Quantentheorie II - FIAS
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Kapitel 4 · Vielteilchensysteme aus freien Teilchen<br />
durch die Wahl der Vorzeichen in (2.6.1) bestimmt, wie wir weiter unten noch sehen werden) Energie<br />
und Impuls der Felder. In unserem Falle also<br />
H =<br />
<br />
d<br />
∫ 3 ⃗x Θ 0 0<br />
∫R = d 3 ⃗xψ ∗ σ (x)(i∂ t )ψ σ (x) = d<br />
∫ 3 ⃗x ψ ∗ σ (x) − ∆ <br />
ψ 3 3 3 2m σ (x),<br />
(4.3.99)<br />
p j = − d<br />
∫ 3 ⃗x Θ 0 j<br />
∫ = d 3 ⃗x ψ ∗ σ (x)(−i∂ j )ψ σ (x).<br />
3 3<br />
Drehungen<br />
Für infinitesimale Drehungen um die Drehachse ⃗n haben wir mit den Pauli-Matrizen ˆ⃗σ gemäß (2.11.8)<br />
und (2.11.11)<br />
<br />
<br />
t ′ = t, ⃗x ′ = ⃗x − δφ⃗n × ⃗x, ψ ′ (x ′ ⃗n · ˆ⃗σ<br />
) = 1 + iδφ ψ(x), (4.3.100)<br />
2<br />
d.h. in der Schreibweise (4.3.69)<br />
⃗n · ˆ⃗σ<br />
δ t = 0, δ x j = −δφε j k l n k x l , δψ = iδφ ψ. (4.3.101)<br />
2<br />
Die Noether-Bedingung (4.3.85) ist wieder mit Ω µ a = 0 erfüllt, und folglich ergibt sich gemäß (4.3.89)<br />
für den Gesamtdrehimpuls, der die zur Rotationsinvarianz gehörige Erhaltungsgröse ist<br />
⎡<br />
∫ <br />
J k = − d 3 ⃗x Θ 0 j ε j k l x l − ˆσ ∫<br />
ψ† k<br />
3 2 ψ ⇒ J ⃗ = d 3 ⃗xψ † ⎣⃗x × (−i∇) ⃗ +<br />
3<br />
⎤<br />
ˆ⃗σ<br />
⎦ψ. (4.3.102)<br />
2<br />
Boosts<br />
Für die Boosts ist der Phasenfaktor in (2.10.19) zu berücksichtigen, d.h. es gilt<br />
t ′ = t, ⃗x ′ = ⃗x − δ ⃗w t, ψ ′ (x ′ ) = 1 − imδ ⃗w · ⃗x + (δ ⃗w 2 ) ψ(x). (4.3.103)<br />
Da die Entwicklung nur bis zur ersten Ordnung in der infinitesimalen Boostgeschwindigkeit δ ⃗w erfolgen<br />
muß, ist also<br />
δψ = −imδ ⃗w · ⃗x ψ, δ t = 0, δ ⃗x = −δ ⃗w t. (4.3.104)<br />
Die Auswertung von (4.3.85) ergibt wieder, daß Ω µ a = 0 gesetzt werden kann, und (4.3.89) liefert als<br />
Erhaltungsgröße<br />
∫<br />
⃗K = d 3 ⃗x ψ † [m⃗x − t(−i∇)]ψ. ⃗ (4.3.105)<br />
3<br />
Zur Quantisierung im Fock-Raumformalismus schreibt man nun in den Ausdrücken (4.3.99,4.3.102,<br />
4.3.105) für Erhaltungsgrößen für die Felder Feldoperatoren, und unter Verwendung der Kommutatorregeln<br />
(4.2.12), wobei in unserem Fall für Spin-1/2-Teilchen die fermionischen Antikommutatoren<br />
zu betrachten sind, läßt sich leicht zeigen (Übung!), daß die entsprechenden Operatoren H, ⃗p, ⃗ J und<br />
⃗K wieder die Kommutatorregeln der Strahldarstellung der Galilei-Gruppe (2.6.33-2.6.41) erfüllen, wie<br />
wir sie im Einteilchenformalismus hergeleitet hatten.<br />
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