摂動

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曖昧さ回避 この項目では、力学における摂動論について記述しています。天文学の摂動については「摂動 (天文学)」をご覧ください。

摂動（せつどう、perturbation）とは、一般に力学系において、主要な力の寄与（主要項）による運動が、他の副次的な力の寄与（摂動項）によって乱される現象である。摂動という語は元来、古典力学において、ある天体の運動が他の天体から受ける引力によって乱れることを指していたが、その類推から量子力学において、粒子の運動が複数粒子の間に相互作用が働くことによって乱れることも指すようになった。なお、転じて摂動現象をもたらす副次的な力のことを摂動と呼ぶ場合がある。

目次

[編集] 摂動論

上記のような複数天体間、複数粒子間に相互作用が働くときの運動は数学的に厳密に解くことができないことが知られている（多体問題）。これらの数学的に厳密に解くことのできない問題の近似解を求める手法の1つに、摂動論（せつどうろん、perturbation theory）がある。具体的には、次のような手順で近似解を求める。

  • 考えている問題Aを、厳密に解ける問題Bに小さな変更（摂動）が加えられた問題であるとみなす。
  • 問題Aの近似解は、問題Bの厳密解に、摂動が加わったことによって生じる小さな補正（摂動項）を加えたものであると考える。
  • ここで求めるべき摂動項は、問題Bの厳密解の組み合わせ、すなわち一次結合の形で表現出来ると考え、その係数を与えられた条件から順次求める。

[編集] 古典力学における摂動論

天体の運行において、月と地球、太陽と地球などを扱う二体問題は厳密に解くことができるが、三体以上の多体問題を厳密に解くことは不可能である。ただし、月と地球、太陽と地球の問題では、他の天体からの引力による相互作用の効果は近似的に非常に小さいとして、これら二体問題に他の天体からの効果を補正項として考慮することによって十分精度の高い近似解を得ることができる。

[編集] 量子力学における摂動論

量子力学における多体問題を解く上においても摂動論は重要な近似解法である。

[編集] 時間に依存せず、縮退のない場合

無摂動部分（無摂動項）のハミルトニアンを\mathcal{H}_0とし、摂動部分（摂動項）を\mathcal{H}'とすると、全体のハミルトニアン\mathcal{H}は、

\mathcal{H} = \mathcal{H}_0 + \mathcal{H}'

となる。この時、ゼロ次（無摂動項）のハミルトニアン\mathcal{H}_0は、対応するn番目の固有関数（波動関数）を\Psi_n^{(0)}、固有値（固有エネルギー）を\epsilon_n^{(0)}として、

\mathcal{H}_0 \Psi_n^{(0)} = \epsilon_n^{(0)} \Psi_n^{(0)}

であり、ハミルトニアン\mathcal{H}は、対応するn番目の固有関数をΨn、固有値をεnとして、

\mathcal{H} \Psi_n = \epsilon_n \Psi_n

となる。そして、一次の摂動エネルギーは、

\epsilon_n^{(1)} = \langle n|\mathcal{H}'|n\rangle

となり（|\Psi_n^{(0)}\rangle = |n \rangleとする）、二次の摂動エネルギーは、

\epsilon_n^{(2)} = - \sum_{\{m|m\neq n\}} { \langle n|\mathcal{H}'|m\rangle\langle m|\mathcal{H}'|n\rangle \over { \epsilon_m^{(0)} - \epsilon_n^{(0)} } }

であり、更に一次の摂動波動関数は、

c_i = - { \langle i|\mathcal{H}'|n\rangle \over { \epsilon_i^{(0)} - \epsilon_n^{(0)} } }

から（ここで、i \neq n）、

\Psi_n^{(1)} = c_1 \Psi_1^{(0)} + c_2 \Psi_2^{(0)} + c_3 \Psi_3^{(0)} + \cdots = \sum_i c_i \Psi_i^{(0)}

となる。

[編集] 求め方

以上は、\mathcal{H}' = \lambda Vとし、λは微小な係数として、Ψn,εnをλに関して、

\Psi_n = \Psi_n^{(0)} + \lambda \Psi_n^{(1)} + \lambda^2 \Psi_n^{(2)} + \cdots
\epsilon_n = \epsilon_n^{(0)} + \lambda \epsilon_n^{(1)} + \lambda^2 \epsilon_n^{(2)} + \cdots

とべき級数展開して、

(\mathcal{H}_0 + \mathcal{H}') \Psi_n = (\mathcal{H}_0 + \lambda V) \Psi_n = \epsilon_n \Psi_n

に代入し、各次数（\lambda^1, \lambda^2, \ldots）の項同士の比較から、各次数の摂動エネルギー、摂動波動関数が求まる。念のため、\lambda\langle n|V|n \rangle = \langle n|\lambda V|n \rangle = \langle n|\mathcal{H}'|n \rangleである（他の項も同様）。

[編集] 縮退のある場合

固有値が縮退している場合は、i ≠ n、m ≠ nの場合でもεi = εn、εm = εnとなる場合が存在し、この場合上式二次摂動エネルギーや、一次の摂動波動関数の係数の分母部分が零となり発散してしまう。従って、縮退のある場合には、このような発散を回避する手段を施す必要がある（参照→ほとんど自由な電子）。

摂動は普通、一次の項まで考慮すれば十分であるが、より高次な項を考える必要がある場合も多い（例：近藤効果は摂動の二次の項まで考慮しないと説明できない）。

[編集] 外部リンク

"http://ja.wikipedia.org/wiki/%E6%91%82%E5%8B%95" より作成