量子力学Ⅰ/球面調和関数 のバックアップソース(No.1)
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[[量子力学Ⅰ]] ** 球関数 $Y^m_l(\theta,\phi)$:角運動量の固有関数 [#s564caed] 回転方向の方程式に &math(-\hbar^2); を掛けると、 &math(\hat{\bm l^2}=-\hbar^2\hat\Lambda); であるから、 &math( -\hbar^2\hat\Lambda Y(\theta,\phi)=\hat{\bm l^2}Y(\theta,\phi)=\underbrace{\hbar^2l(l+1)}_{固有値}Y(\theta,\phi) ); となって、全角運動量の固有値問題になっていることが分かる。 具体的に方程式を書き下せば、 &math( \Big[\frac{1}{\sin\theta} \frac{\PD}{\PD \theta} \Big(\sin\theta\frac{\PD}{\PD \theta}\Big)+\frac{1}{\sin^2\theta} \frac{\PD^2}{\PD \phi^2}\Big]Y(\theta,\phi)=-l(l+1)Y(\theta,\phi) ); これをさらに変数分離するため、&math(Y(\theta,\phi)=\Theta(\theta)\Phi(\phi)); を代入すれば、 &math( &\Big[\sin\theta \frac{\PD}{\PD \theta} \Big(\sin\theta\frac{\PD}{\PD \theta}\Big)+\frac{\PD^2}{\PD \phi^2}\Big]Y(\theta,\phi)=-l(l+1)\sin^2\theta Y(\theta,\phi)\\ ); &math( &\frac{1}{\Theta(\theta)}\Big[\sin\theta \frac{\PD}{\PD \theta} \Big(\sin\theta\frac{\PD}{\PD \theta}\Big)+l(l+1)\sin^2\theta\Big]\Theta(\theta)=-\frac{1}{\Phi(\phi)}\frac{\PD^2}{\PD \phi^2}\Phi(\phi)\\ ); 共通の定数を後を見越して &math(m^2); と置くと、 &math(\frac{\PD^2}{\PD \phi^2}\Phi(\phi)=-m^2\Phi(\phi)); より、 &math(\Phi(\phi)\propto e^{im\phi}); 一方、 &math(\Big[\sin\theta \frac{\PD}{\PD \theta} \Big(\sin\theta\frac{\PD}{\PD \theta}\Big)+l(l+1) \sin^2\theta\Big]\Theta(\theta)=m^2\Theta(\theta)); は、&math(l,m); が &math(l=0,1,2,3,\dots); &math(m=-l,-(l-1),\dots,-1,0,1,\dots,l-1,l); の範囲の整数になるときのみ解を持ち、その固有関数は''ルジャンドルの陪関数''と呼ばれている。 &math(P_l^{|m|}(\zeta)=(1-\zeta^2)^{|m|/2}\frac{d^{|m|}}{d\zeta^{|m|}}P_l(\zeta)); ただし、&math(P_l(\zeta)); は''ルジャンドルの多項式''で、 &math(P_l(\zeta)=\frac{1}{\,2^l\,l!\,}\,\frac{d^l}{\,d\zeta^l\,}(\zeta^2-1)^l); によって与えられる。これらを用いれば、規格直交完全な固有関数を &math(Y_l^m(\theta,\phi)=(-1)^{(m+|m|)/2}\sqrt{\frac{2l+1}{4\pi}\frac{(l-|m|)!}{(l+|m|)!}}P_l^{|m|}(\cos\theta)e^{im\phi}); と表せる。この関数は ''球面調和関数'' と呼ばれる。 #multicolumns &math(Y_0^0=\frac{1}{2 \sqrt{\pi }}); &math(Y_1^0=\frac{1}{2} \sqrt{\frac{3}{\pi }} \cos (\theta )); &math(Y_1^1=-\frac{1}{2} \sqrt{\frac{3}{2 \pi }} e^{i \phi } \sin (\theta )); &math(Y_2^0=\frac{1}{4} \sqrt{\frac{5}{\pi }} \left(3 \cos ^2(\theta )-1\right)); &math(Y_2^1=-\frac{1}{2} \sqrt{\frac{15}{2 \pi }} e^{i \phi } \sin (\theta ) \cos (\theta )); &math(Y_2^2=\frac{1}{4} \sqrt{\frac{15}{2 \pi }} e^{2 i \phi } \sin ^2(\theta )); #multicolumns &math(Y_3^0=\frac{1}{4} \sqrt{\frac{7}{\pi }} \left(5 \cos ^3(\theta )-3 \cos (\theta )\right)); &math(Y_3^1=-\frac{1}{8} \sqrt{\frac{21}{\pi }} e^{i \phi } \sin (\theta ) \left(5 \cos ^2(\theta )-1\right)); &math(Y_3^2=\frac{1}{4} \sqrt{\frac{105}{2 \pi }} e^{2 i \phi } \sin ^2(\theta ) \cos (\theta )); &math(Y_3^3=-\frac{1}{8} \sqrt{\frac{35}{\pi }} e^{3 i \phi } \sin ^3(\theta )); ・・・ #multicolumns(end)
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