量子力学Ⅰ/平均場近似 のバックアップ差分(No.2)

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[[量子力学Ⅰ]]

* 平均場近似による1体問題化 [#gab67a11]

前述のように1粒子状態を複数集めて多粒子状態を作るためには、
「粒子間の相互作用がないこと」を仮定しなければならない。
しかし、それでは興味のある問題は1つも解けないことになってしまう。

そこで、「擬似的に相互作用をなくすため」他の粒子との相互作用を平均化して、
ポテンシャル &math(V); に含めてしまう平均場近似が行われる。

* ハートリーの方法 [#i288001d]
* ハートレーの方法 [#i288001d]

水素様「分子」の時のように、

 &math(
V(\bm r_1,\bm r_2)&=\frac{e^2}{4\pi\epsilon_0}\Biggl[
\underbrace{
\frac{-1}{|\bm r_1-\bm R_1|}+
\frac{-1}{|\bm r_1-\bm R_2|}}_{電子1と原子核}+
\underbrace{
\frac{-1}{|\bm r_2-\bm R_1|}+
\frac{-1}{|\bm r_2-\bm R_2|}}_{電子2と原子核}+
\underbrace{\frac{+1}{|\bm r_1-\bm r_2|}}_{電子間相互作用}
\Biggr]\\
&=V_{1体}(\bm r_1)+V_{1体}(\bm r_2)+V_{2体}(\bm r_1,\bm r_2)
); 

粒子間の相互作用が2体相互作用の重ね合わせで書けるとすれば、
多体問題のポテンシャルは次のように表せる。

&math(
V(\bm r_1,\bm r_2,\dots,\bm r_n)=
\underbrace{\sum_{j=1}^n V_j(\bm r_j)}_{1粒子ポテンシャル}+
\underbrace{\sum_{j=1}^n\sum_{k=j+1}^n V_{j,k}(\bm r_j,\bm r_k)}_{2粒子ポテンシャル}
);

このようなポテンシャルを仮定した場合、
例えば粒子 &math(j); の感じるポテンシャルは他の粒子の位置により変化するのであるが、
これを "平均場" で置き換えよう。

&math(
v_j(\bm r_j)
&=V_j(\bm r_j)+\sum_{k\ne j} V_{j,k}(\bm r_j,\bm r_k)\\
&\sim V_j(\bm r_j)+\sum_{k\ne j} \overline{ V_{j,k}(\bm r_j)}\\
v_j(\bm r_j)&=V_j(\bm r_j)+\sum_{k\ne j} V_{j,k}(\bm r_j,\bm r_k)\\
\overline{v_j}(\bm r_j)&= V_j(\bm r_j)+\sum_{k\ne j} \overline{ V_{j,k}(\bm r_j)}\\
);

ただし、

 &math(\overline{ V_{j,k}(\bm r_j)}=\int V_{j,k}(\bm r_j,\bm r_k)\,|\varphi_k(\bm r_k)|^2\,d\bm r_k);

であり、
であり、この &math(\overline{v_j}(\bm r_j)); に対する「1体のシュレーディンガー方程式」
を解いた解を &math(\varphi_j(\bm r_j)); としている。

この &math(v_j(\bm r_j)); に対する「1体問題のシュレーディンガー方程式」を解いた解を
&math(\varphi_j(\bm r_j)); としている。
&math(k); 番目の電子は様々に動き回るが、その際 &math(\bm r_k); に存在する確率が
&math(|\varphi_k(\bm r_k)|^2); であるから、
その電子の作る平均的なポテンシャルを上記のように求めたわけである。

 &math(
\left[-\frac{\hbar^2}{2m_j}\nabla_{r_j}^2+v_j(\bm r_j)\right]\varphi_j(\bm r_j)=\varepsilon_j\varphi_j(\bm r_j)
);

&math(v_j(\bm r_j)); を求めるのに &math(\varphi_j(\bm r_j)); が必要で、~
&math(\varphi_j(\bm r_j)); を求めるのに &math(v_j(\bm r_j)); が必要なので、~
このようにして、平均場近似により多体問題が1体問題に変換されたことになる。

ただし、&math(v_j(\bm r_j)); を求めるのに &math(\varphi_j(\bm r_j)); が必要で、
&math(\varphi_j(\bm r_j)); を求めるのに &math(v_j(\bm r_j)); が必要なので、
この方程式はそのままでは解けない。

始めに適当な &math(v_j(\bm r_j)); を仮定して &math(\varphi_j(\bm r_j)); を求め、~
始めに適当な &math(v_j(\bm r_j)); を仮定して &math(\varphi_j(\bm r_j)); を求め、
そこから新しい &math(v_j(\bm r_j)); を求め、、、、などと繰り返して、
「全体としてつじつまの合う(セルフコンシステント)」解 &math(\varphi_j(\bm r_j)); を
得るような手順が必要となる。
「全体としてつじつまの合う(セルフコンシステントな=自己無頓着な)」解 &math(\varphi_j(\bm r_j)); を
得るような手順(= 自己無頓着場の方法)が必要となる。

そのようにして求めた &math(\varphi_j(\bm r_j)); から

 &math(\Phi(\bm r_1,\bm r_2,\dots,\bm r_n)=\varphi_1(\bm r_1)\varphi_2(\bm r_2)\dots\varphi_n(\bm r_n)); 

を作れば、1体のハミルトニアン

&math(
&\hat h_j=-\frac{\hbar^2}{2m_j}\nabla_{r_j}+V_j(\bm r_j)+\sum_{k\ne j}\overline{V_{jk}}(\bm r_j)\\
);

をにらみつつ、

&math(
&\hat H\Phi(\bm r_1,\bm r_2,\dots,\bm r_n)\\
&=\left[-\sum_j\frac{\hbar^2}{2m_j}\nabla_{r_j}+\sum_jV_j(\bm r_j)+\sum_j\sum_{k>j}V_{jk}(\bm r_j,\bm r_k)\right]\varphi_1(\bm r_1)\varphi_2(\bm r_2)\dots\varphi_n(\bm r_n)\\
&=\sum_j\left[\hat h_j-\sum_{k<j}V_{jk}(\bm r_j,\bm r_k)\right]\varphi_1(\bm r_1)\varphi_2(\bm r_2)\dots\varphi_n(\bm r_n)\\
&\sim\left[\sum_j\varepsilon_j-\sum_j\sum_{k<j}\overline{V_{jk}}\right]\varphi_1(\bm r_1)\varphi_2(\bm r_2)\dots\varphi_n(\bm r_n)\\
&=E\Psi(\bm r_1,\bm r_2,\dots,\bm r_n)
);

のように、多粒子ハミルトニアンの(近似的な)固有関数になっていることが分かる。

ここで、

 &math(
\overline{V_{jk}}=\iint V_{jk}(\bm r_j,\bm r_k)\,|\varphi_j(\bm r_j)|^2\,|\varphi_k(\bm r_k)|^2\,d\bm r_j\,d\bm r_k
);

とした。

このときのエネルギー固有は、

 &math(E=\sum_j\varepsilon_j-\sum_j\sum_{k<j}\overline{V_{jk}});

であるから、1体問題のエネルギー固有値の単純な足し算にはなっていない。
これは、2粒子ポテンシャルのエネルギーを &math(j); と &math(k); 
とで2回取り込んでしまっているためであり、上式の2つ目のシグマはこの分を差し引いているものである。

上記のようにして求まる解が「多体波動関数を1つのハートレー積で表示する」場合の最適解となることは「変分法」を用いて確かめることができる。

** 問題点 [#ub870885]

ハートレー法にはいくつかの問題点があり、実用性には乏しい。

- 波動関数が反対称化されていない
- 軌道毎にハミルトニアンが異なり、軌道間の直交性が保証されない

そこで、ハートレー・フォック法を始めとした、
さらに実用的な1粒子問題化の方法が開発されている。

* ハートレー・フォックの方法 [#q6dc1c57]

多体波動関数を「1つのハートレー積で表示する」場合の最適解を求める方法がハートレー法だったのに対して、

多体波動関数を「1つのスレイター行列で表示する」場合の最適解を求める方法がハートレー・フォック法である。

ハートレー法とは異なり、1粒子方程式(フォック方程式)は全粒子に対して共通となる。

そのようにして得た1粒子シュレーディンガー方程式には、ハートレー法でも現れた
1粒子ポテンシャル、平均化された2粒子ポテンシャル、に起因する項の他に、
波動関数が反対称化されたことを反映した「交換ポテンシャル」と呼ばれる項が現れる。
ここには、波動関数の反対称化により同じスピンを持つ電子が互いに避け合う効果のために、
その分だけ電子・電子間の斥力エネルギーが低下する、といった影響が含まれる。

その1粒子方程式の固有関数をエネルギーの低い方から 
&math(n); 個集めて作ったスレイター行列が求める最適解となる。

このため、1粒子波動関数を規格直交系に選べることもハートレー法に
比べて理論的に見通しの良い形となっている。

ただし、多体波動関数が「1つのスレイター行列で表示できる」というのはあくまで近似であるため、
この近似の範囲を超えた精度を必要とする計算には、ハートレー・フォック法を越えた議論が必要となる。

* 質問・コメント [#p2533295]

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