Уравнение Дирака - Википедия - Dirac equation

Часть серии на
Квантовая механика
${ Displaystyle я HBAR { гидроразрыва { partial} { partial t}} | psi (t) rangle = { hat {H}} | psi (t) rangle}$ Уравнение Шредингера
Вступление Глоссарий История Учебники
Фон Классическая механика Старая квантовая теория Обозначение Бра – Кет Гамильтониан Вмешательство
Основы Согласованность Декогеренция Комплементарность Уровень энергии Запутанность Гамильтониан Принцип неопределенности Основное состояние Вмешательство Измерение Нелокальность Наблюдаемый Оператор Квантовая Квантовая флуктуация Квантовое число Квантовый шум Квантовая область Квантовое состояние Квантовая система Квантовая телепортация Кубит Вращение Суперпозиция Симметрия (Спонтанное) нарушение симметрии Состояние вакуума Распространение волн Волновая функция Коллапс волновой функции Дуальность волна-частица Волна материи
Последствия Эффект Зеемана Эффект Старка Эффект Ааронова – Бома Квантование Ландау Квантовый эффект Холла Квантовый эффект Зенона Квантовое туннелирование Фотоэлектрический эффект Эффект Казимира
Эксперименты Неравенство Белла Дэвиссон-Гермер Двойная щель Элицур – Вайдман Франк-Герц Неравенство Леггетта – Гарга Мах – Цендер Поппер Квантовый ластик  (отложенный выбор ) Кот Шредингера Штерн-Герлах Отсроченный выбор Уиллера
Составы Обзор Гейзенберг Взаимодействие Матрица Фазовое пространство Шредингер Суммирование по историям (интеграл по путям)
Уравнения Дирак Хеллманн-Фейнман Кляйн – Гордон Липпманн-Швингер Паули Ридберг Шредингер
Интерпретации Обзор Байесовский Последовательные истории Копенгаген де Бройль-Бом Ансамбль Скрытая переменная Многомиры Объективный коллапс Квантовая логика Реляционный Стохастик Транзакционный
Дополнительные темы Квантовый отжиг Квантовый хаос Квантовые вычисления Квантовая геометрия Матрица плотности Квантовая теория поля Дробная квантовая механика Квантовая гравитация Квантовая информатика Квантовое машинное обучение Теория возмущений (квантовая механика) Релятивистская квантовая механика Теория рассеяния Самопроизвольное параметрическое преобразование с понижением частоты Квантовая статистическая механика
Ученые Ааронов Колокол Блэкетт Блох Бом Бор Родившийся Bose де Бройль Candlin Комптон Дирак Дэвиссон Дебай Эренфест Эйнштейн Эверетт Фок Ферми Фейнман Глаубер Gutzwiller Гейзенберг Гильберта Иордания Крамерс Паули ягненок Ландо Лауэ Мозли Милликен Оннес Планк Раби Раман Ридберг Шредингер Зоммерфельд фон Нейман Weyl Вена Вигнер Zeeman Цайлингер Goudsmit Уленбек Ян
Категории ► Квантовая механика

Квантовая теория поля
Диаграмма Фейнмана
История
Фон Теория поля Электромагнетизм Слабая сила Сильная сила Квантовая механика Специальная теория относительности Общая теория относительности Калибровочная теория
Симметрии Симметрия в квантовой механике C-симметрия P-симметрия Т-симметрия Симметрия переноса пространства Симметрия перевода времени Симметрия вращения Симметрия Лоренца Симметрия Пуанкаре Калибровочная симметрия Явное нарушение симметрии Спонтанное нарушение симметрии Теория Янга – Миллса Нётер заряд Топологический заряд
Инструменты Аномалия Переход Эффективная теория поля Ценность ожидания Призрачные поля Призраки Фаддеева – Попова Диаграмма Фейнмана Решеточная калибровочная теория Формула восстановления LSZ Функция разделения Пропагатор Квантование Регуляризация Перенормировка Состояние вакуума Теорема Вика Аксиомы Вайтмана Параметризация Фейнмана
Уравнения Уравнение Дирака Уравнение Клейна – Гордона Уравнения Прока Уравнение Уиллера – ДеВитта Уравнения Баргмана – Вигнера Уравнение Джооса – Вайнберга Уравнение Вейля
Стандартная модель Квантовое вакуумное состояние Квантовая динамика Квантовая термодинамика Квантовая электродинамика Электрослабое взаимодействие Квантовая хромодинамика Механизм Хиггса Виртуальная частица
Неполные теории Причинная динамическая триангуляция Причинные фермионные системы Причинные множества Конформная теория поля Море Дирака Теория возмущений Двумерная конформная теория поля Квантовая теория поля в искривленном пространстве-времени Теория теплового квантового поля Топологическая квантовая теория поля Квантовая геометрия Полуклассическая гравитация Отжим пена Теория струн Теория суперструн М-Теория Суперсимметрия Супергравитация Разноцветный Теория всего Каноническая квантовая гравитация Квантовая гравитация Петлевая квантовая гравитация Петлевая квантовая космология Теория скрытых переменных Теория объективного коллапса
Ученые Адлер Андерсон Быть Боголюбов Коулман Каллан ДеВитт Дирак Дайсон Ферми Фейнман Фирц Фок Fröhlich Гелл-Манн Голдстоун Валовой Гейзенберг 'т Хофт Джеки Иордания Ландо Ли Lehmann Мандельштам Майорана Намбу Паризи Поляков Салам Швингер Skyrme Штюкельберг Симанзик Томонага Вельтман Вайнберг Weisskopf Weyl Вильчек Уилсон Виттен Ян Юкава Циммерманн Зинн-Джастин

В физика элементарных частиц, то Уравнение Дирака это релятивистское волновое уравнение выведено британским физиком Поль Дирак в 1928 году. свободная форма, или включая электромагнитные взаимодействия, он описывает все вращение-1/2 массивные частицы Такие как электроны и кварки для которого паритет это симметрия. Это соответствует обоим принципам квантовая механика и теория специальная теория относительности,^[1] и была первой теорией, полностью объяснившей специальную теорию относительности в контексте квантовая механика. Это было подтверждено с учетом мелких деталей водородный спектр совершенно строго.

Уравнение также подразумевало существование новой формы материи, антивещество, ранее не подозреваемые и ненаблюдаемые, что было экспериментально подтверждено несколько лет спустя. Он также предоставил теоретический обоснование введения нескольких компонентных волновых функций в Паули с феноменологический теория вращение. Волновые функции в теории Дирака - это векторы четырех сложные числа (известный как биспиноры ), две из которых напоминают волновую функцию Паули в нерелятивистском пределе, в отличие от волновой функции Уравнение Шредингера которые описывают волновые функции только одного комплексного значения. Более того, в пределе нулевой массы уравнение Дирака сводится к уравнению Уравнение Вейля.

Хотя Дирак сначала не полностью осознал важность своих результатов, вытекающее из этого объяснение спина как следствие союза квантовой механики и теории относительности - и в конечном итоге открытие позитрон - представляет собой один из величайших триумфов теоретическая физика. Это достижение было описано как полностью сопоставимое с работами Ньютон, Максвелл, и Эйнштейн перед ним.^[2] В контексте квантовая теория поля, уравнение Дирака переосмысливается для описания квантовых полей, соответствующих спиновой1/2 частицы.

Математическая формулировка

Уравнение Дирака в форме, первоначально предложенной Дирак является:^[3]

куда ψ = ψ(Икс, т) это волновая функция для электрона масса покоя м с пространство-время координаты Икс, т. В п₁, п₂, п₃ компоненты импульс, понимается как оператор импульса в Уравнение Шредингера. Также, c это скорость света, и час это приведенная постоянная Планка. Эти фундаментальные физические константы отражают специальную теорию относительности и квантовую механику соответственно.

Целью Дирака при составлении этого уравнения было объяснить поведение релятивистски движущегося электрона и, таким образом, позволить рассматривать атом в соответствии с теорией относительности. Его довольно скромная надежда заключалась в том, что внесенные таким образом исправления могут иметь отношение к проблеме атомные спектры.

До этого времени попытки сделать старую квантовую теорию атома совместимой с теорией относительности, попытки, основанные на дискретизации угловой момент хранится на возможно некруговой орбите электрона атомное ядро, потерпели неудачу - и новая квантовая механика Гейзенберг, Паули, Иордания, Шредингер, а сам Дирак не был достаточно развит, чтобы решить эту проблему. Хотя первоначальные намерения Дирака были удовлетворены, его уравнение имело гораздо более глубокое значение для структуры материи и ввело новые математические классы объектов, которые теперь являются важными элементами фундаментальной физики.

Новыми элементами в этом уравнении являются 4 × 4 матрицы α_k и β, а четырехкомпонентный волновая функция ψ. Есть четыре компонента в ψ потому что его оценка в любой точке конфигурационного пространства биспинор. Это интерпретируется как суперпозиция раскрутить электрон, электрон со спином вниз, позитрон со спином вверх и позитрон со спином вниз (см. ниже для дальнейшего обсуждения).

В 4 × 4 матрицы α_k и β все Эрмитский и есть инволютивный:

${ Displaystyle альфа _ {я} ^ {2} = бета ^ {2} = I_ {4}}$

и все они взаимно антикоммутация (если я и j различны):

${ displaystyle alpha _ {i} alpha _ {j} + alpha _ {j} alpha _ {i} = 0}$

${ Displaystyle альфа _ {я} бета + бета альфа _ {я} = 0}$

Эти матрицы и форма волновой функции имеют глубокое математическое значение. Алгебраическая структура, представленная гамма-матрицы был создан примерно 50 лет назад английским математиком В. К. Клиффорд. В свою очередь, идеи Клиффорда родились из работ немецкого математика середины 19 века. Герман Грассманн в его Lineale Ausdehnungslehre (Теория линейных расширений). Последнее считалось почти непонятным большинством его современников. Появление чего-то столь кажущегося абстрактным в такой поздний срок и в таком прямом физическом смысле - одна из самых замечательных глав в истории физики.^{[нужна цитата ]}

Таким образом, единое символическое уравнение распадается на четыре связанных линейных уравнения первого порядка. уравнения в частных производных для четырех величин, составляющих волновую функцию. Уравнение может быть записано более явно в Планковские единицы в качестве:

${ displaystyle i partial _ {t} { begin {bmatrix} psi _ {1} psi _ {2} psi _ {3} psi _ {4} end {bmatrix }} = i partial _ {x} { begin {bmatrix} - psi _ {4} - psi _ {3} - psi _ {2} - psi _ {1} end {bmatrix}} + partial _ {y} { begin {bmatrix} - psi _ {4} + psi _ {3} - psi _ {2} + psi _ {1} end {bmatrix}} + i partial _ {z} { begin {bmatrix} - psi _ {3} + psi _ {4} - psi _ {1} + psi _ {2} end {bmatrix}} + m { begin {bmatrix} + psi _ {1} + psi _ {2} - psi _ {3} - psi _ {4} end {bmatrix}}}$

что проясняет, что это система из четырех дифференциальных уравнений в частных производных с четырьмя неизвестными функциями.

Делаем уравнение Шредингера релятивистским

Уравнение Дирака внешне похоже на уравнение Уравнение Шредингера для массового свободная частица:

${ displaystyle - { frac { hbar ^ {2}} {2m}} nabla ^ {2} phi = i hbar { frac { partial} { partial t}} phi ~.}$

Левая часть представляет собой квадрат оператора импульса, деленный на удвоенную массу, которая является нерелятивистской кинетической энергией. Поскольку теория относительности рассматривает пространство и время как единое целое, релятивистское обобщение этого уравнения требует, чтобы производные пространства и времени входили симметрично, как это происходит в Уравнения Максвелла которые управляют поведением света - уравнения должны отличаться от такой же порядок в пространстве и времени. В теории относительности импульс и энергии - это пространственная и временная части вектора пространства-времени, четырехимпульсный, и они связаны релятивистски инвариантным соотношением

${ displaystyle E ^ {2} = m ^ {2} c ^ {4} + p ^ {2} c ^ {2}}$

который говорит, что длина этого четырехвектора пропорциональна массе покоя м. Подставляя операторные эквиваленты энергии и импульса из теории Шредингера, получаем Уравнение Клейна – Гордона описывающий распространение волн, построенных из релятивистски инвариантных объектов,

${ displaystyle left (- { frac {1} {c ^ {2}}} { frac { partial ^ {2}} { partial t ^ {2}}} + nabla ^ {2} справа) phi = { frac {m ^ {2} c ^ {2}} { hbar ^ {2}}} phi}$

с волновой функцией ϕ являясь релятивистским скаляром: комплексное число, имеющее одинаковое числовое значение во всех системах отсчета. И пространственные, и временные производные входят во второй порядок. Это имеет важное значение для интерпретации уравнения. Поскольку уравнение имеет второй порядок по производной по времени, необходимо указать начальные значения как самой волновой функции, так и ее первой производной по времени, чтобы решить определенные задачи. Поскольку оба могут быть заданы более или менее произвольно, волновая функция не может сохранять свою прежнюю роль определения плотность вероятности нахождения электрона в заданном состоянии движения. В теории Шредингера плотность вероятности дается положительно определенным выражением

${ displaystyle rho = phi ^ {*} phi}$

и эта плотность конвектируется согласно вектору тока вероятности

${ Displaystyle J = - { гидроразрыва {я hbar} {2m}} ( phi ^ {*} nabla phi - phi nabla phi ^ {*})}$

с сохранением вероятности тока и плотности, следующих из уравнения неразрывности:

${ displaystyle nabla cdot J + { frac { partial rho} { partial t}} = 0 ~.}$

Тот факт, что плотность положительно определена и конвектируется в соответствии с этим уравнением неразрывности, означает, что мы можем проинтегрировать плотность по определенной области и установить общее значение равным 1, и это условие будет поддерживаться закон сохранения. Собственная релятивистская теория с током плотности вероятности также должна разделять это свойство. Теперь, если мы хотим сохранить понятие конвективной плотности, мы должны обобщить выражение Шредингера для плотности и тока, чтобы производные по пространству и времени снова входили симметрично по отношению к скалярной волновой функции. Нам разрешено сохранить выражение Шредингера для тока, но мы должны заменить плотность вероятности симметрично сформированным выражением

${ displaystyle rho = { frac {я hbar} {2mc ^ {2}}} ( psi ^ {*} partial _ {t} psi - psi partial _ {t} psi ^ { *}) ~.}$

который теперь становится 4-м компонентом вектора пространства-времени, а весь вероятность 4-плотности тока имеет релятивистски ковариантное выражение

${ Displaystyle J ^ { mu} = { frac {я hbar} {2m}} ( psi ^ {*} partial ^ { mu} psi - psi partial ^ { mu} psi ^ {*}) ~.}$

Уравнение неразрывности осталось прежним. Теперь все совместимо с теорией относительности, но мы сразу видим, что выражение для плотности больше не положительно определенный - начальные значения обоих ψ и ∂_тψ могут быть свободно выбраны, и поэтому плотность может стать отрицательной, что невозможно для законной плотности вероятности. Таким образом, мы не можем получить простое обобщение уравнения Шредингера при наивном предположении, что волновая функция является релятивистским скаляром, а уравнение, которому оно удовлетворяет, второго порядка по времени.

Хотя это не было успешным релятивистским обобщением уравнения Шредингера, это уравнение возрождается в контексте квантовая теория поля, где он известен как Уравнение Клейна – Гордона, и описывает поле бесспиновых частиц (например, пи-мезон или же бозон Хиггса ). Исторически сложилось так, что сам Шредингер пришел к этому уравнению до того, которое носит его имя, но вскоре отбросил его. В контексте квантовой теории поля неопределенная плотность понимается как соответствующая обвинять плотность, которая может быть положительной или отрицательной, но не плотность вероятности.

Переворот Дирака

Таким образом, Дирак решил попробовать уравнение, которое первый заказ как в пространстве, так и во времени. Можно, например, формально (т.е. злоупотребление обозначениями ) взять релятивистское выражение для энергии

${ displaystyle E = c { sqrt {p ^ {2} + m ^ {2} c ^ {2}}} ~,}$

заменять п его операторным эквивалентом, разложите квадратный корень в бесконечная серия производных операторов, задайте задачу на собственные значения, а затем решите уравнение формально с помощью итераций. Большинство физиков мало верили в такой процесс, даже если это было технически возможно.

Как гласит история, Дирак смотрел в камин в Кембридже, размышляя над этой проблемой, когда ему пришла в голову идея извлечь квадратный корень из волнового оператора следующим образом:

${ displaystyle nabla ^ {2} - { frac {1} {c ^ {2}}} { frac { partial ^ {2}} { partial t ^ {2}}} = left (A partial _ {x} + B partial _ {y} + C partial _ {z} + { frac {i} {c}} D partial _ {t} right) left (A partial _ {x} + B partial _ {y} + C partial _ {z} + { frac {i} {c}} D partial _ {t} right) ~.}$

Умножая правую часть, мы видим, что для получения всех перекрестных терминов, таких как ∂_Икс∂_у чтобы исчезнуть, мы должны предположить

${ Displaystyle AB + BA = 0, ~ ldots ~}$

с

${ Displaystyle A ^ {2} = B ^ {2} = ldots = 1 ~.}$

Дирак, который только что активно участвовал в разработке основ теории Гейзенберга. матричная механика, сразу понял, что эти условия могут быть выполнены, если А, B, C и D находятся матрицы, подразумевая, что волновая функция имеет несколько компонентов. Это сразу объяснило появление двухкомпонентных волновых функций в феноменологической теории Паули. вращение, то, что до этого считалось загадочным даже для самого Паули. Однако нужно как минимум 4 × 4 матрицы для создания системы с необходимыми свойствами - так, чтобы волновая функция имела четыре компонентов, а не двух, как в теории Паули, или одного, как в простой теории Шредингера. Четырехкомпонентная волновая функция представляет собой новый класс математических объектов в физических теориях, которые здесь впервые появляются.

Учитывая факторизацию по этим матрицам, теперь можно сразу записать уравнение

${ displaystyle left (A partial _ {x} + B partial _ {y} + C partial _ {z} + { frac {i} {c}} D partial _ {t} right) psi = kappa psi}$

с ${ displaystyle kappa}$ быть определенным. Применяя снова матричный оператор к обеим сторонам, получаем

${ displaystyle left ( nabla ^ {2} - { frac {1} {c ^ {2}}} partial _ {t} ^ {2} right) psi = kappa ^ {2} psi ~.}$

При принятии ${ displaystyle kappa = { tfrac {mc} { hbar}}}$ находим, что все компоненты волновой функции индивидуально удовлетворяют релятивистскому соотношению энергия – импульс. Таким образом, искомое уравнение первого порядка как по пространству, так и по времени имеет вид

${ displaystyle left (A partial _ {x} + B partial _ {y} + C partial _ {z} + { frac {i} {c}} D partial _ {t} - { frac {mc} { hbar}} right) psi = 0 ~.}$

Параметр

${ Displaystyle А = я бета альфа _ {1} ,, , В = я бета альфа _ {2} ,, , С = я бета альфа _ {3} ,, , D = beta ~,}$

и потому что ${ Displaystyle D ^ {2} = beta ^ {2} = I_ {4} ~,}$

мы получаем уравнение Дирака, как написано выше.

Ковариантная форма и релятивистская инвариантность

Чтобы продемонстрировать релятивистская инвариантность уравнения, выгодно привести его в форму, в которой производные по пространству и времени появляются на равных основаниях. Новые матрицы представлены следующим образом:

${ Displaystyle D = gamma ^ {0} ~,}$

${ Displaystyle A = я гамма ^ {1} ~, quad B = i gamma ^ {2} ~, quad C = i gamma ^ {3} ~,}$

и уравнение принимает вид (вспоминая определение ковариантных компонент 4-градиентный и особенно это ∂₀ = 1/c∂_т )

где есть подразумеваемое суммирование по значениям двукратного индекса μ = 0, 1, 2, 3, и ∂_μ это 4-градиент. На практике часто пишут гамма-матрицы в терминах подматриц 2 × 2, взятых из Матрицы Паули и 2 × 2 единичная матрица. Явно стандартное представление является

${ displaystyle gamma ^ {0} = { begin {pmatrix} I_ {2} & 0 0 & -I_ {2} end {pmatrix}} ~, gamma ^ {1} = left ({ begin {array} {cccc} 0 & sigma _ {x} - sigma _ {x} & 0 end {array}} right) ~, gamma ^ {2} = left ({ begin {array} {cccc} 0 & sigma _ {y} - sigma _ {y} & 0 end {array}} right) ~, gamma ^ {3} = left ({ begin {array} {cccc} 0 & sigma _ {z} - sigma _ {z} & 0 end {array}} right) ~.}$

Полная система резюмируется с использованием Метрика Минковского о пространстве-времени в форме

${ displaystyle { gamma ^ { mu}, gamma ^ { nu} } = 2 eta ^ { mu nu} I_ {4}}$

где выражение в скобках

${ displaystyle {a, b } = ab + ba}$

обозначает антикоммутатор. Это определяющие отношения Алгебра Клиффорда над псевдоортогональным 4-мерным пространством с метрическая подпись (+ − − −). Специальная алгебра Клиффорда, используемая в уравнении Дирака, сегодня известна как Алгебра Дирака. Хотя в то время, когда уравнение было сформулировано, Дирак не признавал его таковым, в ретроспективе введение этого геометрическая алгебра представляет собой огромный шаг вперед в развитии квантовой теории.

Уравнение Дирака теперь можно интерпретировать как собственное значение уравнение, в котором масса покоя пропорциональна собственному значению 4-импульсный оператор, то константа пропорциональности скорость света:

${ Displaystyle P _ { mathrm {op}} psi = mc psi ~.}$

С помощью ${ Displaystyle { partial ! ! ! /} { stackrel { mathrm {def}} {=}} gamma ^ { mu} partial _ { mu}}$ (${ displaystyle { partial ! ! ! { big /}}}$ произносится как "d-слэш"^[4]), в соответствии с Обозначение слэша Фейнмана, уравнение Дирака принимает вид:

${ displaystyle i hbar { partial ! ! ! { big /}} psi -mc psi = 0.}$

На практике физики часто используют такие единицы измерения, что час = c = 1, известный как натуральные единицы. Тогда уравнение принимает простой вид

Фундаментальная теорема гласит, что если даны два различных набора матриц, оба удовлетворяют Отношения Клиффорда, то они связаны друг с другом преобразование подобия:

${ displaystyle gamma ^ { mu prime} = S ^ {- 1} gamma ^ { mu} S ~.}$

Если вдобавок все матрицы унитарный, как и множество Дирака, то S сам по себе унитарный;

${ displaystyle gamma ^ { mu prime} = U ^ { dagger} gamma ^ { mu} U ~.}$

Преобразование U уникален с точностью до мультипликативного множителя, равного 1. Давайте теперь представим Преобразование Лоренца должны быть выполнены для пространственных и временных координат, а также для производных операторов, которые образуют ковариантный вектор. Для оператора γ^μ∂_μ чтобы оставаться инвариантными, гаммы должны трансформироваться между собой как контравариантный вектор относительно своего пространственно-временного индекса. Эти новые гаммы сами будут удовлетворять соотношениям Клиффорда из-за ортогональности преобразования Лоренца. По основной теореме мы можем заменить новое множество старым, подвергающимся унитарному преобразованию. В новой системе отсчета, учитывая, что масса покоя является релятивистским скаляром, уравнение Дирака примет вид

${ displaystyle (iU ^ { dagger} gamma ^ { mu} U partial _ { mu} ^ { prime} -m) psi (x ^ { prime}, t ^ { prime}) = 0}$

${ Displaystyle U ^ { dagger} (я гамма ^ { му} partial _ { mu} ^ { prime} -m) U psi (x ^ { prime}, t ^ { prime} ) = 0 ~.}$

Если теперь определить преобразованный спинор

${ Displaystyle psi ^ { prime} = U psi}$

тогда у нас есть преобразованное уравнение Дирака таким образом, чтобы продемонстрировать явная релятивистская инвариантность:

${ Displaystyle (я гамма ^ { му} partial _ { mu} ^ { prime} -m) psi ^ { prime} (x ^ { prime}, t ^ { prime}) = 0 ~.}$

Таким образом, если мы остановимся на каком-либо унитарном представлении гамм, это будет окончательно при условии, что мы преобразуем спинор в соответствии с унитарным преобразованием, которое соответствует данному преобразованию Лоренца.

Различные представления используемых матриц Дирака позволят сосредоточить внимание на конкретных аспектах физического содержания волновой функции Дирака (см. Ниже). Представленное здесь представление известно как стандарт представление - в нем две верхние компоненты волновой функции переходят в 2-спинорную волновую функцию Паули в пределе низких энергий и малых скоростей по сравнению со светом.

Приведенные выше соображения раскрывают происхождение гамм в геометрия, возвращаясь к исходной мотивации Грассмана - они представляют собой фиксированный базис единичных векторов в пространстве-времени. Аналогично, продукты гамм, такие как γ_μγ_ν представлять ориентированная поверхность элементы, и так далее. Имея это в виду, мы можем найти форму элемента единичного объема в пространстве-времени в терминах гамм следующим образом. По определению это

${ displaystyle V = { frac {1} {4!}} epsilon _ { mu nu alpha beta} gamma ^ { mu} gamma ^ { nu} gamma ^ { alpha} gamma ^ { beta}.}$

Чтобы это было инвариантом, символ эпсилон должен быть тензор, и поэтому должен содержать фактор √грамм, куда грамм это детерминант из метрический тензор. Поскольку это отрицательно, этот коэффициент равен воображаемый. Таким образом

${ displaystyle V = я gamma ^ {0} gamma ^ {1} gamma ^ {2} gamma ^ {3} ~.}$

Этой матрице присвоен специальный символ γ⁵, из-за его важности при рассмотрении несобственных преобразований пространства-времени, то есть таких, которые изменяют ориентацию базисных векторов. В стандартном представлении это

${ displaystyle gamma _ {5} = { begin {pmatrix} 0 & I_ {2} I_ {2} & 0 end {pmatrix}} ~.}$

Также будет обнаружено, что эта матрица антикоммутируется с другими четырьмя матрицами Дирака:

${ displaystyle gamma ^ {5} gamma ^ { mu} + gamma ^ { mu} gamma ^ {5} = 0}$

Он играет ведущую роль, когда вопросы паритет возникают потому, что элемент объема как направленная величина меняет знак при пространственно-временном отражении. Таким образом, извлечение положительного квадратного корня из приведенного выше значения равносильно выбору соглашения о хиральности пространства-времени.

Сохранение вероятности тока

Определив прилегающий спинор

${ displaystyle { bar { psi}} = psi ^ { dagger} gamma ^ {0}}$

куда ψ^† это сопряженный транспонировать из ψ, и заметив, что

${ displaystyle ( gamma ^ { mu}) ^ { dagger} gamma ^ {0} = gamma ^ {0} gamma ^ { mu} ~,}$

получаем, взяв эрмитово сопряжение уравнения Дирака и умножив справа на γ⁰, сопряженное уравнение:

${ displaystyle { bar { psi}} (я gamma ^ { mu} partial _ { mu} + m) = 0 ~,}$

куда ∂_μ считается, что действует слева. Умножая уравнение Дирака на ψ слева, а сопряженное уравнение - ψ справа и вычитая, получаем закон сохранения тока Дирака:

${ displaystyle partial _ { mu} left ({ bar { psi}} gamma ^ { mu} psi right) = 0 ~.}$

Теперь мы видим огромное преимущество уравнения первого порядка по сравнению с тем, которое пробовал Шредингер - это сохраняющаяся плотность тока, необходимая для релятивистской инвариантности, только теперь его 4-я компонента равна положительно определенный и поэтому подходит на роль плотности вероятности:

${ displaystyle J ^ {0} = { bar { psi}} gamma ^ {0} psi = psi ^ { dagger} psi ~.}$

Поскольку плотность вероятности теперь появляется как четвертый компонент релятивистского вектора, а не простой скаляр, как в уравнении Шредингера, на нее будут распространяться обычные эффекты преобразований Лоренца, такие как замедление времени. Таким образом, например, атомные процессы, которые наблюдаются как скорости, обязательно будут корректироваться в соответствии с теорией относительности, в то время как процессы, связанные с измерением энергии и импульса, которые сами по себе образуют релятивистский вектор, будут подвергаться параллельной корректировке, сохраняющей релятивистскую ковариацию наблюдаемых значений.

Решения

Видеть Спинор Дирака для деталей решений уравнения Дирака. Обратите внимание, что, поскольку оператор Дирака действует на 4-наборах квадратично интегрируемые функции, его решения должны быть членами одного и того же Гильбертово пространство. Тот факт, что энергии решений не имеют нижней границы, является неожиданным - см. теория дыр раздел ниже для более подробной информации.

Сравнение с теорией Паули

Необходимость введения полуцелого числа вращение восходит экспериментально к результатам Эксперимент Штерна-Герлаха. Пучок атомов проходит через сильный неоднородный магнитное поле, который затем распадается на N части в зависимости от собственный угловой момент атомов. Было установлено, что для серебро атомов пучок разделился на две части - основное состояние поэтому не могло быть целое число, потому что даже если бы собственный угловой момент атомов был бы как можно меньше, 1 пучок был бы разделен на три части, соответствующие атомам с L_z = −1, 0, +1. Вывод состоит в том, что чистый собственный угловой момент атомов серебра равен¹⁄₂. Паули создал теорию, которая объяснила это расщепление путем введения двухкомпонентной волновой функции и соответствующего поправочного члена в Гамильтониан, представляющий полуклассическую связь этой волновой функции с приложенным магнитным полем, как в Единицы СИ: (Обратите внимание, что жирный шрифт подразумевает Евклидовы векторы через 3размеры, тогда как Минковский четырехвекторный А_μ можно определить как ${ Displaystyle А _ { му} = ( phi / c, - mathbf {A})}$.)

${ displaystyle H = { frac {1} {2m}} left ({ boldsymbol { sigma}} cdot left ( mathbf {p} -e mathbf {A} right) right) ^ {2} + е phi ~.}$

Здесь А и ${ displaystyle phi}$ представляют собой компоненты электромагнитный четырехпотенциальный в стандартных единицах СИ, а три сигмы - это Матрицы Паули. При возведении в квадрат первого члена обнаруживается остаточное взаимодействие с магнитным полем, наряду с обычным классический гамильтониан заряженной частицы взаимодействуя с прикладным полем в Единицы СИ:

${ displaystyle H = { frac {1} {2m}} left ( mathbf {p} -e mathbf {A} right) ^ {2} + e phi - { frac {e hbar} {2m}} { boldsymbol { sigma}} cdot mathbf {B} ~.}$

Этот гамильтониан теперь 2 × 2 матрица, поэтому основанное на ней уравнение Шредингера должно использовать двухкомпонентную волновую функцию. При введении внешнего электромагнитного 4-векторного потенциала в уравнение Дирака аналогичным способом, известным как минимальное сцепление, он принимает вид:

${ displaystyle ( gamma ^ { mu} (я hbar partial _ { mu} -eA _ { mu}) - mc) psi = 0 ~.}$

Второе применение оператора Дирака теперь будет воспроизводить член Паули точно так же, как и раньше, потому что пространственные матрицы Дирака, умноженные на я, имеют те же свойства возведения в квадрат и коммутацию, что и матрицы Паули. Более того, ценность гиромагнитное отношение электрона, стоящего перед новым членом Паули, объясняется из первых принципов. Это было крупным достижением уравнения Дирака, которое вселило в физиков большую веру в его правильность. Однако есть еще кое-что. Теорию Паули можно рассматривать как низкоэнергетический предел теории Дирака следующим образом. Сначала уравнение записывается в виде связанных уравнений для 2-спиноров с восстановленными единицами СИ:

${ displaystyle { begin {pmatrix} (mc ^ {2} -E + e phi) & c { boldsymbol { sigma}} cdot left ( mathbf {p} -e mathbf {A} right ) - c { boldsymbol { sigma}} cdot left ( mathbf {p} -e mathbf {A} right) & left (mc ^ {2} + Ee phi right) конец {pmatrix}} { begin {pmatrix} psi _ {+} psi _ {-} end {pmatrix}} = { begin {pmatrix} 0 0 end {pmatrix}} ~. }$

так

${ displaystyle (Ee phi) psi _ {+} - c { boldsymbol { sigma}} cdot left ( mathbf {p} -e mathbf {A} right) psi _ {-} = mc ^ {2} psi _ {+}}$

${ displaystyle - (Ee phi) psi _ {-} + c { boldsymbol { sigma}} cdot left ( mathbf {p} -e mathbf {A} right) psi _ {+ } = mc ^ {2} psi _ {-}}$

Предполагая, что поле слабое, а движение электрона нерелятивистское, мы имеем полную энергию электрона, примерно равную его энергия отдыха, а импульс переходит к классическому значению,

${ Displaystyle Е-е фи приблизительно mc ^ {2}}$

${ Displaystyle mathbf {p} приблизительно м mathbf {v}}$

и поэтому второе уравнение можно записать

${ displaystyle psi _ {-} приблизительно { frac {1} {2mc}} { boldsymbol { sigma}} cdot left ( mathbf {p} -e mathbf {A} right) psi _ {+}}$

что в порядке v/c - таким образом, при типичных энергиях и скоростях нижние компоненты спинора Дирака в стандартном представлении значительно подавлены по сравнению с верхними компонентами. Подстановка этого выражения в первое уравнение дает после некоторой перестановки

${ displaystyle (E-mc ^ {2}) psi _ {+} = { frac {1} {2m}} left [{ boldsymbol { sigma}} cdot left ( mathbf {p} -e mathbf {A} right) right] ^ {2} psi _ {+} + e phi psi _ {+}}$

Оператор слева представляет энергию частицы, уменьшенную на ее энергию покоя, которая является просто классической энергией, поэтому мы восстановим теорию Паули, если отождествим его 2-спинор с верхними компонентами спинора Дирака в нерелятивистском приближении. Дальнейшее приближение дает уравнение Шредингера как предел теории Паули. Таким образом, уравнение Шредингера можно рассматривать как далеко нерелятивистское приближение уравнения Дирака, когда можно пренебречь спином и работать только при низких энергиях и скоростях. Это также было большим триумфом для нового уравнения, поскольку в нем прослеживалась таинственная я что появляется в нем, и необходимость сложной волновой функции, возвращаясь к геометрии пространства-времени через алгебру Дирака. Это также подчеркивает, почему уравнение Шредингера, хотя на первый взгляд имеет форму уравнение диффузии, фактически представляет собой распространение волн.

Следует особо подчеркнуть, что такое разделение спинора Дирака на большую и малую компоненты явно зависит от низкоэнергетического приближения. Весь спинор Дирака представляет собой несводимый целиком, а компоненты, которыми мы только что пренебрегли, чтобы прийти к теории Паули, принесут новые явления в релятивистский режим - антивещество и идея творчество и уничтожение частиц.

Сравнение с теорией Вейля

В пределе м → 0, уравнение Дирака сводится к Уравнение Вейля, который описывает релятивистский безмассовый спин-¹⁄₂ частицы.^[5]

Лагранжиан Дирака

Как уравнение Дирака, так и присоединенное уравнение Дирака могут быть получены из (варьирования) действия с определенной плотностью лагранжиана, которая определяется как:

${ Displaystyle { mathcal {L}} = я hbar c { overline { psi}} gamma ^ { mu} partial _ { mu} psi -mc ^ {2} { overline { psi}} psi}$

Если изменить это относительно ψ получается сопряженное уравнение Дирака. Между тем, если это изменить относительно ψ получается уравнение Дирака.

Физическая интерпретация

Идентификация наблюдаемых

Важнейший физический вопрос в квантовой теории - что такое физически наблюдаемый количества, определенные теорией? Согласно постулатам квантовой механики такие величины определяются Эрмитовы операторы которые действуют на Гильбертово пространство возможных состояний системы. Тогда собственные значения этих операторов являются возможными результатами измерение соответствующая физическая величина. В теории Шредингера простейшим таким объектом является общий гамильтониан, который представляет полную энергию системы. Если мы хотим сохранить эту интерпретацию при переходе к теории Дирака, мы должны принять гамильтониан как

${ displaystyle H = gamma ^ {0} left [mc ^ {2} + c gamma ^ {k} left (p_ {k} -qA_ {k} right) right] + qA ^ {0 }.}$

где, как всегда, есть подразумеваемое суммирование по двукратному указателю k = 1, 2, 3. Это выглядит многообещающим, потому что мы видим, исследуя энергию покоя частицы и, в случае А = 0, энергия заряда, помещенного в электрический потенциал qA⁰. А как насчет члена с векторным потенциалом? В классической электродинамике энергия заряда, движущегося в приложенном потенциале, равна

${ displaystyle H = c { sqrt { left (p-qA right) ^ {2} + m ^ {2} c ^ {2}}} + qA ^ {0}.}$

Таким образом, гамильтониан Дирака фундаментально отличается от своего классического аналога, и мы должны очень внимательно относиться к правильному определению того, что наблюдается в этой теории. Большая часть очевидного парадоксального поведения, подразумеваемого уравнением Дирака, сводится к неправильной идентификации этих наблюдаемых.^{[нужна цитата ]}

Теория дыр

Отрицательный E решения этого уравнения проблематичны, поскольку предполагалось, что частица имеет положительную энергию. С математической точки зрения, однако, у нас нет причин отказываться от решений с отрицательной энергией. Поскольку они существуют, мы не можем просто игнорировать их, поскольку, как только мы учтем взаимодействие между электроном и электромагнитным полем, любой электрон, помещенный в собственное состояние с положительной энергией, распадется на собственные состояния с отрицательной энергией с последовательно более низкой энергией. Настоящие электроны, очевидно, не ведут себя подобным образом, иначе они бы исчезли, испуская энергию в виде фотоны.

Чтобы справиться с этой проблемой, Дирак ввел гипотезу, известную как теория дыр, что вакуум является квантовым состоянием многих тел, в котором заняты все собственные состояния электронов с отрицательной энергией. Такое описание вакуума как «моря» электронов называется Море Дирака. Поскольку Принцип исключения Паули запрещает электронам занимать одно и то же состояние, любой дополнительный электрон был бы вынужден занять собственное состояние с положительной энергией, а электронам с положительной энергией было бы запрещено распадаться на собственные состояния с отрицательной энергией.

Если электрону запрещено одновременно занимать собственные состояния с положительной и отрицательной энергией, то свойство, известное как Zitterbewegung, который возникает из-за интерференции состояний с положительной и отрицательной энергией, следует рассматривать как нефизическое предсказание зависящей от времени теории Дирака. Этот вывод можно сделать из объяснения теории дыр, приведенного в предыдущем абзаце. Последние результаты опубликованы в журнале Nature [R. Gerritsma, G. Kirchmair, F. Zaehringer, E. Solano, R. Blatt, and C. Roos, Nature 463, 68-71 (2010)], в котором характеристика Zitterbewegung моделировалась в эксперименте с захваченными ионами. Этот эксперимент влияет на интерпретацию дыр, если сделать вывод, что физико-лабораторный эксперимент - это не просто проверка математической правильности решения уравнения Дирака, но измерение реального эффекта, обнаруживаемость которого в электронной физике все еще недостижима.

Далее Дирак рассуждал, что если собственные состояния с отрицательной энергией заполнены не полностью, каждое незанятое собственное состояние, называемое дыра - будет вести себя как положительно заряженная частица. Отверстие обладает положительный энергия, поскольку энергия требуется для создания пары частица-дырка из вакуума. Как отмечалось выше, Дирак первоначально думал, что дырка может быть протоном, но Герман Вейль указал, что дырка должна вести себя так, как если бы она имела ту же массу, что и электрон, в то время как протон более чем в 1800 раз тяжелее. В конечном итоге дыра была идентифицирована как позитрон, экспериментально обнаруженный Карл Андерсон в 1932 г.

Не совсем удовлетворительно описывать «вакуум» с помощью бесконечного моря электронов с отрицательной энергией. Бесконечно отрицательные вклады моря электронов с отрицательной энергией должны быть компенсированы бесконечной положительной «голой» энергией, а вклад в плотность заряда и ток, исходящий от моря электронов с отрицательной энергией, в точности компенсируется бесконечным положительным "желе «фон так, чтобы чистая плотность электрического заряда вакуума была равна нулю. квантовая теория поля, а Преобразование Боголюбова на операторы создания и уничтожения (превращение занятого состояния электронов с отрицательной энергией в незанятое состояние позитронов с положительной энергией и незанятое состояние электронов с отрицательной энергией в занятое состояние позитронов с положительной энергией) позволяет нам обойти формализм моря Дирака, хотя формально он эквивалентен ему .

В некоторых приложениях физика конденсированного состояния тем не менее, основные концепции «теории дыр» верны. Море электроны проводимости в электрический проводник, называется Море Ферми, содержит электроны с энергией до химический потенциал системы. Незаполненное состояние в море Ферми ведет себя как положительно заряженный электрон, хотя его называют «дыркой», а не «позитроном». Отрицательный заряд моря Ферми уравновешивается положительно заряженной ионной решеткой материала.

В квантовой теории поля

В квантовые теории поля Такие как квантовая электродинамика, поле Дирака подвергается процессу второе квантование, что разрешает некоторые парадоксальные особенности уравнения.

Лоренцева ковариация уравнения Дирака

Уравнение Дирака Ковариант Лоренца. Формулировка этого помогает пролить свет не только на уравнение Дирака, но и на Майорана спинор и Элко спинор, которые, хотя и тесно связаны, имеют тонкие и важные отличия.

Понимание ковариации Лоренца упрощается, если иметь в виду геометрический характер процесса.^[6] Позволять ${ displaystyle a}$ быть единственной фиксированной точкой в пространство-время многообразие. Его расположение можно выразить несколькими системы координат. В физической литературе они записываются как ${ displaystyle x}$ и ${ displaystyle x ^ { prime}}$при том понимании, что оба ${ displaystyle x}$ и ${ displaystyle x ^ { prime}}$ описывать одинаковый точка ${ displaystyle a}$, но в разных местные системы координат (а точка зрения на небольшом протяженном участке пространства-времени). Можно представить ${ displaystyle a}$ как имеющий волокно различных систем координат над ним. Говоря геометрическими терминами, пространство-время можно охарактеризовать как пучок волокон, и, в частности, комплект кадров. Разница между двумя точками ${ displaystyle x}$ и ${ displaystyle x ^ { prime}}$ в том же волокне находится комбинация вращения и Лоренц усиливает. Выбор системы координат - это (локальный) раздел через эту связку.

К комплекту каркасов присоединен второй комплект, спинорный пучок. A section through the spinor bundle is just the particle field (the Dirac spinor, in the present case). Different points in the spinor fiber correspond to the same physical object (the fermion) but expressed in different Lorentz frames. Clearly, the frame bundle and the spinor bundle must be tied together in a consistent fashion to get consistent results; formally, one says that the spinor bundle is the связанный пакет; it is associated to a principle bundle, which in the present case is the frame bundle. Differences between points on the fiber correspond to the symmetries of the system. The spinor bundle has two distinct генераторы of its symmetries: the полный угловой момент и intrinsic angular momentum. Both correspond to Lorentz transformations, but in different ways.

The presentation here follows that of Itzykson and Zuber.^[7] It is very nearly identical to that of Bjorken and Drell.^[8] A similar derivation in a general relativistic setting can be found in Weinberg.^[9] Под Преобразование Лоренца ${displaystyle xmapsto x^{prime },}$ the Dirac spinor to transform as

${displaystyle psi ^{prime }(x^{prime })=Spsi (x)}$

It can be shown that an explicit expression for ${ displaystyle S}$ дан кем-то

${displaystyle S=exp left({frac {-i}{4}}omega ^{mu u }sigma _{mu u } ight)}$

куда ${displaystyle omega ^{mu u }}$ parameterizes the Lorentz transformation, and ${displaystyle sigma _{mu u }}$ is the 4x4 matrix

${displaystyle sigma ^{mu u }={frac {i}{2}}[gamma ^{mu },gamma ^{ u }]~.}$

This matrix can be interpreted as the intrinsic angular momentum of the Dirac field. That it deserves this interpretation arises by contrasting it to the generator ${displaystyle J_{mu u }}$ из Преобразования Лоренца, having the form

${displaystyle J_{mu u }={frac {1}{2}}sigma _{mu u }+i(x_{mu }partial _{ u }-x_{ u }partial _{mu })}$

This can be interpreted as the полный угловой момент. It acts on the spinor field as

${displaystyle psi ^{prime }(x)=exp left({frac {-i}{2}}omega ^{mu u }J_{mu u } ight)psi (x)}$

Обратите внимание ${ displaystyle x}$ above does нет have a prime on it: the above is obtained by transforming ${displaystyle xmapsto x^{prime }}$ obtaining the change to ${displaystyle psi (x)mapsto psi ^{prime }(x^{prime })}$ and then returning to the original coordinate system ${displaystyle x^{prime }mapsto x}$.

The geometrical interpretation of the above is that the поле кадра является аффинный, having no preferred origin. The generator ${displaystyle J_{mu u }}$ generates the symmetries of this space: it provides a relabelling of a fixed point ${displaystyle x~.}$ The generator ${displaystyle sigma _{mu u }}$ generates a movement from one point in the fiber to another: a movement from ${displaystyle xmapsto x^{prime }}$ с обоими ${ displaystyle x}$ и ${ displaystyle x ^ { prime}}$ still corresponding to the same spacetime point ${displaystyle a.}$ These perhaps obtuse remarks can be elucidated with explicit algebra.

Позволять ${displaystyle x^{prime }=Lambda x}$ be a Lorentz transformation. The Dirac equation is

${displaystyle igamma ^{mu }{frac {partial }{partial x^{mu }}}psi (x)-mpsi (x)=0}$

If the Dirac equation is to be covariant, then it should have exactly the same form in all Lorentz frames:

${displaystyle igamma ^{mu }{frac {partial }{partial x^{prime mu }}}psi ^{prime }(x^{prime })-mpsi ^{prime }(x^{prime })=0}$

The two spinors ${ displaystyle psi}$ и ${displaystyle psi ^{prime }}$ should both describe the same physical field, and so should be related by a transformation that does not change any physical observables (charge, current, mass, и Т. Д.) The transformation should encode only the change of coordinate frame. It can be shown that such a transformation is a 4x4 унитарная матрица. Thus, one may presume that the relation between the two frames can be written as

${displaystyle psi ^{prime }(x^{prime })=S(Lambda )psi (x)}$

Inserting this into the transformed equation, the result is

${displaystyle igamma ^{mu }{frac {partial x^{ u }}{partial x^{prime mu }}}{frac {partial }{partial x^{ u }}}S(Lambda )psi (x)-S(Lambda )psi (x)=0}$

The Lorentz transformation is

${displaystyle {frac {partial x^{ u }}{partial x^{prime mu }}}={left(Lambda ^{-1} ight)^{ u }}_{mu }}$

The original Dirac equation is then regained if

${displaystyle S(Lambda )gamma ^{mu }S^{-1}(Lambda )={left(Lambda ^{-1} ight)^{mu }}_{ u }gamma ^{ u }}$

An explicit expression for ${displaystyle S(Lambda )}$ (equal to the expression given above) can be obtained by considering an infinitessimal Lorentz transformation

${displaystyle {Lambda ^{mu }}_{ u }={g^{mu }}_{ u }+{omega ^{mu }}_{ u }}$

куда ${ displaystyle g _ { mu nu}}$ это метрический тензор и ${displaystyle omega _{mu u }}$ is antisymmetric. After plugging and chugging, one obtains

${displaystyle S(Lambda )=I+{frac {-i}{4}}omega ^{mu u }sigma _{mu u }+{mathcal {O}}(Lambda ^{2})}$

which is the (infinitessimal) form for ${ displaystyle S}$ над. To obtain the affine relabelling, write

${displaystyle {egin{aligned}psi ^{prime }(x^{prime })&=left(I+{frac {-i}{4}}omega ^{mu u }sigma _{mu u } ight)psi (x)&=left(I+{frac {-i}{4}}omega ^{mu u }sigma _{mu u } ight)psi (x^{prime }+{omega ^{mu }}_{ u },x^{prime , u })&=left(I+{frac {-i}{4}}omega ^{mu u }sigma _{mu u }-x_{mu }^{prime }omega ^{mu u }partial _{ u } ight)psi (x^{prime })&=left(I+{frac {-i}{2}}omega ^{mu u }J_{mu u } ight)psi (x^{prime })end{aligned}}}$

After properly antisymmetrizing, one obtains the generator of symmetries ${displaystyle J_{mu u }}$ given earlier. Таким образом, оба ${displaystyle J_{mu u }}$ и ${displaystyle sigma _{mu u }}$ can be said to be the "generators of Lorentz transformations", but with a subtle distinction: the first corresponds to a relabelling of points on the affine комплект кадров, which forces a translation along the fiber of the spinor on the spin bundle, while the second corresponds to translations along the fiber of the spin bundle (taken as a movement ${displaystyle xmapsto x^{prime }}$ along the frame bundle, as well as a movement ${displaystyle psi mapsto psi ^{prime }}$ along the fiber of the spin bundle.) Weinberg provides additional arguments for the physical interpretation of these as total and intrinsic angular momentum.^[10]

Другие составы

The Dirac equation can be formulated in a number of other ways.

Curved spacetime

This article has developed the Dirac equation in flat spacetime according to special relativity. It is possible to formulate the Уравнение Дирака в искривленном пространстве-времени.

The algebra of physical space

This article developed the Dirac equation using four vectors and Schrödinger operators. В Уравнение Дирака в алгебре физического пространства uses a Clifford algebra over the real numbers, a type of geometric algebra.

Смотрите также

The Dirac equation appears on the floor of Вестминстерское аббатство on the plaque commemorating Paul Dirac's life, which was unveiled on 13 November 1995.^[11]

Рекомендации

Цитаты

Избранные статьи

• Anderson, Carl (1933). «Положительный электрон». Физический обзор. 43 (6): 491. Bibcode:1933ПхРв ... 43..491А. Дои:10.1103 / PhysRev.43.491.
• Arminjon, M.; F. Reifler (2013). «Эквивалентные формы уравнений Дирака в искривленном пространстве-времени и обобщенные отношения де Бройля». Бразильский журнал физики. 43 (1–2): 64–77. arXiv:1103.3201. Bibcode:2013БрДжФ..43 ... 64А. Дои:10.1007 / s13538-012-0111-0. S2CID  38235437.
• Дирак, П.А.М. (1928). «Квантовая теория электрона» (PDF). Труды Королевского общества A: математические, физические и инженерные науки. 117 (778): 610–624. Bibcode:1928RSPSA.117..610D. Дои:10.1098 / RSPA.1928.0023. JSTOR  94981.
• Дирак, П.А.М. (1930). «Теория электронов и протонов». Труды Королевского общества A: математические, физические и инженерные науки. 126 (801): 360–365. Bibcode:1930RSPSA.126..360D. Дои:10.1098 / rspa.1930.0013. JSTOR  95359.
• Frisch, R .; Стерн, О. (1933). "Über die magnetische Ablenkung von Wasserstoffmolekülen und das magnetische Moment des Protons. I". Zeitschrift für Physik. 85 (1–2): 4. Bibcode:1933ZPhy ... 85 .... 4F. Дои:10.1007/BF01330773. S2CID  120793548.

Учебники

• Bjorken, J D; Drell, S. Relativistic Quantum mechanics.
• Хальзен, Фрэнсис; Martin, Alan (1984). Quarks & Leptons: An Introductory Course in Modern Particle Physics. Джон Вили и сыновья.
• Гриффитс, Д.Дж. (2008). Введение в элементарные частицы (2-е изд.). Wiley-VCH. ISBN  978-3-527-40601-2.
• Rae, Alastair I. M.; Jim Napolitano (2015). Квантовая механика (6-е изд.). Рутледж. ISBN  978-1482299182.
• Шифф, Л. (1968). Квантовая механика (3-е изд.). Макгроу-Хилл.
• Шанкар Р. (1994). Принципы квантовой механики (2-е изд.). Пленум.
• Thaller, B. (1992). The Dirac Equation. Тексты и монографии по физике. Springer.

внешняя ссылка

• The Dirac Equation на MathPages
• The Nature of the Dirac Equation, its solutions, and Spin
• Dirac equation for a spin ½ particle
• Pedagogic Aids to Quantum Field Theory click on Chap. 4 for a step-by-small-step introduction to the Dirac equation, spinors, and relativistic spin/helicity operators.
• BBC Documentary Atom 3 The Illusion of Reality