Хвильова функція Лафліна

В квантовій механіці так само, як і в класичній механіці існує т.з. проблема множини тіл. В загальному випадку ця проблема є аналітично нерозв'язною. Вихід з даної проблеми був знайдений шляхом створення статистичної фізики (класичної та квантової) шляхом відмови від індивідуалізації часток (тобто тривіальної неможливості прослідкувати їхній рух). В квантовій механіці також слід відрізняти системи з частками відносно їх спіну. Річ у тому, що явище кооперації в основному є характерним тільки для бозонів. Щоправда є ще й т.з. 2М- електронний газ (ферміони), властивості якого ще не є вивченими, а теорія щодо нього практично відсутня (на сьогодні навіть достеменно не відомо, чи це газ, рідина чи тверде тіло).

Формально прийнято вважати, що проблема множини тіл є вирішеною в атомній фізиці (в рамках якої і була створена сучасна квантова механіка), тобто електронні оболонки атомів можна розрахувати якщо не аналітично, то чисельними методами. Проте уже при розгляді взаємодії нуклонів в ядрах атомів виникли певні проблеми. Тому на наш час не існує загальної теорії ядра, натомість існують декілька моделей типу: статистична модель Томаса-Фермі, ротаційна модель, модель крапель тощо. Вочевидь нуклони в ядрах створюють певні композитні частки (наприклад як в гелії-3), проте враховуючи вище сказане, годі й сподіватися що останні дозволять розв'язати основну фізичну проблему 21-го століття - "проблему дробового КЕХ" в 2М-системах електронного газу. Проте й по сьогодні цей підхід є найпрогресивнішим з теоретичної точки зору і таким, що заслуговує на увагу.

Насправді хвильова функція Лафліна не є результатом якогось вирішення рівняння Шредінґера. Далі про історію її створення Лафліном.

Електрони в режимі дробового КЕХ розташовані на певних відстанях один від одного. Зрозуміти фізичну природу найпростіше на прикладі двоелектронної задачі. Можна припустити, що кулонівський потенціал "малий" у порівнянні з циклотронною енергією ${\displaystyle \hbar \omega _{c}}$. Тоді можна очікувати на те, що двочасткова хвильова функція з високою точністю буде складатись із одночасткових хвильових функцій, що відносяться до найнижчого рівня Ландау. Цей стан має бути також власною функцією оператора внутрішнього кутового моменту, оскільки гамільтоніан є азимутально симетричним. Проте з точністю до несуттєвого руху центру мас, єдиний стан, що задовольняє цим умовам, має вигляд:

${\displaystyle \psi _{k}=(z_{1}-z_{2})^{2k+1}\exp[-{\frac {1}{4}}(|z_{1}|^{2}+|z_{2}|^{2})]}$

де ${\displaystyle z_{j}=x_{j}+iy_{j}-}$ координата ${\displaystyle j-}$ го електрона, що записана у вигляді комплексного числа. Таким чином, ці стани і є власними шуканими станами. Для того, аби задовольняти принципу Паулі, показник ступню ${\displaystyle 2k+1}$ має бути непарним. Відстань між електронами квантується, оскільки власні числа двохчасткового гамільтоніану не залежать від потенціалу, що відштовхує електрони, за умови, що цей потенціал є достатньо малим.

Електрони в режимі дробового КЕХ прагнуть розташуватися подалі один від одного. Здебільшого це реалізується оптимальним чином шляхом кристалізації. Тому не дивно, що у наближенні Гартрі-Фока основний стан системи у вигляді віґнерівського кристалу є енергетично вигідним. Сьогодні прийнято вважати, що така функція є точним описом поведінки електронів (у варіаційному сенсі) для майже порожнього рівня Ландау. Проте, вочевидь, основний стан дробового КЕХ не є кристалом у загальному розумінні, оскільки кристал має властивість проводити струм без омічних втрат. За визначенням звичайні кристали мають вузли ґратки, поблизу яких імовірність знаходження електрону є вищою за середньє значення. З цим пов'язане сильне виродження основного стану, що відповідає різним положенням ґратки. Електричний струм не може відбуватись без руху ґратки як цілого, або, точніше, - без колективних збуджень пов'язаних з множиною основних станів ("кристалічність" основного стану була доведена Лафліном на прикладі взаємодії трьох часток).

Центральне місце в моделі Лафліна дробовог КЕХ посідає варіаційна хвильова функція основного стану, вигляд якої підказаний тим, як було помічено, що стан ${\displaystyle |m,0>}$ вдало описує основний стан трьох частинок. Основна особливість даного стану полягає у тому, що він зводить нанівець ймовірність знаходження частки поблизу ${\displaystyle z_{b}=0}$. Це вимагає від пробної функції наявності "чітко виражених нулів" на противагу стану кристалічного типу. Така властивість не перешкоджає кристалічності, проте і не гарантує її, за винятком випадку низької густини.

Варіаційна хвильова функція будується із врахуванням досвіду теорії рідкого гелію - іншої конденсованої системи, в якій частки прагнуть до уникання контакту одна з іншою. Вдале варіаційне описання енергії гелію-3 виходить шляхом використання "детермінанта Слетера", що його помножують на:

${\displaystyle \prod _{j<k}^{N}f(z_{j}-z_{k})}$

де ${\displaystyle f-}$ деяка функція, що прямує до нуля при нульових аргументах. Цей множник зменшує амплітуду імовірності того, що дві частки є розташованими одна поблизу іншої. Оскільки магнітне поле ефективно відкидає кінетичну енергію, тому збереження детермінанта Слетера у пробній функції не надає жодної переваги, і тому Лафлін замінив його антисиметричним множником Ястрова. Окрім того, були уведені експоненти для кожної частки у вигляді:

${\displaystyle \psi (z_{1},...z_{N})=\prod _{i<k}^{N}(z_{j}-z_{k})\exp(-{\frac {1}{4}}\sum _{i=1}^{N}|z_{i}|^{2})}$.

Потім використовується варіаційний принцип, при використанні якого припускаються таких припущень (аксіом):

• Багаточасткова хвильова функція має бути складена з одночасткових функцій, що належать найнижчому рівню Ландау. Ця умова виконується, коли ${\displaystyle f(z)-}$ аналітична функція свого аргументу ${\displaystyle z}$.
• Хвильова функція має бути повністю антисиметричною. Тому функція ${\displaystyle f(z)}$ має бути непарною ${\displaystyle f(z)=-f(-z)}$.
• Хвильова функція є власною функцією повного кутового моменту. Збереження кутового моменту означає, що добуток

${\displaystyle \prod _{i<k}^{N}f(z_{j}-z_{k})\ }$

має бути поліномом по координатам часток ${\displaystyle z_{1},...,z_{N}}$ ступені ${\displaystyle M}$, де ${\displaystyle M}$- повний кутовий момент.

Єдина функція, що задовольняє всім трьом умовам, це ${\displaystyle f(z)=z^{m}}$ з непарним ${\displaystyle m}$. Таким чином, хвильова функція являє себе повністю визначеною, якщо припустити, що вона може бути представленою у вигляді добутків Ястрова.