सापेक्षवादी क्वांटम यांत्रिकी

भौतिकी में, सापेक्षवादी क्वांटम यांत्रिकी आरक्यूएम) कोई भी पॉइनकेयर समूह है | क्वांटम यांत्रिकी (QM) का पोंकारे सहसंयोजक सूत्रीकरण। यह सिद्धांत बड़े पैमाने पर कणों पर प्रयुक्त होता है जो प्रकाश सी की गति की तुलना में सभी वेगों पर फैलते हैं, और द्रव्यमान रहित कणों को समायोजित कर सकते हैं। सिद्धांत में उच्च ऊर्जा भौतिकी में अनुप्रयोग है, कण भौतिकी और त्वरक भौतिकी, साथ ही परमाणु भौतिकी, रसायन विज्ञान और संघनित पदार्थ भौतिकी। गैर-सापेक्षवादी क्वांटम यांत्रिकी गैलीलियन सापेक्षता के संदर्भ में प्रयुक्त क्वांटम यांत्रिकी के गणितीय सूत्रीकरण को संदर्भित करता है, विशेष रूप से ऑपरेटर (भौतिकी) द्वारा गतिशील चर को बदलकरउत्कृष्ट यांत्रिकी के समीकरणों की मात्रा निर्धारित करता है। सापेक्षवादी क्वांटम यांत्रिकी आरक्यूएम) विशेष सापेक्षता के साथ प्रयुक्त क्वांटम यांत्रिकी है। हालांकि श्रोडिंगर चित्र और हाइजेनबर्ग चित्र जैसे पहले के सूत्रीकरण मूल रूप से एक गैर-सापेक्षतावादी पृष्ठभूमि में तैयार किए गए थे, उनमें से कुछ (जैसे डायराक या पथ-अभिन्न औपचारिकतावाद) विशेष सापेक्षता के साथ भी काम करते हैं।

सभी सापेक्षवादी क्वांटम यांत्रिकी के लिए आम प्रमुख विशेषताओं में सम्मिलित हैं: antimatter की भविष्यवाणी, प्राथमिक कण प्रचक्रण-1/2|प्रचक्रण के प्रचक्रण चुंबकीय क्षण1⁄2 विद्युतचुम्बकीय क्षेत्रों में आवेशित कणों की फर्मियन, बारीक संरचना, और क्वांटम गतिकी। <रेफरी नाम = मार्टिन, शॉ, पीपी। 5-6>{{cite book |first1=B.R. |last1=Martin |first2=G. |last2=Shaw |title=कण भौतिकी|url=https://archive.org/details/particlephysics00mart |url-access=limited |edition=3rd |series=Manchester Physics Series |publisher=John Wiley & Sons |pages=5–6 |isbn=978-0-470-03294-7|date=2008-12-03 }</ref> मुख्य परिणाम डायराक समीकरण है, जिससे ये भविष्यवाणियां स्वतः उभरती हैं। इसके विपरीत, गैर-सापेक्षतावादी क्वांटम यांत्रिकी में, प्रयोगात्मक टिप्पणियों के साथ समझौता प्राप्त करने के लिए शब्दों को हैमिल्टनियन ऑपरेटर में कृत्रिम रूप से पेश किया जाना है।

सबसे सफल (और सबसे व्यापक रूप से इस्तेमाल किया जाने वाला) RQM सापेक्षतावादी क्वांटम क्षेत्र सिद्धांत (QFT) है, जिसमें प्राथमिक कणों की व्याख्या क्षेत्र क्वांटा के रूप में की जाती है। क्यूएफटी का एक अनूठा परिणाम जिसे अन्य सापेक्षवादी क्वांटम यांत्रिकी के खिलाफ परीक्षण किया गया है, कण संख्या के संरक्षण की विफलता है, उदाहरण के लिए पदार्थ निर्माण और विनाश में। रेफरी>Messiah, A. (1981). क्वांटम यांत्रिकी. Vol. 2. North-Holland Publishing Company. p. 875. ISBN 978-0-7204-0045-8.</ref>

इस लेख में, समीकरणों को परिचित 3डी वेक्टर पथरी नोटेशन में लिखा गया है और ऑपरेटर (भौतिकी) के लिए हैट का उपयोग किया गया है (जरूरी नहीं कि साहित्य में), और जहां स्थान और समय के घटकों को एकत्र किया जा सकता है, टेंसर इंडेक्स नोटेशन को भी दिखाया गया है (प्रायः इसमें उपयोग किया जाता है) साहित्य), इसके अतिरिक्त आइंस्टीन संकेतन का उपयोग किया जाता है। एसआई इकाइयों का उपयोग यहां किया जाता है; गाऊसी इकाइयाँ और प्राकृतिक इकाइयाँ सामान्य विकल्प हैं। सभी समीकरण स्थिति प्रतिनिधित्व में हैं; संवेग निरूपण के लिए समीकरणों को फूरियर रूपांतरित होना चाहिए - स्थिति और संवेग स्थान देखें।

विशेष सापेक्षता और क्वांटम यांत्रिकी का संयोजन

विशेष सापेक्षता के अनुरूप होने के लिए श्रोडिंगर चित्र को संशोधित करना एक दृष्टिकोण है।

क्वांटम यांत्रिकी का एक गणितीय सूत्रीकरण यह है कि किसी क्वांटम प्रणाली का समय विकास श्रोडिंगर समीकरण द्वारा दिया जाता है:

$i\hbar {\frac {\partial }{\partial t}}\psi ={\hat {H}}\psi$

एक उपयुक्त हैमिल्टनियन ऑपरेटर का उपयोग करना Ĥ सिस्टम के अनुरूप। समाधान एक जटिल संख्या-मूल्यवान तरंग है ψ(r, t), त्रि-आयामी अंतरिक्ष स्थिति वेक्टर का एक फ़ंक्शन (गणित)। r समय पर कण का t, सिस्टम के व्यवहार का वर्णन करता है।

प्रत्येक कण में एक गैर-ऋणात्मक प्रचक्रण क्वांटम संख्या होती है s. जो नंबर 2s एक पूर्णांक है, फ़र्मियन के लिए विषम और बोसॉन के लिए भी। प्रत्येक s है 2s + 1 जेड-प्रक्षेपण क्वांटम संख्या; σ = s, s − 1, ... , −s + 1, −s. यह एक अतिरिक्त असतत चर है जिसके लिए वेवफंक्शन की आवश्यकता होती है; ψ(r, t, σ).

ऐतिहासिक रूप से, 1920 के दशक की शुरुआत में वोल्फगैंग पाउली, राल्फ क्रोनिग, जॉर्ज उहलेनबेक और शमूएल गौडस्मिट प्रचक्रण की अवधारणा को प्रस्तावित करने वाले पहले व्यक्ति थे। वेवफंक्शन में प्रचक्रण को सम्मिलित करने में पाउली अपवर्जन सिद्धांत (1925) और अधिक सामान्य प्रचक्रण-सांख्यिकी प्रमेय (1939) मार्कस फ़िएरज़ के कारण सम्मिलित है, जिसे एक साल बाद पाउली द्वारा पुनः प्राप्त किया गया। यह उप-परमाणु कण व्यवहार और घटनाओं की एक विविध श्रेणी के लिए स्पष्टीकरण है: परमाणुओं, नाभिक (और इसलिए आवर्त सारणी पर सभी रासायनिक तत्वों और उनके रसायन विज्ञान) के इलेक्ट्रॉनिक विन्यास से, क्वार्क विन्यास और रंग आवेश (इसलिए के गुण) बेरियन और मेसन)।

विशेष आपेक्षिकता की एक मौलिक भविष्यवाणी सापेक्षतावादी ऊर्जा-संवेग संबंध है; विराम द्रव्यमान के एक कण के लिए m, और ऊर्जा के संदर्भ में एक विशेष फ्रेम में E और 3-गति p डॉट उत्पाद के संदर्भ में नॉर्म (गणित) के साथ $p={\sqrt {\mathbf {p} \cdot \mathbf {p} }}$, यह है:

$E^{2}=c^{2}\mathbf {p} \cdot \mathbf {p} +(mc^{2})^{2}\,.$

इन समीकरणों का उपयोग क्वांटम यांत्रिकी में ऊर्जा ऑपरेटर और संवेग ऑपरेटर ऑपरेटर (भौतिकी) #ऑपरेटर के साथ किया जाता है, जो क्रमशः हैं:

${\hat {E}}=i\hbar {\frac {\partial }{\partial t}}\,,\quad {\hat {\mathbf {p} }}=-i\hbar \nabla \,,$

एक सापेक्षिक तरंग समीकरण (RWE) का निर्माण करने के लिए: ऊर्जा-संवेग संबंध के अनुरूप एक आंशिक अंतर समीकरण, और इसके लिए हल किया जाता है ψ कण की क्वांटम गतिशीलता की भविष्यवाणी करने के लिए। अंतरिक्ष और समय को समान स्तर पर रखने के लिए, सापेक्षता के रूप में, स्थान और समय के आंशिक डेरिवेटिव के क्रम समान होने चाहिए, और आदर्श रूप से जितना संभव हो उतना कम होना चाहिए, आंशिक व्युत्पन्न के प्रारंभिक मूल्यों को निर्दिष्ट करने की आवश्यकता न हो। संभाव्यता व्याख्याओं के लिए यह महत्वपूर्ण है, जिसका उदाहरण नीचे दिया गया है। किसी भी अंतर समीकरण का सबसे कम संभव क्रम पहला है (शून्य क्रम डेरिवेटिव एक अंतर समीकरण नहीं बनायेगा)।

हाइजेनबर्ग तस्वीर क्यूएम का एक और सूत्रीकरण है, जिस स्थिति में वेवफंक्शन होता है ψ समय-स्वतंत्र है, और ऑपरेटर्स A(t) गति के समीकरण द्वारा शासित समय की निर्भरता सम्मिलित है:

${\frac {d}{dt}}A={\frac {1}{i\hbar }}[A,{\hat {H}}]+{\frac {\partial }{\partial t}}A\,,$

यह समीकरण सापेक्षवादी क्वांटम यांत्रिकी में भी सही है, बशर्ते हाइजेनबर्ग ऑपरेटरों को एसआर के अनुरूप होने के लिए संशोधित किया जाए। ऐतिहासिक रूप से, 1926 के आसपास, इरविन श्रोडिंगर | श्रोडिंगर और वर्नर हाइजेनबर्ग दिखाते हैं कि तरंग यांत्रिकी और मैट्रिक्स यांत्रिकी समतुल्य हैं, बाद में परिवर्तन सिद्धांत (क्वांटम यांत्रिकी) का उपयोग करके डिराक द्वारा आगे बढ़ाया गया।

RWEs के लिए एक अधिक आधुनिक दृष्टिकोण, पहली बार पेश किया गया था जब RWEs किसी भी प्रचक्रण के कणों के लिए विकसित हो रहे थे, लोरेंत्ज़ समूह के अभ्यावेदन को प्रयुक्त करना है।

अंतरिक्ष और समय

शास्त्रीय यांत्रिकी और गैर-सापेक्षतावादी क्यूएम में, समय एक पूर्ण मात्रा है, सभी पर्यवेक्षक और कण हमेशा सहमत हो सकते हैं, अंतरिक्ष से स्वतंत्र पृष्ठभूमि में टिक कर सकते हैं। इस प्रकार गैर-सापेक्षतावादी क्यूएम में कई कण प्रणाली होती है ψ(r₁, r₂, r₃, ..., t, σ₁, σ₂, σ₃...).

सापेक्षवादी यांत्रिकी में, समन्वय प्रणाली और समन्वय समय निरपेक्ष नहीं होते हैं; एक दूसरे के सापेक्ष चलने वाले कोई भी दो पर्यवेक्षक घटना (सापेक्षता) के विभिन्न स्थानों और समय को माप सकते हैं। स्थिति और समय निर्देशांक स्वाभाविक रूप से एक चार-वेक्टर#चार-स्थिति|चार-आयामी स्पेसटाइम स्थिति में संयोजित होते हैं X = (ct, r) घटनाओं के अनुरूप, और ऊर्जा और 3-संवेग स्वाभाविक रूप से चार-गति में संयोजित होते हैं {{math|P = (E/c, p)}एक गतिशील कण का }, जैसा कि संदर्भ के कुछ फ्रेम में मापा जाता है, एक लोरेंत्ज़ परिवर्तन के अनुसार परिवर्तन के रूप में एक अलग फ्रेम में एक उपाय के रूप में बढ़ाया जाता है और / या मूल फ्रेम के सापेक्ष घुमाया जाता है। व्युत्पन्न संचालक, और इसलिए ऊर्जा और 3-गति संचालक भी गैर-अपरिवर्तनीय हैं और लोरेंत्ज़ परिवर्तनों के तहत बदलते हैं।

एक उचित ऑर्थोक्रोनस लोरेंत्ज़ परिवर्तन के तहत (r, t) → Λ(r, t) Minkowski अंतरिक्ष में, सभी एक-कण क्वांटम स्थितियाँ ψ_σ लोरेंत्ज़ समूह के कुछ प्रतिनिधित्व सिद्धांत के तहत स्थानीय रूप से रूपांतरित {{math|D}लोरेंत्ज़ समूह के }:

$\psi _{\sigma }(\mathbf {r} ,t)\rightarrow D(\Lambda )\psi _{\sigma }(\Lambda ^{-1}(\mathbf {r} ,t))$

कहाँ D(Λ) एक परिमित-आयामी प्रतिनिधित्व है, दूसरे शब्दों में a (2s + 1)×(2s + 1) स्क्वायर मैट्रिक्स। दोबारा, ψ को कॉलम वेक्टर के रूप में माना जाता है जिसमें घटक होते हैं (2s + 1) के अनुमत मान σ. क्वांटम संख्याएँ s और σ साथ ही अन्य लेबल, निरंतर या असतत, अन्य क्वांटम संख्याओं का प्रतिनिधित्व करते हुए दबा दिए जाते हैं। का एक मान σ प्रतिनिधित्व के आधार पर एक से अधिक बार हो सकता है।

Further information: Generator (mathematics), group theory, Representation theory of the Lorentz group, and symmetries in quantum mechanics

गैर-सापेक्षवादी और सापेक्षवादी हैमिल्टनियन

Main article: Hamiltonian operator

स्केलर क्षमता में एक कण के लिए हैमिल्टनियन यांत्रिकी गतिज ऊर्जा है p·p/2m प्लस संभावित ऊर्जा V(r, t), श्रोडिंगर तस्वीर में संबंधित क्वांटम ऑपरेटर के साथ:

${\hat {H}}={\frac {{\hat {\mathbf {p} }}\cdot {\hat {\mathbf {p} }}}{2m}}+V(\mathbf {r} ,t)$

और उपरोक्त श्रोडिंगर समीकरण में इसे प्रतिस्थापित करने से वेवफंक्शन के लिए एक गैर-सापेक्षवादी क्यूएम समीकरण मिलता है: प्रक्रिया एक सरल अभिव्यक्ति का सीधा प्रतिस्थापन है। इसके विपरीत सापेक्षवादी क्वांटम यांत्रिकी में यह उतना आसान नहीं है; ऊर्जा-संवेग समीकरण ऊर्जा और संवेग में द्विघात है जो कठिनाइयों का कारण बनता है। भोली सेटिंग:

${\hat {H}}={\hat {E}}={\sqrt {c^{2}{\hat {\mathbf {p} }}\cdot {\hat {\mathbf {p} }}+(mc^{2})^{2}}}\quad \Rightarrow \quad i\hbar {\frac {\partial }{\partial t}}\psi ={\sqrt {c^{2}{\hat {\mathbf {p} }}\cdot {\hat {\mathbf {p} }}+(mc^{2})^{2}}}\,\psi$

कई कारणों से मददगार नहीं है। ऑपरेटरों के वर्गमूल का उपयोग नहीं किया जा सकता क्योंकि यह खड़ा है; संवेग संचालिका, प्रत्येक टर्म में एक शक्ति तक बढ़ाए जाने से पहले, इसे एक शक्ति श्रृंखला में विस्तारित करना होगा, पर कार्य कर सकता है ψ. शक्ति श्रृंखला के परिणामस्वरूप, स्थान और समय व्युत्पन्न (गणित) पूरी तरह से असममित हैं: अंतरिक्ष व्युत्पन्न में अनंत-क्रम लेकिन समय व्युत्पन्न में केवल पहला क्रम, जो कि सुरुचिपूर्ण और बोझिल है। फिर से, वर्गमूल के बराबर ऊर्जा ऑपरेटर के गैर-अपरिवर्तनीयता की समस्या है जो अपरिवर्तनीय भी नहीं है। एक अन्य समस्या, कम स्पष्ट और अधिक गंभीर, यह है कि इसे क्वांटम गैर-स्थानिकता के रूप में दिखाया जा सकता है और यहां तक ​​कि कारणता (भौतिकी) का उल्लंघन भी कर सकता है: यदि कण प्रारंभ में एक बिंदु पर स्थानीयकृत होता है r₀ ताकि ψ(r₀, t = 0) कहीं परिमित और शून्य है, तो किसी भी बाद के समय में समीकरण निरूपण की भविष्यवाणी करता है ψ(r, t) ≠ 0 हर जगह, के लिए भी |r| > ct जिसका अर्थ है कि प्रकाश की एक नाड़ी से पहले कण एक बिंदु पर पहुंच सकता है। इसे अतिरिक्त बाधा से दूर करना होगा ψ(|r| > ct, t) = 0. हैमिल्टनियन में प्रचक्रण को सम्मिलित करने की समस्या भी है, जो गैर-सापेक्षवादी श्रोडिंगर सिद्धांत की भविष्यवाणी नहीं है। प्रचक्रण वाले कणों में एक समान प्रचक्रण चुंबकीय क्षण होता है जिसकी इकाइयों में मात्रा निर्धारित की जाती है μ_B, बोहर चुंबक:

${\hat {\boldsymbol {\mu }}}_{S}=-{\frac {g\mu _{B}}{\hbar }}{\hat {\mathbf {S} }}\,,\quad \left|{\boldsymbol {\mu }}_{S}\right|=-g\mu _{B}\sigma \,,$

कहाँ g कण के लिए (प्रचक्रण) g-कारक (भौतिकी)|g-कारक है, और S प्रचक्रण ऑपरेटर, इसलिए वे विद्युत चुम्बकीय क्षेत्रों के साथ बातचीत करते हैं। बाहरी रूप से प्रयुक्त चुंबकीय क्षेत्र में एक कण के लिए B, इंटरैक्शन शब्द

${\hat {H}}_{B}=-\mathbf {B} \cdot {\hat {\boldsymbol {\mu }}}_{S}$

उपरोक्त गैर-सापेक्षवादी हैमिल्टनियन में जोड़ा जाना है। इसके विपरीत; सापेक्षवादी ऊर्जा-संवेग संबंध को प्रयुक्त करने की आवश्यकता के रूप में एक सापेक्षवादी हैमिल्टनियन स्वचालित रूप से प्रचक्रण का परिचय देता है। आपेक्षिकवादी हैमिल्टन निम्नलिखित मामलों में गैर-सापेक्षतावादी क्यूएम के अनुरूप हैं;उत्कृष्ट संभावित ऊर्जा अवधि के साथ-साथउत्कृष्ट गतिज ऊर्जा शब्द जैसे संवेग शब्दों के समान, बाह्य रूप से प्रयुक्त क्षेत्रों के साथ बाकी द्रव्यमान और अंतःक्रिया शर्तों सहित शब्द हैं। एक महत्वपूर्ण अंतर यह है कि सापेक्षवादी हैमिल्टनियों में मैट्रिक्स (गणित) के रूप में प्रचक्रण ऑपरेटर होते हैं, जिसमें मैट्रिक्स गुणन प्रचक्रण इंडेक्स पर चलता है σ, तो सामान्य तौर पर एक सापेक्षवादी हैमिल्टनियन:

${\hat {H}}={\hat {H}}(\mathbf {r} ,t,{\hat {\mathbf {p} }},{\hat {\mathbf {S} }})$

अंतरिक्ष, समय और संवेग और प्रचक्रण ऑपरेटरों का एक कार्य है।

मुक्त कणों के लिए क्लेन-गॉर्डन और डिराक समीकरण

क्लेन-गॉर्डन समीकरण प्राप्त करने के लिए ऊर्जा और संवेग संचालकों को सीधे ऊर्जा-संवेग संबंध में प्रतिस्थापित करना पहली नज़र में आकर्षक लग सकता है:

${\hat {E}}^{2}\psi =c^{2}{\hat {\mathbf {p} }}\cdot {\hat {\mathbf {p} }}\psi +(mc^{2})^{2}\psi \,,$

और इसे प्राप्त करने के सीधे तरीके के कारण कई लोगों द्वारा खोजा गया था, विशेष रूप से 1925 में श्रोडिंगर द्वारा उनके नाम पर गैर-सापेक्षवादी समीकरण और 1927 में क्लेन और गॉर्डन द्वारा, जिन्होंने समीकरण में विद्युत चुम्बकीय बातचीत सम्मिलित की थी। यह लोरेंत्ज़ सहप्रसरण है, फिर भी यह समीकरण अकेले कम से कम दो कारणों से सापेक्षवादी क्वांटम यांत्रिकी के लिए पर्याप्त आधार नहीं है: एक यह है कि नकारात्मक-ऊर्जा अवस्थाएँ समाधान हैं, दूसरा घनत्व है (नीचे दिया गया है), और यह समीकरण जैसा कि खड़ा है केवल स्पिनलेस कणों पर प्रयुक्त होता है। इस समीकरण को इस रूप में देखा जा सकता है: <रेफरी नाम = पेनरोज़ 2005, पृष्ठ 620–621 >Penrose, R. (2005). वास्तविकता का मार्ग. Vintage Books. pp. 620–621. ISBN 978-0-09-944068-0.</ref>

$\left({\hat {E}}-c{\boldsymbol {\alpha }}\cdot {\hat {\mathbf {p} }}-\beta mc^{2}\right)\left({\hat {E}}+c{\boldsymbol {\alpha }}\cdot {\hat {\mathbf {p} }}+\beta mc^{2}\right)\psi =0\,,$

कहाँ α = (α₁, α₂, α₃) और β केवल संख्याएँ या सदिश नहीं हैं, बल्कि 4 × 4 हर्मिटियन मैट्रिक्स हैं जो प्रतिक्रमण के लिए आवश्यक हैं i ≠ j:

$\alpha _{i}\beta =-\beta \alpha _{i},\quad \alpha _{i}\alpha _{j}=-\alpha _{j}\alpha _{i}\,,$

और वर्ग पहचान मैट्रिक्स के लिए:

$\alpha _{i}^{2}=\beta ^{2}=I\,,$

ताकि मिश्रित दूसरे क्रम के डेरिवेटिव वाले पद रद्द हो जाएं जबकि दूसरे क्रम के डेरिवेटिव पूरी तरह से स्थान और समय में बने रहें। पहला कारक:

$\left({\hat {E}}-c{\boldsymbol {\alpha }}\cdot {\hat {\mathbf {p} }}-\beta mc^{2}\right)\psi =0\quad \Leftrightarrow \quad {\hat {H}}=c{\boldsymbol {\alpha }}\cdot {\hat {\mathbf {p} }}+\beta mc^{2}$

डायराक समीकरण है। अन्य कारक भी डायराक समीकरण है, लेकिन नकारात्मक द्रव्यमान के एक कण के लिए। तर्क दूसरे तरीके से किया जा सकता है: हैमिल्टनियन को उपरोक्त रूप में प्रस्तावित करें, जैसा कि डिराक ने 1928 में किया था, फिर ऑपरेटरों के अन्य कारक द्वारा समीकरण को पूर्व-गुणा करें E + cα · p + βmc², और केजी समीकरण के साथ तुलना बाधाओं को निर्धारित करती है α और β. धनात्मक द्रव्यमान समीकरण निरंतरता को खोए बिना उपयोग में लाया जा सकता है। मैट्रिसेस गुणा कर रहे हैं ψ का सुझाव है कि यह केजी समीकरण में अनुमत स्केलर वेवफंक्शन नहीं है, बल्कि इसके अतिरिक्त चार-घटक इकाई होना चाहिए। डायराक समीकरण अभी भी नकारात्मक ऊर्जा समाधान की भविष्यवाणी करता है, <रेफरी नाम = मार्टिन, शॉ, पीपी। 5-6 /> इसलिए डिराक ने माना कि नकारात्मक ऊर्जा अवस्थाएं हमेशा व्याप्त रहती हैं, क्योंकि पाउली अपवर्जन सिद्धांत के अनुसार, परमाणुओं में सकारात्मक से नकारात्मक ऊर्जा स्तरों तक इलेक्ट्रॉनिक संक्रमण निषिद्ध होगा। विवरण के लिए डिराक समुद्र देखें।

घनत्व और धाराएं

गैर-सापेक्षवादी क्वांटम यांत्रिकी में, वेवफंक्शन का वर्ग मापांक ψ प्रायिकता घनत्व फलन देता है ρ = |ψ|². यह कोपेनहेगन व्याख्या है, लगभग 1927। RQM में, जबकि ψ(r, t) एक वेवफंक्शन है, प्रायिकता की व्याख्या गैर-सापेक्षतावादी QM के समान नहीं है। कुछ RWE संभाव्यता घनत्व की भविष्यवाणी नहीं करते हैं ρ या संभाव्यता वर्तमान j (वास्तव में संभाव्यता वर्तमान घनत्व का अर्थ है) क्योंकि वे अंतरिक्ष और समय के सकारात्मक-निश्चित कार्य नहीं हैं। डायराक समीकरण करता है:

$\rho =\psi ^{\dagger }\psi ,\quad \mathbf {j} =\psi ^{\dagger }\gamma ^{0}{\boldsymbol {\gamma }}\psi \quad \rightleftharpoons \quad J^{\mu }=\psi ^{\dagger }\gamma ^{0}\gamma ^{\mu }\psi$

जहां डैगर हर्मिटियन आसन्न को दर्शाता है (लेखक सामान्य रूप से लिखते हैं ψ = ψ^†γ⁰ Dirac adjoint के लिए) और J^μ संभाव्यता वर्तमान # परिभाषा (सापेक्षतावादी 4-वर्तमान) है | संभावना चार-वर्तमान है, जबकि क्लेन-गॉर्डन समीकरण नहीं करता है:

$\rho ={\frac {i\hbar }{2mc^{2}}}\left(\psi ^{*}{\frac {\partial \psi }{\partial t}}-\psi {\frac {\partial \psi ^{*}}{\partial t}}\right)\,,\quad \mathbf {j} =-{\frac {i\hbar }{2m}}\left(\psi ^{*}\nabla \psi -\psi \nabla \psi ^{*}\right)\quad \rightleftharpoons \quad J^{\mu }={\frac {i\hbar }{2m}}(\psi ^{*}\partial ^{\mu }\psi -\psi \partial ^{\mu }\psi ^{*})$

कहाँ ∂^μ चार चार ढाल है। चूंकि दोनों के प्रारंभिक मूल्य ψ और ∂ψ/∂t स्वतंत्र रूप से चुना जा सकता है, घनत्व ऋणात्मक हो सकता है।

इसके अतिरिक्त, जो पहली नज़र में दिखाई देता है, एक संभाव्यता घनत्व और संभाव्यता वर्तमान को विद्युत आवेश से गुणा करने पर आवेश घनत्व और वर्तमान घनत्व के रूप में पुनर्व्याख्या की जानी चाहिए। फिर, वेवफंक्शन ψ एक वेवफंक्शन बिल्कुल नहीं है, लेकिन एक क्षेत्र के रूप में पुनर्व्याख्या की गई है।विद्युत आवेश का घनत्व और धारा हमेशा एक निरंतरता समीकरण को संतुष्ट करती है:

${\frac {\partial \rho }{\partial t}}+\nabla \cdot \mathbf {J} =0\quad \rightleftharpoons \quad \partial _{\mu }J^{\mu }=0\,,$

चार्ज के रूप में एक संरक्षित मात्रा है। संभाव्यता घनत्व और धारा भी एक निरंतरता समीकरण को संतुष्ट करते हैं क्योंकि संभावना संरक्षित है, हालांकि यह केवल अंतःक्रियाओं के अभाव में ही संभव है।

प्रचक्रण और विद्युत चुम्बकीय रूप से परस्पर क्रिया करने वाले कण

RWE में बातचीत सम्मिलित करना सामान्य रूप से मुश्किल होता है। न्यूनतम युग्मन इलेक्ट्रोमैग्नेटिक इंटरैक्शन को सम्मिलित करने का एक सरल तरीका है। विद्युत आवेश के एक आवेशित कण के लिए q चुंबकीय वेक्टर क्षमता द्वारा दिए गए विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र में A(r, t) चुंबकीय क्षेत्र द्वारा परिभाषित B = ∇ × A, और इलेक्ट्रिक स्केलर क्षमता ϕ(r, t), यह है:

${\hat {E}}\rightarrow {\hat {E}}-q\phi \,,\quad {\hat {\mathbf {p} }}\rightarrow {\hat {\mathbf {p} }}-q\mathbf {A} \quad \rightleftharpoons \quad {\hat {P}}_{\mu }\rightarrow {\hat {P}}_{\mu }-qA_{\mu }$

कहाँ P_μ चार-मोमेंटम है जिसमें संबंधित 4-पल ऑपरेटर है, और A_μ चार संभावित। निम्नलिखित में, गैर-सापेक्षतावादी सीमा सीमित मामलों को संदर्भित करती है:

$E-e\phi \approx mc^{2}\,,\quad \mathbf {p} \approx m\mathbf {v} \,,$

अर्थात्, कण की कुल ऊर्जा छोटे विद्युत विभवों के लिए लगभग शेष ऊर्जा होती है, और संवेगउत्कृष्ट संवेग के लगभग होता है।

प्रचक्रण 0

सापेक्षवादी क्वांटम यांत्रिकी में, केजी समीकरण न्यूनतम युग्मन नुस्खे को स्वीकार करता है;

${({\hat {E}}-q\phi )}^{2}\psi =c^{2}{({\hat {\mathbf {p} }}-q\mathbf {A} )}^{2}\psi +(mc^{2})^{2}\psi \quad \rightleftharpoons \quad \left[{({\hat {P}}_{\mu }-qA_{\mu })}{({\hat {P}}^{\mu }-qA^{\mu })}-{(mc)}^{2}\right]\psi =0.$

ऐसे स्थिति में जहां चार्ज शून्य है, समीकरण मुक्त केजी समीकरण के लिए तुच्छ रूप से कम हो जाता है, इसलिए नॉनजीरो चार्ज नीचे माना जाता है। यह एक अदिश समीकरण है जो कि अलघुकरणीय एक-आयामी अदिश के अंतर्गत अपरिवर्तनीय है (0,0) लोरेंत्ज़ समूह का प्रतिनिधित्व। इसका अर्थ है कि इसके सभी समाधान प्रत्यक्ष योग से संबंधित होंगे (0,0) अभ्यावेदन। ऐसे समाधान जो इरेड्यूसिबल से संबंधित नहीं हैं (0,0) प्रतिनिधित्व में दो या दो से अधिक स्वतंत्र घटक होंगे। इस तरह के समाधान सामान्य रूप से अशून्य प्रचक्रण वाले कणों का वर्णन नहीं कर सकते हैं क्योंकि प्रचक्रण घटक स्वतंत्र नहीं हैं। उसके लिए अन्य प्रतिबंध लगाने होंगे, उदा। प्रचक्रण के लिए डायराक समीकरण1/2, नीचे देखें। इस प्रकार यदि कोई सिस्टम केवल केजी समीकरण को संतुष्ट करता है, तो इसे केवल शून्य प्रचक्रण वाले सिस्टम के रूप में व्याख्या किया जा सकता है।

विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र को मैक्सवेल के समीकरणों के अनुसारउत्कृष्ट रूप से व्यवहार किया जाता है और कण को ​​तरंग क्रिया द्वारा वर्णित किया जाता है, केजी समीकरण का समाधान। समीकरण, जैसा कि यह खड़ा है, हमेशा बहुत उपयोगी नहीं होता है, क्योंकि बड़े पैमाने पर स्पिनलेस कण, जैसे कि π-मेसन, विद्युत चुम्बकीय बातचीत के अतिरिक्त बहुत मजबूत मजबूत बातचीत का अनुभव करते हैं। हालांकि, यह अन्य अंतःक्रियाओं के अभाव में चार्ज किए गए स्पिनलेस बोसोन का सही वर्णन करता है।

केजी समीकरण बाहरी विद्युत चुम्बकीय क्षमता में स्पिनलेस चार्ज बोसॉन पर प्रयुक्त होता है।जैसे, समीकरण को परमाणुओं के विवरण पर प्रयुक्त नहीं किया जा सकता, क्योंकि इलेक्ट्रॉन एक चक्रण है1/2 कण। गैर-सापेक्षतावादी सीमा में एक विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र में स्पिनलेस आवेशित कण के लिए श्रोडिंगर समीकरण के लिए समीकरण कम हो जाता है:

$\left(i\hbar {\frac {\partial }{\partial t}}-q\phi \right)\psi ={\frac {1}{2m}}{({\hat {\mathbf {p} }}-q\mathbf {A} )}^{2}\psi \quad \Leftrightarrow \quad {\hat {H}}={\frac {1}{2m}}{({\hat {\mathbf {p} }}-q\mathbf {A} )}^{2}+q\phi .$

प्रचक्रण 1/2

Main article: spin-1/2

गैर-सापेक्ष रूप से, प्रचक्रण विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र में कणों के लिए 1927 में वोल्फगैंग पाउली द्वारा पाउली समीकरण में पेश किया गया घटनात्मक मॉडल था:

$\left(i\hbar {\frac {\partial }{\partial t}}-q\phi \right)\psi =\left[{\frac {1}{2m}}{({\boldsymbol {\sigma }}\cdot (\mathbf {p} -q\mathbf {A} ))}^{2}\right]\psi \quad \Leftrightarrow \quad {\hat {H}}={\frac {1}{2m}}{({\boldsymbol {\sigma }}\cdot (\mathbf {p} -q\mathbf {A} ))}^{2}+q\phi$

2 × 2 पॉल मैट्रिसेस के माध्यम से, और ψ गैर-सापेक्षतावादी श्रोडिंगर समीकरण के रूप में केवल एक अदिश तरंग नहीं है, बल्कि एक दो-घटक स्पिनर क्षेत्र है:

$\psi ={\begin{pmatrix}\psi _{\uparrow }\\\psi _{\downarrow }\end{pmatrix}}$

जहां सबस्क्रिप्ट ↑ और ↓ प्रचक्रण अप को संदर्भित करते हैं (σ = +1/2) और प्रचक्रण डाउन (σ = −1/2) बताता है। सापेक्षवादी क्वांटम यांत्रिकी में, डायराक समीकरण न्यूनतम युग्मन भी सम्मिलित कर सकता है, ऊपर से फिर से लिखा गया;

$\left(i\hbar {\frac {\partial }{\partial t}}-q\phi \right)\psi =\gamma ^{0}\left[c{\boldsymbol {\gamma }}\cdot {({\hat {\mathbf {p} }}-q\mathbf {A} )}-mc^{2}\right]\psi \quad \rightleftharpoons \quad \left[\gamma ^{\mu }({\hat {P}}_{\mu }-qA_{\mu })-mc^{2}\right]\psi =0$

और प्रचक्रण का सटीक अनुमान लगाने वाला पहला समीकरण था, जो 4 × 4 गामा आव्यूहों का परिणाम था γ⁰ = β, γ = (γ₁, γ₂, γ₃) = βα = (βα₁, βα₂, βα₃). एक 4 × 4 पहचान मैट्रिक्स है जो ऊर्जा ऑपरेटर (संभावित ऊर्जा शब्द सहित) को पूर्व-गुणा करता है, पारंपरिक रूप से सादगी और स्पष्टता के लिए नहीं लिखा गया है (अर्थात संख्या 1 की तरह व्यवहार किया जाता है)। यहाँ ψ एक चार-घटक स्पिनर क्षेत्र है, जो परंपरागत रूप से दो दो-घटक स्पिनरों में विभाजित होता है:

$\psi ={\begin{pmatrix}\psi _{+}\\\psi _{-}\end{pmatrix}}={\begin{pmatrix}\psi _{+\uparrow }\\\psi _{+\downarrow }\\\psi _{-\uparrow }\\\psi _{-\downarrow }\end{pmatrix}}$

2-स्पिनर ψ₊ 4-गति वाले कण से मेल खाती है (E, p) और चार्ज करें q और दो प्रचक्रण स्टेट्स (σ = ±1/2, पहले जैसा)। अन्य 2-स्पिनर ψ₋ समान द्रव्यमान और प्रचक्रण अवस्था वाले समान कण से मेल खाता है, लेकिन ऋणात्मक 4-गति −(E, p) और ऋणात्मक आवेश −q, यानी, नकारात्मक ऊर्जा अवस्थाएं, T-समरूपता|समय-उलट संवेग, और C-समरूपता। यह एक कण और तदनुरूपी प्रतिकण की पहली व्याख्या और भविष्यवाणी थी। इन स्पिनरों के अधिक विवरण के लिए डिराक स्पिनर और bispinor देखें। गैर-सापेक्षतावादी सीमा में डायराक समीकरण पाउली समीकरण में कम हो जाता है (देखें डायराक समीकरण # कैसे के लिए पाउली सिद्धांत के साथ तुलना करें)। जब एक-इलेक्ट्रॉन परमाणु या आयन लगाया जाता है, तो सेटिंग A = 0 और ϕ उपयुक्त इलेक्ट्रोस्टैटिक क्षमता के लिए, अतिरिक्त सापेक्षतावादी शब्दों में प्रचक्रण-ऑर्बिट इंटरेक्शन, इलेक्ट्रॉन जाइरोमैग्नेटिक अनुपात और डार्विन शब्द सम्मिलित हैं। साधारण क्यूएम में इन शब्दों को हाथ से लगाना पड़ता है और गड़बड़ी सिद्धांत का उपयोग करके इलाज किया जाता है। सकारात्मक ऊर्जा ठीक संरचना के लिए सटीक रूप से गणना करती है।

RQM के भीतर, द्रव्यमान रहित कणों के लिए Dirac समीकरण कम हो जाता है:

$\left({\frac {\hat {E}}{c}}+{\boldsymbol {\sigma }}\cdot {\hat {\mathbf {p} }}\right)\psi _{+}=0\,,\quad \left({\frac {\hat {E}}{c}}-{\boldsymbol {\sigma }}\cdot {\hat {\mathbf {p} }}\right)\psi _{-}=0\quad \rightleftharpoons \quad \sigma ^{\mu }{\hat {P}}_{\mu }\psi _{+}=0\,,\quad \sigma _{\mu }{\hat {P}}^{\mu }\psi _{-}=0\,,$

इनमें से पहला वेइल समीकरण है, जो द्रव्यमान रहित न्युट्रीनो के लिए काफी सरलीकरण है। इस बार एक 2 × 2 पहचान मैट्रिक्स है जो पारंपरिक रूप से नहीं लिखे गए ऊर्जा ऑपरेटर को पूर्व-गुणा करता है। सापेक्षवादी क्वांटम यांत्रिकी में इसे ज़ीरोथ पाउली मैट्रिक्स के रूप में लेना उपयोगी है σ₀ जो ऊर्जा संचालिका (समय व्युत्पन्न) के साथ जोड़े जाते हैं, ठीक वैसे ही जैसे अन्य तीन आव्यूह संवेग संचालक (स्थानिक व्युत्पन्न) से जोड़े जाते हैं।

पाउली और गामा मैट्रिसेस को यहां शुद्ध गणित के अतिरिक्त सैद्धांतिक भौतिकी में पेश किया गया था। उनके पास चतुष्कोणों और SO(2) और SO(3) झूठ समूहों के लिए अनुप्रयोग हैं, क्योंकि वे महत्वपूर्ण कम्यूटेटर [ , ] और कम्यूटेटर#एंटीकम्यूटेटर [ , ] को संतुष्ट करते हैं।₊ संबंध क्रमशः:

$\left[\sigma _{a},\sigma _{b}\right]=2i\varepsilon _{abc}\sigma _{c}\,,\quad \left[\sigma _{a},\sigma _{b}\right]_{+}=2\delta _{ab}\sigma _{0}$

कहाँ ε_abc त्रि-आयामी लेवी-सिविता प्रतीक है। क्लिफोर्ड बीजगणित में गामा मैट्रिसेस आधार (रैखिक बीजगणित) बनाते हैं, और फ्लैट स्पेसटाइम मिन्कोव्स्की मीट्रिक के घटकों से संबंध रखते हैं η^αβ प्रतिसंक्रमण संबंध में:

$\left[\gamma ^{\alpha },\gamma ^{\beta }\right]_{+}=\gamma ^{\alpha }\gamma ^{\beta }+\gamma ^{\beta }\gamma ^{\alpha }=2\eta ^{\alpha \beta }\,,$

(कार्टन औपचारिकता (भौतिकी) को पेश करके इसे घुमावदार स्पेसटाइम तक बढ़ाया जा सकता है, लेकिन यह विशेष सापेक्षता का विषय नहीं है)।

1929 में, ब्रेट समीकरण को दो या दो से अधिक विद्युत चुम्बकीय रूप से बड़े पैमाने पर प्रचक्रण का वर्णन करने के लिए पाया गया था1/2 प्रथम-क्रम सापेक्षवादी सुधारों के लिए फ़र्मियन; इस तरह के एक सापेक्षवादी क्वांटम कई-कण प्रणाली का वर्णन करने वाले पहले प्रयासों में से एक। हालांकि, यह अभी भी केवल एक अनुमान है, और हैमिल्टनियन में कई लंबी और जटिल रकम सम्मिलित हैं।

हेलिसिटी और चिरायता

Main articles: Helicity (particle physics) and Chirality (physics)

See also: spin polarization

हेलिसिटी (कण भौतिकी) द्वारा परिभाषित किया गया है;

${\hat {h}}={\hat {\mathbf {S} }}\cdot {\frac {\hat {\mathbf {p} }}{|\mathbf {p} |}}={\hat {\mathbf {S} }}\cdot {\frac {c{\hat {\mathbf {p} }}}{\sqrt {E^{2}-(m_{0}c^{2})^{2}}}}$

जहाँ p संवेग संचालक है, S चक्रण के एक कण के लिए प्रचक्रण संकारक s, E कण की कुल ऊर्जा है, और m₀ इसका विश्राम द्रव्यमान। हेलिसिटी प्रचक्रण और ट्रांसलेशनल मोमेंटम वैक्टर के झुकाव को इंगित करता है। परिभाषा में 3-मोमेंटम के कारण हेलिसिटी फ्रेम-निर्भर है, और प्रचक्रण परिमाणीकरण के कारण इसकी मात्रा निर्धारित की जाती है, जिसमें समानांतर संरेखण के लिए असतत सकारात्मक मान और एंटीपैरल समानांतर संरेखण के लिए नकारात्मक मान होते हैं।

डायराक समीकरण (और वेइल समीकरण) में एक स्वचालित घटना प्रचक्रण का प्रक्षेपण है1/2 3-मोमेंटम पर ऑपरेटर (गुना c), σ · c p, जो हेलिकॉप्टर है (प्रचक्रण के लिए1/2 मामला) बार ${\sqrt {E^{2}-(m_{0}c^{2})^{2}}}$.

द्रव्यमान रहित कणों के लिए हेलीकॉप्टर सरल हो जाता है:

${\hat {h}}={\hat {\mathbf {S} }}\cdot {\frac {c{\hat {\mathbf {p} }}}{E}}$

उच्च प्रचक्रण

डायराक समीकरण केवल प्रचक्रण के कणों का वर्णन कर सकता है1/2. डायराक समीकरण से परे, RWEs को विभिन्न चक्रणों के मुक्त कणों पर प्रयुक्त किया गया है। 1936 में, डिराक ने अपने समीकरण को सभी फर्मों तक बढ़ाया, तीन साल बाद मार्कस फ़िएर्ज़ और पाउली ने उसी समीकरण को फिर से प्राप्त किया। 1948 में लोरेंत्ज़ समूह सिद्धांत का उपयोग करते हुए बर्गमैन-विग्नर समीकरण पाए गए, जो किसी भी प्रचक्रण के साथ सभी मुक्त कणों के लिए प्रयुक्त होते हैं। उपरोक्त केजी समीकरण के गुणनखंड को ध्यान में रखते हुए, और लोरेंत्ज़ समूह सिद्धांत द्वारा अधिक सख्ती से, यह मैट्रिसेस के रूप में प्रचक्रण को पेश करने के लिए स्पष्ट हो जाता है।

वेवफंक्शन मल्टीकंपोनेंट स्पिनर फील्ड हैं, जिन्हें स्पेस और टाइम के फंक्शन (गणित) के कॉलम वैक्टर के रूप में दर्शाया जा सकता है:

$\psi (\mathbf {r} ,t)={\begin{bmatrix}\psi _{\sigma =s}(\mathbf {r} ,t)\\\psi _{\sigma =s-1}(\mathbf {r} ,t)\\\vdots \\\psi _{\sigma =-s+1}(\mathbf {r} ,t)\\\psi _{\sigma =-s}(\mathbf {r} ,t)\end{bmatrix}}\quad \rightleftharpoons \quad {\psi (\mathbf {r} ,t)}^{\dagger }={\begin{bmatrix}{\psi _{\sigma =s}(\mathbf {r} ,t)}^{\star }&{\psi _{\sigma =s-1}(\mathbf {r} ,t)}^{\star }&\cdots &{\psi _{\sigma =-s+1}(\mathbf {r} ,t)}^{\star }&{\psi _{\sigma =-s}(\mathbf {r} ,t)}^{\star }\end{bmatrix}}$

जहां दाहिनी ओर अभिव्यक्ति हर्मिटियन संयुग्म है। प्रचक्रण के एक विशाल कण के लिए s, वहाँ हैं 2s + 1 कण के लिए घटक, और दूसरा 2s + 1 इसी एंटीपार्टिकल के लिए (वहाँ हैं 2s + 1 संभव σ प्रत्येक स्थिति में मान), कुल मिलाकर a 2(2s + 1)-कंपोनेंट स्पिनर फील्ड:

$\psi (\mathbf {r} ,t)={\begin{bmatrix}\psi _{+,\,\sigma =s}(\mathbf {r} ,t)\\\psi _{+,\,\sigma =s-1}(\mathbf {r} ,t)\\\vdots \\\psi _{+,\,\sigma =-s+1}(\mathbf {r} ,t)\\\psi _{+,\,\sigma =-s}(\mathbf {r} ,t)\\\psi _{-,\,\sigma =s}(\mathbf {r} ,t)\\\psi _{-,\,\sigma =s-1}(\mathbf {r} ,t)\\\vdots \\\psi _{-,\,\sigma =-s+1}(\mathbf {r} ,t)\\\psi _{-,\,\sigma =-s}(\mathbf {r} ,t)\end{bmatrix}}\quad \rightleftharpoons \quad {\psi (\mathbf {r} ,t)}^{\dagger }{\begin{bmatrix}{\psi _{+,\,\sigma =s}(\mathbf {r} ,t)}^{\star }&{\psi _{+,\,\sigma =s-1}(\mathbf {r} ,t)}^{\star }&\cdots &{\psi _{-,\,\sigma =-s}(\mathbf {r} ,t)}^{\star }\end{bmatrix}}$

कण को ​​इंगित करने वाले + सबस्क्रिप्ट के साथ और एंटीपार्टिकल के लिए - सबस्क्रिप्ट। हालांकि, प्रचक्रण के द्रव्यमानहीन कणों के लिए, हमेशा दो-घटक स्पिनर क्षेत्र होते हैं; एक +s के संगत एक हेलिकॉप्टर अवस्था में कण के लिए है और दूसरा -s के अनुरूप विपरीत हेलिकॉप्टर अवस्था में एंटीपार्टिकल के लिए है:

$\psi (\mathbf {r} ,t)={\begin{pmatrix}\psi _{+}(\mathbf {r} ,t)\\\psi _{-}(\mathbf {r} ,t)\end{pmatrix}}$

आपेक्षिक ऊर्जा-संवेग संबंध के अनुसार, सभी द्रव्यमान रहित कण प्रकाश की गति से यात्रा करते हैं, इसलिए प्रकाश की गति से यात्रा करने वाले कणों को भी दो-घटक स्पिनरों द्वारा वर्णित किया जाता है। ऐतिहासिक रूप से, एली कार्टन ने 1913 में स्पिनरों का सबसे सामान्य रूप पाया, इससे पहले कि 1927 के बाद आरडब्ल्यूई में स्पिनरों का खुलासा हुआ।

उच्च-प्रचक्रण कणों का वर्णन करने वाले समीकरणों के लिए, अन्योन्यक्रियाओं का समावेश सरल न्यूनतम युग्मन के रूप में कहीं नहीं है, वे गलत भविष्यवाणियों और आत्म-असंगतताओं को जन्म देते हैं। से अधिक प्रचक्रण के लिए ħ/2, RWE कण के द्रव्यमान, चक्रण और विद्युत आवेश द्वारा निर्धारित नहीं होता है; प्रचक्रण क्वांटम संख्या द्वारा अनुमत विद्युत चुम्बकीय क्षण (विद्युत द्विध्रुवीय क्षण और चुंबकीय द्विध्रुवीय क्षण) मनमाना होते हैं। (सैद्धांतिक रूप से, चुंबकीय आवेश भी योगदान देगा)। उदाहरण के लिए, प्रचक्रण1/2 मामला केवल एक चुंबकीय द्विध्रुव की स्वीकृतिदेता है, लेकिन प्रचक्रण के लिए 1 कण चुंबकीय चतुर्ध्रुव और विद्युत द्विध्रुव भी संभव हैं।इस विषय पर अधिक जानकारी के लिए, मल्टीपोल विस्तार और (उदाहरण के लिए) सेड्रिक लॉर्से (2009) देखें।

वेलोसिटी ऑपरेटर

श्रोडिंगर/पाउली वेलोसिटी ऑपरेटर कोउत्कृष्ट परिभाषा का उपयोग करते हुए एक विशाल कण के लिए परिभाषित किया जा सकता है p = m v, और क्वांटम ऑपरेटरों को सामान्य तरीके से प्रतिस्थापित करना:

${\hat {\mathbf {v} }}={\frac {1}{m}}{\hat {\mathbf {p} }}$

जिसमें ऐसे eigenvalues ​​​​हैं जो कोई भी मान लेते हैं। सापेक्षवादी क्वांटम यांत्रिकी में, डायराक सिद्धांत, यह है:

${\hat {\mathbf {v} }}={\frac {i}{\hbar }}\left[{\hat {H}},{\hat {\mathbf {r} }}\right]$

जिसका ±c के बीच eigenvalues ​​​​होना चाहिए। अधिक सैद्धांतिक पृष्ठभूमि के लिए फ़ोल्डी-वौथुसेन परिवर्तन देखें।

आपेक्षिक क्वांटम Lagrangians

श्रोडिंगर तस्वीर में हैमिल्टनियन ऑपरेटर के लिए अंतर समीकरण बनाने के लिए एक दृष्टिकोण है ψ. एक समतुल्य विकल्प एक Lagrangian (क्षेत्र थ्योरी) (वास्तव में लैग्रेंजियन घनत्व का अर्थ है) निर्धारित करना है, फिर क्लासिकल क्षेत्र थ्योरी#Relativistic क्षेत्र थ्योरी द्वारा डिफरेंशियल इक्वेशन जनरेट करें|क्षेत्र-सैद्धांतिक यूलर-लैग्रेंज समीकरण:

$\partial _{\mu }\left({\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial (\partial _{\mu }\psi )}}\right)-{\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial \psi }}=0\,$

कुछ आरडब्लूई के लिए, निरीक्षण के द्वारा लैग्रेंजियन पाया जा सकता है। उदाहरण के लिए, डिराक Lagrangian है:

${\mathcal {L}}={\overline {\psi }}(\gamma ^{\mu }P_{\mu }-mc)\psi$

और क्लेन-गॉर्डन लैग्रैंगियन है:

${\mathcal {L}}=-{\frac {\hbar ^{2}}{m}}\eta ^{\mu \nu }\partial _{\mu }\psi ^{*}\partial _{\nu }\psi -mc^{2}\psi ^{*}\psi \,.$

यह सभी RWE के लिए संभव नहीं है; और एक कारण यह है कि लोरेंत्ज़ समूह सैद्धांतिक दृष्टिकोण महत्वपूर्ण और आकर्षक है: अंतरिक्ष और समय में मौलिक अपरिवर्तनीयता और समरूपता का उपयोग उपयुक्त समूह प्रतिनिधित्वों का उपयोग करके आरडब्ल्यूई प्राप्त करने के लिए किया जा सकता है। की क्षेत्र व्याख्या के साथ Lagrangian दृष्टिकोण ψ RQM के अतिरिक्त QFT का विषय है: फेनमैन का पथ अभिन्न सूत्रीकरण हेमिल्टनियन ऑपरेटरों के अतिरिक्त अपरिवर्तनीय लैग्रैन्जियन का उपयोग करता है, क्योंकि उत्तरार्द्ध बेहद जटिल हो सकता है, देखें (उदाहरण के लिए) वेनबर्ग (1995)।

आपेक्षिकीय क्वांटम कोणीय संवेग

गैर-सापेक्षतावादी क्यूएम में, कोणीय संवेग संचालिका क्लासिकल pseudovector परिभाषा से बनता है L = r × p. सापेक्षवादी क्वांटम यांत्रिकी में, स्थिति और संवेग संचालकों को सीधे सम्मिलित किया जाता है, जहां वे कक्षीय सापेक्षिक कोणीय संवेग टेन्सर में चार-आयामी स्थिति और कण की गति से परिभाषित होते हैं, बाहरी बीजगणित औपचारिकता में समान रूप से एक द्विभाजक:

$M^{\alpha \beta }=X^{\alpha }P^{\beta }-X^{\beta }P^{\alpha }=2X^{[\alpha }P^{\beta ]}\quad \rightleftharpoons \quad \mathbf {M} =\mathbf {X} \wedge \mathbf {P} \,,$

जो कुल मिलाकर छह घटक हैं: तीन गैर-सापेक्षवादी 3-कक्षीय कोणीय संवेग हैं; M¹² = L³, M²³ = L¹, M³¹ = L², और अन्य तीन M⁰¹, M⁰², M⁰³ घूर्णन वस्तु के द्रव्यमान के केंद्र के बूस्ट हैं। प्रचक्रण वाले कणों के लिए एक अतिरिक्त सापेक्ष-क्वांटम शब्द जोड़ा जाना है। विराम द्रव्यमान के एक कण के लिए m, कुल कोणीय संवेग टेन्सर है:

$J^{\alpha \beta }=2X^{[\alpha }P^{\beta ]}+{\frac {1}{m^{2}}}\varepsilon ^{\alpha \beta \gamma \delta }W_{\gamma }p_{\delta }\quad \rightleftharpoons \quad \mathbf {J} =\mathbf {X} \wedge \mathbf {P} +{\frac {1}{m^{2}}}\star (\mathbf {W} \wedge \mathbf {P} )$

जहां स्टार हॉज दोहरी को दर्शाता है, और

$W_{\alpha }={\frac {1}{2}}\varepsilon _{\alpha \beta \gamma \delta }M^{\beta \gamma }p^{\delta }\quad \rightleftharpoons \quad \mathbf {W} =\star (\mathbf {M} \wedge \mathbf {P} )$

पाउली-लुबांस्की स्यूडोवेक्टर है। आपेक्षिक प्रचक्रण पर अधिक जानकारी के लिए, देखें (उदाहरण के लिए) ट्रोशिन एंड ट्यूरिन (1994)।

थॉमस प्रीसेशन और प्रचक्रण-ऑर्बिट इंटरैक्शन

1926 में, थॉमस प्रीसेशन की खोज की गई: परमाणुओं के प्रचक्रण-ऑर्बिट इंटरेक्शन और मैक्रोस्कोपिक ऑब्जेक्ट्स के रोटेशन में आवेदन के साथ प्राथमिक कणों के प्रचक्रण के सापेक्ष सुधार। 1939 में विग्नर ने थॉमस प्रीसेशन को व्युत्पन्न किया।

शास्त्रीय विद्युत चुंबकत्व और विशेष सापेक्षता में # ई और बी क्षेत्र, एक इलेक्ट्रॉन एक वेग के साथ आगे बढ़ रहा है v एक विद्युत क्षेत्र के माध्यम से E लेकिन चुंबकीय क्षेत्र नहीं B, संदर्भ के अपने स्वयं के फ्रेम में एक लोरेंत्ज़ परिवर्तन का अनुभव करेगा। लोरेंत्ज़-रूपांतरित चुंबकीय क्षेत्र B′:

$\mathbf {B} '={\frac {\mathbf {E} \times \mathbf {v} }{c^{2}{\sqrt {1-\left(v/c\right)^{2}}}}}\,.$

गैर-सापेक्षतावादी सीमा में v << c:

$\mathbf {B} '={\frac {\mathbf {E} \times \mathbf {v} }{c^{2}}}\,,$

इसलिए गैर-सापेक्षतावादी प्रचक्रण इंटरैक्शन हैमिल्टनियन बन जाता है:

${\hat {H}}=-\mathbf {B} '\cdot {\hat {\boldsymbol {\mu }}}_{S}=-\left(\mathbf {B} +{\frac {\mathbf {E} \times \mathbf {v} }{c^{2}}}\right)\cdot {\hat {\boldsymbol {\mu }}}_{S}\,,$

जहां पहला शब्द पहले से ही गैर-सापेक्षतावादी चुंबकीय क्षण बातचीत है, और दूसरा शब्द आदेश का सापेक्ष सुधार है (v/c)², लेकिन यह प्रायोगिक परमाणु स्पेक्ट्रा से एक कारक से असहमत है 1⁄2. एल. थॉमस द्वारा यह इंगित किया गया था कि एक दूसरा सापेक्ष प्रभाव है: इलेक्ट्रॉन वेग के लंबवत एक विद्युत क्षेत्र घटक इसके तात्कालिक वेग के लंबवत इलेक्ट्रॉन के अतिरिक्त त्वरण का कारण बनता है, इसलिए इलेक्ट्रॉन घुमावदार पथ में चलता है। इलेक्ट्रॉन संदर्भ के एक घूर्णन फ्रेम में चलता है, और इलेक्ट्रॉन के इस अतिरिक्त पुरस्सरण को थॉमस पुरस्सरण कहा जाता है। इसे दिखाया जा सकता है कि इस प्रभाव का शुद्ध परिणाम यह है कि प्रचक्रण-ऑर्बिट इंटरैक्शन आधे से कम हो जाता है, जैसे कि इलेक्ट्रॉन द्वारा अनुभव किए गए चुंबकीय क्षेत्र का मान केवल आधा है, और हैमिल्टनियन में सापेक्ष सुधार है:

${\hat {H}}=-\mathbf {B} '\cdot {\hat {\boldsymbol {\mu }}}_{S}=-\left(\mathbf {B} +{\frac {\mathbf {E} \times \mathbf {v} }{2c^{2}}}\right)\cdot {\hat {\boldsymbol {\mu }}}_{S}\,.$

सापेक्षवादी क्वांटम यांत्रिकी के स्थिति में, का कारक 1⁄2 की भविष्यवाणी डायराक समीकरण द्वारा की जाती है।

इतिहास

जिन घटनाओं ने सापेक्षवादी क्वांटम यांत्रिकी को जन्म दिया और स्थापित किया, और क्वांटम इलेक्ट्रोडायनामिक्स (क्यूईडी) से परे निरंतरता को नीचे संक्षेप में प्रस्तुत किया गया है [देखें, उदाहरण के लिए, आर. रेसनिक और आर. आइज़बर्ग (1985), और पीटर एटकिंस|पी.डब्ल्यू एटकिंस (1974)]। 1890 के दशक से लेकर 1950 के दशक तक नए और रहस्यमय क्वांटम सिद्धांत में प्रायोगिक और सैद्धांतिक अनुसंधान की आधी सदी से भी अधिक समय तक यह पता चला कि कई घटनाओं को अकेले क्यूएम द्वारा नहीं समझाया जा सकता है। एसआर, 20वीं शताब्दी के अंत में पाया गया, एक आवश्यक घटक पाया गया, जो एकीकरण के लिए अग्रणी था: सापेक्षवादी क्वांटम यांत्रिकी। सैद्धांतिक भविष्यवाणियां और प्रयोग मुख्य रूप से नए पाए गए परमाणु भौतिकी, परमाणु भौतिकी और कण भौतिकी पर केंद्रित हैं; स्पेक्ट्रोस्कोपी, कणों के विवर्तन और प्रकीर्णन, और परमाणुओं और अणुओं के भीतर इलेक्ट्रॉनों और नाभिकों पर विचार करके। प्रचक्रण के प्रभावों के लिए कई परिणाम जिम्मेदार हैं।

क्वांटम परिघटना में कणों का सापेक्षिक विवरण

1905 में अल्बर्ट आइंस्टीन ने प्रकाश विद्युत प्रभाव की व्याख्या की; फोटोन के रूप में प्रकाश का एक कण विवरण। 1916 में, अर्नोल्ड सोमरफेल्ड ने सूक्ष्म संरचना की व्याख्या की; पहले क्रम के सापेक्षवादी सुधारों के कारण परमाणुओं की वर्णक्रमीय रेखाओं का विभाजन। 1923 के कॉम्पटन प्रभाव ने अधिक साक्ष्य प्रदान किया कि विशेष सापेक्षता प्रयुक्त होती है; इस स्थिति में फोटॉन-इलेक्ट्रॉन बिखरने के कण विवरण के लिए। लुई डी ब्रोगली तरंग-कण द्वैत को पदार्थ तक फैलाते हैं: डी ब्रोगली संबंध, जो विशेष सापेक्षता और क्वांटम यांत्रिकी के अनुरूप हैं। 1927 तक, क्लिंटन डेविसन और लेस्टर जर्मर और अलग से जॉर्ज पगेट थॉमसन | जी। थॉमसन ने तरंग-कण द्वैत के प्रायोगिक साक्ष्य प्रदान करते हुए सफलतापूर्वक इलेक्ट्रॉनों को अलग किया।

प्रयोग

• 1897 जे. जे. थॉमसन ने इलेक्ट्रॉन की खोज की और इसके भार-से-आवेश अनुपात को मापा। Zeeman प्रभाव की खोज: स्थिर चुंबकीय क्षेत्र की उपस्थिति में एक वर्णक्रमीय रेखा को कई घटकों में विभाजित करना।
• 1908 रॉबर्ट एंड्रयूज मिलिकन ने तेल बूंद प्रयोग में इलेक्ट्रॉन पर आवेश को मापा और इसके परिमाणीकरण के प्रायोगिक साक्ष्य प्राप्त किए।
• 1911 अर्नेस्ट रदरफोर्ड के नेतृत्व में गीजर-मार्सडेन प्रयोग में अल्फा कण बिखरने से पता चला कि परमाणुओं में एक आंतरिक संरचना होती है: परमाणु नाभिक।
• 1913 स्टार्क प्रभाव की खोज की गई: एक स्थिर विद्युत क्षेत्र के कारण वर्णक्रमीय रेखाओं का विभाजन (ज़ीमन प्रभाव के साथ तुलना)।
• 1922 स्टर्न-गेरलाच प्रयोग: प्रचक्रण और इसके परिमाणीकरण के प्रायोगिक साक्ष्य।
• 1924 एडमंड क्लिफ्टन स्टोनर ने चुंबकीय क्षेत्रों में ऊर्जा स्तरों के विभाजन का अध्ययन किया।
• 1932 जेम्स चाडविक द्वारा न्यूट्रॉन की प्रायोगिक खोज, और कार्ल डेविड एंडरसन द्वारा पोजीट्रान, पॉज़िट्रॉन की सैद्धांतिक भविष्यवाणी की पुष्टि करते हैं।
• 1958 मोसबाउर प्रभाव की खोज: एक ठोस में बंधे परमाणु नाभिक द्वारा गामा विकिरण का गुंजयमान और हटना-मुक्त उत्सर्जन और अवशोषण, गुरुत्वाकर्षण रेडशिफ्ट और समय फैलाव के सटीक माप के लिए उपयोगी, और हाइपरफाइन इंटरेक्शन में परमाणु विद्युत चुम्बकीय क्षणों के विश्लेषण में।

क्वांटम गैर-स्थानीयता और सापेक्षतावादी इलाके

1935 में आइंस्टीन, नाथन रोसेन, बोरिस पोडॉल्स्की ने एक पेपर प्रकाशित किया कणों के क्वांटम उलझन से संबंधित, क्वांटम गैर-स्थानीयता पर सवाल उठाना और एसआर में कार्य-कारण का स्पष्ट उल्लंघन: कण मनमानी दूरी पर तत्काल बातचीत करने के लिए प्रकट हो सकते हैं। यह एक ग़लतफ़हमी थी क्योंकि सूचना उलझी हुई अवस्थाओं में न तो स्थानांतरित होती है और न ही स्थानांतरित की जा सकती है; बल्कि सूचना संचरण दो पर्यवेक्षकों द्वारा माप की प्रक्रिया में है (एक पर्यवेक्षक को दूसरे को एक संकेत भेजना होता है, जो कि c से अधिक नहीं हो सकता है)। क्यूएम एसआर का उल्लंघन नहीं करता है। 1959 में, डेविड बोहम और याकिर अहरोनोव ने एक पेपर प्रकाशित किया अहरोनोव-बोहम प्रभाव पर, क्यूएम में विद्युत चुम्बकीय क्षमता की स्थिति पर सवाल उठाते हुए। विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र टेंसर और विद्युत चुम्बकीय चार-क्षमता | EM 4-पोटेंशियल फॉर्मूलेशन दोनों SR में प्रयुक्त होते हैं, लेकिन QM में पोटेंशिअल हैमिल्टनियन (ऊपर देखें) में प्रवेश करते हैं और चार्ज किए गए कणों की गति को उन क्षेत्रों में भी प्रभावित करते हैं जहां क्षेत्र शून्य हैं। 1964 में, बेल की प्रमेय EPR विरोधाभास पर एक पेपर में प्रकाशित हुई थी, दिखा रहा है कि क्यूएम को स्थानीय छिपे-चर सिद्धांत से प्राप्त नहीं किया जा सकता है। स्थानीय छिपे-चर सिद्धांत यदि स्थानीयता को बनाए रखा जाना है।

लैम्ब शिफ्ट

Main article: Lamb shift

1947 में, लैम्ब शिफ्ट की खोज की गई थी: में एक छोटा सा अंतर ²एस_1⁄2 और ^{2</सुप>पी_1⁄2 हाइड्रोजन के स्तर, इलेक्ट्रॉन और निर्वात के बीच बातचीत के कारण। विलिस लैम्ब और रॉबर्ट रदरफोर्ड प्रयोगात्मक रूप से उत्तेजित रेडियो-आवृत्ति संक्रमणों को मापते हैं 2एस_1⁄2 और 2</सुप>पी_1⁄2 माइक्रोवेव विकिरण द्वारा हाइड्रोजन का स्तर। लैंब शिफ्ट की व्याख्या हंस बेथे द्वारा प्रस्तुत की गई है। 1950 के दशक की शुरुआत में प्रभाव पर पत्र प्रकाशित किए गए थे।}

क्वांटम इलेक्ट्रोडायनामिक्स का विकास

• 1943 हार्ट-इचिरो टोमोनागा ने क्यूईडी में प्रभावशाली, पुनर्सामान्यीकरण पर काम शुरू किया।
• 1947 जूलियन श्विंगर ने इलेक्ट्रॉन के विषम चुंबकीय द्विध्रुव आघूर्ण#विषम चुंबकीय आघूर्ण की गणना की। पॉलीकार्प कुश विषम चुंबकीय इलेक्ट्रॉन क्षण का मापन करता है, जो क्यूईडी की महान भविष्यवाणियों में से एक की पुष्टि करता है।

यह भी देखें

परमाणु भौतिकी और रसायन विज्ञान

• सापेक्षवादी क्वांटम रसायन
• ब्रेट समीकरण
• इलेक्ट्रॉन स्पिन अनुनाद
• ललित-संरचना स्थिर

गणितीय भौतिकी

• क्वांटम स्पेसटाइम
• स्पिन कनेक्शन
• स्पिनर बंडल
• भौतिक स्थान के बीजगणित में डायराक समीकरण
• कासिमिर अपरिवर्तनीय
• कासिमिर संचालक
• विग्नर डी-मैट्रिक्स

कण भौतिकी और क्वांटम क्षेत्र सिद्धांत

• हिलाने की क्रिया
• दो-निकाय डायराक समीकरण
• सापेक्षवादी भारी आयन कोलाइडर
• समरूपता (भौतिकी)
• समता (भौतिकी)
• सीपीटी व्युत्क्रमण
• चिरलिटी (भौतिकी)#चिरायता और हेलीकॉप्टर | चिरायता (भौतिकी)
• मानक मॉडल
• गेज सिद्धांत
• टैचियन
• लोरेंत्ज़ उल्लंघन के लिए आधुनिक खोज

संदर्भ

चयनित पुस्तकें

• Dirac, P.A.M. (1981). क्वांटम यांत्रिकी के सिद्धांत (4th ed.). Clarendon Press. ISBN 978-0-19-852011-5.
• Dirac, P.A.M. (1964). क्वांटम यांत्रिकी पर व्याख्यान. Courier Dover Publications. ISBN 978-0-486-41713-4.
• Thaller, B. (2010). डायराक समीकरण. Springer. ISBN 978-3-642-08134-7.
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अग्रिम पठन

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• Griffiths, D. (2008). प्राथमिक कणों का परिचय. John Wiley & Sons. ISBN 978-3-527-61847-7.
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बाहरी संबंध

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