量子力学Ⅰ/調和振動子/メモ のバックアップ差分(No.14)

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  • 1 (2015-03-03 (火) 18:23:42)
  • 2 (2015-03-03 (火) 21:49:51)
  • 3 (2015-03-09 (月) 02:58:56)
  • 4 (2015-03-09 (月) 02:58:56)
  • 5 (2015-03-12 (木) 01:23:58)
  • 6 (2015-03-12 (木) 08:50:46)
  • 7 (2015-03-12 (木) 08:50:46)
  • 8 (2015-05-08 (金) 16:57:27)
  • 9 (2015-05-11 (月) 12:42:46)
  • 10 (2015-05-17 (日) 21:43:17)
  • 11 (2015-05-18 (月) 11:20:45)
  • 12 (2017-05-19 (金) 01:41:47)
  • 13 (2018-11-20 (火) 13:40:59)
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[[量子力学Ⅰ/調和振動子]]

* 解答：１次元の調和振動子 [#l80144e9]

(1)

　&math(
\left(-\frac{\hbar^2}{2m}\frac{d^2}{dx^2}+\frac{K}{2}x^2\right)\varphi(x)=\varepsilon\varphi(x)
);

(2)

　&math(
x^2=\frac{\hbar}{m\omega}\xi^2
); より、

　&math(\left(
-\frac{\hbar^{\not2}}{2\not\!\!m}\frac{\not\!\!m\omega}{\not\!\hbar}\frac{d^2}{d\xi^2}
+\frac{K}{2}\frac{\hbar}{m\omega}\xi^2\right)\varphi(\xi)=\varepsilon\varphi(\xi)
);

　&math(\frac{\hbar\omega}{2}\left(
-\frac{d^2}{d\xi^2}+\frac{K}{m\omega^2}\xi^2
\right)\varphi(\xi)=\varepsilon\varphi(\xi)
);

　&math(
\left(-\frac{d^2}{d\xi^2}+\frac{\not\!K}{\not\!\!m\not\!\omega^2}\xi^2-\frac{2\varepsilon}{\hbar\omega}\right)\varphi(\xi)=0
);

　&math(
\left(-\frac{d^2}{d\xi^2}+\xi^2-\lambda\right)\varphi(\xi)=0
);

(3)

　&math(
&-\frac{d^2}{d\xi^2}\big[X(\xi)e^{-\xi^2/2}\big]+\xi^2X(\xi)e^{-\xi^2/2}-\lambda X(\xi)e^{-\xi^2/2}\\
&=-\frac{d}{d\xi}\big[X'(\xi)e^{-\xi^2/2}-\xi X(\xi)e^{-\xi^2/2}\big]+\xi^2X(\xi)e^{-\xi^2/2}-\lambda X(\xi)e^{-\xi^2/2}\\
&=-X''(\xi)e^{-\xi^2/2}+2\xi X'(\xi)e^{-\xi^2/2}+X(\xi)e^{-\xi^2/2}-\lambda X(\xi)e^{-\xi^2/2}\\
&=0\\
);

両辺を &math(e^{-\xi^2/2}\ne 0); で割れば、

　&math(
X''(\xi)=2\xi X'(\xi)+(1-\lambda) X(\xi)
);

(4)

　&math(
\sum_{l=0}^\infty l(l-1)c_l\xi^{l-2}=2\xi \sum_{l=0}^\infty l c_l\xi^{l-1}+(1-\lambda) \sum_{l=0}^\infty c_l\xi^l
);

左辺は &math(l=0,1); でゼロになるから、&math(l-2\to l); すなわち &math(l\to l+2); と書き直して、

　&math(
\sum_{l=0}^\infty (l+2)(l+1)c_{l+2}\xi^l=2 \sum_{l=0}^\infty l c_l\xi^l+(1-\lambda) \sum_{l=0}^\infty c_l\xi^l
);

より &math(l\ge 0); において、

　&math((l+2)(l+1)c_{l+2}=(2l+1-\lambda)c_l);~

　&math(c_{l+2}=\frac{2l+1-\lambda}{(l+2)(l+1)}c_l);~

(5)

　&math(\lambda_n=2n+1);

　&math(\varepsilon_n=\hbar\omega\lambda_n/2=\hbar\omega(n+1/2));

(6)

&math(n=4); のとき、&math(c_6=0\cdot c_4); であるから &math(c_0); は任意に選べるが、
一方で &math(c_1=0); でなければならない。

　&math(\lambda_4=2\cdot 4+1=9);

　&math(c_2=\frac{2\cdot 0+1-9}{(0+2)(0+1)}c_0=-4c_0);

　&math(c_4=\frac{2\cdot 2+1-9}{(2+2)(2+1)}c_2=-\frac{1}{3}c_2=\frac{4}{3}c_0);

したがって、

　&math(X_4(\xi)=c_0\left(1-4\xi^2+\frac{4}{3}\xi^4\right));

** エルミート多項式が微分方程式を満たすことを確認 [#p2faeebd]

&math(
S(\xi,t)=e^{-t^2+2\xi t}=\sum_{n=0}^\infty\frac{1}{n!}H_n(\xi)t^n
);

の中辺、右辺を &math(\xi); で偏微分すれば、

　&math(
\frac{\PD}{\PD\xi}(中辺)=2te^{-t^2+2\xi t}=2t\sum_{n=0}^\infty\frac{1}{n!}H_n(\xi)t^n=\sum_{n=1}^\infty\frac{1}{(n-1)!}2H_{n-1}(\xi)t^n
);

　&math(
\frac{\PD}{\PD\xi}(右辺)=\sum_{n=0}^\infty\frac{1}{n!}H_n'(\xi)t^n
);

したがって、&math(2nH_{n-1}(\xi)=H_n'(\xi));

同様に &math(t); で微分すれば、

　&math(
\frac{\PD}{\PD t}(中辺)=(-2t+2\xi)e^{-t^2+2\xi t}=
\sum_{n=1}^\infty\frac{1}{n!}\left(-2nH_{n-1}(\xi)+2\xi H_n(\xi)\right)t^n
);

　&math(
\frac{\PD}{\PD t}(右辺)=\sum_{n=0}^\infty\frac{1}{n!}nH_n(\xi)t^{n-1}=\sum_{n=0}^\infty\frac{1}{n!}H_{n+1}(\xi)t^n
);

したがって、&math(-2nH_{n-1}(\xi)+2\xi H_n(\xi)=H_{n+1}(\xi));

番号を１つずらして、

　&math(-2(n-1)H_{n-2}(\xi)+2\xi H_{n-1}(\xi)=H_n(\xi));

また、

　&math(H_{n-1}(\xi)=\frac{H_n'(\xi)}{2n});、&math(H_{n-2}(\xi)=\frac{H_{n-1}'(\xi)}{2n}=\frac{H_n''}{2n\cdot 2(n-1)});

より、

　&math(-2(n-1)\frac{H_n''}{2n\cdot 2(n-1)}+2\xi \frac{H_n'(\xi)}{2n}=H_n(\xi));

　&math(H_n''-2\xi H_n'(\xi)+2nH_n(\xi)=0);

となって、求める微分方程式を満たすことを確認できた。

** エルミート多項式の漸化式 [#ae4fed6d]

証明したい漸化式は微分を済ませて &math(e^{-\xi^2/2}); で割れば、

　&math(H_{n+1}=\xi H_n-H_n'+\xi H_n=2\xi H_n-H_n'=2\xi H_n-2nH_{n-1});

および、

　&math(2nH_{n-1}=\xi H_n+H_n'-\xi H_n=H_n');

であるから、上記の関係式により常に成り立つ。

** エルミート多項式の直交性 [#y396f5ad]

母関数表示を２つ用意して、

　&math(S(\xi,s)=e^{-s^2+2\xi s}=\sum_{m=0}^\infty\frac{1}{m!}H_m(\xi)s^m);

　&math(S(\xi,t)=e^{-t^2+2\xi t}=\sum_{n=0}^\infty\frac{1}{n!}H_n(\xi)t^n);

その積に &math(e^{-\xi^2}); を掛けて積分すれば、

　&math(
&\int_{-\infty}^\infty
\Bigg\{\sum_{m=0}^\infty\frac{1}{m!}H_m(\xi)s^m\Bigg\}
\Bigg\{\sum_{n=0}^\infty\frac{1}{n!}H_n(\xi)t^n\Bigg\}
e^{-\xi^2}
d\xi\\
&=
\int_{-\infty}^\infty 
e^{-s^2+2\xi s-t^2+2\xi t-\xi^2}
d\xi\\
&=
\int_{-\infty}^\infty 
e^{-(s+t-\xi)^2+2st}
d\xi\\
&=
e^{2st}\int_{-\infty}^\infty 
e^{-(s+t-\xi)^2}
d\xi
);

右辺はガウス積分 &math(\int_{-\infty}^\infty e^{-x^2}dx=\sqrt \pi); より、

　&math(
&= e^{2st}\sqrt \pi\\
&= \sqrt{\pi}\sum_{n=0}^\infty\frac{1}{n!}\Big[2^ns^n\Big]t^n
);

左辺は、

　&math(
\sum_{n=0}^\infty\frac{1}{n!}\Bigg[\sum_{m=0}^\infty
\int_{-\infty}^\infty
\frac{1}{m!}H_m(\xi)H_n(\xi)
e^{-\xi^2}
d\xi s^m \Bigg]t^n
);

であるから、

　&math(
\sum_{m=0}^\infty
\Bigg[\frac{1}{m!}\int_{-\infty}^\infty 
H_m(\xi)H_n(\xi)
e^{-\xi^2}
d\xi\Bigg] s^m
=
\sqrt{\pi}2^ns^n
);

すなわち、

　&math(
\int_{-\infty}^\infty 
H_m(\xi)H_n(\xi)
e^{-\xi^2}
d\xi
=
\big(\sqrt{\pi}2^nn!\big)\delta_{mn}
);
** 固有関数の形 [#l95bbc76]

#collapsible(Mathematica ソース)
 LANG:mathematica
 (* harmonic1.png, harmonic2.png, harmonic2.png, harmonic-density.png *)
 harmonic[n_, x_] := Sqrt[1/Sqrt[Pi]/2^n/Factorial[n]] HermiteH[n, x] Exp[-x^2/2]
 Plot[Flatten[{x^2/2, Table[2 harmonic[n, x]^2 + (n + 1/2), {n, 0, 10}]}] // Evaluate, 
   {x, -6, 6}, PlotRange -> {0, 12}, ImageSize -> Large, BaseStyle -> {FontSize -> 14}]
 Plot[Flatten[{x^2/2, Table[harmonic[n, x] + (n + 1/2), {n, 0, 10}]}] // Evaluate, 
   {x, -6, 6}, PlotRange -> {0, 12}, ImageSize -> Large, BaseStyle -> {FontSize -> 14}]
 Plot[Flatten[{x^2/2, harmonic[10, x]^2 + (10 + 1/2), 1/Sqrt[2 10.5 - x^2]/Pi + 10.5}] // Evaluate, 
   {x, -6, 6}, PlotRange -> {10.5, 10.9}, ImageSize -> Large, BaseStyle -> {FontSize -> 14}, 
   Filling -> {3 -> Axis}, FillingStyle -> {3 -> {Opacity[0.02]}}, PlotStyle -> {{Thick}, {Thick}, {}}]
 
 (* harmonic3.png *)
 Show[{
     Table[
        DensityPlot[harmonic[Floor[n], x]^2, {x, -8, 8}, {h, n, n + 1}, 
          PlotPoints -> {801, 2}, MaxRecursion -> 0], 
        {n, 0, 40}
      ], 
      Plot[x^2/2, {x, -8, 8}, PlotStyle -> {Red}]
   }, PlotRange -> {0, 30},  ImageSize -> Large, BaseStyle -> {FontSize -> 16}]
 
 (* h10.png *)
 Plot[{HermiteH[10, x], 5000000 Exp[-x^2/2], HermiteH[10, x] 60 Exp[-x^2/2]}, {x, -7, 7}, 
   PlotRange -> {-5000000, 5000000}, 
   PlotLegends -> 
     LineLegend[{
         "\!\(\*SubscriptBox[\(H\), \(10\)]\)(x)", 
         "exp(-\!\(\*SuperscriptBox[\(x\), \(2\)]\)/2)", 
         "exp(-\!\(\*SuperscriptBox[\(x\), \\(2\)]\)/2)\!\(\*SubscriptBox[\(H\), \(10\)]\)(x)"},
       LabelStyle -> {FontSize -> 20}], 
   PlotStyle -> {Thick, Dashed, Black}, BaseStyle -> {FontSize -> 20}, 
   ImageSize -> Large, Axes -> {True, False}]

#collapsible()

* 上昇・下降演算子で書いたハミルトニアン [#pc1eedc1]

&math(
&\hbar\omega(\hat a^\dagger\hat a+1/2)\varphi_n(x)\\
&=\hbar\omega\left[\frac{m\omega}{2\hbar}\left(x-\frac{i}{m\omega}\hat p\right)\left(x+\frac{i}{m\omega}\hat p\right)+\frac{1}{2}\right]\varphi_n(x)\\
&=\hbar\omega\left[\frac{m\omega}{2\hbar}\left(x-\frac{\hbar}{m\omega}\frac{\PD}{\PD x}\right)\left(x+\frac{\hbar}{m\omega}\frac{\PD}{\PD x}\right)+\frac{1}{2}\right]\varphi_n(x)\\
&=\hbar\omega\left[\frac{m\omega}{2\hbar}\left(x^2-\frac{\hbar}{m\omega}\frac{\PD}{\PD x}x+\frac{\hbar}{m\omega}x\frac{\PD}{\PD x}-\frac{\hbar^2}{m^2\omega^2}\frac{\PD^2}{\PD x^2}\right)+\frac{1}{2}\right]\varphi_n(x)
);

ここで、

&math(
\frac{\PD}{\PD x}\{x\varphi_n(x)\}
&=\varphi_n(x)+x\frac{\PD}{\PD x}\varphi_n(x)\\
&=\left\{1+x\frac{\PD}{\PD x}\right\}\varphi_n(x)\\
);

より、

&math(
&\hbar\omega(\hat a^\dagger\hat a+1/2)\varphi_n(x)\\
&=\hbar\omega\left[\frac{m\omega}{2\hbar}\left(x^2-\frac{\hbar}{m\omega}\left\{\cancel 1+\cancel{x\frac{\PD}{\PD x}}\right\}+\cancel{\frac{\hbar}{m\omega}x\frac{\PD}{\PD x}}-\frac{\hbar^2}{m^2\omega^2}\frac{\PD^2}{\PD x^2}\right)+\cancel{\frac{\,1\,}{2}}\right]\varphi_n(x)\\
&=\frac{m\omega^2}{2}\left(x^2-\frac{\hbar^2}{m^2\omega^2}\frac{\PD^2}{\PD x^2}\right)\varphi_n(x)\\
&=\left(-\frac{\hbar^2}{2m}\frac{\PD^2}{\PD x^2}+\frac{m\omega^2}{2}x^2\right)\varphi_n(x)\\
&=\left(-\frac{\hbar^2}{2m}\frac{\PD^2}{\PD x^2}+\frac{K}{2}x^2\right)\varphi_n(x)\\
&=\hat H\varphi_n(x)\\
&=\varepsilon_n\varphi_n(x)\\
);

* 上昇・下降演算子、数演算子 [#lcf622a6]

未執筆


* ３次元の調和振動子 [#d91ce630]

** 演習：解答 [#r89c3184]

(1) 

　&math(\hat H(x)&=-\frac{\hbar^2}{2m}\nabla^2+\frac{K}{2}r^2\\
&=-\frac{\hbar^2}{2m}\left(\frac{\PD^2}{\PD x^2}+\frac{\PD^2}{\PD y^2}+\frac{\PD^2}{\PD z^2}\right)+\frac{K}{2}(x^2+y^2+z^2)\\
&=\hat H_x(x)+\hat H_y(y)+\hat H_z(z));

(2) 

　&math(\varepsilon X(x)Y(y)Z(z)=\big[\hat H_x(x)+\hat H_y(y)+\hat H_z(z)\big]\,X(x)Y(y)Z(z));

　&math(\varepsilon X(x)Y(y)Z(z)=\Big\{\hat H_x(x)X(x)\Big\}Y(y)Z(z)+X(x)\Big\{\hat H_y(y)Y(y)\Big\}Z(z)+X(x)Y(y)\Big\{\hat H_z(z)Z(z)\Big\});

　&math(\varepsilon=\Big\{\hat H_x(x)X(x)\Big\}/X(x)+\Big\{\hat H_y(y)Y(y)\Big\}/Y(y)+\Big\{\hat H_z(z)Z(z)\Big\}/Z(z));

右辺の３項はそれぞれ &math(x); のみ、&math(y); のみ、&math(z); のみに依存する項であるから、
これらの和が常に定数になるためには、それぞれの項が定数でなければならない。そこで例えば

　&math(\Big\{\hat H_x(x)X(x)\Big\}/X(x)=\varepsilon_x);

と置けば、

　&math(\hat H_x(x)X(x)=\varepsilon_xX(x));

となって、これは &math(X(x)); が &math(\hat H_x(x)); の固有関数であり、
その固有値が &math(\varepsilon_x); であることを表わす。

また、元の式に代入すれば、

　&math(\varepsilon=\Big\{\varepsilon_xX(x)\Big\}/X(x)+\Big\{\varepsilon_yY(y)\Big\}/Y(y)+\Big\{\varepsilon_zZ(z)\Big\}/Z(z));

より、

　&math(\varepsilon=\varepsilon_x+\varepsilon_y+\varepsilon_z);

を得る。

(3) &math(\varepsilon_x=\hbar\omega(n_x+1/2)); などとなるから、

　&math(\varepsilon=\hbar\omega(n_x+n_y+n_z+3/2));

ただし、&math(n_x,n_y,n_z); は非負整数である。したがって、

基底状態は、&math(n=n_x+n_y+n_z=0); で &math(\varepsilon=3\hbar\omega/2);

　このとき、&math((n_x,n_y,n_z)=(0,0,0)); であるから縮退していない。

第１励起状態は、&math(n=n_x+n_y+n_z=1); で &math(\varepsilon=5\hbar\omega/2);

　&math((n_x,n_y,n_z)=(1,0,0),\,(0,1,0),\,(0,0,1)); であるから３重に縮退している。

第２励起状態は、&math(n=n_x+n_y+n_z=2); で &math(\varepsilon=7\hbar\omega/2);

　&math((n_x,n_y,n_z)=(2,0,0),\,(0,2,0),\,(0,0,2),\,(1,1,0),\,(0,1,1),\,(1,0,1)); 
であるから６重に縮退している。

第３励起状態は、&math(n=n_x+n_y+n_z=3); で &math(\varepsilon=9\hbar\omega/2);

　&math((n_x,n_y,n_z)=&(3,0,0),\,(0,3,0),\,(0,0,3)\,(2,1,0)\,(1,2,0),\\
&\,(0,2,1),\,(0,1,2),\,(1,0,2),\,(1,0,2),\,(1,1,1)); 
であるから１０重に縮退している。

#ref(lattice-points.png,around,right,25%);

(4) &math(n=n_x+n_y+n_z); を満たす &math((n_x,n_y,n_z)); を図形的に表わせば、
平面 &math(x+y+z=n); 上の右図のような三角形に含まれる格子点に対応するから、

　&math(\sum_{m=0}^n (m+1)=\sum_{m=1}^{n+1} m=(n+1)(n+2)/2);

より、&math((n+1)(n+2)/2); 重に縮退している。

#clear

#collapsible(Mathematica ソース)
形状

 LANG:mathematica
 harmonic[n_, x_] := 
   Sqrt[1/(Pi 2^n Factorial[n])] HermiteH[n, x] Exp[-x^2/2]
 ContourPlot3D[(harmonic[4, x] harmonic[0, y] harmonic[0, z])^2 == 0.001, 
   {x, -3.5, 3.5}, {y, -3.5, 3.5}, {z, -3.5, 3.5}, 
   ImageSize -> Large]

状態密度

 LANG:mathematica
 Plot[(n - 1/2) (n + 1/2)/2, {n, 0, 20}, 
   BaseStyle -> {FontSize -> 20}, ImageSize -> Large, PlotRange -> {0, 200}]

#collapsible

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