平面波

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平面波(へいめんは、: Plane wave[1][2][3][4][5][6][7][8][9][10][11][12]とは、等位相面が波数ベクトルを法線ベクトルとする等値平面から成る周期関数のことである。

平面波の定義[編集]

平面波と呼ばれる関数には、「時間変数を持たない平面波」と、「時間変数を持つ平面波」がある。「時間変数を持たない平面波」は、周期関数のフーリエ級数展開や、フーリエ変換、時間発展のないシュレーディンガー方程式の計算に用いられる。「時間変数を持つ平面波」は、波動方程式の解として現れる。

通常、「時間変数を持たない平面波」と、「時間変数を持つ平面波」は、区別されずに混同されて用いられるが、異なるものなので、曖昧さを回避する観点から区別が必要な場合には、用語を使い分けることにする。それぞれの用語の定義は以下に行う。

また、本稿では、「時間変数を持たない平面波」と、「時間変数を持つ平面波」の総称として「平面波」という用語を用いることにする。

時間変数を持たない平面波[編集]

実数または複素数に値を取る実d 変数関数Ψが時間変数を持たない平面波であるとは、周期 2π の実 1変数の周期関数f と、波数ベクトルと言われるd 次元実定数ベクトルk (但しk ≠ 0)を用いて、

\Psi(x)=f(2\pi k\cdot x)

と表されることを意味する。

時間変数を持つ平面波[編集]

時間変数を持つ平面波は、波動方程式の固有解に現れる。

実数または複素数に値を取る関数Φが時間変数を持つ平面波であるとは、空間変数xd 次元実数ベクトル)と時間変数t (実数)と、周期 2π の実1変数の周期関数f と、波数ベクトルkd 次元実定数ベクトル、但しk ≠ 0)と、角振動数ω≠ 0を用いて、

\Phi(x,t)=f(2\pi (k\cdot x-\omega t))

であることを意味する。

尚、本稿では、時間変数と空間変数をX = (x , t ) のように分ける。つまり、変数の最後の成分[注 1]を時間変数と考える。

時間変数を持つ平面波と、時間変数を持たない平面波[編集]

物理的には、空間変数x と時間変数t は異なるものであるが、数学ではどちらも単なる変数である。この意味において、d 次元の時間変数を持つ平面波は、d + 1 変数の時間変数を持たない平面波と見做すことができる。

時間変数を持つ平面波

\Phi(x,t)=f(2\pi (k\cdot x-\omega t))

に対して、新たにK を、空間成分k と、時間成分−ωを並べたd + 1 次元の実数ベクトルとする。即ち、

\textbf{K} = \left( \begin{array}{c}
k_1     \\
\vdots  \\
k_d \\
-\omega
\end{array} \right)

とする。但し、ki は、波数ベクトルk の第i 成分を意味する。

又、\textbf{X}=(\textbf{x},t)とする。このとき、

\Phi(x,t)= f(2\pi (k\cdot x-\omega t)) = f(2\pi K\cdot X)

のように書くことが出来る。この意味において、d 次元の時間変数を持つ平面波は、n + 1 変数の時間変数を持たない平面波と見做すことができた。

正弦平面波[編集]

正弦平面波は、正弦波の多次元への拡張の1つで、代表的な平面波である。正弦平面波には、実正弦平面波と複素正弦平面波がある。正弦平面波のことを単に平面波ということもあるが、正弦平面波ではない平面波もある。

実正弦平面波の一般式[編集]

実正弦平面波は、数学的には振幅A 、波数ベクトルK 、位相項δの3つの定数/定数ベクトルで特徴付けられる。一般にd 次元の実正弦平面波は、時間変数を持たない形で書くと

A\cos(2\pi(\textbf{K}\cdot\textbf{X}+\delta))

時間変数を持つ形で書くと

A\cos (2\pi(\textbf{k} \cdot \textbf{x} -\omega \cdot t+ \delta) )

で表される。

ここで、波数ベクトルや時間・空間変数は、それぞれ

\textbf{k} = \begin{pmatrix}
k_1    \\
\vdots \\
k_d    
\end{pmatrix},
\quad
\textbf{x} = \begin{pmatrix}
x_1    \\
\vdots \\
x_d    
\end{pmatrix},
\qquad
\textbf{K}= \begin{pmatrix}
k_1     \\
\vdots  \\
k_d \\
-\omega
\end{pmatrix},
\quad
\textbf{X}=\begin{pmatrix}
x_1     \\
\vdots  \\
x_d \\
t
\end{pmatrix}

である。

複素正弦平面波の一般式[編集]

実正弦平面波は重ね合わせの計算などが面倒であることから、計算上のテクニックとして、実正弦平面波の値域をオイラーの公式を用いて複素数域に拡張した複素正弦波が発案された。古典物理では、複素平面正弦波は実正弦平面波の重ね合わせを計算するための便宜にすぎないが、量子力学では複素平面正弦波を用いなければ説明がつかない現象があるため、計算上の便宜のためだけのものではない。

複素正弦平面波は数学的には、振幅A(複素定数)、波数ベクトルK(実定数ベクトル)、位相項δ(実定数)の3つの定数/定数ベクトルで特徴付けられる。一般に、d 次元の複素正弦平面波は、

A\exp i(2\pi(\textbf{K} \cdot \textbf{X} +\delta) )

の形で表される。

複素正弦平面波を用いた実正弦平面波の重ね合わせ[編集]

aj , θj (j = 1, 2, ... , m ) を実定数(ただしaj ≥ 0)としたときに、重ね合わせ

\sum_{j=1}^m a_j \cos i \theta_j

を計算する問題を考える。

オイラーの公式より、複素数をベクトルのように表記して

a_j \exp i \theta_j = a_j \begin{pmatrix}
\cos \theta_j \\
\sin \theta_j 
\end{pmatrix}  (2-1)

と見なすことができる。

式(2-1)の右辺に、ベクトルの平行四辺形則を適用すると

\begin{cases}
a= \left| \sum\limits_{j=1}^m a_j \exp i \theta_j \right| \\
\theta = \arg  \sum\limits_{j=1}^m a_j \exp i \theta_j  \\
\end{cases} (2-2)

としたときに、

a\cos \theta = \sum_{j=1}^m a_j \cos i \theta_j

が成り立つ。従って、重ね合わせ(1)を計算する問題は、式(2-2)の2つの式を求める問題に帰着される。ここで、θj (j = 1, 2, ... , m ) は実定数なので、

( \exp ik \theta )^* = \exp (-ik \theta)

が成り立つ。*複素共役を意味する。このことに注意して、a2 の展開を行うと

a^2 = \sum_{j=1}^m a_j \exp i \theta_j \sum_{l=1}^m a_l \exp (-i \theta_j )= \sum_{j,l=1}^m a_j a_l \exp i( \theta_j - \theta_l ) (2-3)

が成立する。式(2-3)と、条件aj ≥ 0 を考え併せると、式(2-2)は、

\begin{cases}
a^2 = \sum\limits_{j,l=1}^m a_j a_l \exp i( \theta_j - \theta_l ) \\
\theta = \arg \sum\limits_{j=1}^m a_j \exp i \theta_j 
\end{cases} (2-2’)

と変形できる。従って、重ね合わせを計算する問題は、式(2-2’)を求める問題に帰着される。計算上の便宜としての複素正弦波を持ち出す最大の理由は、式(2-2)から(2-2’)(特に振幅の関係式)が導き出せることにある。

一般には、これ以上簡単な形に変形することは難しいが、いくつかの特殊な場合には振幅の項あるいは位相項の片方あるいは両方がより簡単な形になる。例えば

\begin{align}
& \theta_1 = \textbf{k} \textbf{x} - \omega t \\
& \theta_2 = \textbf{k} \textbf{x} -\omega t+ \delta \\
& m=2 \end{align}

のときには、

a= \sqrt{{a_1}^2 + {a_2}^2 +2 a_1 a_2 \cos \delta}

となる。この問題は、2つの位相差のある平面正弦波の重ねあわせの問題である。

周期関数の平面波展開[編集]

平面波展開(または平面波近似)は、1変数のフーリエ級数展開を多変数関数に拡張した概念で、多変数の周期関数を正弦平面波からなる級数に展開する手法である。以下では、まず一番簡単な場合、即ち、正方格子を周期として持つ2変数関数の場合について平面波展開を考え、その後、一般の場合の平面波展開について説明する。

一番簡単な場合の平面波展開[編集]

簡単のため、F (x , y ) が、標準正方格子を周期格子とする場合の平面波展開を、1変数のフーリエ級数に帰着することを考える。

以下の定理が成り立つ:

定理:(一番簡単な場合の平面波展開)
F (x , y ) が、周期E1 , E2 を持つL2 関数であるとき、

F(x,y)={\sum}_{(n,m)\in\mathbb{Z}^2}{c}_{n,m}\exp(2\pi i(nx+my))

が成立する。但し、E1 , E2 は、それぞれ、2次単位行列の第一列、第二列である。即ち、E1 , E2 は、\mathbb{R}^2の標準基底とする。

尚、周期性の定義等、用語の定義を知らずとも、計算の流れのみから本ケースの証明は理解が可能であると思われるため、定義などは後回しにする(一般の場合を考える際に、再定義する)。又、1変数のフーリエ級数についての諸議論は既知とする。以下、3つのステップに分け証明を行う。

yを固定して、一変数関数としてフーリエ級数展開する[編集]

y を固定して(定数として)考えると、F (x , y ) は、x についての一変数関数である。この関数をfy (x ) と書くことにする。即ち、

f_y(x)=F(x,y)

とする。fy (x ) は周期1の周期関数である。従ってfy (x ) が[0,1]閉区間でL2 関数であれば、fy (x ) を 1変数関数の意味でフーリエ級数展開することが可能である。

具体的にはcn を、

c_n = \int_{0}^{1} f_y(x) \exp(2\pi inx) dx

とすると、

f_y(x) = \sum_{n\in\mathbb{Z}} c_n\exp(2\pi inx) (3-1)

のように級数展開可能である。

cn それぞれを、yについての関数とみなして、それぞれフーリエ級数展開する[編集]

前述のcny を固定するごとに定まるので、cny についての関数と考えることが出来る。cn の定義により、cn もまた、y について(1変数の意味で)周期1の周期関数である。

実際、F (x , y ) は、周期E2 を持つため、F (x , y ) = F (x , y + 1) である。従って、

\begin{align}
c_n(y+1)
&= \int_{0}^{1} F(x,y+1) \exp(2\pi inx) dx \\
&= \int_{0}^{1} F(x,y)   \exp(2\pi inx) dx \\
&= c_n(y) \end{align}

である。

実は、cn (y ) もまたL2関数であるため、cn (y ) も1変数関数の意味でフーリエ級数展開可能である。すなわち

c_{n,m} = \int_{0}^{1} c_{n,m}(y) \exp(2\pi imy) dy

とすると、

c_n(y) = \sum_{m\in\mathbb{Z}} c_{n,m} \exp(2\pi imy) (3-2)

となる。

証明のまとめ[編集]

式(3-1)に式(3-2)を代入すると、

\begin{align}
F(x,y) &= f_y(x) \\
&= \sum_{n\in\mathbb{Z}} c_n(y) \exp(2\pi inx) \\
&= \sum_{n\in\mathbb{Z}}\left(\sum_{m\in\mathbb{Z}}c_{n,m} \exp(2\pi imy)\right)\exp(2\pi inx) \\
&= \sum_{n\in\mathbb{Z}} \sum_{m\in\mathbb{Z}}c_{n,m} \exp(2\pi imy)\exp(2\pi inx) \\
&= \sum_{n\in\mathbb{Z}} \sum_{m\in\mathbb{Z}}c_{n,m} \exp(2\pi i(nx+my)) \\
&= \sum_{(n,m)\in\mathbb{Z}^2} c_{n,m}\exp(2\pi i(nx+my))
\end{align}

を得る。

周期性についての補足[編集]

F を実数値あるいは複素数値の実d 変数関数とし、τをd 次元の実定数ベクトルとする。このとき、τがF の周期であるとは、任意のd 次元実数ベクトルx に対しF (x + τ) = F (x ) であることを意味する。

定理1
F を実数値あるいは複素数値の実d 変数関数としたとき、

  1. 0は、F の周期である。
  2. d 次元の実定数ベクトルτ1 と&tau2F の周期であれば、τ1 + τ2</math> もF の周期である。
  3. z が整数であり、τがF の周期であるとき、z τもF の周期である。

ここで、τがF の周期であったとしても、\sqrt{2}τやτ/2 がF の周期であるとは限らない。

定理1から帰納的に以下の定理2が示される。

定理2:
τ1, τ2, ... , τlF の周期で、z1 , z2 , ... , zl が整数であるとき、

z_1 \tau_1 + \cdots + z_l \tau_l

もまた、F の周期である。

格子についての補足[編集]

前節の定理1と定理2は、周期が格子状の空間(Z-加群)をなすことを主張している。以下、格子について補足を行う。

d 次元標準正方格子\mathbb{Z}^{d}を、以下のように定義する。即ち、d 次元標準正方格子は、成分全てが整数となるようなd 次元実数ベクトルを全て集めることによって出来た集合である。

\mathbb{Z}^{d} = \left\{ \left. \begin{pmatrix}
z_1    \\
\vdots \\
z_d    \\
\end{pmatrix}\ \left| \begin{matrix}
z_1 ,\dots , z_d \in \mathbb{Z} \\
\end{matrix} \right. \right\} \right.

\mathbb{Z}^dは、\mathbb{R}^dの標準基底e1 , ... , ed のZ結合で生成される。即ち、\mathbb{Z}^{d}の点z は、n 個の整数z1 , ... , zd によって、

z={z}_{1}{e}_{1}+\cdots +{z}_{d}{e}_{d}

のように展開することが出来る。この展開は、一意的である。

又、d 次正則行列A に対し、A\mathbb{Z}^{d}を、

A\mathbb{Z}^{d} =
 \left\{ \left. A \begin{pmatrix}
z_1    \\
\vdots \\
z_d    \\
\end{pmatrix} \ \left| \begin{matrix}
z_1 ,\dots , z_d \in \mathbb{Z} \\
\end{matrix} \right. \right\} \right.

と定め、d 次元正則行列A によって生成された格子空間と呼ぶ。A\mathbb{Z}^dは、A の列ベクトルA1 , ... ,Ad のZ結合で生成される。即ち、A\mathbb{Z}^dの点は、n 個の整数z1 , ... , zd によって、

A(z) = A(z_1, \dots, z_d) = z_1 A_1 + \cdots + z_d A_d

のように表すことが出来る。即ち、標準格子空間\mathbb{Z}^{d}上の点z は、行列A によって、必ずA\mathbb{Z}^d に移すことが出来る。但し、Aj は、A の第j 列ベクトルである。即ちAj = A ej である。

多重周期関数と周期格子[編集]

さらに、ユニットセルの概念を定義する。T1 , ... , Td が、d 次元実数ベクトル空間\mathbb {R}^{d}の基底とする。このとき、

V({T}_{1},\cdots,{T}_{d})=
\left\{ \left. {x}_{1}{T}_{1}+\cdots+{x}_{d}{T}_{d}
\left| \begin{matrix}
0\le x_1\le 1\\
\vdots \\
0\le x_d \le 1\\
\end{matrix} \right. \right\} \right.

を、T1 , ... , Td が張るd 次元平行六面体、あるいはユニットセルという。

特に、d 重周期関数F に対し、T の列ベクトル全て、即ちT1 , ... , TlF の周期となるようなd 次正則行列

T=({T}_{1},\dots,{T}_{d})

が定まる。本稿では、このようなT を、F の周期行列と言うことにする。また、T{\mathbb{Z}}^{d}を、F の周期格子という。

簡単な計算から以下の定理が判る。

定理:(周期関数の標準化)
T を、d 次元正則行列とし、実d 変数関数FT の列ベクトル全て、即ちT1 , ... , TdF の周期とするようなd 重周期関数とする。この時、

H(y)=F(Ty)

とすると、H (y ) は、e1 , ... , ed のすべてを周期とするようなd 重周期関数である。

この定理により、周期行列が存在するようなd 重周期関数の問題は、すべて、標準正方格子を周期格子として持つような周期関数の問題に帰着されることが判る。

平面波の周期性[編集]

平面波の周期性について、以下の命題が成り立つ。

命題1
実数または複素数に値を持つ実d 変数関数Φを時間変数を持たない平面波であるとし、K ≠ 0 をΦの波数ベクトルとするとき、

  1. K ・τ = 0 となる任意の実d 次元ベクトルτは、Φの周期である。
  2. 上記のτに対し、λを任意実数(つまり整数でなくてもよい)としたとき、λτ もまた、Φの周期である。

即ち、命題1は、K の直交補空間の点は皆、波数K の平面波Φの周期であることを主張している。

命題2
実数または複素数に値を持つ実d 変数関数Φを時間変数を持たない平面波、K ≠ 0 をΦの波数ベクトルとするとき、

  1. K ・τ = 2lπ(l は任意整数)となるような実d 次元ベクトルτはΦの周期である。
  2. d 次元実定数ベクトルa が、Ka ≠ 0 を満たし、l が整数であるとき、
    T=\frac{2\pi la}{\sqrt{Ka}}
もまた、Φの周期である。

以下の定理より、d 重周期関数F と同じd 重周期を持つ平面波を沢山作る方法が与えられる。

定理 (逆格子の存在)
TG を、d 次実正則行列、p1 , ... , pd を整数とする。さらに、TG の間に

({}^{t}G)T=2\pi E

の関係が成立するとする。さらに、Φは、波数G (p1 , ... , pd ) の平面波とする。

このとき、T1 , T2 , ... , Td は全てΦの周期となる。但し、

G({p}_{1},{p}_{2},...,{p}_{d})={p}_{1}{G}_{1}+\cdots +{p}_{d}{G}_{d}

である。TjGj はそれぞれT およびG の第j 列ベクトルを意味する。

第一原理バンド計算における平面波[編集]

波動関数は、基底関数で展開した形で記述することができる。この時に用いられる基底の1つに平面波基底(Plane wave basis)がある。バンド計算における表式化が比較的簡単で(それ故、プログラムも構築し易い)ストレスの計算も他の基底(局在基底など)を使った場合より容易に実現が可能である。また、平面波基底では、Pulay補正項の問題が回避できることも利点のひとつである。

欠点は、例えば波動関数電荷密度を、s、p、d 軌道毎に分けたい場合や、ユニットセル内の特定の原子電荷を求めることが、困難になることである。

脚注[編集]

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  1. ^ 文献によっては最初の成分を時間変数にする場合もある。

参考文献[編集]

  1. ^ 青本 和彦, 他編 『岩波 数学入門辞典』 岩波書店、2005年 
  2. ^ 溝畑 茂 『偏微分方程式論』 岩波書店、2002年 
  3. ^ 金子 晃 『偏微分方程式入門』 東京大学出版会、1998年 
  4. ^ アシュクロフト; マーミン; 松原 武生, 町田 一成訳 『固体物理の基礎 上・1 固体電子論概論 (物理学叢書 46)』 吉岡書店、1981年1月 
  5. ^ チャールズ キッテル; 宇野 良清, 新関 駒二郎, 山下 次郎, 津屋 昇, 森田 章訳 『キッテル 固体物理学入門』 (8版) 丸善、2005年12月 
  6. ^ 田中 信夫 『電子線ナノイメージング―高分解能TEMとSTEMによる可視化 (材料学シリーズ)』 内田老鶴圃、2009年4月 
  7. ^ 今野 豊彦 『物質からの回折と結像―透過電子顕微鏡法の基礎』 共立出版、2003年 
  8. ^ 日本表面科学会編 『ナノテクノロジーのための表面電子回折法 (表面分析技術選書)』 丸善、2003年3月 
  9. ^ 『物質科学のための量子力学』 三共出版、2002年11月 
  10. ^ 塚田 捷 『物性物理学 (裳華房フィジックスライブラリー)』 裳華房、2007年3月25日 
  11. ^ 小口 多美夫 『バンド理論―物質科学の基礎として (材料学シリーズ)』 内田老鶴圃、1999年7月 
  12. ^ ファインマン; 富山 小太郎訳 『ファインマン物理学〈2〉光・熱・波動』 (新装版版) 岩波書店、1986年2月7日 

関連項目[編集]