baan een stroomlus: $\mu = IA = (qv/2\pi r)(\pi r^2) = qL/2m$ ; de uitspraak voor operatoren erft dat (en volgt uit de koppeling aan $\hat{\vect A}$ van Propositie 1.16). De energieverschuiving is storingsrekening in eerste orde, hier vooruitgenomen en in Hoofdstuk 13 gerechtvaardigd. ∎

“Ruimtekwantisering” voor l = 2: de vector van het impulsmoment heeft lengte √l(l+1)\, = √6\, maar kan de z-as slechts de vijf projecties m aanbieden — nooit haar volle lengte: omdat de componenten onverenigbaar zijn, kan L nooit precies langs een as liggen. — “Ruimtekwantisering” voor $l = 2$ : de vector van het impulsmoment heeft lengte $\sqrt{l(l+1)}\,\hbar = \sqrt6\,\hbar$ maar kan de $z$ -as slechts de vijf projecties $m\hbar$ aanbieden — nooit haar volle lengte: omdat de componenten onverenigbaar zijn, kan $\vect L$ nooit precies langs een as liggen.

Methode 10.8 (Impulsmoment in de praktijk)

(1) Etiketteer toestanden met $(l, m)$ — of met $(j, m)$ voor de abstracte algebra — en vraag nooit naar twee componenten tegelijk. (2) Matrixelementen: gebruik de ladderformules; $\hat L_x = (\hat L_+ + \hat L_-)/2$ . (3) Centrale potentiaal: haal de $Y_l^m$ aan en los alleen de radiale vergelijking met de centrifugale barrière op. (4) Rotatie-energieën: $BJ(J+1)$ , lijnen bij $2B(J+1)$ — haal $B$ en dus bindingslengten uit de gelijke afstanden. (5) Magnetische vragen: zet impulsmomenten om in momenten met $\mu_{\text{B}}$ per $\hbar$ , en energieën met $\mu_{\text{B}}B$ per eenheid $m$ .

10.5 Opgaven

Oefening 10.1 ★

(a) Leid $[\hat L_x, \hat L_y] = \iu\hbar\hat L_z$ af uit de canonieke commutatoren. (b) Toon aan dat $[\hat L^2, \hat L_z] = 0$ . (c) Toon aan dat $[\hat L_z, \hat x] = \iu\hbar\hat y$ : wat brengt $\hat L_z$ voort? (d) Waarom laten de drie componenten geen gemeenschappelijke eigenbasis toe — op één bijzondere toestand na (welke)?

Oplossing

Oplossing van Oefening 10.1.

(a) $[\hat y\hat p_z - \hat z\hat p_y,\ \hat z\hat p_x - \hat x\hat p_z]$ : alleen de termen die een paar $\hat z, \hat p_z$ delen overleven, wat $\iu\hbar(\hat x\hat p_y - \hat y\hat p_x)$ geeft. (b) $[\hat L^2, \hat L_z] = \sum_i[\hat L_i^2, \hat L_z] = \hat L_x[\hat L_x, \hat L_z] + [\hat L_x, \hat L_z]\hat L_x + (x \to y)$ : de vier termen heffen elkaar paarsgewijs op. (c) $[\hat L_z, \hat x] = \iu\hbar\hat y$ : $\hat L_z$ brengt rotaties om $z$ voort — van operatoren zowel als van toestanden. (d) Twee componenten tegelijk scherp hebben dwingt (via de commutator) de derde scherp te zijn, met voor alle drie de waarde nul: alleen $l = 0$ haalt dat.

Oefening 10.2 ★

Voor $l = 1$ , in de basis $\{\ket{1,1}, \ket{1,0}, \ket{1,-1}\}$ : (a) schrijf de matrix van $\hat L_z$ op; (b) schrijf met de ladderformule $\hat L_+$ en $\hat L_-$ op; (c) stel $\hat L_x$ samen en ga na dat haar eigenwaarden $\hbar, 0, -\hbar$ zijn; (d) een toestand met $L_x = +\hbar$ wordt langs $z$ gemeten: geef de kansen op de drie uitkomsten.

Oplossing

Oplossing van Oefening 10.2.

(a) $\hat L_z = \hbar\operatorname{diag}(1, 0, -1)$ . (b) $\hat L_+ = \hbar\sqrt2\,\begin{pmatrix}0&1&0\\0&0&1\\0&0&0 \end{pmatrix}$ , en $\hat L_-$ is de getransponeerde ervan. (c) $\hat L_x = \dfrac{\hbar}{\sqrt2}\begin{pmatrix}0&1&0\\1&0&1\\0&1&0 \end{pmatrix}$ : karakteristieke veelterm $\lambda(\lambda^2 - \hbar^2)$ . (d) De eigenvector bij $L_x = +\hbar$ is $\tfrac12(1, \sqrt2, 1)$ : kansen $\tfrac14, \tfrac12, \tfrac14$ voor $m = +1, 0, -1$ .

Oefening 10.3 ★

Koolstofmonoxide: bindingslengte $0.113\,\mathrm{nm}$ , gereduceerde massa $1.14 \times 10^{-26}\,\mathrm{kg}$ . (a) Bereken $I$ en $B = \hbar^2/2I$ in meV. (b) De frequentie en de golflengte van de lijn $J = 1 \leftarrow 0$ . (c) De volgende twee lijnen. (d) Een astronome meet de afstand in de kam op vijf cijfers: welke moleculaire grootheid krijgt zij daarmee in handen, en met welke precisie?

Oplossing

Oplossing van Oefening 10.3.

(a) $I = \mu r_0^2 = 1.46 \times 10^{-46}\,\mathrm{kg}\,\mathrm{m}^{2}$ ; $B = \hbar^2/2I = 3.8 \times 10^{-23}\,\mathrm{J} = 0.24\,\mathrm{meV}$ . (b) $2B/h = 115\,\mathrm{GHz}$ , $\lambda = 2.6\,\mathrm{mm}$ . (c) $231\,\mathrm{GHz}$ en $346\,\mathrm{GHz}$ . (d) De afstand geeft $B$ , en dus $I = \mu r_0^2$ : de bindingslengte van een molecuul op lichtjaren afstand, tot op ruwweg de helft van de relatieve precisie van die afstand.

Oefening 10.4 ★

Een deeltje bevindt zich in een toestand met $l = 2$ . (a) Geef de mogelijke uitkomsten van een meting van $L_z$ . (b) De kleinste hoek tussen $\vect L$ en de $z$ -as, met $\cos\theta = m/\sqrt{l(l+1)}$ : reken haar uit. (c) Waarom kan de hoek nooit nul zijn? (d) Toon aan dat de minimale hoek naar nul gaat als $l \to \infty$ : de klassieke vectoren teruggevonden.

Oplossing

Oplossing van Oefening 10.4.

(a) $m\hbar$ met $m = -2 \dots 2$ . (b) $\cos\theta = 2/\sqrt6$ : $\theta = 35.3^\circ$ . (c) Volmaakte uitlijning zou $L_x = L_y = 0$ tegelijk met $L_z$ scherp maken — door de commutatoren verboden, op het triviale geval $l = 0$ na. (d) $l/\sqrt{l(l+1)} \to 1$ : voor grote $l$ sluit de kegel zich om de as en keert de klassieke pijl terug.

Oefening 10.5 ★★

Het hoekdeel van $-\hbar^2\Delta$ is $\hat L^2$ , met

\hat L^2 = -\hbar^2\Big[\frac{1}{\sin\theta}\,\partial_\theta (\sin\theta\,\partial_\theta) + \frac{1}{\sin^2\theta}\,\partial_\varphi^2\Big] .

(a) Ga na dat $Y_1^0 \propto \cos\theta$ de $\hat L^2$ -eigenwaarde $2\hbar^2$ heeft. (b) Ga hetzelfde na voor $Y_1^{\pm1} \propto \sin\theta\, \eu^{\pm\iu\varphi}$ , met hun eigenwaarden van $\hat L_z$ . (c) Controleer de pariteiten. (d) Waarom moet $\braket{Y_1^0}{Y_1^1} = 0$ zijn zonder ook maar één integraal uit te rekenen?

Oplossing

Oplossing van Oefening 10.5.

(a) Zonder afhankelijkheid van $\varphi$ geeft de operator $-\hbar^2(\sin\theta)^{-1}\partial_\theta(\sin\theta\,(-\sin\theta)) = 2\hbar^2\cos\theta$ . (b) Dezelfde berekening met de factor $\eu^{\pm\iu\varphi}$ : eigenwaarde $2\hbar^2$ ; $\hat L_z$ geeft $\pm\hbar$ . (c) $\cos\theta$ en $\sin\theta\,\eu^{\pm\iu \varphi}$ wisselen van teken onder $\vect r \to -\vect r$ ( $\theta \to \pi - \theta$ , $\varphi \to \varphi + \pi$ ): pariteit $-1 = (-1)^1$ . (d) Het zijn eigenvectoren van de hermitische $\hat L_z$ bij verschillende eigenwaarden.

Oefening 10.6 ★★

Welke rotatielijn is de helderste? De bezetting van niveau $J$ is $\propto (2J+1)\,\eu^{-BJ(J+1)/k_{\text{B}}T}$ . (a) Verklaar de twee factoren. (b) Toon aan dat het maximum nabij $J_{\max} \approx \sqrt{k_{\text{B}}T/2B} - \tfrac12$ ligt. (c) Voor CO bij $10\,\mathrm{K}$ (een donkere wolk) en bij $300\,\mathrm{K}$ : welke lijnen overheersen? (d) Omgekeerd: welke temperatuur verraadt een waargenomen CO-ladder die bij $J = 7$ piekt?

Oplossing

Oplossing van Oefening 10.6.

(a) $2J + 1$ toestanden delen het niveau (ontaarding); de boltzmannfactor belast de energie ervan. (b) Maximaliseer het product: $\dd/\dd J = 0$ geeft $2 = (2J+1)^2B/k_{\text{B}}T$ , de aangegeven $J_{\max}$ . (c) Bij $10\,\mathrm{K}$ : $J_{\max} \approx 0.8$ , dus overheerst $J = 1$ en stralen de lijnen bij $115\,\mathrm{GHz}$ en $230\,\mathrm{GHz}$ ; bij $300\,\mathrm{K}$ : $J_{\max} \approx 7$ . (d) $T \approx 2B(J_{\max} + \tfrac12)^2/ k_{\text{B}} \approx 310\,\mathrm{K}$ — een rotatiethermometer.

Oefening 10.7 ★★

Normaal zeemaneffect. Een spectraallijn bij $500\,\mathrm{nm}$ komt van een overgang $l = 2 \to l = 1$ in een veld $B = 2\,\mathrm{T}$ ; verwaarloos de spin (geldig voor bijzondere “singlet”toestanden). (a) Schets de gesplitste niveaus. (b) Toon met de selectieregel $\Delta m = 0, \pm1$ aan dat er slechts drie lijnposities verschijnen, bij $0, \pm\mu_{\text{B}}B/h$ . (c) Bereken de splitsing in GHz en in picometers golflengte. (d) De meeste echte lijnen splitsen in meer dan drie componenten (het “anomale” zeemaneffect): van welk ontbrekend ingrediënt, door het elektron zelf gedragen, was dat historisch het bewijs?

Oplossing

Oplossing van Oefening 10.7.

(a) Het bovenste niveau splitst in vijf, het onderste in drie, alle met dezelfde afstand $\mu_{\text{B}}B$ . (b) Bij gelijke afstanden is $h\nu = h\nu_0 + (\Delta m)\mu_{\text{B}}B$ met $\Delta m \in \{0, \pm1\}$ : slechts drie posities. (c) $\mu_{\text{B}}/h = 14\,\mathrm{GHz}/\mathrm{T}$ , dus bij $B = 2\,\mathrm{T}$ bedraagt de splitsing $28\,\mathrm{GHz}$ , dat wil zeggen $\Delta\lambda = \lambda^2\Delta\nu/c \approx 23\,\mathrm{pm}$ — oplosbaar sinds de tralies van Zeeman uit 1896. (d) De eigen spin van het elektron, met haar anomale factor $g \approx 2$ : de “anomale” patronen waren de vingerafdrukken van de spin voordat de spin een naam had (Hoofdstuk 12).

Oefening 10.8 ★★

De centrifugale wand. Schrijf voor waterstof ( $V = -e^2/4\pi\varepsilon_0r$ ) de $U_{\text{eff}}$ voor $l = 1$ op in eenheden $E_{\text{I}}$ en $a_0$ . (a) Bepaal het minimum en zijn waarde. (b) Toon aan dat $U_{\text{eff}} > 0$ voor $r < \dots$ — bepaal de straal waarbinnen de barrière overheerst. (c) Vergelijk $|\psi|^2$ nabij $r = 0$ voor $s$ - en $p$ -toestanden ( $u \sim r^{l+1}$ , aangenomen): welke toestanden “raken” de kern? (d) Elektronvangst — een kern die een van de elektronen van zijn atoom opslokt — verloopt overweldigend vanuit $s$ -schillen: leg dat in één zin uit.

Oplossing

Oplossing van Oefening 10.8.

In de genoemde eenheden is $U_{\text{eff}} = -2/x + l(l+1)/x^2$ . (a) Voor $l = 1$ : minimum bij $x = 2$ ( $r = 2a_0$ ), diepte $-E_{\text{I}}/2$ . (b) $U_{\text{eff}} > 0$ voor $x < 1$ : binnen één bohrstraal wint de wand. (c) $\psi \sim r^l$ nabij de oorsprong: alleen toestanden met $l = 0$ hebben een dichtheid ongelijk nul in $r = 0$ . (d) Een elektron vangen vergt elektrondichtheid op de kern: de $s$ -elektronen, als enige niet door de centrifugale wand geweerd, zijn degene die worden opgeslokt.

Oefening 10.9 ★★

Op $\ket{l, m}$ : (a) toon aan dat $\langle\hat L_x\rangle = \langle\hat L_y\rangle = 0$ ; (b) toon aan dat $\langle\hat L_x^2\rangle = \langle\hat L_y^2\rangle = \tfrac12[l(l+1) - m^2]\hbar^2$ ; (c) ga de onzekerheidsrelatie $\Delta L_x\,\Delta L_y \ge \tfrac\hbar2 |\langle\hat L_z\rangle|$ na op de uitgerekte toestand $m = l$ ; (d) duid het “kegel”beeld van de figuur in het licht van (a) en (b).

Oplossing

Oplossing van Oefening 10.9.

(a) $\hat L_x = (\hat L_+ + \hat L_-)/2$ verandert $m$ : de diagonaalelementen verdwijnen. (b) Uit symmetrie zijn de twee dwarse kwadraten gelijk, en hun som is $\langle\hat L^2 - \hat L_z^2\rangle$ . (c) Bij $m = l$ : $\Delta L_x\Delta L_y = l\hbar^2/2 = \tfrac\hbar2 \,l\hbar$ : gelijkheid — de uitgerekte toestand is zo uitgelijnd als de algebra toestaat. (d) De kegel: scherpe $L_z$ , verdwijnende dwarse gemiddelden, gelijke dwarse spreidingen — een vector met bepaalde lengte en projectie, democratisch uitgesmeerd in azimut.

Oefening 10.10 ★★★

Trillings-rotatiebanden. Een infrarode trillingsovergang ( $\hbar\omega_0$ ) van een tweeatomig molecuul verandert tegelijk $J$ met $\pm1$ . (a) Toon aan dat de absorptielijnen vallen bij $h\nu = \hbar\omega_0 + 2B(J+1)$ (de tak $R$ , van $J \to J+1$ ) en $h\nu = \hbar\omega_0 - 2BJ$ (de tak $P$ , $J \to J-1$ ), met $J \ge 1$ . (b) Waarom is er een gat bij $\hbar\omega_0$ zelf? (c) Schets de band: twee kammen die een ontbrekende middellijn flankeren, waarbij de sterkte van elke lijn Oefening 10.6 volgt. (d) De band bij $15\,\text{µ}\mathrm{m}$ van Probleem 9.1 heeft precies deze anatomie: wat bepaalt haar totale breedte, en dus de “flanken” die extra koolstofdioxide werkzaam maken?

Oplossing

Oplossing van Oefening 10.10.

(a) Energieboekhouding met $E_J = BJ(J+1)$ : $J \to J + 1$ voegt $2B(J+1)$ toe; $J \to J - 1$ trekt $2BJ$ af. (b) $\Delta J = 0$ is verboden, en de twee takken beginnen bij $\pm 2B$ : er valt niets op de zuivere trillingsfrequentie. (c) Twee kammen met afstand $2B$ die een gat flankeren, met intensiteiten die tot $J_{\max}$ stijgen en dan dalen. (d) De breedte van de band is de bezette uitgestrektheid van de kammen, die als $\sqrt{T}$ groeit: juist die thermisch bezette flanken zijn waar een verzadigde broeikasband blijft absorberen.

Oefening 10.11 ★★★

Maak de algebra af. (a) Bereken uit $\hat J_\mp\hat J_\pm = \hat J^2 - \hat J_z^2 \mp \hbar\hat J_z$ de waarde $\|\hat J_\pm\ket{j,m}\|^2$ en de laddercoëfficiënten. (b) Toon aan dat, als de ladder niet zou eindigen, een norm negatief zou worden: wijs de schuldige toestand aan. (c) Concludeer dat $m_{\max} - m_{\min} = 2j$ een niet-negatief geheel getal moet zijn en som de toegestane $j$ op. (d) Waar precies faalt het argument om halftallige waarden uit te sluiten — en welke bijkomende eis (eenwaardigheid op de bol) sluit ze alleen voor de baanbeweging uit?

Oplossing

Oplossing van Oefening 10.11.

(a) $\|\hat J_\pm\ket{j,m}\|^2 = \bra{j,m}\hat J_\mp\hat J_\pm \ket{j,m} = \hbar^2[j(j+1) - m(m\pm1)]$ . (b) Voorbij $m = j$ klimmen zou $j(j+1) - j(j+1) = 0$ geven en één stap verder negatieve normen: de keten moet de vernietigde toptoestand bevatten. (c) De top en de bodem schelen een geheel aantal eenheidsstappen: $2j \in \mathbb N$ , dus $j = 0, \tfrac12, 1, \tfrac32, \dots$ (d) De algebra gebruikt nooit golffuncties; alleen de eis dat $\eu^{\iu m\varphi}$ op de cirkel eenwaardig is dwingt $m$ geheel te zijn — een voorwaarde die de baanbeweging bindt en het intrinsieke (spin)impulsmoment vrij laat halftallig te zijn.

Oefening 10.12 ★★★

Einstein–De Haas: impulsmoment is mechanisch. Een ijzeren cilinder (straal $a = 1.0\,\mathrm{cm}$ , dichtheid $\rho = 7.9 \times 10^{3}\,\mathrm{kg}/\mathrm{m}^{3}$ , $n = 8.5 \times 10^{28}\,\mathrm{atoms}/\mathrm{m}^{3}$ ) hangt aan een torsiedraad; het omkeren van zijn magnetisatie keert ongeveer één $\hbar$ aan impulsmoment per atoom om. (a) Volgens het behoud moet de staaf terugstoten: bereken het overgedragen impulsmoment per eenheid van volume. (b) Toon met het traagheidsmoment van de staaf, $\tfrac12 M a^2$ , aan dat de staaf $\omega = 2n\hbar/\rho a^2$ krijgt en reken dit uit. (c) De proef van 1915 dreef de omkering op de resonantie van de draad aan om de minuscule schoppen op te tellen: schat de trillingsamplitude na $Q \sim 100$ resonante omkeringen, uitgaande van uw $\omega$ per schop. (d) De gemeten verhouding van moment tot impulsmoment kwam uit op tweemaal de baanvoorspelling $e/2m_{\text{e}}$ : wat kondigde die factor twee aan?

Oplossing

Oplossing van Oefening 10.12.

(a) $n\hbar$ per eenheid van volume. (b) $\omega = n\hbar V/(\tfrac12 Ma^2) = 2n\hbar/\rho a^2 = 2 \times 8.5 \times 10^{28} \times 1.055 \times 10^{-34}/ (7900 \times 10^{-4}) \approx 2.3 \times 10^{-5}\,\mathrm{rad}/\mathrm{s}$ — in één keer onzichtbaar. (c) Omkeren in de pas met de resonantie van de draad hoopt $\sim Q$ schoppen op: $\omega \sim 2 \times 10^{-3}\,\mathrm{rad}/\mathrm{s}$ , uitslagen van milliradialen op een periode van seconden — zichtbaar met een spiegel en een lichtbundel, zoals Einstein en De Haas zagen. (d) De gemeten gyromagnetische verhouding kwam uit op $e/m_{\text{e}}$ , tweemaal de baanwaarde $e/2m_{\text{e}}$ : het magnetisme van ijzer bestaat niet uit baanstromen maar uit de spin van het elektron, wiens $g \approx 2$ de volgende hoofdstukken verklaren.

10.6 Vraagstuk: Sterrenstelsels wegen op 2,6 millimeter

Probleem 10.1

Weekendvraagstuk — koolstofmonoxide, radioastronomie en het koude heelal

Het meeste stervormende materiaal van een sterrenstelsel is koude moleculaire waterstof — en die is onzichtbaar: H $_2$ is symmetrisch, heeft geen dipoolmoment en geen rotatielijnen bij de temperaturen van koude wolken. De oplossing van de astronomie is haar trouwe metgezel. Eén CO-molecuul per $10^{4}$ H $_2$ zet met zijn ladder bij $115\,\mathrm{GHz}$ elke moleculaire wolk aan de hemel aan. Gegevens: voor CO is $B/h = 57.6\,\mathrm{GHz}$ ( $B = 0.238\,\mathrm{meV}$ ); bindingslengte $r_0 = 0.113\,\mathrm{nm}$ ; gereduceerde massa $\mu = 1.14 \times 10^{-26}\,\mathrm{kg}$ ; $k_{\text{B}}T$ bij $10\,\mathrm{K}$ is $0.862\,\mathrm{meV}$ .

Deel I — De kwantumrotor.

Geef uit $\hat H = \hat L^2/2I$ de energieën $E_J$ en hun ontaardingen.
Ga $B = \hbar^2/2I$ voor CO na uit $r_0$ en $\mu$ .
Leid met de selectieregel $\Delta J = \pm1$ de absorptiefrequenties $\nu_{J+1\leftarrow J} = 2B(J+1)/h$ af en noem de eerste drie.
Waarom liggen de lijnen gelijk verdeeld — en wat geeft een gemeten afstand de astronoom in handen (via $I$ )?
Bereken de golflengte van de grondlijn en leg uit waarom het waarnemen ervan hoge, droge plekken vergt (wat absorbeert millimetergolven in onze eigen atmosfeer — denk aan de buur van het molecuul uit Probleem 9.1, het water)?
Het foton van de lijn $1 \to 0$ draagt $\hbar$ aan impulsmoment: waarom is $\Delta J = \pm1$ niet slechts een vuistregel maar een behoudswet?

Deel II — Waarom CO en niet H $_2$ .

H $_2$ is homonucleair: zeg waarom het in het geheel geen rotatiedipoolstraling uitzendt.
H $_2$ is bovendien licht: bereken de rotatieconstante van H $_2$ ( $\mu = m_{\text{p}}/2$ , $r_0 = 0.074\,\mathrm{nm}$ ) en de energie van zijn eerste bereikbare overgang; vergelijk met $k_{\text{B}}T$ bij $10\,\mathrm{K}$ : zou koude H $_2$ zelfs via quadrupoolachterdeurtjes kunnen stralen?
De eerste trede van CO kost $2B = 0.48\,\mathrm{meV}$ tegen $k_{\text{B}}T = 0.86\,\mathrm{meV}$ : leeft de ladder bij $10\,\mathrm{K}$ ?
Bereken de bezettingsverhouding $n_1/n_0$ bij $10\,\mathrm{K}$ (ontaarding meegerekend).
Nabij welke $J$ piekt de bezetting bij $10\,\mathrm{K}$ (gebruik $J_{\max} \approx \sqrt{k_{\text{B}}T/2B} - \tfrac12$ )?
Vat in één zin het pact van de ruil samen: wat CO levert, en wat er over de verhouding CO tot H $_2$ moet worden aangenomen.

Deel III — De hemel lezen.

De lijn van een wolk komt aan op $115.156\,\mathrm{GHz}$ in plaats van de laboratoriumwaarde $115.271\,\mathrm{GHz}$ : bereken de snelheid van de wolk langs de gezichtslijn, en haar richting.
De lijn wordt door inwendige bewegingen van $\pm2\,\mathrm{km}/\mathrm{s}$ dopplerverbreed: bereken de lijnbreedte in MHz en vergelijk met de thermische breedte die bij $10\,\mathrm{K}$ wordt verwacht ( $v_{\text{th}} \sim \sqrt{k_{\text{B}}T/m_{\text{CO}}} \approx 55\,\mathrm{m}/\mathrm{s}$ ): wat overheerst de verbreding?
De dopplerverschuiving van CO over de schijf van een spiraalstelsel in kaart brengen levert zijn rotatiekromme $v(r)$ . Die krommen blijven ver buiten de zichtbare schijf vlak: haal op wat $v(r)$ rond een centraal geconcentreerde massa zou moeten doen (volume van jaar 1, gravitatie), en zeg wat de vlakheid impliceert.
De verhouding van de helderheid van de lijn $2\to1$ tot die van $1\to0$ meet de bezettingen van de niveaus: welke ene fysische grootheid van de wolk levert zij?
ALMA lost CO op in sterrenstelsels waarvan het licht vertrok toen het heelal jong was; de waargenomen frequentie van de lijn $1 \to 0$ van een stelsel bij “roodverschuiving $z = 1$ ” komt aan op de helft van haar rustwaarde — bij welke frequentie, en (denk aan Voorbeeld 4.13) wat rekte haar uit?
Uit een gemeten lijnlichtkracht van CO geven astronomen wolkmassa’s in zonsmassa’s op: som de keten van omrekeningen op (lijnfotonen $\to$ aantal CO $\to$ massa H $_2$ ) en noem de zwakste schakel.

Deel IV — De koude kraamkamers.

Stervormende kernen liggen op $10\,\mathrm{K}$ : volgens de wet van Wien piekt hun thermische gloed nabij $290\,\text{µ}\mathrm{m}$ — onzichtbaar voor elke optische telescoop. In één zin: waarom is de rotatieladder de enige thermometer en maatstaf die zo’n kern biedt?
Het niveau $J = 1$ ligt $5.5\,\mathrm{K}$ (in temperatuureenheden) boven de grondtoestand: waarom maakt dat de lijn $1\to0$ tot een voortreffelijke thermometer juist in het regime van $10\,\mathrm{K}$ (en niet, zeg, een optische lijn bij $2\,\mathrm{eV}$ $\sim 23\,000\,\mathrm{K}$ )?
Waarom is een instortende kern uiteindelijk niet meer in CO ( $1\to0$ ) zichtbaar — denk aan wat hoge dichtheid en stof met de lijn en haar ontsnapping doen.
Moleculaire wolken vertonen ook lijnen van NH $_3$ , HCN en tientallen andere, elk met haar eigen $B$ en dipoolmoment: wat laat de rijkdom van deze “chemische radioschaal” astronomen ontwarren?
De hele hemel gloeit op $2.7\,\mathrm{K}$ (de kosmische achtergrondstraling): wat gebeurt er met het contrast van de CO-lijnen van een wolk naarmate haar eigen temperatuur $2.7\,\mathrm{K}$ nadert, en waarom is dat een harde bodem voor deze thermometer?
Een millimeterschotel moet haar vorm tot op ongeveer $\lambda/20$ vasthouden: bereken die tolerantie bij $115\,\mathrm{GHz}$ en vergelijk met de tolerantie waaraan een optische spiegel ( $500\,\mathrm{nm}$ ) moet voldoen — waarom konden de schotels van twaalf meter van ALMA in de open lucht worden gebouwd?
Vat het genoemde resultaat samen: een ladder $BJ(J+1)$ met $B/h = 57.6\,\mathrm{GHz}$ , bezet bij tien kelvin en afgelezen op $2.6\,\mathrm{mm}$ , is hoe de massa, de temperatuur, de snelheid en de rotatie van het koude heelal — en het bewijs voor donkere materie rond spiraalstelsels — worden gemeten.

Oplossing

Oplossing van Probleem 10.1.

1. $E_J = BJ(J+1)$ , ontaarding $2J + 1$ . 2. $I = \mu r_0^2 = 1.46 \times 10^{-46}\,\mathrm{kg}\,\mathrm{m}^{2}$ : $B = \hbar^2/2I = 3.8 \times 10^{-23}\,\mathrm{J}$ , dus $B/h = 57.7\,\mathrm{GHz}$ — de gemeten constante. 3. $115$ , $231$ en $346\,\mathrm{GHz}$ . 4. $E_{J+1} - E_J = 2B(J+1)$ groeit lineair: opeenvolgende lijnen schelen de constante $2B$ . De afstand geeft $I$ en dus de bindingslengte — structuurchemie per radio. 5. $\lambda = c/\nu = 2.6\,\mathrm{mm}$ . Waterdamp in de atmosfeer slokt millimetergolven gretig op; vandaar Atacama, Mauna Kea en de zuidpool — hoog, koud, droog. 6. Het foton is een deeltje met spin $1$ dat $\hbar$ draagt: het behoud van het totale impulsmoment verplicht de $J$ van het molecuul met één eenheid te veranderen. 7. Zijn ladingsverdeling is bij elke draaihoek symmetrisch: geen trillend dipoolmoment, geen dipoollijn — volmaakte camouflage. 8. $B_{\text{H}_2} = \hbar^2/2\mu r_0^2 \approx 7.6\,\mathrm{meV}$ ; de zwakke quadrupoolovergangen van het symmetrische molecuul vergen $\Delta J = 2$ , wat $6B \approx 46\,\mathrm{meV}$ kost — vijftig keer $k_{\text{B}}T$ bij $10\,\mathrm{K}$ : koude waterstof kan in het geheel niet stralen. 9. $2B = 0.48\,\mathrm{meV} < k_{\text{B}}T = 0.86\,\mathrm{meV}$ : botsingen houden de eerste treden bezet — de ladder werkt precies waar de wolken leven. 10. $n_1/n_0 = 3\,\eu^{-0.478/0.862} = 1.7$ : het uitzendende niveau is goed gevuld. 11. $J_{\max} \approx \sqrt{0.86/0.48} - 0.5 \approx 0.8$ : de bezetting piekt bij $J = 1$ . 12. CO levert de fotonen; die omzetten in totale gasmassa rust op een aangenomen verhouding van CO tot H $_2$ — een lichtende bode, met een geijkt losgeld. 13. $\Delta\nu = 115\,\mathrm{MHz}$ : $v = c\,\Delta\nu/\nu \approx 300\,\mathrm{km}/\mathrm{s}$ , terugwijkend (de frequentie is verlaagd) — galactische baansnelheden. 14. $\pm2\,\mathrm{km}/\mathrm{s}$ beslaat $1.5\,\mathrm{MHz}$ ; de thermische beweging bij $10\,\mathrm{K}$ geeft slechts $\sim40\,\mathrm{kHz}$ : de breedte is turbulentie, geen temperatuur — lijnbreedten brengen het inwendige weer van een wolk in kaart. 15. Rond een centrale massa zou $v \propto 1/\sqrt r$ moeten dalen (Kepler); de gemeten vlakheid betekent dat de omsloten massa met de straal blijft groeien — onzichtbare materie die de lichtgevende schijf omhult: donkere materie. 16. De verhouding van de bezettingen, dat wil zeggen de excitatietemperatuur van het gas. 17. Bij $57.6\,\mathrm{GHz}$ : de kosmische uitdijing heeft elke golflengte onderweg verdubbeld — de kosmologische roodverschuiving waar het laatste hoofdstuk van dit boek op terugkomt. 18. Fotonflux $\to$ lichtkracht van CO (afstand nodig) $\to$ aantal CO (excitatiemodel) $\to$ massa H $_2$ (de “X-factor” van CO tot H $_2$ : de zwakste schakel, plaatselijk geijkt en behoedzaam geëxporteerd). 19. Een kern van $10\,\mathrm{K}$ zendt niets uit wat een optische telescoop kan zien; haar rotatielijnen zijn tegelijk haar enige thermometer, snelheidsmeter en weegschaal. 20. Een thermometer is gevoelig waar de niveauafstand $\sim k_{\text{B}}T$ is: een afstand van $5.5\,\mathrm{K}$ reageert sterk over $5$ – $50$ K, terwijl een optisch niveau van $2\,\mathrm{eV}$ door helemaal niets bezet zou zijn. 21. De lijn verzadigt (optisch dik) en, erger nog, CO vriest in het dichtste, koudste gas op stofkorrels vast: astronomen stappen over op zeldzamere isotopologen ( $^{13}$ CO, C $^{18}$ O) en op andere moleculen. 22. Elke soort heeft haar eigen dichtheid en temperatuur nodig om te schijnen: samen maken zij een doorsnede van de wolk — de buitenomhulsels in CO, de dichte kernen in NH $_3$ en HCN. 23. Een lijn wordt gezien in contrast met de kosmische achtergrond; nadert de gastemperatuur $2.7\,\mathrm{K}$ , dan komt haar excitatie met de achtergrond in evenwicht en verdwijnt het contrast: geen koudere wolk is op deze manier te lezen. 24. $\lambda/20 = 130\,\text{µ}\mathrm{m}$ tegen $25\,\mathrm{nm}$ voor optisch werk: vijfduizend keer vergevingsgezinder — en daarom staan millimeterschotels van twaalf meter in de open woestijn terwijl optische spiegels in koepels wonen. 25. Een ladder $BJ(J+1)$ met $B/h = 57.6\,\mathrm{GHz}$ , levend bij tien kelvin en afgelezen op $2.6\,\mathrm{mm}$ , meet de massa, de temperatuur, de turbulentie en de rotatie van het koude heelal — en haar vlakke rotatiekrommen zijn een blijvend bewijsstuk voor donkere materie.

Begrippen gedefinieerd in dit hoofdstuk

Operatoren van het impulsmoment

Bekijk alle 431 begrippen in de begrippenlijst