Материал: Фейнмановские лекции по физике. Вып. 6 Электродинамика

Прежде чем сделать это, мы хотим, однако, поставить один интересный и важный вопрос. Вы помните, что в вектор-потен- циальной функции есть некоторый произвол. Две разные век- тор-потенциальные функции А и А , отличающиеся на гра­ диент V-ф некоторой скалярной функции, представляют одно и то же магнитное поле (потому что ротор градиента равен нулю). Они поэтому приводят к одной и той же классической силе qv X В. Если в квантовой механике все эффекты зависят от векторного потенциала, то какая из многих возможных A-функций правильна?

Ответ состоит в том, что в квантовой механике продолжает существовать тот же произвол в А. Если в уравнении (15.33) мы заменим А на А' = A -f- Уф, то интеграл от А пре­ вратится в

Интеграл от Тф вычисляется по замкнутому пути (1—2); но интеграл от касательной составляющей градиента по замкну­ тому пути всегда равен нулю (по теореме Стокса). Поэтому как А, так и А' приводят к одним и тем же разностям фаз н к одним и тем же квантовомеханическим эффектам интерфе­ ренции. И в классической, и в квантовой теории важен только ротор А; любая функция А, у которой ротор такой, как надо, приводит к правильной теории.

Тот же вывод становится очевидным, если мы используем результаты, приведенные в гл. 14, § 1. Там мы показали, что контурный интеграл А по замкнутому пути равен потоку В через контур, в данном случае потоку между путями (1) и (2). Уравнение (15.33) можно, если мы хотим, записать в виде

где под потоком В, как обычно, подразумевается поверхност­ ный интеграл от нормальной составляющей В. Результат за­ висит только от В, т. е. только от ротора А.

Но раз результат можно выражать и через В и через А, то может создаться впечатление, что В удерживает свои позиции «реального» поля, а А все еще выглядит искусственным обра­ зованием. Но определение «"реального» поля, которое мы вна­ чале предложили, основывалось на идее о том, что «реальное» поле не смогло бы действовать на частицу на расстоянии. Мы же беремся привести пример, в котором В равно нулю (или по крайней мере сколь угодно малому числу) в- любом месте, где частицы могут оказаться, так что невозможно представить себе, что В непосредственно действует на них.

21

Вы помните, что если имеется длинный соленоид, по кото­ рому течет электрический ток, то поле В существует внутри нето, а снаружи поля нет, тогда как множество векторов А циркулирует снаружи соленоида (фиг. 15.6). Если мы созда­ дим такие условия, что электроны будут проходить только вне соленоида (только там, где есть А), то, согласно уравнению (15.33), соленоид будет все же влиять на их движение. По классическим же воззрениям это невозможно. По классиче­ ским представлениям сила зависит только от В. Чтобы узнать, течет ли по соленоиду ток, частица должна пройти сквозь него. А квантовая механика утверждает, что наличие магнитного поля в соленоиде можно установить, просто обойдя его, даже не приближаясь к не&у вплотную!

Представьте, что мы поместили' очень длинный соленоид малого диаметра прямо тут же за стенкой между двумя ще­ лями (фиг. 15.7). Диаметр соленоида должен быть намного

электрон пренебрежимо мала.

22

меньше расстояния d между щелями. В этих обстоятельствах дифракция электронов на щели не приведет к заметным ве­ роятностям того, что электроны проскользнут где-то близ со­ леноида. Как же все это повлияет на наш интерференционный эксперимент?

Сравним два случая: когда ток по соленоиду идет и когда тока нет. Если тока нет, то нет ни В ни А, и получается пер­ воначальная картина электронных интенсивностей вдоль по­ глотителя. Если мы включим ток и создадим внутри соленои­ да магнитное поле В, то снаружи Появится поле А. Возникнет сдвиг в разности фаз, пропорциональный циркуляции А вне соленоида, а это означает, что картина максимумов и мини­ мумов сдвинется на другое место. Действительно, раз поток В между любыми двумя путями постоянен, то точно так же по­ стоянна и циркуляция А. Для любой точки прибытия фаза ме­ няется одинаково; это соответствует тому, что вся картина сдвигается по х на постоянную величину, скажем, на. х0. Эту величину Хо легко подсчитать. Максимальная интенсивность возникает там, где разность фаз двух волн равна нулю. Под­ ставляя вместо б выражение (15.32) или (15.33), а вместо б(В = 0) выражение- (15.28), получаем

Картина при наличии соленоида будет выглядеть так*,как показано на фиг. 15.7. По крайней мере гак предсказывает квантовая механика.

Недавно был проделан точно такой же опыт. Это чрезвы­ чайно сложный опыт. Длина волны электронов крайне мала, поэтому прибор должен быть миниатюрным, иначе интерфе­ ренции не заметишь. Щели должны лежать вплотную друг к другу, с это означает, что нужен необычайно тонкий соле­ ноид. Оказывается, что при некоторых обстоятельствах кри­ сталлы железа вырастают в виде очень длинных и микроско­ пически тонких нитей. Если эти железные нити намагнитить, они образуют маленький соленоид, у которого нет снаружи магнитного поля (оно проявляется только на концах). Так вот, был проделан опыт по интерференции электронов с же­ лезной нитью, помещенной между двумя щелями, и предска­ занное смещение электронной картины подтвердилось.

* Если поле В выходит из плоскости рисунка, то поток, а соответ­ ствии с .его определением, будет отрицательным, а л*»положительным.

23

А тогда поле А в нашем смысле уже «реально». Вы можете возразить: «Но ведь там есть магнитное поле». Да, есть, но вспомните нашу исходную идею — «реально» только такое поле, которое, чтобы определить собой движение частицы, должно быть задано в том месте, где она находится. Поле В в нити действует на расстоянии. Если мы не хотим, чтобы его влияние выглядело как действие на расстоянии, мы должны пользоваться векторным потенциалом.

Эта проблема имеет интересную историю. Теория, которую мы изложили, была известна с самого возникновения кванто­ вой механики, с 1926 г. Сам факт, что векторный потенциал появляется в волновом уравнении квантовой механики (так называемом уравнении Шредингера), был очевиден с того мо­ мента, как оно было написано. В том, что он не может быть заменен магнитным полем, убеждались все, кто пытался это проделать; друг за другом все убеждались, что простого пути для этого не существует. Это ясно и из нашего примера, ко­ гда электрон движется по области, где нет никакого поля, и тем не менее подвергается воздействию. Но, поскольку' в клас­ сической механике А, по-видимому, не имело непосредствен­ ного, важного значения и, далее, из-за того, что его можно было менять добавлением градиента, люди еще и еще раз повторяли, что векторный потенциал не обладает прямым фи­ зическим смыслом, что даже в квантовой механике «правами» обладают только электрические и магнитные поля. Когда оглядываешься назад, кажется странным, что никто не поду­ мал обсудить этот опыт вплоть до 1956 г., когда Бом и Аронов впервые предложили его и сделали весь вопрос кристально ясным. Все это ведь всегда подразумевалось, но никто не обра­ щал на это внимания. И многие были просто потрясены, ко­ гда всплыл этот вопрос. Вот по этой-то причине кое-кто и счел нужным поставить опыт и убедиться, что все это действительно так, хотя квантовая механика, в которую все мы верим вот уже сколько лет, давала вполне недвусмысленный ответ. За­ нятно, что подобные вещи йогут тридцать лет быть на виду у всех, но из-за определенных предрассудков относительно того, что существенно, а что нет, могут всеми игнорироваться.

Сейчас мы хотим немного продолжить наш анализ. Мы продемонстрируем связь между квантовомеханической и клас­ сической формулами, чтобы показать, почему оказывается, что при макроскопическом взгляде на вещи все выглядит так, как будто частицы управляются силой, равной произведению qv на ротор А. Чтобы получить классическую механику из кван­ товой, нам нужно рассмотреть случаи, когда все длины волн малы по сравнению с расстояниями, на которых заметно ме­ няются внешние условия (например, поля). Мы не будем гнаться за общностью доказательства, а только покажем все

24

на очень простом примере. Обратимся снова к тому же опыту со щелями. Но теперь вместо того, чтобы втискивать все маг­ нитное поле в узкий промежуток между щелями, представим себе такое магнитное поле, которое раскинулось позади ще­ лей широкой полосой (фиг. 15.8). Возьмем идеализированный случай, когда в узкой полосе шириной до, много меньшей L, магнитное поле однородно. (Это легко устроить, надо только подальше отнести поглотитель.) Чтобы подсчитать сдвиг по фазе, мы должны взять два интеграла от А вдоль двух траек­ торий (1) и (2). Как мы видели, они различаются просто на поток В между этими путями. В нашем приближении поток равен Bwd. Разность фаз для двух путей поэтому равна

Мы замечаем, что в принятом приближении сдвиг фаз не за­ висит от угла. Так что опять-таки эффект сводится к сдвигу всей картины вверх на величину Дл. Из формулы (15.28)

Д* = -^Д З = ^ [ б - 6 ( В = 0)]. •

Подставляя б — 6(В = 0) из (15.37), получаем

Такой сдвиг равноценен тому, что все траектории отклоняют­ ся на небольшой угол а (см. фиг. 15.8), равный

По классическим воззрениям мы тоже должны были ожидать, что узкая полоска магнитного поля отклонит все

26