Las magnitudes clásicas
x
→
{\displaystyle {\vec {x}}}
,
p
→
{\displaystyle {\vec {p}}}
,
L
→
{\displaystyle {\vec {L}}}
,
…
{\displaystyle \ldots }
son vectores de
R
3
{\displaystyle \mathbb {R} ^{3}}
que bajo rotaciones transforman según una matriz de SO(3):
R
(
i
→
j
→
k
→
)
=
(
i
→
j
→
k
→
)
(
R
11
R
12
⋯
⋮
)
{\displaystyle R({\vec {i}}\ {\vec {j}}\ {\vec {k}})={\begin{pmatrix}{\vec {i}}&{\vec {j}}&{\vec {k}}\end{pmatrix}}{\begin{pmatrix}R_{11}&R_{12}&\cdots \\\vdots &&\\&&\end{pmatrix}}}
v
→
=
(
v
1
v
2
v
3
)
{\displaystyle {\vec {v}}={\begin{pmatrix}v_{1}\\v_{2}\\v_{3}\end{pmatrix}}}
R
v
→
≐
(
R
11
R
12
⋯
⋮
)
⏟
∈
S
O
(
3
)
(
v
1
v
2
v
3
)
{\displaystyle R{\vec {v}}\doteq \underbrace {\begin{pmatrix}R_{11}&R_{12}&\cdots \\\vdots &&\\&&\end{pmatrix}} _{\in SO(3)}{\begin{pmatrix}v_{1}\\v_{2}\\v_{3}\end{pmatrix}}}
e
−
i
ℏ
ϕ
n
→
⋅
J
→
{\displaystyle e^{-{\frac {i}{\hbar }}\phi {\vec {n}}\cdot {\vec {J}}}}
Cuánticamente las rotaciones actúan sobre vectores
|
α
⟩
{\displaystyle |\alpha \rangle }
de un espacio de Hilbert (
H
≠
R
3
{\displaystyle \mathbb {H} \neq \mathbb {R} ^{3}}
), no sobre los operadores.
¿Cuál es el análogo cuántico de
v
1
′
=
R
i
j
V
j
{\displaystyle v'_{1}=R_{ij}V_{j}}
? Hará referencia al valor esperado del operador vectorial:
Bajo rotaciones:
⟨
v
i
⟩
=
⟨
α
|
v
i
|
α
⟩
→
R
⟨
α
|
D
(
R
)
†
v
i
D
(
R
)
|
α
⟩
=
∑
j
R
i
j
⟨
α
|
V
j
|
α
⟩
=
∑
j
R
i
j
⟨
v
j
⟩
α
{\displaystyle \langle v_{i}\rangle =\langle \alpha |v_{i}|\alpha \rangle {\stackrel {R}{\rightarrow }}\langle \alpha |D(R)^{\dagger }v_{i}D(R)|\alpha \rangle =\sum _{j}R_{ij}\langle \alpha |V_{j}|\alpha \rangle =\sum _{j}R_{ij}\langle v_{j}\rangle _{\alpha }}
v
i
=
R
i
j
v
j
(sumatoria en j)
{\displaystyle v_{i}=R_{ij}v_{j}\quad {\text{(sumatoria en j)}}}
Esta es la definición de operador vectorial (
v
i
{\displaystyle v_{i}}
actúa sobre
H
{\displaystyle \mathbb {H} }
n-dim):
⇒
D
†
(
R
)
v
i
D
(
R
)
=
R
i
j
v
j
{\displaystyle \Rightarrow D^{\dagger }(R)v_{i}D(R)=R_{ij}v_{j}}
donde las
D
{\displaystyle D}
son matrices
n
×
n
{\displaystyle n\times n}
.
Y tomando rotaciones infintesimales
D
(
R
)
=
I
−
i
ℏ
d
ϕ
J
→
⋅
n
→
.
{\displaystyle D(R)={\mathcal {I}}-{\frac {i}{\hbar }}d\phi {\vec {J}}\cdot {\vec {n}}.}
En Mecánica Cuántica nuestra definición de operador vectorial es
[
v
i
,
J
j
]
=
i
ℏ
ϵ
i
j
k
v
k
{\displaystyle [v_{i},J_{j}]=i\hbar \epsilon _{ijk}v_{k}}
y su valor esperado se comporta como un vector clásico.
Tenemos por tanto que un operador vectorial hace
V
i
→
R
R
i
j
V
j
{\displaystyle V_{i}{\stackrel {R}{\rightarrow }}{R_{ij}V_{j}}}
Clásicamente podemos construir magnitudes físicas que no vengan descritas por vectores de
R
3
{\displaystyle \mathbb {R} ^{3}}
, sino por tensores de
R
3
⊗
R
3
{\displaystyle \mathbb {R} ^{3}\otimes \mathbb {R} ^{3}}
u otros espacios tensoriales. El espacio tensorial puede siempre descomponerse en una suma de subespacios de tipo
H
j
{\displaystyle \mathbb {H} ^{j}}
(clasicamente cualquier magnitud física se puede representar por un vector ("tensor") de
H
j
{\displaystyle \mathbb {H} ^{j}}
).
H
j
:
{
|
j
m
⟩
}
{\displaystyle \mathbb {H} ^{j}:\{|j\ m\rangle \}}
|
T
⟩
∈
H
j
=
∑
j
,
m
|
j
m
⟩
T
m
j
⏟
comp. tensoriales de
|
T
⟩
{\displaystyle |T\rangle \in \mathbb {H} ^{j}=\sum _{j,m}|jm\rangle \underbrace {T_{m}^{j}} _{{\text{comp. tensoriales de }}\left|T\right\rangle }}
(todo esto es clásico)
T
m
j
→
T
m
j
′
=
D
j
(
R
)
m
m
′
T
m
j
{\displaystyle T_{m}^{j}\rightarrow T_{m}^{j'}=D^{j}(R)_{mm'}T_{m}^{j}}
D
j
(
R
)
=
e
−
i
ℏ
ϕ
n
→
⋅
J
→
{\displaystyle D^{j}(R)=e^{-{\frac {i}{\hbar }}\phi {\vec {n}}\cdot {\vec {J}}}}
donde
J
→
{\displaystyle {\vec {J}}}
son matrices
2
j
+
1
{\displaystyle 2j+1}
dimensionales.
En Mecánica, se define un operador tensorial irreducible de orden j como una combinación de
2
j
+
1
{\displaystyle 2j+1}
operadores
T
m
j
{\displaystyle T_{m}^{j}}
, con
m
=
−
j
,
…
,
j
{\displaystyle m=-j,\ldots ,j}
, que bajo la acción de matriz rotación verifica:
⟨
α
|
T
m
j
|
α
⟩
→
R
⟨
α
|
D
†
(
R
)
T
m
j
⏟
(oper.
n
×
n
)
D
(
R
)
⏟
(
matriz
n
×
n
)
|
α
⟩
⏟
(
vector de
H
n-dim
)
=
∑
m
′
=
−
j
,
+
j
⟨
α
|
D
j
(
R
)
m
m
′
T
m
j
′
|
α
⟩
{\displaystyle \langle \alpha |T_{m}^{j}|\alpha \rangle {\stackrel {R}{\rightarrow }}\langle \alpha |D^{\dagger }(R)\underbrace {T_{m}^{j}} _{{\text{(oper. }}n\times n)}\underbrace {D(R)} _{({\text{matriz }}n\times n)}\underbrace {|\alpha \rangle } _{({\text{vector de }}\mathbb {H} {\text{ n-dim}})}=\sum _{m'=-j,+j}\langle \alpha |D^{j}(R)_{mm'}T_{m}^{j'}|\alpha \rangle }
Tomando rotaciones infinitesimales obtenemos
[
J
±
,
T
m
j
]
=
ℏ
(
j
m
p
m
)
(
j
±
m
+
1
)
{\displaystyle [J_{\pm },T_{m}^{j}]=\hbar {\sqrt {(j_{m}pm)(j\pm m+1)}}}
[
J
z
,
T
m
j
]
=
ℏ
m
T
m
j
{\displaystyle [J_{z},T_{m}^{j}]=\hbar mT_{m}^{j}}
[
J
→
⋅
n
→
,
T
m
j
]
=
∑
m
′
⟨
j
m
′
|
J
→
⋅
n
→
|
j
m
⟩
{\displaystyle [{\vec {J}}\cdot {\vec {n}},T_{m}^{j}]=\sum _{m'}\langle jm'|{\vec {J}}\cdot {\vec {n}}|jm\rangle }
en la representación
j
(
H
j
)
{\displaystyle j(\mathbb {H} ^{j})}
.
Teorema de Wigner-Eckart
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El cálculo de los elementos de matriz de un tensor irreductible entre estados con momento angular bien definido, queda simplificado por el siguiente teorema de Wigner-Eckart
⟨
α
2
,
j
2
m
2
|
T
m
j
|
α
1
,
j
1
m
1
⟩
=
⟨
j
2
m
2
|
j
m
j
1
m
1
⟩
⏟
C
−
G
⟨
α
2
j
2
|
|
T
j
|
|
α
1
j
1
⟩
.
{\displaystyle \langle \alpha _{2},j_{2}m_{2}|T_{m}^{j}|\alpha _{1},j_{1}m_{1}\rangle =\underbrace {\langle j_{2}\ m_{2}|jm\ j_{1}m_{1}\rangle } _{C-G}\langle \alpha _{2}\ j_{2}||T^{j}||\alpha _{1}j_{1}\rangle .}
El contenido del doble barrado vertical se denomina elemento de matriz reducido y remarca que no depende de
m
{\displaystyle m}
.
Hay mucha información aquí pero en principio no la vamos a ver, quizá en colisiones.