多粒子系の波動関数とボゾン・フェルミオン のバックアップ(No.2)

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量子力学Ⅰ

1粒子系の量子力学の復習

量子力学において1粒子の運動は、 粒子の位置を変数とする複素関数(波動関数)が満たす シュレーディンガー方程式により記述された。

粒子の位置: \bm r
波動関数: \psi(\bm r,t)
方程式: i\hbar\frac{\PD}{\PD t}\psi(\bm r,t)=\hat H\psi(\bm r,t)

シュレーディンガー方程式は両辺に共通な \psi(\bm r,t) を除いて考えると

  \frac{\hbar}{-i}\frac{\PD}{\PD t}(\dots)=\hat H(\dots)

の形をしているが、これは前期量子論における

  \hbar\omega=\varepsilon

という関係に対応していた。

ただし、 \hat H は古典力学におけるシュレーディンガー方程式に現れる 粒子の運動量 \bm p \hbar\bm \nabla/i で置き換えたものである。

シュレーディンガー方程式を解いて得られた波動関数の絶対値の二乗が 時刻 t に粒子を位置 \bm r を見いだす確率となる。

その他の物理量 O の期待値 \langle O\rangle は、 物理量に対応する演算子を \hat O として次のように与えられる。

  \langle O(t)\rangle=\int \hat O \psi(\bm r,t)\hat O^\dagger d\bm r

2粒子系の量子力学

2つの電子の位置座表をそれぞれ \bm r_1,\bm r_2 とする。

2粒子系の波動関数を \psi(\bm r_1,\bm r_2,t) として、

シュレーディンガー方程式を

  i\hbar\frac{\PD}{\PD t}\psi(\bm r_1,\bm r_2,t)=\hat H\psi(\bm r_1,\bm r_2,t)

としたならば、これは1粒子系で学んだ内容の自然な拡張となっている。

ただし、 \hat H は古典力学における2粒子系の方程式に現れる 2つの粒子の運動量 \bm p_1,\bm p_2 \bm\nabla_{\bm r_1}, \bm\nabla_{\bm r_2} に置き換えたものとなる。

シュレーディンガー方程式を解いて得られた波動関数の絶対値の二乗が 時刻 t に粒子を位置 \bm r_1,\bm r_2 に見いだす確率となる。

その他の物理量 O の期待値 \langle O\rangle は、 物理量に対応する演算子を \hat O として次のように与えられる。

  \langle O(t)\rangle=\iint \hat O \psi(\bm r_1,\bm r_2,t)\hat O^\dagger d\bm r_1\bm r_2

例:

2粒子がクーロン相互作用しているなら、 V(\bm r_1,\bm r_2)=\frac{-1}{4\pi\epsilon_0}\frac{e_1e_2}{|\bm r_1-\bm r_2|} となるから、

&math( \hat H(\bm r_1,\bm r_2,t)=

  • \frac{\hbar^2}{2}\bm\nabla_{r_1}^2-\frac{\hbar^2}{2}\bm\nabla_{r_2}^2
  • \frac{1}{4\pi\epsilon_0}\frac{e_1e_2}{|\bm r_1-\bm r_2|});

である。

多粒子系の量子力学

位置座表をそれぞれ \bm r_1,\bm r_2,\dots,\bm r_n として、
波動関数を \psi(\bm r_1,\bm r_2,\dots,\bm r_n,t) とすれば良い。

このときハミルトニアンは例えば次のような形をしているであろう。

&math( \hat H(\bm r_1,\bm r_2,t)= \underbrace{\sum_{j=1}^n -\frac{\hbar^2}{2}\bm\nabla_{r_j}^2}_{運動エネルギー}+ \underbrace{\sum_{j=1}^n\sum_{k=j+1}^n V_{j,k}(\bm r_j,\bm r_k)}_{ポテンシャルエネルギー});

同種粒子の不可弁別性


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