Рівняння Дірака — Вікіпедія

Рівняння Дірака
Названо на честь	Поль Дірак
Похідна робота	Dirac equation in curved spacetimed
Першовідкривач або винахідник	Поль Дірак
Формула	${\displaystyle i\hbar {\frac {\partial \Psi }{\partial t}}=(c{\hat {\boldsymbol {\alpha }}}\cdot {\hat {\boldsymbol {p}}}+mc^{2}{\hat {\beta }})\Psi }$
Підтримується Вікіпроєктом	Вікіпедія:Проєкт:Математика

Рівня́ння Дірака — релятивістсько-інваріантне рівняння руху для біспінорного класичного поля електрона, застосовне також для опису інших точкових ферміонів зі спіном 1/2. Його вперше записав Поль Дірак у 1928.

Рівняння Дірака призвело до пояснення напівцілого спіну електрона та до відкриття античастинок, якими для електрона є позитрони. Частинку зі спіном 1/2 описує нерелятивістське рівняння Паулі, до якого зводиться рівняння Дірака при малих енергіях.

Рівняння Дірака записується в вигляді

${\displaystyle \left(mc^{2}\alpha _{0}+c\sum _{j=1}^{3}\alpha _{j}{\hat {p}}_{j}\right)\psi (\mathbf {x} ,t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}(\mathbf {x} ,t)}$

де ${\displaystyle m\ }$ — маса електрона (або іншого ферміона, що описується рівнянням), ${\displaystyle c\ }$ — швидкість світла, ${\displaystyle {\hat {p}}_{j}=-i\hbar \partial _{j}=-{\bar {\frac {\partial }{\partial x_{j}}}}}$ — три оператори компонент імпульсу (x, y, z), ${\displaystyle \hbar ={h \over 2\pi }}$, ${\displaystyle h}$ — стала Планка, x=(x, y, z) і t просторові координати і час, відповідно, та ${\displaystyle \psi (\mathbf {x} ,t)}$ — чотирикомпонентна комплексна хвильова функція (біспінор).

${\displaystyle \psi (\mathbf {x} ,t)=\left({\begin{matrix}\psi _{1}(\mathbf {x} ,t)\\\psi _{2}(\mathbf {x} ,t)\\\psi _{3}(\mathbf {x} ,t)\\\psi _{4}(\mathbf {x} ,t)\end{matrix}}\right)}$

${\displaystyle \alpha _{0},\alpha _{1},\alpha _{2},\alpha _{3}\ }$ — лінійні оператори над простором біспінорів, які діють на хвильову функцію. Ці оператори підібрані таки чином, що кожна пара таких операторів антикомутує, а квадрат кожного дорівнює одиниці:

${\displaystyle \alpha _{i}\alpha _{j}=-\alpha _{j}\alpha _{i}\ }$, де ${\displaystyle i\neq j}$ і індекси ${\displaystyle i,j\ }$ змінюються від 0 до 3,

${\displaystyle \alpha _{i}^{2}=1}$ для ${\displaystyle i\ }$ від 0 до 3.

У даному представленні ці оператори є матрицями розміру 4×4 (це мінімальний розмір матриць, для яких виконуються умови антикомутації) і називаються альфа-матрицями Дірака

Весь оператор в дужках в лівій частині рівняння називається оператором Дірака, точніше, в сучасній термінології його слід називати гамільтоніаном Дірака, оскільки оператором Дірака зазвичай називають коваріантний оператор D, з яким рівняння Дірака записується у вигляді DΨ=0 (як описано в наступному зауваженні).

У сучасній фізиці часто використовується коваріантна форма запису^[1] рівняння Дірака (детальніше див. нижче):

${\displaystyle \left(i\hbar c\,\gamma ^{\mu }\,\partial _{\mu }-mc^{2}\right)\psi =0}$

Рівняння Дірака — релятивістське узагальнення рівняння Шредінгера:

${\displaystyle {\hat {H}}\left|\psi (t)\right\rangle =i\hbar {d \over dt}\left|\psi (t)\right\rangle .}$

Для зручності будемо працювати в координатному представленні, в якому стан системи задається хвильовою функцією ψ(x,t). В цьому представленні рівняння Шредінгера записується у вигляді

${\displaystyle {\hat {H}}\psi (\mathbf {x} ,t)=i\hbar {\frac {\partial \psi (\mathbf {x} ,t)}{\partial t}},}$

де гамільтоніан ${\displaystyle {\hat {H}}}$ тепер діє на хвильову функцію.

Гамільтоніан потрібно визначити так, щоб він описував повну енергію системи. Для нерелятивістського вільного електрона (який ні з чим не взаємодіє, ізольований від усіх сторонніх полів) гамільтоніан має вигляд аналогічний кінетичній енергії в класичній механіці (якщо не брати до уваги ні релятивістських поправок, ні спіну):

${\displaystyle {\hat {H}}=\sum _{j=1}^{3}{\frac {{\hat {p}}_{j}^{2}}{2m}},}$

де p_j — оператори проєкцій імпульсу, де індекс j =1,2,3 означає декартові координати. Кожен такий оператор діє на хвильову функцію як просторова похідна:

${\displaystyle {\hat {p}}_{j}\psi (\mathbf {x} ,t)\ {\stackrel {\mathrm {def} }{=}}\ -i\hbar \,{\frac {\partial \psi (\mathbf {x} ,t)}{\partial x_{j}}}.}$

Щоб описати релятивістську частинку, потрібно знайти інший гамільтоніан. При цьому є підґрунтя вважати, що оператор імпульсу зберігає щойно наведене визначення. Відповідно до релятивістського співвідношення повну енергію системи можна виразити як

${\displaystyle E={\sqrt {(mc^{2})^{2}+\sum _{j=1}^{3}(p_{j}c)^{2}}}.}$

Це приводить до виразу

${\displaystyle {\sqrt {(mc^{2})^{2}+\sum _{j=1}^{3}(p_{j}c)^{2}}}\ \psi =i\hbar {\frac {d\psi }{dt}}.}$

Це не зовсім задовільне рівняння, оскільки не видно явної лоренц-коваріантності (яка виражає формальне рівноправ'я часу і просторових координат, що є одним з наріжних каменів спеціальної теорії відносності), а крім того — написаний корінь з оператора не виписаний явно. Однак, піднесення до квадрату лівої та правої частин приводить до явно лоренц-коваріантного рівняння Клейна — Ґордона. Дірак запропонував, що оскільки права частина рівняння містить першу похідну по часу, то і ліва частина повинна мати тільки похідні першого порядку по просторових координатах (інакше кажучи — оператори імпульсу в першій степені). Тоді, приймаючи, що коефіцієнти перед похідними, яку б природу вони не мали, — постійні (внаслідок однорідності простору), залишається тільки записати:

${\displaystyle i\hbar {\frac {d\psi }{dt}}=\left[c\sum _{i=1}^{3}\alpha _{i}p_{i}+\alpha _{0}mc^{2}\right]\psi }$

— це і є рівняння Дірака (для вільної частинки).

Однак коефіцієнти ${\displaystyle \alpha _{i}\ }$ ще не визначені. Якщо припущення Дірака правильне, то права частина, піднесена до квадрату, повинна дати

${\displaystyle (mc^{2})^{2}+\sum _{j=1}^{3}(p_{j}c)^{2}}$

тобто

${\displaystyle \left(mc^{2}\alpha _{0}+c\sum _{j=1}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,\right)^{2}=(mc^{2})^{2}+\sum _{j=1}^{3}(p_{j}c)^{2}.}$

Розкриваючи дужки в лівій частині отриманого рівняння, можна знайти умови на α:

${\displaystyle \alpha _{i}\alpha _{j}+\alpha _{j}\alpha _{i}=0\,,}$ для всіх ${\displaystyle i,j=0,1,2,3(i\neq j),}$

${\displaystyle \alpha _{i}^{2}=1\,,}$ для всіх ${\displaystyle i=0,1,2,3.\ }$

або, скорочено записавши все разом:

${\displaystyle \alpha _{i}\alpha _{j}+\alpha _{j}\alpha _{i}=2\delta _{ij}\ }$ для ${\displaystyle \ i,j=0,1,2,3,}$

або, ще коротше, користуючись фігурними дужками для позначення антикомутаторів:

${\displaystyle \left\{\alpha _{i},\alpha _{j}\right\}=2\delta _{ij}\ }$ для ${\displaystyle \ i,j=0,1,2,3.}$

де {,} — антикомутатор, що визначається як {A,B}≡AB+BA,і δ_ij — символ Кронекера, який приймає значення 1 якщо два індекси рівні, а в протилежному випадку — 0. Див. алгебра Кліфорда.

Оскільки такі співвідношення не можуть виконуватись для звичайних чисел (адже числа комутують, а α — ні), залишається припустити, що α — це деякі лінійні оператори або матриці (тоді одиниці й нулі в правій частині співвідношень можна вважати відповідно одиничним і нульовим оператором або матрицею) і можна намагатися знайти конкретний набір α, скориставшись даними співвідношеннями (і це вдається).

Стає зрозуміло, що хвильова функція повинна бути не однокомпонентною (тобто не скалярною), а векторною, маючи на увазі вектори якогось абстрактного «внутрішнього» простору, не пов'язаного прямо зі звичайним фізичним простором або простором-часом.

Матриці повинні бути ермітові, так щоб гамільтоніан теж був ермітовим оператором. Найменша розмірність матриць, що задовольняють вказаним критеріям, чотири, тобто це комплексні матриці 4×4, хоча конкретний вибір матриць (або представлення) не є однозначним. Ці матриці утворюють групу, в якій групова операція - матричне множення. Хоча вибір представлення цієї групи не впливає на властивості рівняння Дірака, він впливає на фізичний зміст компонент хвильової функції. Хвильова функція в такому разі повинна бути чотиривимірним комплексним абстрактним (не пов'язаним прямо з векторами звичайного простору-часу) біспінорним полем.

У вступі було наведено представлення, яке використовував Дірак. Це представлення можна правильно записати як

${\displaystyle \alpha _{0}={\begin{bmatrix}I&0\\0&-I\end{bmatrix}}\quad \alpha _{j}={\begin{bmatrix}0&\sigma _{j}\\\sigma _{j}&0\end{bmatrix}}}$

де 0 і I — 2×2 нульова і одинична матриці відповідно, і σ_j (j = 1, 2, 3) — матриці Паулі, що є матричним представленням кватерніонів, про які давно відомо, що вони антикомутують.

Гамільтоніан в цьому рівняння

${\displaystyle {\hat {H}}=\,mc^{2}\alpha _{0}+c\sum _{j=1}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,}$

назавається гамільтоніаном Дірака.

Для звичайного рівняння Дірака в двовимірному просторі або в тривимірному, але з m=0, замість альфа-матриць достатньо лише матриць Паулі; замість чотирикомпонентного біспінорного поля при цьому роль хвильової функції буде виконувати двокомпонентне спінорне.

Коваріантний запис рівняння Дірака для вільної частинки має такий вигляд:

${\displaystyle \left(i\hbar c\,\sum _{\mu =0}^{3}\;\gamma ^{\mu }\,\partial _{\mu }-mc^{2}\right)\psi =0,}$

або, використовуючи правило Ейнштейна сумування по індексах, що повторюються, так:

${\displaystyle \left(i\hbar c\,\gamma ^{\mu }\,\partial _{\mu }-mc^{2}\right)\psi =0.}$

Часто корисно буває користуватись рівнянням Дірака в релятивістсько-коваріантній формі, в якій просторові та часові координати формально рівноправні.

Оператор імпульсу ${\displaystyle {\hat {p}}}$ діє як просторова похідна:

${\displaystyle \mathbf {p} \psi (\mathbf {x} ,t)=-i\hbar \nabla \psi (\mathbf {x} ,t).}$

Множачи рівняння Дірака з кожного боку на α₀ (згадуючи що α₀²=I) і підставляючи його у визначення для ${\displaystyle {\hat {p}}}$, рівняння Дірака набирає вигляду

${\displaystyle \left[i\hbar c\left(\alpha _{0}{\frac {\partial }{c\partial t}}+\sum _{j=1}^{3}\alpha _{0}\alpha _{j}{\frac {\partial }{\partial x_{j}}}\right)-mc^{2}\right]\psi =0.}$

Чотири гамма матриці визначаються як:

${\displaystyle \gamma ^{0}\ {\stackrel {\mathrm {def} }{=}}\ \alpha _{0}\,,\quad \gamma ^{j}\ {\stackrel {\mathrm {def} }{=}}\ \alpha _{0}\alpha _{j}.}$

Ці матриці мають властивісь, що

${\displaystyle \left\{\gamma ^{\mu },\gamma ^{\nu }\right\}=2\eta ^{\mu \nu }\cdot I\,,\quad \mu ,\nu =0,1,2,3}$

де η метрика плоского простору. Ці співвідношення визначають алгебру Кліфорда, що називається алгеброю Дірака.

Рівняння Дірака тепер можна записати, використовуючи чотири-вектор x = (ct,x), як

${\displaystyle \left(i\hbar c\,\sum _{\mu =0}^{3}\;\gamma ^{\mu }\,\partial _{\mu }-mc^{2}\right)\psi =0.}$

У цій формі рівняння Дірака можна отримати з допомогою знаходження екстремуму дії

${\displaystyle {\mathcal {S}}=\int {\bar {\psi }}(i\hbar c\,\sum _{\mu }\gamma ^{\mu }\partial _{\mu }-mc^{2})\psi \,d^{4}x}$

де

${\displaystyle {\bar {\psi }}\ {\stackrel {\mathrm {def} }{=}}\ \psi ^{\dagger }\gamma _{0}}$

називається приєднаною матрицею Дірака для ψ. Це основа для використання рівняння Дірака в квантовій теорії поля.

В цій формі електромагнітну взаємодію можна просто додати розширивши частинну похідну до калібрувальної похідної:

${\displaystyle \partial _{\mu }\rightarrow D_{\mu }=\partial _{\mu }-ieA_{\mu }.}$

Інколи використовується запис з використанням «перекреслених матриць» («Feynman slash»). Прийнявши позначення

${\displaystyle a\!\!\!/\leftrightarrow \sum _{\mu }\gamma ^{\mu }a_{\mu }}$,

бачимо, що рівняння Дірака можна записати як

${\displaystyle (i\hbar c\,\partial \!\!\!/-mc^{2})\psi =0}$

і вираз для дії записується у вигляді

${\displaystyle {\mathcal {S}}=\int {\bar {\psi }}(i\hbar c\,\partial \!\!\!/-mc^{2})\psi \,d^{4}x.}$

Є п'ять різних (нейтральних) діраковських білінійних форм без похідних:

• (S) скаляр: ${\displaystyle {\bar {\psi }}\psi }$ (скаляр, P-парний)
• (P) псевдоскаляр: ${\displaystyle {\bar {\psi }}\gamma ^{5}\psi }$ (скаляр, P-непарний)
• (V) Вектор: ${\displaystyle {\bar {\psi }}\gamma ^{\mu }\psi }$ (вектор, P-парний)
• (A) аксіальний вектор: ${\displaystyle {\bar {\psi }}\gamma ^{\mu }\gamma ^{5}\psi }$ (вектор, P-непарний)
• (T) тензор: ${\displaystyle {\bar {\psi }}\sigma ^{\mu \nu }\psi }$ (антисиметричний тензор)

де ${\displaystyle \sigma ^{\mu \nu }={\frac {i}{2}}\left[\gamma ^{\mu },\gamma ^{\nu }\right]_{-}}$ і ${\displaystyle \gamma ^{5}=\gamma _{5}={\frac {i}{4!}}\epsilon _{\mu \nu \rho \lambda }\gamma ^{\mu }\gamma ^{\nu }\gamma ^{\rho }\gamma ^{\lambda }=i\gamma ^{0}\gamma ^{1}\gamma ^{2}\gamma ^{3}}$.

Характерною особливістю рівняння Дірака є те, що для вільної частинки воно має 4 розв'язки, які інтерпретуються як

• електрон зі спіном 1/2;
• електрон зі спіном -1/2;
• позитрон зі спіном 1/2;
• позитрон зі спіном -1/2;

• Zitterbewegung
• Рівняння Клейна — Ґордона
• Теорема Атії — Зінгера про індекс
• Спінор
• Ферміон Дірака

Лекції з квантової фізики

• Вакарчук І. О. Квантова механіка. — 4-е видання, доповнене. — Л. : ЛНУ ім. Івана Франка, 2012. — 872 с.
• Федорченко А. М. Квантова механіка, термодинаміка і статистична фізика // Теоретична фізика. — К. : Вища школа, 1993. — Т. 2. — 415 с.
• Юхновський І. Р. Основи квантової механіки. — К. : Либідь, 2002. — 392 с.
• Бьёркен Дж. Д., Дрелл С. Д. Релятивистская квантовая теория. — М. : Наука, 1978. — Т. 1. — 296 с.
• Дайсон Ф. Релятивистская квантовая механика. — Ижевск : РХД, 2009. — 248 с.
• Дирак П. А. М. Принципы квантовой механики. — М. : Наука, 1979. — 440 с.
• Дирак П. А. М. Релятивистское волновое уравнение электрона // Успехи физических наук. — 1979. — Т. 129, вып. 4. — С. 681-691.
• Зи Э. Квантовая теория поля в двух словах. — Ижевск : РХД, 2009. — 632 с.
• Пескин М., Шрёдер Д. Введение в квантовую теорию поля. — Ижевск : РХД, 2001. — 784 с.
• Шифф Л. Квантовая механика. — М. : ИЛ, 1957. — 476 с.
• Shankar R. Principles of Quantum Mechanics. — Plenum, 1994.
• Thaller B. The Dirac Equation. — Springer, 1992.
• Рівняння Дірака в «Фізичній енциклопедії»

Це незавершена стаття з фізики. Ви можете допомогти проєкту, виправивши або дописавши її.