量子力学 2006 年度講義録
前野昌弘
平成 19 年 2 月 10 日

i

目次
第1章
1.1
1.2
1.3
1.4

量子力学の「あらすじ」 —光の粒子性を中心に—
光は波か粒子か . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
二重スリットと波束の収縮 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
これからの学習で注意すべきこと . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
演習問題 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

1
1
3
6
6

第2章
2.1
2.2
2.3
2.4

光の粒子性の発見—黒体輻射
黒体輻射と等分配の法則 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
箱に閉じこめられた電磁波 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
等分配の法則の破れの原因—光のエネルギーの不連続性 . . . . . . . . . . . . . . . .
演習問題 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

9
9
11
16
18

第3章
3.1
3.2
3.3
3.4
3.5

光の粒子性の確認—光電効果とコンプトン効果
21
光電効果 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21
光子の運動量 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22
コンプトン効果 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 25
粒子性と波動性の二重性 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 27
演習問題 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 27

第4章
4.1
4.2
4.3
4.4
4.5

ボーアの原子模型
31
原子模型の困難 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31
ボーアの量子条件 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 33
状態の遷移と原子の出す光 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35
ゾンマーフェルトの量子条件と位相空間 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 36
演習問題 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 39

第5章
5.1
5.2
5.3
5.4
5.5

物質の波動性41
ド・ブロイの仮説 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41
電子波の確認 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 42
波動力学と古典力学の関係 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 43
最小作用の原理と、波の重ね合わせ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 45
演習問題 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 47

第 6 章 不確定性関係と、波の重ね合わせ
51
6.1 γ線顕微鏡の思考実験 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 51
6.2 不確定性関係の意味 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 53

ii
6.3
6.4

円周上に発生する波の重ね合わせ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
演習問題 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

54
57

第7章
7.1
7.2
7.3
7.4
7.5

シュレーディンガー方程式と波動関数61
シュレーディンガー方程式 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 61
波動関数の意味 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 63
シュレーディンガーの猫 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 68
なぜ波動関数 ψ は複素数なのか？ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 69
演習問題 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 71

第8章
8.1
8.2
8.3
8.4

物理量と期待値
75
座標の期待値 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 75
座標期待値の運動 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 76
運動量の期待値 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 79
演習問題 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 82

第9章
9.1
9.2
9.3
9.4

量子力学における演算子
85
演算子と物理量 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 85
エネルギーの期待値と固有関数 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 87
期待値の意味で成立する古典力学・交換関係 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 91
演習問題 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 94

第 10 章 波束とデルタ関数
9510.1 波束 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 95
10.2 波の群速度と位相速度 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 96
10.2.1 単色波の位相速度 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 96
10.2.2 二つの波の重ね合わせ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 97
10.2.3 たくさんの波の重ね合わせと群速度 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 98
10.3 もっとも極端な局在—デルタ関数 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 100
10.4 演習問題 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 103
第 11 章 分散と不確定性関係
10511.1 分散と標準偏差 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 105
11.2 不確定性関係と交換関係 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 107
11.3 演習問題 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 110
第 12 章 状態ベクトルとしての波動関数11112.1 波動関数をベクトルと見る . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 111
12.2 ベクトルと行列 ↔ 波動関数と演算子 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 112
12.3 直交関数系という考え方 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 116

iii
第 13 章 １次元の簡単なポテンシャル内の粒子
11913.1 箱に閉じ込められた粒子 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 119
13.2 有限の高さのポテンシャル障壁にぶつかる波 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 122
13.3 波動関数の浸み出し . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 126
13.4 演習問題 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 131
第 14 章 １次元の束縛状態と散乱
13314.1 井戸型ポテンシャル：束縛状態 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 133
14.2 井戸型ポテンシャル：束縛されていない状態 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 136
14.3 ポテンシャルの壁を通過する波動関数 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 138
14.3.1 E > V0 の場合 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 138
14.3.2 E < V0 の場合 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 140
14.4 薄い壁を通過する波動関数 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 141
14.5 １次元周期ポテンシャル内を通過していく波動関数 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 143
14.6 練習問題 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 147
第 15 章 調和振動子
149
15.1 １次元調和振動子のシュレーディンガー方程式 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 149
15.2 級数展開によるエルミートの微分方程式の解 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 153
15.3 演算子による解法 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 155
15.4 電磁波のエネルギーが hν であること . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 162
15.5 演習問題 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 164
第 16 章 ２次元のシュレーディンガー方程式
16516.1 直交座標と極座標でのシュレーディンガー方程式 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 165
16.2 ２次元の極座標のラプラシアンの計算法 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 167
16.3 ２次元における角運動量 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 171
16.4 動径方向の波動関数 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 173
16.5 ベッセル方程式を級数展開で解く . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 174
16.6 極座標での解 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 177
16.7 二つの波動関数の関係 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 178
第 17 章 球対称ポテンシャル内の粒子
181
17.1 ３次元極座標のシュレーディンガー方程式 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 181
17.1.1 ３次元極座標による古典力学 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 181
17.1.2 ３次元極座標におけるラプラシアン . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 185
17.2 ３次元の角運動量 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 189
17.3 Legendre 多項式:m = 0 の波動関数 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 193
17.4 Legendre 陪関数:m 6= 0 の波動関数 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 199
17.5 3 次元球に閉じ込められた粒子 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 203
17.6 演習問題 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 204

iv
第 18 章 水素原子20518.1 相対運動のハミルトニアン . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 205
18.2 水素原子のシュレーディンガー方程式 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 206
付 録 A （量子力学を学習するための）解析力学の復習
213
A.1 最小作用の原理 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 213
A.2 オイラー・ラグランジュ方程式 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 214
A.3 具体例 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 215
A.4 なぜ位置エネルギーを引くのか？？ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 216
A.5 なぜ最小作用の原理が必要なのか？ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 217
A.6 一般運動量 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 218
A.7 作用と保存則の関係 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 219
A.8 正準方程式 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 222
A.9 位相空間 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 223
A.10 ハミルトン・ヤコビの方程式 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 225
A.11 ポアッソン括弧 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 226
付 録 B 量子力学の歴史図

229

1

第 1 章 量子力学の「あらすじ」 —光の粒子性を中心に—
この章では、これから「初等量子力学」および「量子力学」で学ぶ量子力学のあらましをつかんでもらうために、まず光の粒子性ということについて概観を述べる。詳細な計算などは後で述べるが、まずは量子力学とはどのような学問なのかの「あらすじ」を知ってもらいたい。

1.1

光は波か粒子か

19 世紀頃、「物理はもうすぐ終わる」と言われていた1 。力学、電磁気学がほぼ完成し、天体の運動
がニュートン力学で完全に予言されるようになった。ところが次の年から 20 世紀だという 1900 年、プランクの黒体輻射に関する研究から量子力学が始まる。量子力学と直接関係はないが、20 世紀の始まりには特殊相対性理論2 も作られている。量子力学と相対論が、「終わる」はずだった物理の世界を一変させてしまったのである。
光は波であるか粒子であるか、というのはニュートンやホイヘンスの時代 (17 世紀後半) でも論争になった謎であった。ニュートンは光が直進するということを根拠に、光は粒子であると考えた。波なら広がるはずであり、「光線」という言葉で呼ばれるような形状にはならないと考えたのである。
しかし、後に光が干渉現象を起こすということが明らかになり、「やはり光は波である」と考えられるよういなった。また、マックスウェルが電磁気学の方程式から光速で進む波動解 (電磁波) を見つけたことも光が波であることを支持していた。つまり、光とは空間中の電場と磁場が振動して、それが伝わっていくものなのである (演習問題 2-3〜2-4 を参照せよ)。
このようにして 19 世紀までは「光は波である」ということで決着がついたと思われていた。ところが 1900 年、プランクが以下のようなことを主張する3 。
¶³
プランクの主張
振動数 ν を持った光が外界とやりとりするエネルギーは、hν の整数倍に制限される。

µ

´

−34

ここで h はプランク定数で、SI 単位系での値は 6.62606876 × 10 J·sec である。プランクに続くいろんな研究により、光は一個あたり (プランク定数) × (振動数) というエネルギーを持った粒子 (「光子」と名付ける) でできているとわかった (なぜこんなことがわかったのか、という点は、第 2 章と1

物理を志していた学生時代のプランクは先生から「物理なんてもうやることないから他のことやったら？」と勧められたらしい。そのプランクが 20 世紀の物理の扉を開くのだから、人生は面白い。
2
勘違いしている人が多いが、相対論は古典力学である。物理の世界で「古典力学」と言ったら「量子力学ではない」という意味。
3
プランクがどのような根拠を持ってこの主張を行ったか、およびそれがどのように正当化されるかについては次の章で述べる。

第 1 章 量子力学の「あらすじ」 —光の粒子性を中心に—

2

第 3 章でくわしく説明する)。プランク定数は非常に小さいゆえに、通常我々が目にする光は、たくさんの光子の集まりでできている。
光のエネルギーが不連続とか、光が粒子だとか言われてもにわかに納得しがたいと思うが、同様に連続に見えて実は連続でない例として、コップの水を考えよう。コップの水は見た目には連続的で、切っても切ってもいくらでも小さくなるように見える。けど、実際には水は H2 O 分子でできているのだから、切っていって H2 O 一個になったら、もう切れない。同じように、光を切っていったとす
ると、これ以上切れない単位がある。たとえば向こうから光がやってくる時に、一瞬だけシャッター
開けてすぐ閉める。シャッター速度を短くすればいくらでも小さいエネルギーの光を切り取れそうだ
けど、そうはいかない。hν の整数倍というエネルギーの光しか作れないのである4 。
【補足】この部分は授業では話さない可能性もあるが、その場合は読んでおいてください。
ニュートンは直進することを光が粒子である理由としていた。
では、光は波であるのに、なぜ直進する (ように見える) のだろうか。波動説にしたがえば、光はいろんな方向に広がろうとするはずである。右の図のように、ある直線 AB の上から出発した波が、ある一点 P にやってくるところを考えよう。直線 AB 上では波のP
位相はそろっている (山なら全部山、谷なら全部谷) が、そこからこの付近の光以外は消しあってしまう。
離れた点にやってきた時、線上から点 P までの距離の違いから、やってくる波の位相にずれが生じている (あるところからきた光は山、別のところからきた光は谷)。図の上の方に書いてある波
形は、AB 上から P 点にやってきた波がどのような状態でやってくるかを書いたものである。
B
波は干渉するので、山と谷がぶつかると互いに消しあう。上の A
グラフのようになっていると、真ん中付近をのぞいてはほとんど
すべての波が消しあって消えてしまう。真ん中付近は位相 (つまり距離) の変化が比較的緩やかなので足し算
しても消されずに残る。特に波長が短いと、この振動がより激しくなり、消しあう可能性がより高くなる。結局、中央付近のあまり消しあわない波だけが、現実にこの場所にやってくる波だということになる。
単スリットを通り抜けた後の光を考えよう。右側にやってくる光はスリットを通り抜けた光の和であるが、スリットの幅より外にやってくる光は、上で説明した、位相の変化の少ない部分を含まないので、互いに消しあってしまう。
スリット幅より内側については光がある程度消されずに残スリット幅内への光
スリット幅外への光る。実際に計算してみると、波長が短い時には図の点線より外側での光の振幅はほとんど０になってしまうことが確認できる。
波長が長いかスリットの幅が非常に小さいかどちらかの場合は、やってくる光の位相変化が小さいので、波は広い
短波長の場合長波長の場合範囲で消されずに残る。
右図は波長が長い場合と短い場合で、単スリットを通り 山山
山
山
抜けた光がどのように重なるかを描いたものである。短波谷
山谷
長の場合、図に示した点にやってくる光はたくさんの山と谷
山谷
谷が集まってできたものとなり、必然的に小さな振幅になっ 山
山てしまう。
長波長の場合には、光は波として広がることになる。光学の方では「波長とスリット幅が同程度の時よく回折が起こる」と言われるが、それはこういう理由である。
4

なお、水が H2 O で出来ているとなぜわかるのか、というのもそれはそれで長い話なのだが、ここでは触れない。

1.2. 二重スリットと波束の収縮3

つまり、各点各点の波としての光は広がろうとするのだが、光全体の進む路から離れたところへ来た波は互いに消しあってしまうので、全体としての光は広がることができないのである。厳密に言うと、少し広がっているのだが、その広がりが小さくて見えない5 。これは、後で出てくる「波動関数 (これが何なのかはまだわか
らなくてよい) で表される、波であるところの粒子が、なぜ直進するように観測されるのか」という疑問に対する答でもある。覚えておこう。

【補足終わり】
実は光の粒子性は特殊な現象を見なくても、日常生活にも現れる。たとえば夏に太陽の光を浴びると日焼けするが、冬に電気ストーブにあたっても日焼けすることはない。得られるエネルギーは同程度であっても、紫外線と赤外線では質が違う。古典的に見るとそれは振動数の違いであり、「紫外線の方が振動数が大きい (振動が速い) から、人間の体に化学変化を起こさせるのだ」という考えもできないではないが、現実にはうまく行かない。光を光子の集まりとして考え、赤外線 (振動数が小さい) は一個一個のエネルギーが低い光子でできており、紫外線は一個一個のエネルギーが高い光子でできていると考えられた方が実験に合う。人間の体に化学変化を起こさせるのは、この光子一個一個の衝突だと考えるとこの現象が理解できる6 (演習問題 1-1 を参照せよ)。
例えば、夜空の星を見上げればすぐに星が見えるが、これも光が光子という塊で降ってくるおかげである。眼が見える (人間が光を感知できる) のは、眼の中にある化学物質が光に反応して化学変化を起こすからである。しかし、光が連続的にやってきて、エネルギーがたまって始めて反応が起こるのだとすると、長い時間がたたないと感知できないことになる (演習問題 1-4 を参照せよ)。

1.2

二重スリットと波束の収縮

光が波でありながら粒子である、ということは非常に理解しがたいことであろう。しかし今は「あらすじ」の段階なので、これをどう理解すべきかということはとりあえず後に回す。ここではさらに別の例で光の粒子性がどのような現象を起こすのか、を見ていく。
そこで、光の波動性を表す実験として有名なヤングの実験を考えよう。ヤングの実験では点光源 (実際の実験では単スリットで点光源化することが多い) から出た光が、複スリットを通った後回折7 してスクリーン
r1
にあたり、そこに干渉縞が生じる。
xd
二つのスリットからスクリーン上にやってきた光の電場を E0 sin (k(r1 − ct)) および E0 sin (k(r2 − ct)) と 点光源
r2
しよう。電場の振幅 E0 は定数ではなく r が大きくな
Lるほど小さくなるはずであるが、ここでは簡単のために定数とおいた。スクリーン上にできる電場はこの二

この広がり具合は波の波長に比例するが、光の波長は 10−7 m のオーダーであるから、日常において広がりはほとん
ど見えない。一方、音の波長は 1m のオーダーであるから、音の広がりは日常でもよくわかる。扉の陰にいる人でも部屋の中の話し声が聞こえるのは、音の広がりのおかげ。
6
念のために書いておくと、紫外線によって起こった化学変化が日焼けそのものではない。人間の体が紫外線によって起こされた化学変化に反応した結果が日焼けである。肌が黒くなるのは、人間の体の持っている防衛機構である。
7
スリットの幅が狭いがゆえに通り抜けた光は直進せず、回折して広がる。
5

第 1 章 量子力学の「あらすじ」 —光の粒子性を中心に—4つの和なので、

E0 (sin (k(r1 − ct)) + sin (k(r2 − ct)))(1.1)と お け る 。x が 変 化 す れ ば そ れ に 応 じ て r1 , r2 も 変 化 し て い く。二 つ の 項 sin (k(r1 − ct)) とsin (k(r2 − ct)) もそれに応じて振動していくが、うまく両方の位相がそろったところは強めあって振幅の大きい電場となり、位相が反対になっていると弱めあって振幅が０になる。この和を具体的に
µ
¶
µ
¶
A−B
A+B
sin
を使って、以下のように書ける。
計算すると、公式 sin A + sin B = 2 cos
2
2






E0 sin (k(r1 − ct)) + sin (k(r2 − ct)) = 2E0 cos
|
{z
}
|
{z
}
=A

=B

Ã
|

!

{z

= A−B
2

Ã

Ã

k
k
(r1 − r2 ) sin(r1 + r2 ) − kct
2
2
}

|

{z

!

(1.2)
}

= A+B
2

!

k
この式から、cos(r1 − r2 ) = 0 となる点には光がこないことがわかる。
2
この実験を、「光は粒子でもある」という知見のもとに考え直すと、いろいろ不思議なことが出てくる。左の図はこの実験の様子を、光が粒子であるという観点を強調して描いたものである。
粒子説にしたがえば、光がやってくるということは実際には光子明
光源暗がやってくるということである。つまり、ヤングの実験で発生す
明る明暗の縞は、実は左の図のように、光子の当たる場所と当たら暗ない場所が発生しているということになる。
明
暗
ここで光源の光量を絞って、一度に一個の光子しか来ないよう
明「干渉」といにしたとしよう8 。この場合干渉は起こるだろうか。
暗うのは “常識” 的な考え方からすれば、二つの波がぶつかっておきる。一度に一個の光子しか来ないなら、二つの光子はぶつかれないから干渉なんて起きないはず、と思いたいところだが、実際にはこれでも左図のような干渉は起きる。極端な場合として、光子一個だけを送り込むという実験ができたとする。するとこの光子は、図の「明」のどこかにあたる。けっして「暗」の部分にはあたらない。
つまり、この場合 “常識” は勝利しないのである。
¶【よくある質問】³「光子は壁には当たらないんですか？」
もちろん当たる。ほとんどの光子は壁に当たって遮られるが、遮られなかった幸運な光子が、その後の干渉現象に参加するのである。

µ´

念のために注意しておく。この干渉によって光が消し合うという現象を「一個の光子と一個の光子がぶつかって消える」というイメージを持っている人がいたら、さっさとそのイメージを消去してもらいたい。そんなことが起こったらエネルギー (光子一個につき hν) が保存しなくなってしまう。あくまで、一個ずつやってきた光子は一個ずつ到着する。ただ「暗」の場所には来ないのである。
8

可視光であっても弱い光を使ってこの条件を満たすことはできる。また、エックス線をつかってガイガー管などで計測すれば、一個の光子を測定することも可能である。なお、現在の技術であれば、光ではなく原子でこの二重スリットの実験を行うことも可能である。

1.2. 二重スリットと波束の収縮

5以上の実験からわかることは、あたかも「一つの光子が二つのスリットを同時に通ってきた」と解釈できるような現象が起こっているということである。ただし、「じゃあ、結局のところどっちを通ってきたんですか？」と尋ねることは無意味である。このスクリーンにあたった一個の光子は「上のスリットを通ってきた光子」でも「下のスリットを通ってきた光子」でもなく、いわばその重ね合わせとして存在しているのである。
たとえば上のスリットをふさいだとする。すると、光子は「暗」の場所にも当たるようになる。この場合、光子は確実に下のスリットを通ってきているはずなのだが、「上のスリットが空いているのか
空いていないのか」ということを知っているかのごとく、それに応じて挙動が変化することになる。
観測機器などの状況設定によって、光の粒子性が顕著になったり、波動性が顕著になったりする。
ここでは詳しく述べないが、たとえばスリットの片側に光が通過するかどうかの測定器をつけたりす
ると、この干渉縞は消失してしまう。このように、「何を観測しようとするか」によって観測される側の状態が変わってしまうというのが量子力学のややこしいところである9 。
ここで起こったことをもう一度よく考えてみる。二つのスリットを通る時の光子は、両方を通るような波として広がっている。そして通り抜けた後は、図で太い線で表したような、二つの波の干渉の結果としてできあがる波がスクリーンに到達する。ところが、スクリーンに到着する光子は一個であって、ある一カ所にしか光子は存在しなくなってしまう。
ここでスクリーンで起こっている現象を考えよう。スクリーンに当たる直前の光は、左図の上のような状態、つまり干渉を起こした波の状態であったはずである。ところがスクリーンに当たると、粒子性が顔を出して一点のみに光子がぶつかる。広がっていたはずの波がいっきに一点に縮まってしまう、ということで、このような現象を「波束の収縮」と呼ぶ。
収縮が起こるメカニズムについてはよくわかっていないが、そういうことが起こっていると解釈しなければならないような現象が起こっていることは確かである10 。大事なことは、どこに収縮するのかを決める方法がないということである。残念ながら量子力学で計算できるのは確率だけなのである。後でくわしく学ぶが、量子力学の計算を正しく用いれば波の形が計算できる。波の振幅が大きくなっている部分 (つまり「明」となる部分) に収縮する確率が大きく、振幅が小さい部分 (「暗」部) に収縮する確率は小さいのである。
確率だけしか計算できない、ということについてはもちろん批判者も多く、量子力学は不完全であるとの主張がよくされてきた。その筆頭はアインシュタインであって、彼の「神はサイコロ遊びをしない」という言葉は有名である。アインシュタインは「量子力学の計算の中には入ってこないだけ
で、粒子がどこにいるかは最初から決まっているはずだ」という考え方をしていた。この考え方を「隠れた変数の理論」と呼び、アインシュタイン以外にも多くの物理学者がこの立場をとっていたが、この隠れた変数の理論では説明できそうにない実験結果がある。どうやら光子の位置を観測するまでは光子の位置は決まっていないと考えなくてはいけないらしい。

9と書いたが、観測機器によって状態が乱されるということ自体は、古典力学的状況であっても同様である。量子力学
では少々劇的になっているというだけのこと
10
この現象をどう解釈するかについては諸説があるが、ややこしくなるのでここでは触れない。

第 1 章 量子力学の「あらすじ」 —光の粒子性を中心に—

6

1.3

これからの学習で注意すべきこと

この章では、量子力学の「あらすじ」を述べた。初めてこのような話を聞いた人にとっては、‘非常識’ と感じられるだろう。しかし、我々の ‘常識’ は「光が粒子の集まりであることを実感することがあまりない世界 (我々が見る光源はたいてい１秒に 1020 個以上の光子を出している)」で作られたものである。実験が進むことによって知識が増え、世界が広がれば、常識というものは必然的に変わっていく。時には「常識」を吟味することも必要である11 。「光は粒子である」という実験結果が出た以上は、新しい「常識」を作らなくてはいけない。
ボーアは「量子力学に衝撃を受けないとしたら、それは量子力学を理解してない証拠だ」という意
味のことを言っている。だから、この「あらすじ」を聞いて「そうか、量子力学ってそういうものなのか」とわかったような気がしたとしたら、それは錯覚である。
これからの１年間の講義の中で、量子力学に衝撃を受け、量子力学の不思議さを感じて欲しい。量子力学の不思議さはすなわち、我々の住んでいるこの世界の不思議さである。我々の住んでいるこの世
界は、量子力学を知らない人が漠然と思っているよりもずっとずっと、不可思議なからくりを持っている。それを解き明かしていき、理解していくことこそが物理の勉強である。
また、ここでは概要だけを述べたわけであるが、物理を学ぶ者は、

自分で手を動かして納得するまでは、何事も信じ込んではいけない。
ということを肝に命じておこう。先生の説明を聞いてわかったような気になっただけでは、実はまだまだ何もわかってない12 。まして概要をかいつまんで述べただけの講義を聞いて納得してはいけない。
次の章からしばらくは、歴史をたどりながら、この不思議な量子力学がどのように建設されていったかを学ぶ。

1.4

演習問題[演習問題 1-1] 紫外線 (波長が 5 × 10−8 m) と赤外線 (波長が 1 × 10−6 m) の一個の光子の持つエネルギーと、水素原子のイオン化エネルギー 13.6eV を比較せよ。これは何を意味するか。
(注：1eV は 1.6 × 10−19 J)

hcで計算できる。SI 単位系で計算すると J で出てくるから、eV に直そう。紫外λ線、赤外線は水素原子をイオン化できるだろうか？？)(Hint:光子のエネルギーは[演習問題 1-2] カップ焼きそばを一杯 (150 グラム) 食べると、約 750 キロカロリーのエネルギーを摂取することができる。計算を簡単にするためにすべて炭素 (分子量 12) でできているとする。炭素原子一個あたり、何 J のエネルギーをもっていることになるか。
(注：1 カロリーは約 4.2J。アボガドロ数は 6.0 × 1023 )
この値はだいたい、生物が生活していく上で起こる化学変化でやりとりされる分子一個あたりのエネルギーである。このエネルギーが光子一個になったとすると、振動数がどのくらいの光となるか。
この振動数がおおむね可視光の振動数と近いことには、どんな意味があるか。
11

もちろん、何がなんでも常識を捨てればよいというものではない。その「常識」がどんな経緯で成り立っていると思われているのかを考えた上で、捨てるべきか守るべきかが決められなくてはいけない。
12
これはもちろん、前野の自戒が込められた言葉である。

1.4. 演習問題
(Hint:150 グラムの焼きそばは、
れる。)

7
150
150
モル、すなわち× 6.0 × 1023 個の炭素原子でできていると考えら
12
12[演習問題 1-3] 100W の電球が波長 5 × 10−7 m の光を出しているとすると、この電球が１秒間に出している光のエネルギーは hν を単位として何個分と考えられるか。光速は 3 × 108 m/s である。
また、この電球の 1 メートル向こうで断面積 0.5cm2 の瞳でこの光を見たとすると、瞳に飛込む光子は 1 秒に何個か。
1
ワッ[演習問題 1-4] 0 等星の照度は 2.5 × 10−6 ルクスである。1 ルクスは 1 平方メートルあたり
683
トのエネルギー流に対応する。人間の瞳の広さを 0.5cm2 として、瞳から入ってくるエネルギーを考え、そのエネルギーが眼の水晶体 (レンズ) によって視細胞一個 (半径 10−6 m の球とする) に集められたとする。光を波動と考えた場合、視細胞にある感光物質 (ロドプシン) の 1 原子 (半径 10−10 m としよう) が化学反応するエネルギー (5 × 10−19 J としよう) を得るには何秒かかるか。
[演習問題 1-5] 「光が粒でやってきていて、連続的な波ではないから、星の光がまたたいて見えるのではないか？」と言った人がいる。これがほんとうかどうか、つまり星のまたたきは光子の粒子性によるものかどうかを考察せよ。
2.5
× 10−6 W/m2 ）から、人間の瞳（0.5cm2 ）にやってくる光の683
エネルギーを考えて、可視光一個のエネルギー（だいたい 4 × 10−19 J）で割ってみよう。)(Hint:0 等星の照度（2.5 × 10−6 ルクス＝9

第 2 章 光の粒子性の発見—黒体輻射
20 世紀初頭の物理学者たちがいかにして「光は粒子でもある」という認識を得るにいたったかを説明するために、この章では、プランクが 1900 年に発表した黒体輻射の研究について述べよう。これが量子力学の始まりなのである。

2.1

黒体輻射と等分配の法則

19 世紀末、プランクが研究していたのは黒体輻射もしくは空洞輻射と呼ばれる現象である1 。空洞輻射の研究はもともと溶鉱炉の中がどの温度でどんな色に見えるかという疑問から始まった。実際どうなるかとい
うと、低温では赤く光るのだが、温度があがるにしたがって橙、黄、白と白っぽくなっていく。そしてさらに温度があがると今度は青白くなる。これは実は恒星の色と温度の関係とほぼ同じである。右のグラフがこの
輻射のスペクトルである。可視光は振動数が 3.9 × 1014
から 7.9 × 1014 Hz である。5000K のグラフを見ると、この範囲では、グラフはおおむね右下がりになっている。これは振動数の低い (波長の長い) 成分の方が多いということであり、赤い色であることがわかる。温度をあげるにしたがってグラフのピーク部分が振動数の高い（波長の短い）方向へ移動し、色が白→青と変わる。これがなぜ問題なのかというと、古典力学を使って計算する限り、赤い色が理論的に導けないのである。
その理由を説明しよう。統計力学 (ただし、古典統計力学) には¶等分配の法則1「熱平衡状態にある物質には、１自由度あたり kT のエネルギーが分配される」
2

µ

³

´

−23

という法則である。k = 1.380658 × 10

J/K で、ボルツマン定数と呼ばれる。
3
たとえば単原子分子の理想気体では分子一個あたりの持つエネルギーは kT となる (動く方向が 321「黒体」とは、光を全く反射しない物体のことで、空洞もまた、一つの黒体である。光を反射する物体であれば、どの波長の光を反射するかによって、色がつく（赤色光を反射する物体は赤く見える）。空洞放射の色はそのような物質の属性とは関係ない。

第 2 章 光の粒子性の発見—黒体輻射

105
つあるので３倍される)。また２原子分子であれば、 kT となる (単原子分子の場合に比べ、２方向21に回転できる)。もちろん kT などの値は平均値もしくは期待値である。実際の原子はいろんなエネ
2
ルギーを持っているが、その分布の平均がこの大きさになる。また固体分子の場合、一定点を中心に1振動を行っていると考えることができるが、その振動の位置エネルギー ( kx2 ) に対しても同様に一2
1
つの自由度あたり kT のエネルギーが分配され、全自由度は６となり、１分子あたり 3kT のエネル2ギーを持つ。
¶【よくある質問】³「どうして、２原子分子の軸の回りの回転はないんですか？」
いい質問です。今の段階では「原子には大きさはないから、軸回りに回転してもエネルギーはかせがない」と考えておけばいいでしょう。実は原子だって全く構造がないわけではないので回転エネルギーを持ったってよさそうなんですが、そういうエネルギーの割り当ては小さくなります。理由は、この後説明する話とほぼ同様です。この章が終わった後で考えてみてください。

µ

実際に分子がこのようなエネルギーを持っていることは、比熱の測定から確認できる。上で述べたことから、二原子分子の気体の温度を5１度あげると、１分子あたり k だけエネルギーが上昇する。というこ
25とは、温度１度上昇させるには k × (分子数) が必要である。固体の場
2
合は、温度を１度上昇させるには 3k × (分子数) のエネルギーが必要である2 。この値は、実測とだいたい一致する。
原子はさまざまな形態のエネルギーを持っている。そのさまざまな形態のエネルギー、たとえば回転のエネルギーにも並進のエネルギーにも振動の位置エネルギーに1も、等しく kT ずつのエネルギーが分配されているのだから、この法則が普遍的なものであろうと
2考えるのは理にかなっているように思われる。
まだ統計力学は勉強してないと思うが、ここではとりあえず「等分配の法則」というものがあるということだけ知っておけば A 君 B 君 C 君
場合の数よい。しかし, なぜこんな法則が成立するのか、雰囲気だけでも
6001
つかむために、以下のようなたとえ話で考えよう。
510
66 個のリンゴを 3 人でわける分け方を考える。3 人に 2 個ずつ、42015と平等にわける分け方は何種類だろうか。まず最初の一人に 2 個
41
130
渡す方法が 6 C2 = 15 通り。次に残った２個をもう一人に渡す方法
33
0
20が 4 C2 = 6 通り。最後の一人には残ったものを渡すしかないから、
32160
１通りだけ。結局「平等にわける」場合の数は 90 通りとなる。
22290
では、特定の一人に 6 個あたえて、他の二人には与えない場合はというと、これは 1 通りしかない。3 人のうち誰でもいいから一人に６個与えて他には与えないという場合でも 3 通りであり、平等にわけるよりもずっと場合の数
2

これをデューロン・プチの法則と言う。

´

2.2. 箱に閉じこめられた電磁波11が少ない。いろいろな分けかたについて場合の数がいくらになるか、ざっと計算したのが右の表である (A 君 B 君 C 君の入れ換えで実現できるものは省いた)。より平等にわければわけるほど、場合の数が大きくなるのがわかるだろう。
たとえば気体を箱につめてしばらくほっておいたとすると、互いに気体分子が衝突しあってエネル
ギーのやりとりを行うだろう。エネルギーをリンゴに、気体分子を A 君 B 君 C 君に見立てる。気体
分子が激しくエネルギーのやりとりを行っているという状態は、A 君 B 君 C 君がリンゴを投げあっているような状態である。その時、状態は刻一刻と変化を続けているだろう。しかし、その変化がでたらめに起こるとしたら、やはり数の多い (90 通りもある)「平等にわける」状態が一番多く実現するに違いない。これがすなわち等分配の法則である。今リンゴ６個で 3 人、という少ない数で話をしたが、実際の気体ではどちらもアボガドロ数程度のものであって、ますます「平等なわけ方」の割合が大きくなる。
つまりは「自然はえこひいきしない」という法則なのだが、その根拠が「物事がランダムに起こるならば、えこひいきされた状態は数が少ないがゆえに確率が小さい」という、言ってみれば単純な理屈であるところが統計力学の面白いところである。統計力学の基本は「場合の数が多い方が勝つ」
なのである。これに「平等にエネルギーを配った方が場合の数は多くなる」という事実を加えると、「全ての自由度に平等にエネルギーが分配される (なぜならば、その場合の数が一番多いんだから)」という「等分配の法則」が出てくるのである。等分配の法則の厳密な導出過程などについては統計力学の授業で勉強して欲しい。ここではとりあえずの雰囲気を理解し、かつ、この法則が成立していることが実験事実であるということを覚えておこう。たとえば一つの空気中の酸素と窒素は、分子一個の質量は違うにも関わらず、だいたい同じ平均エネルギーを与えられている。これは実験的に確かめられていることである（具体的な数値による根拠は、演習問題 2-1 を見よ）。
以上の話からもわかるが、等分配の法則が成立するためには、各自由度が平等になるように、エネ
ルギーのやりとりがスムーズに行われる必要がある。黒体輻射の場合、その前提が (量子力学のおかげで) 崩れることになる。どう崩れるのかを理解するために、等分配の法則を使って黒体輻射を考えるとどのような結果が出るのか、まず説明しよう3 。

2.2

箱に閉じこめられた電磁波等分配の法則が、溶鉱炉の中にある光 (電磁波) の場合にも適用できるとしよう。溶鉱炉の壁が温度3
T を持っているとすると、壁を作っている分子も一個あたり kT の運動エネルギーを持って分子運2動している。さらに振動しているということは復元力が働くのだから、その力に関連した位置エネル
3
ギーも kT 程度持っているだろう。そして、そのエネルギーを壁の中の電磁波とやりとりする。激2
1
しいやりとりの末に、各自由度ごとに kT ずつのエネルギーを持った状態になると平衡に達するで2あろう（と考えるのが等分配の法則）。その状態では電磁波の振動の 1 自由度ごとに kT のエネルギーが分配されることになる (固体の振動と同様、1 自由度に対して運動エネルギー＋位置エネルギーを1考えるため、 kT の 2 倍になっている)。そのような考え方をすると、溶鉱炉内部はどんな色になる
2
だろうか。
3

なお、歴史的順番はここで説明している順番とは少し違う。プランクが正しい輻射公式を出した 1900 年には、まだ次で説明するレイリー・ジーンズの式は導かれてはいなかった。

第 2 章 光の粒子性の発見—黒体輻射

12

この考察のためには、溶鉱炉内の電磁波がどれだけの「自由度」を持っているのかをまず考えねばならない。とりあえず話を簡単にするため、溶鉱炉の中はからっぽとし、壁で電磁波が固定端反射していると考える。空洞輻射という名前がつけられているのはそういう意味がある。
まず１次元の空洞の中の電磁波を考えることから始めよう。両端を固定された振動であるから、ギ
ターや琴の弦の振動と同じように考えることができる。その振動の様子を描いたのが次の図である。
端から端までの長さを L と考えると、n = 1, 2, 3, · · · と腹の数が増えていくにしたがって、波長は2L L, , · · · と短くなっていく。
2L, L,
3 2
腹の数

波長

波数

n=1

2L

π
L

n=2

L

2π
L

n=3

2L
3

3π
L

n=4

L
2

4π
L

振動の様子

波長

波長

波長

波長

なお、実際に振動しているのは電場と磁場であるので、上の、弦が振動しているかのごとき図はあくまでイメージである。n = 1, n = 2 の場合の電場の様子を矢印で示して図に書くと
n=1

n=2

のようになる。矢印の長さはその場所の電場の強さを表す。
π2π3π上の波を式で表せば sin x, sin
x, sin x, · · · のように書ける。このように sin で書ける関数のL
LL
sin の中身のことを「位相」と呼ぶ。位相が x の１次関数である時、x の前の係数を「波数」と呼ぶ。
別の言い方をすると、この式を sin kx とまとめた時に k にあたるものが波数である。波数は単位長
さあたりどれだけ位相が変化するかを表す。位相は、波一個（長さにして一波長）で 2π だけ変化す
2π
2π
だけ変化する。すなわち、(波数) =である。今後、この波るから、単位長さあたり、波長(波長)数を使って波を分類することが多い4 。波数で分類すると都合がいいのは、上の例であれば波数 k はnπk=という形になって、n に比例して増えていくからである。
L4「波数」という言葉から「波の数」と勘違いする人がいるが、波数の定義は「単位距離あたりの位相の変化」であ1で計算できる。波数はこれの 2π 倍。
λる。「単位距離あたりの波の数」ならば

2.2. 箱に閉じこめられた電磁波

13なお、実際に振動が起こる時は、図に書いたようなきれいな振動が起こるとは限らない。むしろ
これらがまざりあったような振動が起こる。これはギターの弦を鳴らした時に「倍音」が出るのと同じことである。倍音が出なければギターの音も琴の音も、音叉の出す音のような味気ないものになってしまう5 。
以上は１次元での考察であった。実際には３次元の箱の中の振動を考えなくてはいけないが、３次元の振動は図に書きにくいので、その前に２次元の振動を図示しながら考えていこう。２次元の場
合、空間座標を x, y の二つとすると、この二つのそれぞれの方向について nx 個、ny 個の腹ができているような波を考えることができる。図で表すならば

n =1, n =1x

n =2, n =1

y

x

y

n =1, n =2

y

x

x

となる。式で表すならば、

n =2, n =2

y

y

x

y

y

x

y

x

π
π
sin nx x sin ny y
L
L

x

(2.1)

である。
図では n = 2 までを書いたが、実際には n = ∞ まで、任意の数を取ることができる。
黒体輻射の場合、まわりの壁とエネルギーをやりとりすることによって、振動の様子は刻一刻と変わっていく。実際に起こる振動はこれらのうちのどれかというわけではなく、いっせいに起こる。実現するのはい
くつかの波の重ね合わせである。古典力学的に考えれば、波のエネルギーは任意の値をとることができるので、いろんな振幅の波の足し算が実現可能である。右の図は (nx , yy ) = (3, 5) の波と (nx , ny ) = (2, 4) の波の重なった状態である。
では次に、３次元の場合を式で示そう。空洞を一辺
L の立方体とすれば、中に存在できる電磁波の波数はππ
３つの方向それぞれごとに n のように、 の整数倍
LLになる。
ここまで、電場がベクトルであることを無視して、壁のところ（x = 0, x = L など）で固定端境界条件を5

ギターと琴の「音色」の違いは、倍音の混ざり具合の違いである。だから同じ「ド」でもギターと琴では違う音に聞こえる。

第 2 章 光の粒子性の発見—黒体輻射

14

満たすように書いてきたが、実際はもう少し複雑である。今は周りの壁を完全な導体だと考えているので、導体内部で電場が 0 になる。また、電場は境界において接線成分が連続（マックスウェル~~ = − ∂ B から出る）であるので、壁に平行な方向は壁のすぐ外でも 0 でなくてはいけな
方程式 rotE∂tい。すなわち、壁と平行な方向は固定端条件を満たす。ゆえに x 成分 Ex は y = 0, L および z = 0, L
で 0 になっていなくてはいけない。同様に Ey は x = 0, L および z = 0, L で、Ez は x = 0, L および~ = ρ すなわち、
y = 0, L で 0 となるようにしなくてはいけない。これにマックスウェル方程式 divDρ
∂Ex ∂Ey ∂Ez++= (真空中の場合) を加えて考えると、電場は
∂x
∂y
∂z
²0
nx πx
ny πy
nz πz
Ex = E0x cos
sin
sin
L
L
L
ny πy
nz πz
nx πx
cos
sin
Ey = E0y sin
(2.2)
L
L
L
nx πx
ny πy
nz πz
Ez = E0z sin
sin
cos
L
L
L
のように、３つの０以上の整数 (nx , ny , nz )（ただし nx = ny = nz = 0 は省く。こうなると全成分が~ = 0 を満たさなくてはいけないの
0 になってしまう）を使って表される。なお、真空中なので divE
で、振幅 Ex0 , Ey0 , Ez0 の間には、

nx Ex0 + ny Ey0 + nz Ez0 = 0(2.3)の関係がある。ゆえにこの振幅のうち２つが独立である（Ex0 , Ey0 , Ez0 のうち二つを決めれば、あとの一つも決まる）。これは、電磁波（光）の偏りの成分（つまり偏光の成分）が２つしかないということを意味している。
ということは、空洞内に存在できる電磁波は、(nx , ny , nz ) の取り得る数 ×2 だけの自由度がある、ということになる。すなわち、無限大である。そして、この「自由度」一つずつに kT のエネルギーが与えられることになる。もし、どんなに短い波長の電磁波でも (つまり「どんなに大きな波数の電磁波でも」) 存在できるとすれば、空洞の持っているエネルギーは無限大になってしまう6 。実際にはグラフにあるように、ピークを過ぎると短い波長 (高い振動数) の電磁波は少なくなっていくので、エネルギーが無限大という状況は避けられている。
では、いったい何が高い振動数の光へのエネルギー分配を妨げているのであろうか。それを考える
ために、もう少し、振動数ごとにどれだけのエネルギーを持つべきかの計算を続けよう。

[問い 2-1] 上で求めた定常波解は時間依存性を持つので、たとえば z 成分は
Ez (x, y, z, t) = sin

nx πx
ny πy
nz πz
× sin
× cos
× f (t)
L
L
Lと書ける。真空中の電場の満たす式
Ã

∂2
∂2
∂2
1 ∂2
+
+
−
∂x2 ∂y 2 ∂z 2 c2 ∂t2!

Ez (x, y, z, t) = 0

q

から f (t) を求め、この電磁波の振動数が ν =6c (nx )2 + (ny )2 + (nz )2
2Lであることを示せ。

これは、空洞を作って有限温度の物体を接触させると、熱平衡に達するまでの間に空洞が無限の大きさの電磁エネル
ギーを吸い込むことができるということである。もちろんこんな現象が起こるはずはない。

2.2. 箱に閉じこめられた電磁波

15

次の図は (nx , ny ) の分布を表す図である (本来は nz もいれて立体的な図にするべきだが、ややこしくなるので省略した)。格子点 (＋の場所) 一つ一つが、空洞内に存在する電磁波の２モード（この「２」は偏光のおかげ）が対応する。
この空間で原点を中心とした一つの球面の上にあるモードは、同じ振動数を持つ。図に書かれたよ
うに、ある程度の振動数の幅の中 (ν から ν + ∆ν まで、あるいは ν 0 から ν 0 + ∆ν まで) にある格子点の数は、ν が大きいほど大きい。
振動数が ν から ν + ∆ν の間にある格子点の数 (電磁波のモードの数) を勘定してみる。問い 2-1 から、ν =qc (nx )2 + (ny )2 + (nz )2であることはわかっているので、逆2L
2Lν
に考えると振動数 ν ならば、nx の最大値はに近い自然c数となる。(nx , ny , nz ) の空間で考えると、この空間内の体
積１の立方体一つごとに格子点は一個あるので、体積を計算すれば格子点の数を概算できる。振動数が ν から ν + ∆ν
2L(ν + ∆ν)の間にある格子点の数は、半径の８分の１球c2Lνと、半径の８分の１球の体積の差をとって、
c

1 4π
×
8
3

Ã

2L(ν + ∆ν)
c

!3

1 4π
− ×
8
3

µ

2Lν
c

¶3

(2.4)


+


’

’+

となる。これから、モードの数 ×kT がエネルギーになるとする (つまり等分配の法則が成立するとする) と、単位体積あたり、単位振動数あたりのエネルギーはE(ν) =

8πkT 2νc3(2.5)

で表される。この式はレイリー・ジーンズの公式と呼ばれる7 。

[問い 2-2] (2.4) から (2.5) を出す計算を実行せよ。ただし、電磁波 (光) が i 一つの (nx , ny , nz ) の組に対して２個の自由度があるので、モードの数が２倍になることを忘れないように。

こう考えていくと、高い振動数の波は、(それだけ格子点の数が多くなるから) よりたくさんの自由度を持っており、むしろ高い振動数の方がエネルギーは大きくなりそうに思われる。ところが実際の分布ではグラフには山があり、振動数の大きい光はエネルギーが減ってしまう。5000K ぐらいでは赤っぽい色になるが、それは可視光内で波長の短い青の部分がグラフの山より右にあたり、赤の光の方が大きなエネルギーを持っているからである。
以上のように等分配の法則は成立していない。しかし一方で、波長の長い部分 (振動数の小さい部分) つまりグラフの左側部分に関しては等分配の法則は非常によく成立している。したがって等分配の法則が完全に間違いだとも言い切れない。
7

実は歴史的に言うと、このテキストでは後で出てくるプランクの式の方がレイリー・ジーンズの公式よりも先に出されている。しかもレイリー・ジーンズの式と呼ばれる式自体を導出したのは、アインシュタインの方が先である。その論文こそが、光量子仮説の論文なのである。

第 2 章 光の粒子性の発見—黒体輻射

16

2.3

等分配の法則の破れの原因—光のエネルギーの不連続性

では、等分配の法則が高い振動数の領域で崩れてしまう理由は何だろうか？—プランクはこの理由を以下のように考えた。
今考えているのは熱的平衡状態なので、「電磁波 ↔ 壁」のエネルギーのやりとりがある。この時
電磁波が吸ったり吐いたりするエネルギーはどんな値をとってもよいのではなく、hν(ν は振動数) の定数倍に限るとする。すると振動数が大きい光は、やりとりするエネルギーの塊の単位が大きいということになる。等分配の法則はエネルギーを kT ずつ分配しようとするが、kT < hν となっていると、エネルギーが分配されにくい。その分高い振動数の光に与えられるエネルギーが少なくなってしまう。
高い振動数の光は「大きな塊 (hν) のエネルギーをよこせ」と要求するが、そのエネルギーが等分配の法則によって分配されるエネルギー (kT ) より大きいので、それだけの分け前にあずかることができないのである。これに対して低い振動数の光はエネルギーの単位 hν が小さいので、この単位でkT ÷ hν 個分のエネルギーを受け取ることができる。

振動数の低い光さんち

振動数の高い光さんち

子供一人当たりに1000円ずつおこづかいをあげると、、、、
振動数の低い光さんちでは1000円、振動数の高い光さんちでは3000円出すことになりそうだ。。。。

と、思ってたのに。

振動数の低い光さんち

振動数の高い光さんち

千円札でちょうだい。

1000

はいどうぞ。

万札で
ください。
万札以外は
いりません

ごめん、無理。

と言われたので、結局払うお金は1000円で済んでしまった。。。。。
たとえて言えば、高い振動数成分の光は「1000 円あげよう」と言われたのに「万札でよこせ」と

2.3. 等分配の法則の破れの原因—光のエネルギーの不連続性

17言っているようなものである。これでは 1 円ももらえない。低い振動数の光は喜んで 1000 円札を受け取る。ゆえに、低い振動数では等分配の法則が成立する。結局、「強欲すぎるとかえって分け前は小さい」ということである。念のため再確認しておくが、実際の光の振動モード一個一個がちょうど
kT のエネルギーを持っているというのではなく、これより多いものもこれより少ないものもいるのだが、平均をとるとこうなるのである。だから hν > kT であっても、分け前 0 になるわけではない。
ここでよく誤解されているので、一つ注意しておく。プランクは 1900 年の時点では「光のエネル
ギーが hν の整数倍」と考えてはいない。「光が他の物体とエネルギーをやりとりする時、hν を単位として行う」とだけ考えていたのである。後に 1905 年のアインシュタインの光量子仮説によって、明確に光のエネルギーは hν の整数倍だと考えられるようになる。とはいっても、他の物理学者たちがこのことを認めるには長い時間がかかっていて、プランクですら最初アインシュタインの光量子仮説を正当な仮説とは考えず、「真空のことはマックスウェル方程式で記述できるはずだ」と言って光量子を考えることを拒否している。光が粒子であると多くの物理学者が認めるようになるのは、アインシュタインの光量子仮説 (1905 年) から 20 年以上たってからである。
実際にやりとりされる光のエネルギーが hν の整数倍であるという条件のもとにスペクトルを計算するには統計力学の知識が必要となる。
【補足】この部分は授業では話さない可能性もあるが、その場合は読んでおいてください。
ここで統計力学の公式を使ってプランクの黒体輻射の公式を導いておこう。統計力学を知らない人が大半だと思うのであくまで補足として書いておく。できれば統計力学を勉強した後でまたここを読み返して欲しい。
統計力学は量子力学と並ぶ現代物理の柱と言ってよい重要な学問だが、この二つの柱が互いに補い合いながら発展したことを実感してもらいたいと思う。
E
統計力学のカノニカル分布8 では、系のエネルギーが E である状態は確率 N e− kT で実現すると考える。こ
こで N は規格化定数というもので、全確率を計算したら 1 になるように決められる。上で計算したように単E
8π位振動数当たり、単位体積あたりのモードの数は 3 ν 2 であった。その各自由度が、N e− kT の確率で E のエc
ネルギーを持つ。これでエネルギーに「正の実数である」という以外には何の制限もないのなら、




Z ∞
0


 8π
E


2
− kT
×
E
ν
×
N
e

|{z}
| {z } c3| {z }
モード一個の持つエネルギー
それだけのエネルギーを持つ確率

dE 

(2.6)

モードの数

のようにして全てのエネルギーで積分することで、空洞内の全エネルギーの期待値を計算できるだろう。ところが今、エネルギーは E = nhν のようにとびとびの値しか取らないので、




∞ 

X
hν
 8π 2

−n kT
nhν
×
N
e
 3ν ×| {z }|{z} c

| {z }
n=0
モード一個の持つエネルギー
それだけのエネルギーを持つ確率

(2.7)

モードの数

のように、積分ではなく級数となる。
上の式から n に関連する部分だけ抜き出すと、∞X

ne−nα である。ただし、α =

n=0

∞
X

hν
とした。等比級数の和
kT

1
の公式
e−nα =を α で微分すると、
1 − e−α
n=0
∞
X
n=0
8

ne−nα =e−α
(1 − e−α )2(2.8)

等温の熱浴にひたされている系で確率を計算する時に使われる方法。熱浴にひたされているのでエネルギーは一定でEはないが、エネルギーが高い状態の存在確率は低くなる。それが式 e− kT に現れている。

第 2 章 光の粒子性の発見—黒体輻射

18という公式ができるので、これを使うと、単位体積あたり単位振動数あたりのエネルギーは

8π 3
e− kT
hν
N
×
³
´
hν 2
c3
1 − e− kT
hν

(2.9)

となる。あと計算すべきは規格化定数 N だが、全確率が 1 であることから、∞
Xn=0

N e−nα = N

1=1
1 − e−α(2.10)であるので、N = 1 − e− kT となり、最終結果はこの次の式となる。
hν【補足終わり】
以上の計算により、単位体積あたり、単位振動数あたりのエネルギー密度が8πhν 31hν
3c e kT − 1(2.11)hνになる。分母の e kT のおかげで、ν が大きくなると分母が急激に大きくなり、エネルギー密度が下がる式になっていることがわかる。これが「高い振動数の光が欲張りなために分配が減る」という効果の顕れである9 。
光がやりとりするエネルギーが hν の整数倍であるという仮定は非常に奇妙で、この時点ではなぜこうなるのかよくわからなかったわけだが、この式は実験で得られた値とぴったり一致した。
空洞輻射と同じように、エネルギーの分配が等分配則を満たさない例としては、低温での比熱の問
5題がある。たとえば上で述べた「２原子分子であれば分子一個あたりのエネルギーは kT 」という
2
議論は、温度が低くなるとくずれてしまう。固体の比熱でも同様のことが起こる。低温では、分子の回転運動のエネルギーの平均が kT よりも小さくなってしまっているようなのである。これは光だけではなく、物質にも「エネルギーの単位」があることの証拠である。回転運動の方がエネルギーの単位が大きいために、低温では等分配の法則が崩れて、回転運動にエネルギーが分配されにくくなる。

2.4

演習問題

3
5
[演習問題 2-1] 以下の表を見て、各物質の 1 分子あたりの定積比熱を計算し、 k および k と比2
2
較し考察せよ。
水素 窒素 アルゴン ヘリウム 水蒸気 ベンゼン
1 グラムあたりの定積比熱 (J/gK) 10.23 0.740
0.313
3.152
1.542
1.250
分子量 (g/mol)
2
28
40
4
18
78
１グラムあたりを１分子あたりに直せということなので、１グラムに含まれる分子の数で割ればよい。グラ
ムで測って分子量と同じだけの質量を持つ気体が、全部で 6.0 × 1023 個である。水素、窒素は２原子分子。アルゴン、ヘリウムは単原子分子である。水蒸気は３原子分子であり、ベンゼンはもっと多い。

3[演習問題 2-2] 酸素分子一個の運動エネルギーが kT であるとして、酸素分子がだいたいどれぐ
2
らいの速度で走り回っているかを計算せよ。結果を音速 (340m/s)、および脱出速度 (11.2km/s) と比較して、その物理的意味を述べよ。
9

補足部分を見るとわかるように、

1という因子が現れる理由は等比級数の和をとったからである。すなわち、
e −1
光のエネルギーが離散的であることが効いているのである。
hνkT

2.4. 演習問題

19

3
1
計算は kT = mv 2 で考えればよい。酸素 O2 は、6.02 × 1023 個で 32 グラムである。
2
2[演習問題 2-3] 真空中のマックスウェル方程式~ = 0,
divE~ = 0,
divB

~ =−
rotE

∂ ~
B,
∂t

~ =
rotH

∂ ~
D
∂t

(2.12)~ = µ0 H~ 、D~ = ²0 E~ であることから真空中の電場 E~ が満たすべき方程式を導け。
と、真空中では B
ヒント：ベクトル解析の公式~ = grad(divA)~ − 4A~rot(rotA)(2.13)∂2∂2∂2~ 以外の変数 (D,
~ H,
~ B)
~ を消去してしまおう。
++) を使って、なんとかして E∂x2 ∂y 2 ∂z 2
[演習問題 2-4]
Ã Ã
!!
1
~
E = E0~ey sin k x − √t(2.14)²0 µ0(4 =が演習問題 2-3 で出した方程式の解であることを示せ。この式はどのような速度で伝播する波を表しているか。MKSA 単位系で計算せよ。²0 = 8.854 × 10−12 Fm−1 、µ0 = 1.257 × 10−6 NA−2 である。答
えの数字に見覚えはないか？
8πhν 31[演習問題 2-5] プランクの出した式
を振動数 0 から無限大まで積分すると、黒体輻hν
c3 e kT − 1
射の持つ単位体積あたりのエネルギーが計算できる。その答えは T 4 に比例することを示せ (この関係をステファン・ボルツマンの法則と呼ぶ)。ただし、公式
Z ∞
0

x3
π4
dx x
=
e −1
15

(2.15)を使え。

8πhν 3
1を、ν が小さいとして、あるいは h が小さいと
hν
c3 e kT − 1
8πkT 2
して近似10 すると、レイリー・ジーンズの式
ν に等しくなることを確かめよ11
3c[演習問題 2-6] プランクの出した式

1
1
ex = 1 + x + x2 + x3 + · · · と展開する。x の１次まで取るとすると、ex − 1 = x + · · · である。
2
3!

10

ν が小さいという条件は、振動数が低いところでは二つの式が同じ結果を出すことを示している。一方、h が小さいという条件は、量子力学的な効果が小さい、つまり古典力学的計算をしていることに対応する。
11
たまにこういう問題を見て「ν は小さいから、小さいものの３乗である ν 3 は無視できる。よって分子はゼロ」とかやってしまうあわてものがいる。物理では確かによく「小さいから無視できる」とやるが、無視できるのは「(大きいもの) ＋ (小さいもの)」のように大きいものと足し算されている小さいものである。100 万円持っている人は 100 円を無視してもいいが、100 円しか持っていない人は 100 円を無視できない。

21

第 3 章 光の粒子性の確認—光電効果とコンプトン効果
プランクが光が hν を単位としてエネルギーをやりとりしていると指摘したからと言って、即座に「光は粒子だ」という認識に至ったわけではない1 。光の粒子性が確認されるまでには、他にいくつもの実験、そして理論的研究が必要だったのである。この章では「光が粒子である」という認識が確立されるに至るまでを述べる。

3.1

光電効果

黒体輻射は光のエネルギーが離散的であることを間接的に示しているが、より直接的に光の粒子性を証明する実験が光電効果である。光電効果はヘルツによって 1887 年に発見された。ヘルツは光が放電現象を引き起こすことを見つけたのだが、1899 年にはトムソンにより、金属に光をあてること
によって金属中から電子が飛び出したのだということが確認された。金属中には「自由電子」がたくさんいるのだから、飛び出してくること自体は別に不思議なことではない。不思議なことには、1902 年にレナルトが発見した、「飛び出してくる電子のエネルギーは光の強さとは無関係である」という事実である。また、ある一定の振動数より低い振動数の光ではこの効果が起きないこともわかっていた。
光電効果を「光の電場によって、金属内の自由電子がゆらされ、その結果外に飛び出す」と考えると、振動数が低くても振幅（光の「振幅」とは電場または磁場の強さで表される）が大きければ飛び出してもよいと思われるし、逆に振動数が高くても振幅が小さければ飛び出さないだろうと考えた
くなる。また、大きな振幅（強い電場）で叩き出された電子はより大きい運動エネル
振動数の低い光

振動数の高い光

すぐ飛び出す飛び出さない粒子としてやってくる光波としてやってくる光1

アインシュタインが光量子仮説を唱えた 1905 年の時点では、プランク本人を含めてほとんどの物理学者は光自体は連続的なものだという考えを変えておらず、エネルギーが不連続になることの重要性に気づいていない。自然に対する認識を変化させるには時間がかかるものである。

第 3 章 光の粒子性の確認—光電効果とコンプトン効果

22

ギーを持って（速い速度で）出てくるだろうと予想したくなる。しかし現実はそうではなく、飛び出
すか飛び出さないかは振動数だけで決まるし、出てきた電子のエネルギーは振幅によっていない。
光電効果という現象において大事なことは、光を波と考えた場合と粒子と考えた場合で、そのエネ
ルギーが金属に与えられるときに連続的に与えられるのか、不連続な塊で与えられるのかという大きな違いがある、ということである。
具体的な計算は章末の問題を解いてもらいたいが、光のエネルギーが金属全部に広がった波の形でやってくるとすると、ある程度の時間がたった後でなければ電子は飛び出さない。しかし実験は、ただちに電子が飛び出すという結果をみせている。光を波だと (連続的に広がった状態で金属にやってくるものだと) 考えるならば、金属の中に、(どんなものなのか想像もつかないが)「広がってやってきた光のエネルギーをかきあつめて電子一個に与えるメカニズム」があることになる。もちろんそんなものはなく、光電効果は、光が「光子」というエネルギーの塊として降ってきていることを示しているのである2 。
アインシュタインはこのような現象は、光が「光量子」(light quantum) という粒で出来ていると考えれば説明できる、という「光量子仮説」をとなえた (1905 年)。アインシュタインは「プランクが考えた光のエネルギーの単位 hν は光量子一個分のエネルギーである。電子は一個の光量子に衝突されてそのエネルギーを吸収し、外に出てくるのだ」と考えたのである。こうすると確かに、光が強いということは光量子が多いということであるから、電子一個のエネルギーは変化せず、出てくる電子の数が増えることになる。アインシュタインは電子が金属外に出るときに W (仕事関数と呼ぶ) だ
けエネルギーを消費すると考えると、金属から出てきた時に電子の持っているエネルギーはE = hν − W(3.1)

で表されると結論した。もし、hν < W であれば電子は外に出てくることができない3 。
しかしこの時点では飛び出してきた電子のエネルギーを正確にはかることはできていなかった。
1916 年にミリカンがこの式を実験的に確認し、光量子仮説の正しさを実証することになる4 。
光電効果 (後であげるコンプトン効果も) の意義は、光が実際に粒子的形態を取っている (ことがある) ということを示したことにある。プランクが「光のエネルギーは hν の整数倍で変化する」と言った時点では、まだそこまでの主張はされていない。実際、1905 年に出たアインシュタインの論文に関しては、多くの批判がされている (光量子など使わなくても古典的に説明できるのではないかと四苦八苦しているのである)。当時の物理学者にとっては「光のエネルギーが不連続である」という主張以上に「光は粒子である」という主張は衝撃的であったことがわかる。

3.2

光子の運動量光が粒子であると考えると、プランクが考えたような空洞の中では、光子がとびまわっていると解釈できる。分子でできた気体がそうであるように、光子にも圧力がある。光に圧力があることは電磁気学から理論的に導くことができるし、実験的にも確認されている。
2

光の粒子は最初の頃は「光量子 (light quantum)」と呼ばれたが、現在ではもっと短く、「光子 (photon)」と呼ばれている。
3
その場合、電子は加速するものの金属内にとどまる。最終的にはそのエネルギーは熱になるだろう。
4のではあるが、そのミリカンですら「光量子仮説は筋が通らないように思える」という言葉を残している！—「光は粒子だ」と認めることがどれほど難しかったのがわかるエピソードである。

3.2. 光子の運動量23

気体に圧力があるのは分子が運動量を持つからである。したがって光子にも運動量があることになる。運動量は (質量) × (速度) のはず、と考えてしまうと「なんで光に運動量があるの？」と不思議だろう。しかし、そもそもの運動量の定義
dpは運動方程式= F であると考えたらどうだdt
ろう。こう考えれば、「力あるところには運動量の増減あり」ということになる。
「光が力を出す
粒子描像
波動描像の？」と不思議に思う人もいるかもしれないが、光は電磁波、すなわち電場と磁場の波である。電場や磁場がクーロン力やローレンツ力という力を生み出すことを考えれば、光が力を出すことも当然である。２物体が力を及ぼし合う時、必ず一方の運動量は増加し、もう一方の運動量は減少する（だからこそ運動量は保存する）。力を及ぼすのが物体でなく電磁場（光）だったとしても同様の関係が成立して欲しい。そのためには「電磁場の運動量」を考える必要がある。
光の運動量を知るために、まず光すなわち電磁波の持っている力を考えよう。一般に、真空中に電場 E がある時、単位体積あた1
りにエネルギー ²0 E 2 が分布し、電場の方向には単位面積あた
2
電気力線
1
2
り ²0 E の引っ張り力が、電場と垂直な方向には単位面積あたり
2
引力
1
5
2
²0 E の圧力が発生する 。これは磁場についても同様である。た圧力21
だし磁力に対しては式が µ0 H 2 に変わる。
2[問い 3-1] 極板間が真空である平行平板コンデンサー（面積 S 、極板間 d）に電荷 Q がたまっている時、
1 d 2
1 1 2
Q であり、極板間に働く力はQ である。この二つの式
2 ²0 S
2 ²0 Sが、上で述べた電場のエネルギーと引力で説明できることを示せ。

コンデンサーの持つエネルギーはこれをマックスウェルの応力と呼ぶ。この言葉にはなじみが薄い人が多いかもしれないが、実は電磁力の正体は全てこの力であると解釈できる。
たとえば正電荷と負電荷の間に引力が働くのは、電気力線の引っ張り力のおかげである。逆に正電荷同士の間に斥力が働くのは、となりあう電気力線の反発による。磁場中の電流が力を受けるのは、電流の作る磁場によって導線の左右で磁力線の密度に差が生まれるからである（一番右の図の場合、導線の左側の磁束密度が大きくなるために右に押される）6 。

5

３つとも同じ式であるが、単位体積あたりのエネルギー、単位面積あたりの引力、単位面積あたりの斥力、と物理的内容は違う。
6
この力の性質は「電気力線（磁力線）はなるべく短くなろうとする。またとなりあう２本は互いに離れようとする」とまとめることができる。そうなる理由は結局「エネルギーを下げる方向に力が働く」ということで理解できる。電気
力線が短い方が、あるいはより拡散した方がエネルギーが小さくなるのである。

第 3 章 光の粒子性の確認—光電効果とコンプトン効果

24

いま、ある方向に電場 (電気力線) が走っているところを思い浮かべよう。この電気力線が６つの方向(±x, ±y, ±z) の及ぼす力のうち、2 方向は引力、4 方
向は斥力である。今電磁波が壁のなかであっちへこっちへと飛び回っていると考えると、電気力線もいろん
な方向に伸びるだろう。この時にある一つの方向に働12
1
く力を考えると、 の確率で引力、 の確率で斥力となる。結局全体の平均をとれば の斥力が残る
3331と考えられる。つまり、圧力はエネルギー密度の である。
3
この圧力は 1892 年にレベデフによってはじめて実験的に確かめられている。つまり、光（電磁波）
1の圧力がエネルギー密度の であるということは実験事実である。このことから光子の運動量に関3
して何がわかるであろうか。
以下では、箱に N 個の粒子入れられて、それぞれ Ei のエネル
ギーと p~i の運動量を持って飛び回っていると考えた時、箱にはど
p3の程度の力が働くかを計算しよう (i = 1, 2, · · · , N のように、粒(-p1x, p1y, p1z )子に番号がふってあるものとする)。
E3
p~i の運動量を持った粒子が x 方向に垂直な壁にぶつかってはねE1(p1x, p1y, p1z ) かえるとする。その時、p~i の x 成分 (pix ) の２倍の力積を壁に与える。この粒子は x 方向に 2L 走るごとにこの壁に衝突する。今考えているのは光なので速さは c であるが、x 方向の速度成分は
E2
pix
p2
c×
となる。なぜなら、速度ベクトル (vx , vy , vz ) と運動量ベク|~pi |
トル (px , py , pz ) は平行であると考えられるからである。よって、
vx : c = px : |~p| が成立するだろう。
ゆえに、光子は単位時間の間に

c×

pix
pix
÷ 2L = c ×|~pi |
2L|~pi |

(3.2)

p

∽

c

vx

p

回だけ壁に衝突することになり、単位時間にあたえる力積 (つまり力) は、こ(pix )2
れに１回の力積 2pix をかけて c ×となる。N 個の光子の出すこの力のL|~pi |
和を計算したい。ここでまず、運動量の大きさ |~pi | が等しい光子の集団を考え、その集団に関する和を取ることにしよう (このように運動量の大きさを制限しても、なおじゅうぶんたくさんの光子がいるものとする)。この範囲で和をとると、力は、
xX|~
pi |=Pとなる。ただし、X

c×(pix )2
1 X=
c × (pix )2
L|~pi |
P L |~pi |=P(3.3)

は「運動量の大きさが P であるような光子を選んで和を取りなさい」という|~
pi |=P意味である。この範囲で和をとっているので、1が和記号の外に出せる。
P|~p|2 = (px )2 + (py )2 + (pz )2(3.4)

3.3. コンプトン効果

25であるが、等方性7 から、充分たくさんの光子で和をとれば
X(px,i )2 =|~pi |=Pと考えてよいだろうから、X(py,i )2 =X

(pz,i )2

(3.5)

1 X
1 X 2
|~pi |2 =P
3 |~pi |=P
3 |~pi |=P

(3.6)

|~
pi |=P(pix )2 =|~pi |=PX|~
pi |=Pc X
P となる。運動量の大きさ P はいろんな値をとれるが、
3L |~pi |=P
どの値でもこの式が成立するので、N 個全体が壁に及ぼす力はとなる。よってこの範囲で力の和は

c X|~pi |
3L iとなる。圧力はこれを L2 で割ったものであり、その圧力がエネルギー密度のに等しいのだから、

(3.7)
1
1 X
すなわち、 3
Ei
3
3L i

c X
1 X
|~pi | =
Ei
3
3L i
3L3 i

(3.8)

である。これから、c|~pi | = Ei と考えられる。つまり、運動量の大きさ ×c がエネルギーである。
hνh以上から、光子一個の持つ運動量は= と考えていいだろう。このことが実験的に確認できcλれば、光子の存在は確かなものとなる。

コンプトン効果3.3hであることをもっと直接的にλ示す実験がある。この実験では電子に X 線を照射し、はねかえってきた X 線の波長を測定する。すると、X 線の波長は少し長くなっている。この現象自体はコンプトンの 1923 年の実験以前に知られていた。コンプトンは入射 X 線の波長 λ とはねかえってくる X 線の波長 λ0 、そして X 線が散乱される角度 θ の間に、光の粒子性、特にその運動量が



’





m

v

λ0 − λ = 0.024 × 10−10 (1 − cos θ)[m](3.9)という関係があることを実験でしめした (この現象をコンプトン効果という)。この関係式が出てくるのは光が光子であり、エネルhであるおかげであることを以下で示そう。
λ
静止していた電子 (質量 m) に振動数 ν の光 (実験では X 線) があたり、これが振動数 ν 0 で、元の方向と角度 θ だけ違う角度に散乱されたとしよう。電子はこの時、この光と同一平面内で、最初の光の進行方向に対し角度 φ、速さ v(光速度 c に比べ小さいとする) で飛び出すとする8 。

ギー hν 、運動量7x, y, z のそれぞれの方向はまったく同等で、特別な方向はない、ということ。つまり、「x 方向にはびゅんびゅん走っているが、y 方向にはゆっくり動いている」などという不平等なことは起きないとする。
8
実際のコンプトンの実験では、「静止していた電子」を用意するわけではなく、金属の薄膜に X 線を当てて、いろん

第 3 章 光の粒子性の確認—光電効果とコンプトン効果

26

h
とい
λ
h
h
う運動量を持った光が電子に運動量 mv を与えて自身の運動量が 0 に’
λ変化している。このベクトル図で表される関係が常に成立するというhことは、光が という運動量をもった一つの塊として電子にぶつかっλていると考えなくては説明がつかない。
1
エネルギー hν を持った光が電子に運動エネルギー mv 2 をあたえ、
2
自身のエネルギーが hν 0 に減ったと考えれば、エネルギー保存則は
1hν = hν 0 + mv 2
(3.10)
2である。一方、運動量保存則をしめす三角形の図に対して余弦定理を使うと、運動量保存則をベクトル図で表わすと右の図のようになる。

mv



Ã !2

h
λ

2

(mv) =

Ã

h
+
λ0

!

h h
− 2 · 0 cos θλ λという式が出る。この二つの式から v を消去する9 。(3.10) から v 2 = (hν − hν 0 ) ×
代入し、

h
λ

Ã

h
+
λ0

!2

0

¶

Ã !2

Ã

!2

Ã !2

2m(hν − hν ) =
µ

2mhc

1
1
− 0
λ λ

=

h
λ

+

h
λ0



h


(3.11)
2として (3.11) にmh h− 2 · 0 cos θλ λ（振動数は (光速度) ÷ (波長) を使って）

h h− 2 · 0 cos θ
λ λ

2mc 0
λ0
λ
(λ − λ) =+ 0 − 2 cos θhλλh2 で割ってλλ0 をかけて

(3.12)c 0cとなる。２行目では ν = , ν = 0 を使った。ここで、実際にコンプトン効果で起こる波長の変化
λ
λ
∆λ0
λ0
は小さいので、λ0 = λ + ∆λ とすると、 = 1 +であり、かつ、∆λ の１次までで近似すれば、
λ
λ
Ã
!2
Ã
!2
λ
1
∆λ
∆λ
∆λ
=
+
− · · · と展開できる。ゆえに以上のオーダーを無視すれば
= 1−
λ0
λ
λ
λ
1 + ∆λλλ0
λ+ 0 = 2 となる。この式の右辺は 2 − 2 cos θ と近似できることになる。まとめると、
λ
λ
2mc 0
(λ − λ) ' 2 − 2 cos θh(3.13)
hλ0 − λ '(1 − cos θ)
mc
な角度に散乱された X 線の波長を調べた。電子は衝突前から多少は運動していることになるが、そのエネルギーは X 線が運んでいるエネルギーに比べ小さい。X 線は原子核にも当たることになるが、原子核をはじき飛ばすだけのエネルギーは持ってない。そのため、原子核に散乱された X 線の波長はほとんど変化せず、電子によって飛ばされたものかどうかは明確に区別できる。
9
なぜ v を消去するかというと、コンプトンの実験においては電子の速度は測定していないので、v の入った式は実験と比較できなかったのである。もちろん、後の実験では電子の速度もちゃんと測定され、上の計算との一致も確認されている。

3.4. 粒子性と波動性の二重性

27という式が出る。この式はコンプトンによる実験式 (3.9) と数値的にも一致する10 。
コンプトン効果は光子と電子の衝突という物理現象として矛盾なく記述される。古典的に考えれhば (運動量が という塊であることが古典的には出てこないので) この結果は説明できない11 。以上
λのようないろんなことから、光の粒子性は疑いのないものになったと言える。

3.4

粒子性と波動性の二重性

この章では、光を粒子と考えなくては都合の悪いことを並べ立ててきた。しかし一方、光を波と考えなくては都合の悪いこともたくさんある (前に述べたヤングの実験などの干渉現象が代表的なもの)。このような性質を「光は粒子性と波動性を持つ」あるいは「粒子とはどうの二重性を持つ」と言う。言うのはやさしいが、この二重性の意味するところは何なのか。
アインシュタインは光子がたくさん存在して光子と光子が相互作用することで干渉縞が発生するというモデルを考えて波動性と粒子性を両立させることを考えたが、1909 年にテイラーが非常に弱い光12 でヤングの実験を行って、光子が１度に１個しかこないような状態でも干渉縞が出現することを実験で示したので、この考え方は成立しない。
当時の物理学者ボルンは「月・水・金は光を波動であると考え、火・木・土は光を粒子と考える」などとふざけているが、量子力学が完全に確立されるまでの間は「ある時は粒子と考え、ある時は波動と考える」というよく言えば臨機応変、悪く言えばその場しのぎの方法がとられてきた。問題はどんな「ある時」に波動性があらわれ、どんな「ある時」には粒子性があらわれるかである。それがわからないとちゃんとした物理にならない。この問題に対する一つの答が「量子力学の確率解釈13 」と呼ばれるものである。
しかし、その解決の前に、もっと学ぶべきことがある。この章では「波動だと思っていた光には粒子性がある」ということを学んだが、この逆、すなわち「粒子だと思っていた物質 (電子など) にも波動性がある」ということを知らねばならない。これが次章のテーマである。
ここまで、1900 年のプランクの発見から 1923 年のコンプトン効果の実験まで、「光の粒子性」の発見について述べてきた。「光の粒子性」の発見と「物質の波動性」の発見は同時に進行したので、次の章ではボーアが原子模型を発表した 1913 年まで、いったん時代を戻すことにする。

3.5

演習問題

[演習問題 3-1] 光が波のように連続的であると仮定して 100W の電球から 5 メートルの位置にある金属の原子が電子を飛び出させるだけのエネルギーをため込むのにどれだけの時間がかかるかを計算せよ。ただし、100W の電球は文字通り、1s 間に 100J のエネルギーをすべて光の形で放出するとし、
そのエネルギーは等方的に広がるとせよ。金属の原子の半径を 10−10 m として受け取るエネルギーがhという量を「質量 m の粒子のコンプトン波長」と呼ぶ。後で説明するが、これは質量 mmcの粒子が波として存在する時に必然的に持つ広がりの大きさである。
11
なお、波長が変化すること自体はドップラー効果でも説明可能である (演習問題 3-7 参照)。しかしその変化量が (3.9)
を満たすことを説明するには、どうしても「光子一粒の運動量／エネルギー」を考えなくてはいけない。
12
この実験では、写真乾板に像が得られるまで２ヶ月かかったと言う。
13
確率解釈以外にも「多世界解釈」などのいろんな解釈があるが、主流となっているのは確率解釈である。
10

なお、ここで出てきた

第 3 章 光の粒子性の確認—光電効果とコンプトン効果

28

どれくらいになるかを考えればよい。なお、電子は 5 × 10−19 J 程度のエネルギーをもらって飛び出すとせよ。
1[演習問題 3-2] この章でやったのとは別の計算で光の圧力がエネルギー密度の であることを計算
3
してみよう。
今一辺 L の立方体の箱の中に光子が入れられているとする。このうち一個の光子に着目し、波だと
nx π ny π nz π
考えた時の x, y, z 方向の波数を,,とする。箱の x 方向の長さをゆっくりと L + ∆L(∆L
L
L
Lは微小) まで伸ばす。この時、中に入っている波の nx , ny , nz が変化しなかったとする (箱が延びるにしたがって波長も延びたことになる)。この時光子のエネルギーの減少を計算し、その減少分は光子が箱の壁を押す仕事に等しいと考えることで、光子が壁におよぼしていた力を求めよ。光子がたくさ
1んいろんな方向に動き回っていたと考えて平均をとって、圧力がエネルギー密度の であることを3示せ。
1[演習問題 3-3] 通常の物質であれば p = mv, E = mv 2 である。気体を箱につめた場合、圧力とエ
2
ネルギー密度の関係はどうなるか？
光子の場合とどこが変わってくるかを注意しつつ計算してみよ。
[演習問題 3-4] コンプトン効果について、このような質問をした人がいたとする。
「電磁波が電子にあたると電子が飛んでいくそうですが、電子はマイナス電気を持っていますね。じゃあ、プラス電気を持っている場合に比べて、逆向きにとばされるんでしょうか？」
実際には、プラスの電気を持っていようがマイナスの電気を持っていようが、電磁波の進行方向へとばされる。電子に働く力がどのようなものかを考えて、その理由を説明せよ。
電磁波の電場によって動かされると考えると、電磁波の進行方向と直角の方向に動く。しかし、電場は振動しているので、この力によって電子は振動するだけで一定方向には動かない。ここで、「電子が振動する」ということと「電磁波には磁場もある」ということを考えに入れれば、進行方向に働く力の正体がわかる。

[演習問題 3-5]
v’
m
V


m

v

小球と小球の衝突の場合で運動エネルギーと運動量の保存則を式にしてみよう。
静止した質量 m の小球にもう一つの小球 (質量は同じく m とする) がぶつかったとすると、左の図のようになる。

(a) この場合についてエネルギー保存則を式で表せ。
(b) 運動量保存則を数式とベクトル図の両方を使って表せ。
(c) 衝突後の二つの小球の運動方向が垂直であることをベクトル図を使って説明せよ。

3.5. 演習問題

29

[演習問題 3-6] 光を波動と見れば、コンプトン効果による振動数変化をドップラー効果と考えることができる。3.3 節であつかった現象を、「静止している電子に振動数 ν の光があたり、電子はそのエネルギーを吸収したのち、速さ v で動きながら振動数 ν の光を出した」という現象だと解釈して、この光を外部から観測した場合の振動数 ν 0 を求める式を作れ。
[演習問題 3-7] 3.3 節の三角形の図 (つまり運動量保存則) とエネルギー保存則の中に、古典的なドップラー効果の式 (演習問題 3-6 の答) が含まれていることを示せ。つまり、運動量保存則とエネルギー保存則から演習問題 3-6 の答を導け (v 2 は c2 に比べて小さいとする近似を使え)。
ヒント：ドップラー効果の式に含まれる角度を使う余弦定理の式をまず作る。
ヒントその２：ドップラー効果の式には m が含まれていないから、これを消去する。

[演習問題 3-8] 3.4 節で述べたテイラーの実験では、１秒あたり 5 × 10−13 J のエネルギーを持つ可視光が使われた。使われた光の振動数が 5 × 1014 Hz だったとして、光子は１秒に何個やってくるか。
今来た光子と次に来る光子の間隔は何メートルか。

31

第 4 章 ボーアの原子模型
前章で書いたように、光は粒子性と波動性の両面を持ち、相手によって (あるいは状況設定によって) そのどちらかの側面を顕わす。特にエネルギーの不連続性は、光を波動として捉えると非常に不思議な現象である。しかし、この不思議な性質は光子だけにあるのではない。エネルギーなどの物理量が連続的値を取ると考えると説明できないことが物質の場合にもある。物質の不連続性の顕れの一つは、原子の中の電子の状態である。

4.1

原子模型の困難

ラザフォード (Rutherford) は 1911 年にアルファ線を非常に薄い金板にあてる実験で「原子の中心にはプラス電気を持った核がある」ということを示した。これにより、プラスの電気を持った原子核の回りをマイナスの電気を持った電子が回る、という古典的な原子像が考えられた。我々が考える「原子の大きさ」は原子核の大きさではなく、まわりを回っている電子の広がりの大きさである。しかし、このおなじみの原子模型は、現実の原子を説明できない。なぜなら、古典力学的計算では電子の持っているエネルギーは原子核に近づくほど小さくなる。そして、古典力学的観点からは、電子がどのような半径で回るかは、全く任意である。たとえば、ほぼ同じような運動方程式で表すことができる、惑星の円運動 (実際には楕円である) は古典力学にしたがうと考えていいが、軌道半径にはなんら制限はないように思われる。

m
r

M

重心

[問い 4-1] 質量 M の陽子と質量 m の電子が距離 r 離れて、クーロン力で引き合いながら重心の回りを
角速度 ω で等速円運動している時の運動方程式をたててみよ。二つの粒子の運動方程式はどちらも、「一
Mm
方が静止し、もう一方がという質量を持って半径 r、角速度 ω の円運動をしている」場合の運M +m動方程式と同じになることを示せ。クーロンの法則の比例定数を k 、素電荷を e とする。

[問い 4-2] この系の持つ全エネルギーを、k, r, e で表せ。(注：M, m, ω はちゃんと計算すれば消える)
上の問いを解くとわかるが、原子の持つエネルギーは電子・陽子間の距離（ほぼ、原子の半径と考えよい）だけで決まり、半径が小さいほどエネルギーも低くなる。原子核の半径は、原子の半径に比べ、10−5 倍以下である。なぜ電子はもっと下の、エネルギーの低い方にいかないのだろう？—まして今電子は加速度運動をしており、加速度運動する荷電粒子は一般に電磁波を放出することによってエネルギーを失うはずである。
「物体はエネルギーの低い方に行きたがる」という原則からすると、電子はこの電磁波を放出しな
がら、どんどん原子核に近づくはずである。そして、その時間は驚くほど短い (章末の演習問題参照)。

第 4 章 ボーアの原子模型

32

しかし現実には、どの水素原子を見ても、電子は一定の場所を安定して回っているようである（実際の処電子が回っているところが見えるわけではないが、すくなくとも水素原子には「個性」はなさそうである）。何かが電子に制限を加えているのである。しかし、古典力学的に考えるとけっして電子の軌道に制限が出てこない。
このことは今考えている物理現象に登場する量の次元を考えることからもわかる。水素原子の半径を何かから計算できるとしよう。この場合、その計算結果に使える「材料」となる量は陽子の質量 M
電子の質量 m
素電荷 e
クーロンの法則の比例定数 k

次元
[M]
[M]
[Q]
3
[ML T−2 Q−2 ]MKSA 単位系での数値
1.7 × 10−27 kg
9.1 × 10−31 kg
1.6 × 10−19 C
9.0 × 109 F−1 mである。中央の枠の [ ] に書いたのはそれらの量の持つ次元で、M は質量、L は長さ、T は時間、Q
は電気量を表す。単位で書くならば、[L] はメートル、[M] はキログラム、[T] は秒、[Q] はクーロンである。物理の計算では必ず次元が揃わなくてはいけない1 。クーロンの法則の比例定数の次元が上のke2ようになるのは、F = 2 のように、e2 [Q2 ] をかけて r2 [L2 ] で割ると力 [MLT−2 ] になるからである。
r
もし原子の半径が古典力学で計算できるとしたら、これらの量を使って作られた、長さの次元 ([L])
を持つ式が出てくることになる。しかし、どうやってもそんなことはできない。すぐにわかることは[L] を含むのは k だけだが、その k に含まれている [T] を消してくれる相手がどこにもいないことである ([M] や [Q] は消してくれる相手がいる)。つまり、古典力学を使って計算している限り、原子核のまわりを電子がみな同じ軌道で運動していることを導くことはできそうにない。
こういうふうに定数の次元を考えることで物理的内容にある程度の目安をつけることを次元解析と言う。
【補足】この部分は授業では話さない可能性もあるが、その場合は読んでおいてください。
次元解析は物理を考えるうえで強力なツールであり、いろいろな場面で役に立つ。たとえば演習問題 4-1 では、ケプラーの法則（惑星の公転周期の自乗と平均距離の３乗が比例する）が次元解析だけから導かれる。なぜこのような考え方がうまくいくのか、その理由は以下のように考えることができる。
たとえば SI 単位系では長さの単位にメートル、時間の単位に秒、質量の単位にキログラムを採用しているが、使う単位を変えたとすると何が起こるかを考えてみよう。物理というのはどんな単位を採用しているかにかかわらず成立すべきものである。だから、単位系を変更した時、物理量の間の関係式の左辺と右辺が同じ変更を受けなくてはいけないのである。たとえば、時間の基礎単位を秒から分に変えれば、時間を表す数値はす
べて 1/60 になるだろう。この時、速度は（m/s から m/分に変わるから）60 倍になる。加速度は（mm/s2 から m/分 2 に変わるから）602 = 360 倍になる。等加速度運動の式

1x = x0 + v0 t + at2
2

(4.1)

は、ちゃんと両辺の次元があっており、t が 1/60 倍になると同時に v が 60 倍、a が 3600 倍になれば、両辺が変化しない。物理に出てくるどんな式もこのような関係を満たしている。このようにスケールの変換をした時に左辺と右辺が同じ変換をするためには「次元」がそろっていなくてはいけない。たとえば、

x = vt21(4.2)

次元という概念が理解しにくい人は、まず「物理の計算では両辺の単位が揃わなくてはいけない」というところから理解していくとよい。

4.2. ボーアの量子条件33のような式があったとすると（もちろんこんな式はないのだが！）、時間の単位を秒から分に変えた時、左辺は変わらず右辺が 1/60 になってしまうことになる。物理の式として、こんな不合理な話はない。

【補足終わり】
以上のような理由で、古典力学を使う限り、原子の中の電子が一定の距離のところしか回れないな
どということは導出できない。このようなおかしな結果になった理由として、「原子の内部のようなミクロな領域では、マックスウェルの電磁理論やニュートン力学が成立しないのではないか？」という考えが浮かぶ。実際、マックスウェルの電磁気学が成立しなくなることがあることは、プラン
クたちが光の粒子性という形で示している。
そこで、プランクが「光のエネルギーの変化は hν の整数倍である」としたように、h を含む条件をつけることでこの状況が回避できるのではないかと考えられる。ありがたいことに h の次元は[ML2 T−1 ] であり、上の量と組み合わせることで次元が [L] になる量を作れそうである2 。
では、次元解析から電子の半径がどう予想できるかをしめそう。上に書いたように、次元 [T] を消h2
去せねばならない。k に [T−2 ]、h に [T−1 ] が入っていることから、 という組み合わせが必要であkる。この組み合わせだと、次元は [MLQ2 ] であるから、[MQ2 ] を消すために M, m, e を使う。原子の半径に関係あるのは原子核と電子の相対運動であるから、相対運動を記述する時に出てくる質量でMm
ある換算質量 µ =を使って次元 [M] を消すのが妥当だろう (ただし、この場合の換算質量は
M +m
電子の質量とそう大きくは違わない。換算質量の意味については、問い 4-1 を参照せよ)。
h2以上から、原子半径 (電子の円運動の半径)r は (無次元定数) ×という形になると考えられる。
kµe2
具体的な数字をいれてみると、この値は(6.6 × 10−34 )h2−9=2 = 2.1 × 10 [m]
9
−31
−19
kµe2
9.0 × 10 × 9.1 × 10
× (1.6 × 10 )
2

(4.3)

となる。この値は水素原子の半径よりちょっと大きいのだが、実は次の節で出てくるボーアの量子条件1というのを使って計算すると、この答えには無次元定数として' 0.0253 がかかり、5.3×10−11 m(2π)2h2という答えが出て、現実の水素原子半径ぐらいになるのである。この値 2をボーア半径と呼ぶ。
4π kµe24.2

ボーアの量子条件

前節では次元解析から原子の半径を予想したわけだが、その予想の拠り所になったのは「光のエネルギーが hν の整数倍でなくてはならないという条件があるのなら、電子の運動にも何か h に関係する条件があるのではないか？」という考察だった3 。その条件はボーア (Bohr) の量子条件と呼ばれる
2

プランクは始めてプランク定数 h を導入した時、「次元のある物理定数が増えた」ということを一番喜んだという話である。余談であるが、k で表される Boltzmann 定数 (統計力学で出てくる) も、実際に最初に使ったのはプランクである。「k もプランク定数と呼ぶべきでは？」と言われて「私は定数二つもいらないよ」と答えたとか。
3
実は電子の運動にプランク定数を使った条件を適用して原子の大きさを出すというアイデアはボーアが初めてだった
わけではなく、1910 年にハース（Haas）が考えている。ただし彼は電子が原子核の回りに運動しているというモデルではなく、原子がプラス電気を持った大きな球で、その内側を電子が運動しているという模型（トムソンの模型）で考えていた。

第 4 章 ボーアの原子模型

34
もので、電子が円軌道を描くと考えた場合には、µv × 2πr = nh

(4.4)

と書かれる4 。n は自然数であり、h はプランク定数である。h がちょうど (運動量) × (座標) という次元を持っていることに注意せよ。歴史的にこのような条件が出てくるまでは、長〜〜〜い話があるのだが、ここではおおざっぱに、「h が式に入ってくるとしたら、(運動量) × (座標) という形になっていれば次元が合う」という程度で理解しておいて欲しい。後でド・ブロイ (de Broglie) の物質波の話や、シュレーディンガー (Schrödinger) 方程式の話などが出てくると、この式の意味も少し物理的にわかってくると思う。
この条件によって電子のエネルギーは下限を持つことになる。ボーアの条件は r が小さくなると vが反比例して大きくなることを示しているが、運動方程式は r と v 2 が反比例するという制限を与えている。両方を成立させるには特定の軌道しか回れないことになる。
ここで、計算の中に h が登場してきた時に、自然数 n がいっしょにくっついてきたことを思えば、
h2
最終結果でもそうなっているだろうと考えられる。次元解析から半径はに比例することがわ
kµe2
n2 h2
かったのだから、結局半径は (無次元定数) ×という式になるだろう。つまり、電子の運動の半kµe2
径は、n2 × (ボーア半径) のように、n2 に比例する。
ke2
一方、電子の持つエネルギーは −で表される (問い 4-2 参照) から、全エネルギーは
2r− (未定の無次元数)

k 2 µe4
n2 h2

(4.5)

となる。(未定の無次元数) の部分を求めるには具体的計算が必要であるが、ちゃんとやれば 2π 2 であることがわかる (章末演習問題 4-5 で実行せよ)。
ボーアは、量子条件が満たされている時には古典力学での運動方程式が成立していて、電子は電磁波を放出することはないと考えた。ただし、後で述べるようにある軌道から別の軌道へ (つまり量子条件の n が違う状態へ) 移る時には、その軌道間のエネルギー差分のエネルギーを吸収または放出する。
原子が安定して存在できるのは、この条件が満たされない軌道が存在しないからである。特に、
n = 1 の軌道よりエネルギーの低い状態が存在しないのだから、それよりも下に落ちることはできない。単に「ボーアの条件がみたされていれば電磁波が放出されない」とだけ本に書いてあることがよ
くあるが、より根本的な理由として「ボーアの条件によってエネルギーに最低値ができるので、その最低値になったらもうエネルギーをもった電磁波を放出できない」ということを理解すべきである。
量子条件がなければ、この世にある原子はみな、原子核のサイズまで縮んでしまうことになる (その前に原子核も存在できないだろうけれど)。

4

ボーア本人は、プランクと同様に E と hν が比例するという考え方から出発している（実際にボーアが使った式は
1
E = − nhν ）。この場合の ν は電子の単位時間あたりの回転数である。ν は当然場所によって違う。電子の古典的運動
2
は惑星の運動と同様のケプラーの法則に従うので、E 3 = −kν 2 という式が成立する（k は比例定数）。この二つの式からエネルギーが決まる。

4.3. 状態の遷移と原子の出す光

4.3

35

状態の遷移と原子の出す光εで表される (E1 = −ε で、ε = 13.6eV)。
n2
したがって n = 1 に対応する軌道 (基底状態) は安定であるが、n = 2, 3, 4, · · · の状態 (励起状態) はそうではない。電子はすきさえあらばよりエネルギーの低い状態へと飛び移ろうとする。逆に何かからエネルギーをもらうと、より高い軌道へと飛び移る。これを「遷移」(transition) とか「量子ジャンプ」などと言う。途中の軌道は量子条件が許さないので存在できない。たとえば n = n2 から n = n1 (当然 n2 > n1 ) へと遷移すると、エネルギーが今求めた通り、水素原子内の電子の持つエネルギーは −Ã

11En2 →n1 = ε−(n1 )2 (n2 )2

!

(4.6)

だけ余る。
ボーアは原子が光を出す時は、このような軌道の遷移が起こり、その時に余ったエネルギーが光子一個になって放出されると考えた。
その時出る光の振動数はエネルギー保存則により、
Ã11hνn2 →n1 = ε−(n1 )2 (n2 )2

!

(4.7)

を満たす。この式は、それよりも前から求められていた、水素原子から出てくる光の波長に関する式
Ã

1
1
1
=R
−
2
λ
(n1 )
(n2 )2

下の軌道へ

光の放出

上の軌道へ

!

(4.8)

光の吸収

c
を使うとこの二つ
λの式は完璧に一致し、ボーアの原子模型が現実の水素原子を表していることが確実となった。と同時に、この原子模型における「遷移」の存在は、原子の内部では古典力学が役に立たないということを証明している。
炎色反応で代表されるように、原子はそれぞれ特有の光を吸収・放出する。それは各原子ごとに電子の回っている軌道と、そのエネルギーの値が違っているからである (水素以外の原子の場合は、電子が２個以上回っているので話がずっと複雑になる)。
フランクとヘルツ5 は原子内の電子の持つエネ実験グラフの概形
ルギーがとびとびであることを、以下のような
実験 (1914 年) で証明している。
流れる電流
水銀の蒸気を満たした管の中に電子を発生さHg
せ、電圧をかけて管内を走らせる。電子がやってきた先には網と、その後ろに電子を追い返すよG
うな逆電圧をかけたプレートが待ち構えている。
電圧を高くすれば走ってきた電子は勢いで網を小さい
可変電圧
電子を加速した電圧
通り抜けてプレートに入り、検流計に電流が流逆電圧れるのだが、電圧が 4.9V を超えると、突然電流と比較された (R はリュードベリ定数)。ν =5

このヘルツは電磁波を発見し、光電効果発見のきっかけとなる実験を行ったヘルツの甥。

第 4 章 ボーアの原子模型36が減少する。これは管内に放出された電子のエネルギーをもらって、水銀のまわりを回る電子が励起するからである。この時走ってきた電子はエネルギーを失う。つまり水銀の場合の E2 − E1 に相当するエネルギーが 4.9eV ぐらいであり、4.9eV 以下のエネルギーしか持っていない電子では、水銀原子を励起することはできない。ということは逆に、4.9eV 以下のエネルギーしか持っていない電子はエネルギーを取られることはないのである。黒体輻射の話の時も、高い振動数の光が大きいエネル
ギー単位 (hν) を要求するために逆にエネルギーをもらえない（分配されない）という状況があったが、ここでも同様の現象が起きている。水銀原子は 4.9eV 以上というエネルギーを要求するため、それより低いエネルギーを持った電子はエネルギーを奪われることはない（貧乏人は泥棒に狙われない！)。電圧が 9.8V を超えると、今度は２個の水銀原子を励起できるので、また電流の減少が起こる(14.7V でも同様)。この実験によって、原子の回りの電子が確かに基底状態、励起状態という安定状態を持っていることが確認できた。

4.4

ゾンマーフェルトの量子条件と位相空間

以上のような現象を見ていくと、たとえば光のエネルギーは nhν 、原子内の電子のエネルギーは
E1− 2 という形に「量子化」されている。どちらの条件においても、同じプランク定数 h が大事な役
n
割を果たしていることに注意すべきである。光であるとか電子であるとかに限らず、プランク定数 h
を通して「物質 (光を含む) の取り得る状態」に制限がつけられることになる。
その制限がボーアの量子条件なのだが、より一般的には、ゾンマーフェルトによってI

pdq = nh(4.9)
Iの形に書かれている。p, q はそれぞれ一般化運動量と対応する一般化座標であり、は周期運動一回分の積分である。2πr × mv = nh という形だと、円運動にしか適用できないが、この条件なら周期的な運動であればすべて適用できる。実際、水素原子の電子の運動は円運動ばかりでなく、楕円運動もあると考えられるが、楕円運動に対してこの条件を適用すると水素原子の中の電子の軌道について正しい答が出てくる。y一般化座標 q とそれに対応する一般化運動量 p の両方を座標として扱った２次元の空間 (q, p)(座標が N 個あるならば 2N 次元の空間になる) を位相空間と呼ぶ。時間がたつと q も p も変化していくが、その変化の軌跡は決まった線になる。
ここで、なぜ q だけの空間ではなく、p も含めた位相空間を考えなくてはいけないかを説明しておく。運動方程式は
d2~x
m 2 = f~
(4.10)dtで表される、二階微分方程式である。だから、ある瞬間の ~x(物体の位置) がわかったとしても、それで未来における物体の位置はわからない。一方、もし物体の位置と運動量が両方わかっていたとすると、任意の未来における物体の位置と運動量を予言することが可能である。なぜなら、位置と運動量のペア（位相空間内の点）は

dq
∂H
=
dt
∂p
∂H
dp
= −
dt
∂q

(4.11)(4.12)

4.4. ゾンマーフェルトの量子条件と位相空間37という二つの方程式 (「正準方程式」と呼ばれる) で決められた方向に運動するからである。よって、位相空間に点を一つ打つと、その点が時間が経つとどこに移動するかは、ハミルトニアンの形を見るだけで完全にわかる。このように位相空間で考えると運動を位相空間内での線として考えることができる。この他にも位相空間を考えるとありがたいことはあるのだが、ここでは省略する。

[問い 4-3] H が t を陽に含んでいない場合、H はその線上で一定値を保つ。すなわち、H が p, q の関数であるとすれば、

dH(p, q) = 0 である。正準方程式を使ってこれを証明せよ。 実際に微分してみdtよう。H は t を陽には含んでいないが、H(p(t), q(t)) のように、p, q が t を含んでいるので、その p, q を通じて t 依存性がある。これを時間微分すると、

dH
dq ∂H dp ∂H
=
+
dt
dt ∂q
dt ∂p
であるが、ここで正準方程式を使うと、dH∂H ∂H ∂H ∂H
=
−
=0
dt
∂p ∂q
∂q ∂p
となる。
たとえば、ハミルトニアンが

1 2 1
p + mω 2 q 2(4.13)2m2で表せる系 (バネ定数 k = mω 2 のバネにつながれた質量 m の調和振動子) の場合の位相空間を考えよう。この物体はエネルギー保存則から、H = E(一定値) となる線の上を動くことになるが、それは
s√2E
つまり、(p, q) 座標系でみると、p 方向の径が 2mE 、q 方向の径がの楕円である。
mω 2
この場合の正準方程式は
H=

p

dq
∂H
p
=
=
dt
∂p
m
dp
∂H
= −
= −mω 2 qdt
∂x(4.14)

H=一定の線(4.15)

であるから、p > 0 のところでは q が増加し、q > 0 のところでは
p が減少する。ゆえに、調和振動子が 1 回振動するたびに、位相I空間内の点はこの楕円を時計回り方向に 1 周する。 pdq という

q

積分を 1 周分行うということは、この楕円の面積を求めていることになる。ゾンマーフェルトの条件は、位相空間における面積を計算していると考えて良い。楕円の面積公式 S = πab(a, b は長半径と短半径) により、この積分の結
果は
s
I
√
2E
E
pdq = π 2mE ×=2π(4.16)mω 2
ωである。

第 4 章 ボーアの原子模型

38

I

Z T

[問い 4-4] この調和振動子が q = A sin ωt で表される振動をしていると考えて、 pdq =Iなること (T は周期) を使って

p
0

dq
dt と
dt

pdx を計算し、上の計算と同じ答えが出ることを確認せよ。

ゾンマーフェルトの量子条件を適用すれば、この値は nh なので、E = nh

ω
= nhν
2π

mvr

(4.17)mvとなる。このように、調和振動子のような系では、ゾンマーフェルトの量子条件は E = nhν を与える。実は電磁波の場合でも同様の計算が成立して E = nhν を与える。
原子模型の場合に話を戻そう。電子が等速円運動しているなら、運動量の大きさは mv で一定で、一周すると q(位置座標) が 2πr 変化する。これから (4.4) が出る。あるいは、p として角運動量 mvr
を取り、対応する座標として角度をとれば、一周は角度 2π であるので同じ結果になる。つまり、ゾンマーフェルトの条件はボーアの条件を含んでいる。
以上からわかるように、ゾンマーフェルトの量子条件は光や電子や、いろんな場合で共通して使える一般的な条件なのであり、量子力学を作っていく上で大きな手がかりとなる式である。
ここまでは電子は円運動していると考えたが、惑星のように楕円運動をしてもよいはずである。
楕円運動 (に相当するもの) を含めた詳しい計算は後で、より物質の波動性と=0の関連が明らかになってから行うが、簡単に結果を述べておくと、やはりこのn=1場合も量子条件により、どんな形の楕円でもいい、というわけにはいかない。
=1
許される電子の軌道は主量子数と呼ばれる n(自然数) と、軌道量子数と呼ばれ=0
る `(0 以上の整数で、最大値は n − 1。楕円の扁平さを表す)、および磁気量子 n=2数と呼ばれる m(整数で −` < m < `。軌道の傾きを表す。±` の時もっとも z 軸=2周りの角運動量が大きい) で分類できる。エネルギーは主量子数 n だけに依存=1
E1する (E = − 2 )。主量子数 n の状態には、` = 0, 1, 2, · · · , n − 1 の状態6 があ n=3=0nり、各々の ` の値に対し磁気量子数が −` から ` までの 2` + 1 個ずつある。よって主量子数 n の状態は
1 + |{z}3 + |{z}5 + · · · + (2n − 1) = n2
(4.18)
|{z}
2 r

`=0

`=1

`=2

|

{z

2

}

`=n−1

個あることがわかった。このように、同じエネルギーを持つ状態がたくさんある時、「縮退 (degenerate) している」と言う。後でわかった「スピン」という状態変数のおかげで状態数は全て 2 倍されるので、n = 1, 2, 3, · · · の状態は 2, 8, 18, · · · 個ずつあることになる。この 2, 8, 18 という数字は原子の周期表に出てくる１行あたりに並ぶ元素の数である。原子の回りを回る電子の配置が化学的性質の違いを作っていることを示している。たとえば、なぜヘリウム (原子番号 2)、ネオン (原子番号 10)が安定なのかは、これらの原子の回りを回っている電子がちょうど主量子数 n = 1, 2 をきっちり満た
す数であることと関係がある。ヘリウムは n = 1 の軌道がちょうど埋まっているし、ネオンは n = 1と n = 2 の軌道がちょうど埋まっている7 。このようにして、量子力学によって原子の構造が説明さ
6` = 0, 1, 2 の状態をそれぞれ s 状態、p 状態、d 状態と呼ぶ。さらに前に主量子数をつけて、1s 状態 (n = 1, ` = 0)とか 2p 状態 (n = 2, ` = 1) などと呼ぶこともある。
7電子がたくさんになると、いろいろと今の計算から外れたところが出てくる。たとえば、同じ n であっても ` が違うとエネルギーが違ってきたりする。

4.5. 演習問題

39

れていく。実際に量子力学に乗っ取って正しい計算を行うと「原子のまわりの電子は円軌道や楕円軌道を描いて回っている」などという考え方はできなくなる。そういう意味では上の図はほんとうではない。実際どうなのかは後で具体的計算と一緒に話す。
なお、上で「埋まっている」と書いたが、すでに他の電子が入っている状態にもう一個の電子が入ることはできない。これをパウリの排他律と言う。

4.5

演習問題

[演習問題 4-1] ケプラーの第３法則 (公転周期の自乗と軌道長径の３乗が比例する) を、次元解析だけから導け (この場合使える物理定数は万有引力定数 G である。後、太陽の質量 M も使ってよいだろう)。
[演習問題 4-2] 弦を伝わる横波の伝播速度は、弦の線密度 ρ と弦の張力 T に依存する (ギターの弦を考えてみよ)。どのように依存するかを次元解析から導け。
2k(aq)2[演習問題 4-3] 電荷 q を持った粒子が加速度 a の加速運動をしている時、単位時間あたり
3c3のエネルギーを電磁波として放射する。電子が陽子から距離 r の位置を回っているとすると、この時放射されるエネルギーは単位時間あたりどれだけか。(陽子の放出する電磁波は無視して考えよ)[演習問題 4-4] 問い 4-2 で計算した電子の持つ全エネルギーの式で、時間によって変化しうるものは r だけである。この全エネルギーの式の時間微分にマイナス符号をつけたものは、さっき計算した
単位時間に放射されるエネルギーに等しい。これを微分方程式として解き、何秒後に r = 0 になる
か、計算してみよ。最初電子は半径 5.0 × 10−11 m のところを回っていたとして考えよ。
[演習問題 4-5]
問い 4-1 で作った古典力学での運動方程式とボーアの量子条件を使って、水素原子の持つエネル
E1
ギーを計算せよ。結果を − 2 という形 (E1 は定数) で表せ。
n
結果を数値で書くと、
13.6
En = − 2 eV
(4.19)nであることを示せ。
[演習問題 4-6] 水素ではなく、ヘリウムを考える。ただし電子は一個しか回っていないとする (He+イオンの状態である)。この電子の持つエネルギーと基底状態での原子の大きさを計算せよ。水素と比べて、何倍違うか？
[演習問題 4-7] 水素原子の回りに電子でなくμ粒子 (性質は電子に似ているが、質量が約 200 倍) が回っていたとする。この水素原子もどきの基底状態での大きさは通常の水素原子に比べて何倍か。
[演習問題 4-8] 太陽 (質量 M = 2.0 × 1030 kg。静止しているとみなす) のまわりを地球 (質量 m =6.0 × 1024 kg) が半径 1.5 × 1011 m の円運動しているとしよう。この運動に対してもボーアの量子条件が成立しているとすると、n はいくらぐらいになるだろうか？(万有引力定数 G は 6.7 × 10−11 Nm2 kg−2 )普通、太陽と地球の運動を量子力学を使って考えたりはしないのはなぜなのか、この n の数字を使って説明せよ。
[演習問題 4-9] １次元の箱 (箱内部の座標が 0 < x < L で表される) の中を壁と弾性衝突しながらいったりきたりしている質量 m の粒子について、位相空間の図を書け。
この運動にゾンマーフェルトの量子化条件を適用せよ。粒子の持つエネルギーにはどんな制限が
つくか？

41

第 5 章 物質の波動性
前章で、ボーアの量子条件を導入することで原子の中の電子の運動の法則性を得ることができた。
しかし、このボーアの (あるいはゾンマーフェルトの) 量子条件の物理的意味はなんだろうか？—光の粒子性を表す数値であるプランク定数 h がここにも登場したことには、何か本質的な、統一された意味を見つけることができるのだろうか？

5.1

ド・ブロイの仮説

ド・ブロイ (de Broglie) は「波動だと思っていた光に、光子という粒子的記述が必要であることがわかった。ならば、粒子だと思っていた電子やその他の粒子にも、波動的記述が必要なのではないか？」という着想のもと、物質の波動論を展開した (1923 年)。ド・ブロイはアインシュタインによhる光量子のエネルギー E = hν と運動量 p = の式を電子などにも適用して、
λp2+ V = hν,
2m

p=

h
λ

(5.1)

という式が成立するのだと考えた。p は粒子の持つ運動量、V は位置エネルギーである。つまり運動p2
エネルギーと位置エネルギー V の和である全エネルギーを hν と置き換えた。
2m
この置き換えの理論的背景については後でまた振り返ることにして、ド・ブロイの行ったことの結果としてボーア-ゾンマーフェルトの量子条件に明確な物理的意味が生まれるという点をまず説明しよう。円運動している場合のボーアの量子条件は mv × 2πr = nh であったが、mv の部分をド・ブロイの関係式をつかっhて と置き換えると、
λ
n=5.5

n=5

h
× 2πr = nh すなわち 2πr = nλ
λ

(5.2)

という式が出てくる。これは、円軌道の上を波が進んで一周する (2πr 進む) 間の距離に自然数個の波が入っていることを意味するのである。
楕円軌道の場合、電子が原子核に近づくと p は大きくなる。なぜなら今、

E=

p2
ke2
−
2µ
r

が一定となっており、r が小さくなると p が大きくなるからである。よって

(5.3)
I

pdq を計算する時、半径が小さいところでは p を大きく、大きいところでは p を小さくしながら積分を行うことになる。p

第5章

42

物質の波動性が大きいということは波長 λ が短いということだから、半径が小さいところでは波長が短くなり、半径が大きいところでは波長が長くなることを意味している。
古典力学的に考えると「位置エネルギー V が増える
波長が短い(=速く運動) と運動エネルギーが減る」という現象が起きているが、波長が長い(=ゆっくり運動)
波動として考えると「V が大きい場所では波長が伸びる」という現象が起きていることになる。ド・ブロイの波動力学では、位置エネルギーというものへの捉え方が古典力学とは違ってきている。結果としてこの二つの力学が同じような結果を示すようになっているのである (詳細は後で示す)。
なお、このような図を見て「電子が外へ内へと振動している」というふうに勘違いする人がよくいるので念のため注意しておくが、物質波には方向はない。
絵で外へ内へと振動しているように描かれているが、それはあくまで図を描く都合上であって、物質波は方向のない波（スカラー波）である。後で波動関数という形でこの波を表現するが、その波動関数にも方向はない1 。ではいったい何の波なのかということについては、後で述べる。

5.2

電子波の確認

いかにド・ブロイの仮説がボーアの量子条件をうまく説明しても、それだけで電子もまた波であるという確証は持てない。しかし、電子が波動としてふるまう現象が、他のところでも見つかった。量子条件は原子内のような特別な場所でだけ課される条件ではなく、電子の波動性という、より一般的な現象の顕れの一つに過ぎなかったのである。
エルザッサー (Elsasser) はド・ブロイの仮説を聞いて、「電子の波動性を示す実験はすでにある」と主張した。その一つは電子とアルゴン原子の衝突に関する実験で、遅い電子の方がアルゴン原子と衝突しにくくなるという結果 (ラムザウアー効果と呼ばれる) である。ド・ブロイの説が本当ならば、遅い電子はすなわち波長の長い波であり、波長の長い波は散乱しにくい (一般に、波は自分の波長より短いものにはあまり散乱されない)。
電子の波動性をより直接的に示したのは 1927 年にダヴィッソン (Davisson) が行った電子線回折の実験である。ダヴィッソンとガーマー (Germer) はド・ブロイが物質波の考え方を発表するよりも前から、ニッケルや白金に電子をあててその反射する方向を見るという実験を行っていた。すでに 1923年の時点で、ダヴィッソンは電子線の数を角度を横軸にグラフにしてみたところ、奇妙な凹凸があらわれることに気づいていたが、当時は原子の中にある電子がボーア模型のように殻状になっていることから来るのではないかと考えていた。1925 年、実験でちょっとした事故が起こった。そのためニッ
ケル板が酸化してしまったので、酸化したニッケルを元にもどすために真空中でニッケルを加熱した。不思議なことに、その後の実験では奇妙な凹凸が顕著になったのである。加熱してもまた冷却し1

よく「物質波って縦波ですか横波ですか？」という質問を受けるが、どっちでもない。空間内で振動しているわけではない。

5.3. 波動力学と古典力学の関係

43てから実験しているのだから、原子内の電子の運動が変化しているとは考えがたい。これは高温状態を経たニッケルが再結晶化した、つまりニッケル原子が加熱前より規則正しく並んだ結果ではないかと考えられた。
そこでダヴィッソンらは 1927 年、ニッケルの単結晶板で実験を行い、電子が特定の角度に強く散乱されることを確認した。
規則正しく並んだニッケルの結晶表面に電子の波がやってきて、原子一個一個によって散乱される。特定の角度に散乱された場合に限って、となりの原子での散乱波との行路差が波長の整数倍になって互いに強め合うことになる (原子がきれいに並んでなければ、各原子ごとに強め合う条件が変わってしまうので、きれいな形で強弱が見えたりしない)。そのように波が強めあった場所にだけ電子が到達すると考えると、特定の角度にだけ電子が散乱されることが説明づけられ、奇妙な凹凸も理解できる。
これと似た、X 線が特定の方向に強く散乱されるという現象は、ラウエによって 1912 年に発見されていた。この現
象は X 線が波動であるがゆえに起こることである。全く同 となりの原子で散乱された電子波との行路差
じような現象を電子が起こすということは、電子も波動と (これが波長の整数倍なら、波が互いに強め合う)
してふるまっていることになる。ダヴィッソンたちはいろん
な運動量の電子をあててみて、運動量によって回折パター
ンが変化することを確かめ、その現象からド・ブロイの式
結晶表面hp = を実験的に確認した。こうなると、電子が波としてふdλ
るまうことも、誰にも否定できない事実となったのである。
電子波の波長は可視光に比べて短くできる。波長が短いほど、その波を使って作った顕微鏡の分解能は小さくなる。光学顕微鏡では発見できないウィルスを
電子顕微鏡でなら見ることができるのは、電子波の波長の短さのおかげである。

5.3

波動力学と古典力学の関係

では、このような物質波のふるまいと、それを粒子として見た時のふるまいにはどのように関係がつくのであろうか。すでに説明したように、ド・ブロイの式が成立していると、エネル
ギーの保存がh2+ V = 一定
2mλ2

A

B
C

(5.4)

D

ポテンシャル 高い
波長 長い
ポテンシャル 低い
波長 短いという形になる。
これは普通のエネルギー保存h
則に p = を代入したものである。すなわち、V が大きいところでは λ が長くなり、V が小さいとこλ
ろでは λ が短くなる。つまり、ポテンシャル (位置エネルギー) の違いは波長を変化させるのである。


第5章

44

物質の波動性ある線を境に、上ではポテンシャルが大きく、下ではポテンシャルが小さくなっている時、何が起こるだろうか。上では波長が長く、下では波長が短くなるから、ちょうど空気中から水中に光が入射した時と同じ現象である。この時、光は屈折するが、屈折する理由は、上の部分の波 (空気中の光)の波長が下の部分の波 (水中の光) の波長より長いからである。図の AB が１波長 (A が山の時 B も山) になっているとすると、CD も１波長 (C が山の時 D も山) である。AB ＞ CD であるために、上の部分では波面 (山の連なり) が AC と平行であったのに、下の部分では波面が BD と平行になってしまう。
この屈折現象を粒子の古典力学で考えると、上より下の方がポテンシャルが低いため、下の方にひっぱりこまれる、という現象である。つまり、古典力学で「落ちる」という現象が波動力学では「屈折する」という現象にとって変わっているのである。



2

2




1

y

h

1

波長が長くなりながら曲がっていく波


0

y




0

y


x

(傾き)はcot で表される速度を失いながら上昇していくボールxx

たとえば重力下での粒子 (図ではボールにしてある) の運動を考えると、高いところほど位置エネ
ルギー mgh が大きいから、その分物質波の波長が長くなる (運動エネルギーが減る)。この場合はポテンシャルは連続的に変化していくが、図のように段階的に変化していくとしよう (図で書いた点線の境界面を上に超えるごとに mg∆h ずつポテンシャルが高くなるとする)。

[問い 5-1] 図の角度に関して、屈折の法則から、
sin θ0sin θ1sin θ2sin θ3
=
=
=
= ···
λ0
λ1
λ2
λ3
という式が成立する。一方エネルギー保存則h2+ nmg∆h = E(n によらず一定)
2m(λn )2も成立する (位置エネルギーの原点を n = 0 に取った。n が大きくなるごとに位置エネルギーが mg∆hずつ増える)。これから、高さ n∆h と角度 θn の関係式を作れ (初期状態を表す θ0 , λ0 は結果に使ってよい)。

[問い 5-2] 最高点が (x0 , y0 ) で x 方向の初速度が v0x であるような斜め投射の軌道は、
y − y0 = −と書ける。この式から軌道の傾きせよ。

g(x − x0 )22(v0x )2dyを計算して y で表し、前問で求めた θn と n∆h の関係式とを比較
dx

5.4. 最小作用の原理と、波の重ね合わせ45

境界線を上に超えるごとに波長が長くなっていくから、そのたび、波が下に下にと曲げられていく。上の問題を解くとわかるように、これは重力場中で投げ上げられた物体が落下するという現象だと解釈できる。古典力学でも波動力学でも運動方程式が出てくるのだが、古典力学では力によって運動量が変化すると説明し、波動力学では波長の差が波を曲げる、と説明するのである。従って、古典力学における質量 m は、波動力学においては「位置エネルギーの変化に対して、波長がどの程度変化するか」を示す量だということになる。波長変化が大きい場合は質量が小さい。つまり、同じ位置
エネルギー変化に対してよく曲がる（上の問題の場合、位置エネルギーも質量に比例しているので、曲がり方は質量によらなくなるが、それは重力という力の特徴である）。

5.4

最小作用の原理と、波の重ね合わせ

次に、古典力学におけるハミルトンの原理との関係を述べる。ハミルトンの原理によると、作用の
積分
Ã
!
Z
Z
dx
dt p − H = (pdx − Hdt)
(5.5)
dtが極値となるのが実現する運動であるということが言えた。ここでド・ブロイとアインシュタインのh
関係式を使って p = , H = E = hν と置き換えると、
λ
Z Ã

!

Z
h
dx − hνdt = h
λ

Ã

!

dx
− νdt
λ

(5.6)

が極値になる運動が実現する、ということが言える。この積分の中身の意味を考えよう。波長
λ、振
µ µ
¶¶
x
動数 ν の波が A sin 2π− νt のように書ける (x 方向に波が進んでいる場合) ことを思い出せ。
¶µ λx− νt を「位相」と呼ぶ。時刻 t、場所 x での波と、時刻 t + δt 場所 x + δx
この式の sin の中身 2π
λ
Ã
!
!
Z Ã
δx
dx
での波の位相を比較すると、2π− νδt だけ変化している。つまり、作用 h− νdt は、
λ
λ
h
位相差 ×
である。
2π
h
今後よくこのという組み合わせが登場するので、h の上の方に横線を引っ張った記号を使って、
2πhh̄(「エッチバー」と読む)=と書くことにする。
2π
よって、古典力学でのハミルトンの原理 (「作用の値が極値をとるべし」) に対応するものは、波動力学では、「波の位相が極値をとるべし」である。
なぜ波の位相が極値を取らなくてはいけないのであろう。今、ある時空点 (x1 , t1 ) から (x2 , t2 ) へ、
いろんな経路をたどって波が到達したとする。(x2 , t2 ) において観測される波は、そのいろんな経路をたどった波の和である。経路によって、波はいろんな位相を取る。そしてそのいろんな位相の波の足し算が行われることになるが、この時足される波それぞれの位相差が大きすぎると、波が互いに消しあってしまう。位相が極値を取るというのが重要なのではなく、極値を取るところでは変化が小さい、ということが重要なのである。変化が小さいところの足し算は、位相が消し合うことなく残る。
それに対して位相が大きく変化しているところの足し算は、足し合わされて消えてしまうのである。

第5章

46

物質の波動性

つまり、いろんな経路を伝わって波がやってくるが、実際にその場所にやってきた波の主要部分は、位相が極値を取っているよ
古典的に起こる
位相(はげしい変化)
経路
うな波だと考えることができる。そしてそ経路の変化のような経路とはすなわち、古典力学での運動が実現する (作用が極値になる) 経路で経路の変化ある。古典力学的立場では、我々は粒子がニュートンの運動方程式にしたがって運動していると考えていた。しかし、波動力学的立場では、進行していくのはたくさんの出発点(x ,t )波の重なりあいである。たくさんの波の大多数は互いに消し合うが、古典力学で計算される経路を通る波は消されずに残る。これが、我々がこの世界で古典力学が成立している (そして、最小作用の原理という物理法則がある) と ‘錯覚’ した理由なのである。
この波の重なる様子を具体的に考えるのは難しいので、だいたいのところどういう状況なのかを理解する
この部分の積分が答えの大部分ために、簡単な積分の場合で変化のゆるやかな部分だ
けが生き残る例を示しておく。右のグラフは (x2 −2x+22(x -2x+2) cos 100x2) cos 100x2 のグラフである。この関数は、x = 0 付近のグラフ以外では非常に激しく振動している (位相が 100x2 という式であることを考えればわかる)。この積分を行
うと、ほとんど x = 0 付近だけの積分と同じになる。
つまり、x = 0 付近以外の寄与は、結果にまったくといっていいほど影響されないのである。これと同様のことが、波動力学における波の重ね合わせでも起きている。ゆえに位相が極値となるような経路 (古典力学
的には Euler-Lagrange 方程式の解となっているような
このあたりと このあたりの積分はどうせゼロになる。
経路) が主要な波の経路であると考えてよい。古典力
学と波動力学はこのようにつながる。
ド・ブロイが物質波というものを考えた背景には光学がある。光学においても幾何光学という立場と、波動光学という立場がある。幾何光学では「光線」を考え、光線がどのように進んでいくかを計算する。一方波動光学では「波」を考え、空間の各点各点に発生する波の重ね合わせによって波の運動を計算する。この二つのどちらを使っても光がどのように進行するかを考えることができる。
波動（光など）がどのように進行するかは、フェルマーの原理で考える（幾何光学）こともできる
し、波の重ね合わせを使って考える（波動光学）こともできる。考えているスケールに比べて波長が短い場合（日常現象における可視光の場合など）は幾何光学を使う方が簡単である。逆に考えているスケールに比べ波長が comparable2 であるか大きい場合は、波動光学を使わねばならない。
力学でも粒子の進行を、最小作用の原理を使って考えることができる。最小作用の原理に対応するのがフェルマーの原理すなわち幾何光学である。では波動光学に対応するものは何か？？？—ド・ブ
ロイはこのような考え方から物質の波動説に到達し、自身のこの考え方を「波動力学」と呼んだ。
到着点(x 2 ,t 2 )位相(ゆるやかな変化)

12

古典的に起きない経路

1comparable は「比較することができる」という意味。つまり同程度の大きさであることを表す言葉。

5.5. 演習問題

47

光学の世界

波長が短い場合
幾何光学

波長が長い場合
波動光学（フェルマーの原理）

力学の世界

古典力学

波動力学

（最小作用の原理）

ここで、量子力学を考える上で大切な一般的注意をしておく。何より忘れてはならないことは、現実の世界を司る法則は量子力学であって、「古典力学は量子力学の近似にすぎない」ということである。我々は物理を勉強する時まず古典力学から勉強し、その後で「実はミクロの世界では古典力学が成立せず…」ということで量子力学を勉強する。しかし、物理を勉強する順番、あるいは物理の発展してきた歴史とは逆に、量子力学こそが本質であり、古典力学が成立するというのは錯覚にすぎない。
「たまたま量子力学的現象が顕著でないような場合に限って古典力学を使ってもかまわない」3 というのが正しい理解である。
ここまで、そしてこれからも、「どうして量子力学なんて妙ちくりんなものが成立するのか？」という疑問を感じることが多いと思うが、逆に「どうして我々（の祖先）は古典力学なんてものが成立すると思ってしまったのか？」と考えてみて欲しい。上でも述べたように、量子力学は、考えているスケールが波動としてみた時の波長よりも充分大きいような時には、古典力学と同じ結果を出す（波長の短い波に対しては幾何光学と波動光学が同じ結果を出すことと同様である）。普段は量子力学と古典力学は同じ結果を出す場合ばかりなので、量子力学の存在に、我々はなかなか気づかない。
同じようなことが相対論にも言えて、我々の“常識” は物体が光速の何万分の１でしか動かないよsµ ¶2v
うな世界で作られている。それゆえに 1 −（相対論におけるローレンツ短縮の因子）などとc
いう量は１としか実感できない。
我々は量子力学を実感するには大きすぎ、相対論を実感するには小さすぎる。別の言い方をすれば、我々にとってプランク定数 h は小さすぎるし、光速度 c は速すぎる。だから我々の “常識” は古典力学やニュートン力学を「正しい」と感じてしまう。しかし、だまされてはいけないのである。
ド・ブロイもボーアもアインシュタインも、狭い知見で作られた “常識” から離れて大きな視点を持つことができたからこそ、この世界の真実を知ることができた。２１世紀に生きる我々も、思考を柔軟にして量子力学を学んでいこう。

5.5

演習問題

[演習問題 5-1] 5.2 節の図のように、電子波が結晶面の法線方向から入射したとする。表面の原子で電子が散乱された時、どのような角度への反射波が強められるか。０度を除いて最も小さい強められる方向の角度 θ が 30 度であるためには電子波の波長はいくらであればよいか。
[演習問題 5-2] 電子の質量は 9.1 × 10−31 kg である。以下の表を埋めよ。
エネルギー (eV) 1 10 100 1000
運動量 (kg・m/s)
波長 (m)
3

どっちを使ってもいい状況なら古典力学を使う方が楽なのは当然のことである。橋を設計する時に量子力学を使う人はいない。逆にミクロな話をする時には量子力学がどうしても必要である。IC を設計するのは古典力学ではできない。

第5章

48

物質の波動性

電子線を結晶にあてて干渉の様子を見るためには、どの程度のエネルギーの電子線を使えばよいか。表を見て判断せよ。
[演習問題 5-3] 波の進む道は直線であって変化しないとしても、波長が変化することによって位相は変化する。自由粒子 (粒子には何の力も働いていない) の場合、波の振動数は

p2
h2
hν =
=
2m
2mλ2
で計算される。今、x = 0 から x = L まで、t = 0 から t = T までの時間をかけて波長 λ の波が直線的に進行したとする。t = 0, x = 0 で位相が 0 だったとすると、t = T, x = L での位相は
Ã

Ã

!

L
h
T
2π
−
λ
2mλ2

!

である。λ の違ういろいろな波が重なったと考えると、この位相が極値となるような波長の波が消さhれずに残ると考えられる。位相が極値となる条件を求め、その時の を求めてみよ。その物理的意
λ
味は何か？
屈折の法則を、位相が極値になるという条件から導出してみよ。２次元平面を考え、(0, −H) から、(L, H) まで波が伝播するとする。上半面 y > 0 で(L,H)
は波長が λ1 、下半面 y < 0 では波長が λ2 になって1いるとする。波が (x, 0) において、下半面から上半
面に入るとし、そこでは屈折するが、それ以外の(x,0)
場所では直線的に伝播すると考える。出発点から距離到着点までの、距離による位相差 2π ×を計
2波長算して、極値となる条件を求め、それを角度の式(0,-H)[演習問題 5-4] に起き直すとよい。

[演習問題 5-5] 屈折の法則を波を粒子と考えた時に持つ運動量に関する式で書き直してみよ。その式の物理的意味は何か？
[演習問題 5-6]図のように、ある物質波が円を描くように進行しているところを考えよう。内側 (半径 r) では波長が λ に、外側 (半径 r + δr) では波長が λ + δλ になっているとする。このよ
うに物体が円運動する理由は、粒子として考えると、中心に向かう力があるために曲ったと考えらえるが、波動としr+ rて考えると、「中心に近いところほど波長が短いから曲る」と解釈できる。
粒子と考えた時、この粒子は半径 r、速さ v の円運動をし
v2
で中心向きであり、働く力ている。この場合の加速度はrr
dVはでやはり中心を向くので、運動方程式は
dr




dV
mv 2
=
r
dr

(5.7)



5.5. 演習問題と書ける。この方程式を、波動としての関係式から求めることもできる。

49

λ + δλr + δr=が成立
λrpr + δrする。運動量は λ に反比例するので、=となる。内側を通る波と外側を通る波の振動
p + δprdV数が等しいという式から、p との関係式を導き、それが運動方程式と同じ内容であることを確か
drめよ。
波動と考えた時、図から波長 λ と半径 r は比例すべきである。よって、

51

第 6 章 不確定性関係と、波の重ね合わせ
この章では、量子力学における大事な関係式である不確定性関係について述べる。不確定性関係は「不確定性原理」と呼ばれることもある。不確定性関係は、物質 (光を含む) の波と粒子性によって必然的にもたらされる性質である。

6.1

γ線顕微鏡の思考実験

ハイゼンベルク (Heisenberg) は電子をガンマ線を使った顕微鏡で見るという思考実験から、不確定性関係を説明した。彼がこのような説明を思いついたのは、「原子核の周りをまわっている電子は波として広がっていてどこにいるかわからないと言うけど、X 線か何かを使って場所をつきとめることはできないのか？」という疑問に答えようとしてのことであった。
普通の顕微鏡では電子を見ることはできない。顕微鏡あるいはカメ
B A
ラなどの光学系には分解能というものがあり、光の波長程度よりも小さいものは見ることができないのである。その理由はだいたい、以下のように考えることができる。
横から光 (この場合、光子という粒子と考える) を当てて、その反射をレンズで集め、スクリーンで見るとする。光を直線的に進んでいく光線のように考えるならば (このような考え方を「幾何光学的な考え方」と呼ぶ)、レンズの中心の真下 P 点から出た光はちょうどその真上にあたる A 点に到達する。また、レンズの真下より少し離れた点 Q 点から出発した光は、A より少し離れた B 点に到着する。スクリーン上のどこに光がきたかによって、光がどの場所から発せられたかがわかる (カメラであればこの場所にはフィルムがあり、フィルムに塗られた感光物質が化学変化を起こす。目であれば視覚細胞が反応する)。
光を波だと考えた場合、P 点から出た波が A 点に到達する理由は上とは違ってくる。波はいろんな方向に伝播する。A 点では P 点から来たいろんな光の位相がぴたりと揃い、互いに強め合う。これが A 点かP
Qら出た光が P 点に到着する理由である (このような考え方が「波動光学x的な考え方」である)。光の位相が揃う理由は、レンズ中では光速が遅くなるからである。一見遠回りしているかに見えるレンズ周辺を通ってきた光と、直進して近道を通ったかに見えるレンズ中心を通ってきた光は同じ時間をかけて伝播している。それゆえ、P 点でこれらの光の位相はぴったり同じになる。逆に、P 点以外の場所にやってくる光は、位相がずれているために消し合ってしまう。
ここで注意すべきことは、P 点より少し離れた Q 点から出発した光も、図に書いた二つの光線 (破線で表した) の光路差が一波長程度までしかなかったなら、A に到達することができることである。


第6章

52

不確定性関係と、波の重ね合わせ

この場合も光は干渉によって消し合うが、完全に消えてしまうことはない。このため、A 点に光が到達したとしても、図の ∆x 程度はどこから来たのかを判定できなくなる。近似をつかってくわしい
λ計算をするとこの ∆x はとなる。∆x を「離れた２点を分離していると認めることができる能2 sin φ力」という意味で、「分解能」と呼ぶわけである。

[問い 6-1] ∆x を具体的に計算せよ。
くわしい計算をしなくても λ に比例することと、φ が大きければ小さくなることはすぐ理解できる。λ が大きければ光路が大きくても干渉による消し合いが少なくなり、∆x は大きくなる。また、φが大きいとそれだけたくさんの光を集めたことになるので、干渉によって光が消される条件がよりシビアになり、∆x が小さくなる。
たとえば実際には P 点にだけ光源があったとして、この光源から連続的に光が出ているとしよう。
この光は主に A 点に到着する。理想的には A 点だけに像ができるべきなのだが、だいたい B 点ぐら
いまでは干渉によって消しきれない光がきてしまうため、像に広がりがあるのである。しかも今考えている場合、光は連続的ではなく、一個の光子がやってくるところしかわからないので、A 点や B
点に光子一個が到着しても、P 点から出たとも Q 点から出たとも判定がつかないことになる。
では、この ∆x を可能な限り小さくするためにはどうすればよいだろうか。一つは φ を大きくする、つまりレンズを大きくすればよい（天体望遠鏡が大きな口径のものほど性能がよくなる理由はこれ）。もう一つの方法は波長 λ の短い光 (もしくは光でなくても、スクリーン部分で感知可能な波であればよい1 ) を使うことである。ハイゼンベルクは電子を見るための仮想的な機械をγ線顕微鏡と呼んだが、それは知られている限りもっとも波長の短い電磁波を使うことを考えたからである。
h
ところがここで p = を思い出すと、λ が短いということは運λ
動量が大きいということに他ならない。つまり、あまり波長の短
反射する光
反射する光
い光を使うと、位置を確かめようとしていた物体がどこかへ飛んでいってしまうことになる (ガンマ線の危険性を思い起こせ)。まx軸
た、φ が大きいということは、その時光がどの方向に反射したかが測定できない、ということである。我々は A 点もしくは B 点の入射光
ような、スクリーン上でのみ光を測定する。それゆえ、レンズのどの部分を光が通ってきたのかを特定することはできない。特定
しようとするならば、それは小さいレンズを使え、と言っている
飛ばされる電子のと同じことになる。
真横から光があたったとする。この時、電子がどれだけの x 方向の運動量を持つかを計算してみよhう。光子 (γ線) の運んでくる運動量は である。そして衝突後の光子の運動量の x 成分は光が図のλhh
実線矢印方向に反射した場合ならば sin θ であり、破線矢印方向に反射した場合ならば、− sin θ
λ
λ
h h
h h
である。電子の持つ運動量の x 成分は − sin θ から、 + sin θ までの範囲にある、ということ
λ λλ λになる。つまり、電子に光を当てた結果、電子の持つ運動量に不確定さ ∆p が生じてしまう。この運h
動量の不確定性は ∆p = 2 sin θ となる。この時、∆x と ∆p の積を計算すると、
λ∆x∆p = h1

電子顕微鏡は電子波を使って微小なものを見る。電子波の波長は光よりはるかに短い。

(6.1)

6.2. 不確定性関係の意味

53という式が出る。この式は、∆x を小さくしようとすると ∆p が大きくなる、ということを表している。つまり、この電子の位置の測定を精密にやればやるほど、電子の運動量が大きな幅で変化してしまうことになる。
ハイゼンベルクは以上のような思考実験 (実際にガンマ線顕微鏡を作って実験したわけではない)によって、不確定性関係を説明した。∆x や ∆p は上で求めたよりも大きな値になることもあり得る。
h̄h
そして理想的な場合の最小値でも、この積は =であることが計算できる (具体的な計算は後で24π行う)。よってh̄∆x∆p ≥(6.2)
2というのが一般的法則である。
結論として、我々が何かの物体の位置と運動量を測定しようとした時、その両方を確定的に決めることはできず、位置には ∆x ぐらいの、運動量には ∆p ぐらいの不確定さが存在し、その間に (6.2)
が成立する。一方を小さくするともう一方が必然的に大きくなってしまう。
このような不確定性は、ガンマ線顕微鏡 (あるいは光学的顕微鏡でも同じ) だけで起こるものではなく、ありとあらゆる観測機器についてまわる一般的な問題である。

6.2

不確定性関係の意味

不確定性関係は非常に神秘的な関係式と思えるかもしれないが、ド・ブロイの式 p =

h
を認めて、
λ

「物質は波動性を持つ」ということを考えれば、実はしごく当然の関係式である。
今、一個の粒子が箱に入っているとする。話を簡単にするために１次元で考えて、この箱の端から端まで L としよう。この粒子の位置を観測しなかったとすると、箱のどの位置にいるのかわからな
いので、この粒子の ∆x は L である。この粒子を波だと考えると、箱の中に定常波ができている状態だと考えられる。すると、その波の波長は最大でも 2L である。「波長が最大で 2L」ということはすh
なわち、「運動量が最小でも」ということになる。実際には (定常波状態になっているので) 箱の2Lhh
中には最低でも、の運動量を持った粒子 (正方向に進む波) と −の運動量を持った粒子 (負方2L2Lh
向に進む波) が入っている、ということになる。つまり ∆p = である。ここでも ∆x × ∆p ' h がL成立している。より一般的には、もっと波長の短い (運動量の大きい) 波が入ってもいいので、∆p がもっと大きくなる可能性はある。
箱を押して大きさを小さくしていったとしよう。L が小さくなるので ∆x は小さくなるが、∆p の方は逆に大きくなっていく。つまり、粒子の位置を確定しようとすると運動量の幅が広がってしまう(逆も同様)。
ガンマ線顕微鏡の例では「x を観測すると p が乱される」という形での不確定性を論じた。そのために、不確定性の意味を「観測しようとすると乱されるから観測できない」という意味だと誤解する人が多いので、ここで強調しておく。

不確定性というのは観測する前の状態ですでに存在している。

第6章

54

不確定性関係と、波の重ね合わせh̄という関係は成立しているのである。
2∆x や ∆p は測定誤差ではなく、「値の広がり」を表す。つまり、「粒子は ∆x の幅のどこにいるのかわからない」というよりも「∆x の範囲に広がっている」と考えるべきである2 。「どこにいるのかわ
からない」という考え方をすると、測定手段 (実験機器など) の責任で ∆x が生じているような印象を与えるが、不確定性は、実験機器の責任によって生じるのではなく、物質の波動的性質によって必然的に生じるものと考えなくてはならない。
現実において存在している粒子も、不確定性関係を守っている。我々は原子や原子核の大きさをこれくらい、と測定しているが、実際にその物質がそれだけのサイズを持っているというより、その粒子がだいたいそれぐらいの範囲の中に広がって存在している (∆x がその程度の大きさである) と判断せねばならない。
誰がどのように観測するか否かにかかわらず、∆x∆p >【補足】この部分は授業では話さない可能性もあるが、その場合は読んでおいてください。

hが出てきた時、「質量 m の粒子はコンプトン波長程度の広がりがある」という話をしたmchが、これもこの不確定性関係からくる。不確定性関係から、∆x 'になると、∆p ' mc ぐらいになる。こ
mc
2
(∆p)
' mc2 ぐらいとなる。つまり、運動エネルギーの広
うなると粒子の持つ運動エネルギーの不確定度は
2m
がりが、粒子をもう一個作るのに必要なエネルギー mc2 と同じ程度になってしまう。結果として、もし質量 mh以下の領域に閉じこめようとすると、その大きな運動エネルギーによって粒子がもう一個生成さ
の粒子を
mc
h
れてしまう。一個の粒子が安定して存在するためには、以上の広がりを持って存在していなくてはいけな
mc
いのである。
コンプトン波長【補足終わり】

6.3

円周上に発生する波の重ね合わせ

上では狭い空間に閉じ込められた波に関して、不確定性関係が成立することを示した。閉じ込められていないが、空間の一部にだけ分布している波の場合はどのように考えればいいだろうか。その場
合、いろんな波長の波が重なり合うことで「空間の一部にだけ分布している波」ができていると考えることができる。
波の重ね合わせを考える簡単なモデルとして、半径 1 の円の上に発生している波を考えよう。円
周にそっての座標を x としてその範囲を [−π, π] としよう。すると、x = −π と x = π は同一点である。この波の、ある一瞬での形を f (x) という関数で表すと、この関数は sin x, sin 2x, sin 3x, · · · およ
2πに制限される) の三角
び cos x, cos 2x, cos 3x, · · · で表されるような、いろんな波長 (ただし、自然数
関数 (および定数) の和で書かれることが知られている3 。つまり、f (−π) = f (π) になるような関数h̄
は粒子の存在の広がりについての式である。観測することによって状態が乱されることによる不確定性2h̄については、∆x∆p > とは少し違う関係式が成立することがわかっている。
2
3
証明はややこしいので略すが、これらの級数和と f (x) の違いはいくらでも (つまり 0 になるまで) 小さくできること
が数学的に示せる。
2∆x∆p >

6.3. 円周上に発生する波の重ね合わせ
f (x) は、

55

∞
∞
X
X
1
f (x) = a0 +an cos nx +bn sin nx
2
n=1
n=1

(6.3)

と書けるのである4 。このように関数を三角関数の和で表したものを「フーリエ級数」と言う。ここで、
Z π−π

dx sin mx sin nx =

Z π

−π

dx cos mx cos nx =

½π

Z π

−π

0

½π

0

m=n
m 6= nm=nm 6= n

(6.4)
(6.5)

dx cos mx sin nx = 0

(6.6)

Z π

dx sin nx = 0(6.7)

dx cos mx = 0

(6.8)

−π

Z π

−π

である。すなわち、この式の各項は、自分自身以外とかけて積分すると答は 0 になっている。

[問い 6-2] (6.4) から (6.8) までの式をできる限り計算をせずに証明せよ。
波を一周期分積分すると、山 (プラス変位) と谷 (マイナス変位) を足していくことになるので、必ず 0 となるというのが、上のような式が成立する理由である。二つの波を掛け算する時も同様だが、同じ波を掛け算した場合に限って、谷 × 谷もプラスになるので結果は 0 にならない。
この性質を利用して、フーリエ級数の係数である an , bn を求めていくことができる。
たとえば、f (x) に sin mx をかけて積分すると、f (x) の中の sin mx を含む項以外は全て０となり、
Z π−πdx sin mxf (x) = πbm(6.9)

であるから、

1Zπ
dxf (x) cos mx
π −π
Z
1 π
=
dxf (x) sin mx
π −π

am =

(6.10)

bm(6.11)

1
は、上の式が m = 0 でも成立することに役立っている)。
2
具体的な関数として、高さ H で幅 2δ の矩形波を考えよう。この波はと求められる (a0 の前の(f (x) =

H0

−δ < x < δ(それ以外)(6.12)のような関数で表される。

4a0 だけ前に意味はない。

1をつけて特別扱いされているが、それは後で作る an を求める式が簡単になるようにであって、深い
2

第6章

56

不確定性関係と、波の重ね合わせ

この関数を sin,cos の和で表した時の係数を求めよう。
Z π

1
Hdx cos mxf (x) =
π −π
π
2H
=
sin mδ
mπ
Z π
1=dx sin mxf (x) = 0
π −π
2Hδ
1Zπ
dxf (x) =
=
π −π
π

am =

bm
a0

f

Z δ
−δ

dx cos mx
H(6.13)

x(6.14)


(6.15)となる。bm が 0 になるのは、sin が奇関数で、f (x) が偶関数であることからくる。つまり、

f (x) =

Hδ 2H X sin mδ
+cos mxππ m=1 mである。

(6.16)π, δ = 1 の場合でこのグラフを書い2
1てみる。左の図は、Σ記号の第 1 項まで ( +2sin 2
sin 1 cos x) と、第 2 項 (cos 2x)、そしてそれ
2
sin 2
1
cos 2x)を足して第 2 項まで ( +sin 1 cos x+
22にしたものである。
四角い点線は f (x) を表す。第３項が足されたことで、関数がより f (x) に近い形になっている
ことがわかるであろう。この後も次の関数、次の関数が足されていくごとに級数は f (x) に近づいていく。
δ = 1, H = 0.5 の場合で、第 5 項まで、第 10項まで、第 50 項までのグラフを書いたものが下の図である。少しずつ矩形波に近づいていき、範囲外の波が小さくなっていくのがわかる。
H =

2

1.5

1

0.5

0

-0.5

-1
-3

-2

-1

0

1

2

3

に

0.5+sin(1)*cos(x)sin(2)/2*cos(2*x)
0.5+sin(1)*cos(x)+sin(2)/2*cos(2*x)

を足してになったところ

N=5

N=10

N=50

第 10 項まで取ることは固定して、δ を 1, 0.5, 0.2, 0.1 と変化させていったのが下のグラフである。δ
が小さいと、第 10 項までを足しただけでは矩形にならず、入って欲しい範囲の外でも波があることがわかる（どんどん項数を増やしていけば、やはり矩形に近づく）。

6.4. 演習問題

57
-1<x<1-0.5<x<0.5-0.2<x<0.2-0.1<x<0.1

つまり δ が変化すると、重ね合わせるべき波も変化していく。重ね合わせる波の振幅を表すのが係数 am =sin m
sin mδ
のグラフ。
mであるが、am の様子をグラフにしたのが右のグ
m
ただし、m=0での高さが同じになるようにそろえてある。
ラフである。δ が小さくなると、より大きい m の波をたくさん加えなくてはいけないことがわかる。これは
つまり「小さい矩形波を作るためにはより波長の短い波を重ね合わせなくてはいけない」ということである。
逆に、矩形より大きい波をいくら足しても矩形が作り
出せないことは容易にわかる。実際にはグラフの通り、波長が無限に小さい波までをどんどん足していかなくてはいけないのだが、おおざっぱに考えると mδ = 2πとなるまでを取れば、だいたいの形は再現できると考2π
えていいだろう。つまり m = 0 から m =までの広がりのある波を足し合わせていると考える。
δ
2π
mh
h
2π
2h
波長は λ =で表され、p =となることから、今足している波は ∆p = 2 ×
×
=
ぐ
m
2π
2π
δ
δ
らいの幅を持つ。一方、矩形波が存在している幅 ∆x は 2δ である。つまり波束の幅を縮めれば波数の幅が広がり、波数の幅を縮めれば波の広がりが大きくなる。この場合は ∆x∆p = 4h となり、不確定性関係に則している。
不確定性関係は、「∆x と ∆p の積が h より大きい」という述べ方をするとずいぶん神秘的に聞こえµ ¶1
るが、いったん波動力学的立場を認めて、「∆x と ∆の積が 1 より大きい」という述べ方をすれλば不思議でもなんでもない関係であることがわかる。
1

0.8

0.6

0.4

0.2

0

-0.2

-0.4

0

6.4

2

4

6

8

10

12

14

16

18

20

演習問題

[演習問題 6-1] 以下の二つの現象が不確定性関係に即していることを確かめよ。
(a) 原子を回っている電子はだいたい 10eV 程度のエネルギーを持っている。原子の半径は 10−10 m程度である。
(b) 原子核内の核子は 1MeV(=106 eV) 程度のエネルギーを持っている。原子核の半径は 10−14 m 程
度である。

第6章

58

不確定性関係と、波の重ね合わせ

註：1eV=1.6 × 10−19 J。電子の質量は 9.1 × 10−31 kg。核子の質量は 1.7 × 10−27 kg。
[演習問題 6-2] 波動光学では「光は自分の波長と同じくらいの隙間を通り抜けた後、よく回折する」ということが知られているが、この現象も不確定性関係の顕れと考えることができる。
幅 d のスリットを波長 λ の光が通り抜けたとする。この時、光子の存在位置は、∆x = d という不確定性を持って決められたことになる (ただし、決まったのは x 方向、すなわち進行方向に垂∆p∆p直な方向)。このため、光子の x 方向の運動量は −
<p<
2
2
x
のような不確定さを持つ。∆p はどのくらいとなるか。光子の全 x
運動量の大きさ (変化しないはず) と上の答を比べることにより、光子の進行方向の不確定性 (光の進行方向に対する広がり角度) を
y
角度の正弦の不確定性 ∆(sin φ) で求めよ。広がり角度が 30 度になるのはどんな時か。
[演習問題 6-3]

電子の位置を測定するための光d

L
速さvの電子Lλで表せるd幅の干渉縞ができる。これは光と全く同様の結果であり、一個の電子が両方のスリットを波の形で同時に通過していると考えなくては干渉が説明できない。そこでどちらを通過しているのかを測定してみたいと思ったとしよう。電子の質量を m とし、スリットに入る前は速度 v で真横に進んでいたとして、以下の問いに答えよ。
電子を使ってヤングの実験をしたとすると、電子を波と考えた場合の波長 λ を使って

(a) スリットの幅を d とする。電子がどちらを通ったかを測定するために、横から光をあてて反射を調べるとする。光の波長が d より短くなくては、電子がどちらを通ったか判定できない。この光は最低でもどの程度の運動量を持つか。
(b) スリット通過時に電子に光があたったことにより、電子は光が持っていた横方向の運動量の一部（どれだけであるかは実験するたびに違う）をもらってしまうので、電子の横方向の運動量に不確定性が生じる。スクリーンまでの距離を L として、これにより電子の到達場所がどの程度ずれるかを概算せよ。
(c) 前問の答えを、光を使って場所を調べない場合にできる干渉縞の幅と比較せよ。この結果、光を使って場所を調べた場合の干渉はどのようになると考えられるか。
[演習問題 6-4]

6.4. 演習問題

59

二重スリットの実験 (ヤングの実験) では、どちらのスリットを光が通ったかわからない、という話がある。
今図のように中央に光がやってきたとしよう。上のスリットを通った時ならば光はスリット部分で下向きの運動量を与えられたdことになるし、下を通ったならば上向きの運動量を与えられたことになる。運動量は保存するから、その分スリットが上下動するLはずだ。では、スリットの上下動を観測することで上のスリットを通ったのか下のスリットを通ったか判断できるのか？
h
光子の持つ運動量を として、この問題を考察せよ。
λヒント：スリットの上下動を観測するためには、スリット自体の運動量をどの程度正確に測定しなければいけないかをまず考えよ。
その時、スリットの位置はどの程度正確に測定できるかを考えよ。
[演習問題 6-5] (6.16) で表される級数で、2Hδ(矩形の面積) を 1 に保ったままで δ → 0 の極限をとるとどんな関数になるか。結果は後で出てくるデルタ関数となる。

61

第 7 章 シュレーディンガー方程式と波動関数
7.1

シュレーディンガー方程式

いよいよ我々は、量子力学の基本方程式と言って良いシュレーディンガー方程式に到達する1 。
量子力学の初期段階において、量子化という作業の手がかりとなったのは、プランクの関係式から
アインシュタインが光量子のエネルギーの式として出したE = hν

(7.1)

h
λ

(7.2)

と、ド・ブロイの関係式p=である。この２式は光や物質で一般に成立する。
ところで、振動数 ν で波長 λ をもち、x 軸の正方向へと伝播する波は

ψλ = e2πi( λ −νt)
x

(7.3)

i
×（古典力学的作用）であり、
h̄
解析力学とつながりのあるものであることはすでに述べた。シュレーディンガーもこのつながりをヒントに方程式の形を決めている。
(7.3) で表される波は平面波であって、宇宙の端から端まで同じ振幅で振動している波である。実際にこの世に存在している波はこれらの波のいろんな波長のものを足し算したもの（結果として、特定の部分だけに局在する）になるであろう。
今から作る方程式は線型方程式 (変数に関して１次の量のみを含む方程式) であることを要求する。線型であれば、解の重ね合わせができる。つまり、A という解と B という解を見つけたならば、
αA + βB(α, β は適当な定数) も解である。したがっていろんな λ に対して ψλ を求めれば、その重ね合わせでさらにたくさんの解を作ることができるであろう。これを「重ね合わせの原理」(principleof superposition) と呼ぶ。電磁場や、音などの波には重ね合わせの原理が成立する2 。ここまで考えてきたことからすると、重ね合わせの原理は量子力学でも成立していて欲しい。
逆に重ね合わせの原理が満たされているならば、複雑な波も簡単な平面波の重ね合わせで表現できるということになるので、とりあえず平面波をとりあげて考えていけばよいことになる。
xというわけで一つの関数 ψλ = e2πi( λ −νt) を考えるわけだが、この前ではという式で表すことができる。この指数関数の肩に乗っているものが

h ∂
∂
h
→ −i
= −ih̄
λ
2π ∂x
∂x
∂
h ∂
= ih̄
E = hν → i
2π ∂t
∂t
p=

1

(7.4)
(7.5)

歴史的にはもちろん、もっと紆余曲折がある。特にこのテキストではハイゼンベルクの行列力学の流れについては完
全に省略している。
2
たとえば浅い水の表面にできる波など、方程式が線型でなく重ね合わせの原理が成立しない場合もある。

第7章

62

シュレーディンガー方程式と波動関数という置き換えができる。つまり、∂ 2πi( λx −νt)2πi 2πi( λx −νt) h 2πi( λx −νt)ee
= −ih̄ ×
= e
∂x
λ
λ
x
x
∂ 2πi( λx −νt)2πi( λ−νt)ih̄ e= ih̄ × (−2πiν)e= hνe2πi( λ −νt)
∂t

− ih̄

(7.6)
(7.7)

となる。このように（演算子）×（関数）＝（値）×（関数）となるような関数を「固有関数」、右辺に出てくる（値）を「固有値」と呼ぶ。固有関数を考えることの意味については、後で述べる。
古典力学においては、エネルギーはハミルトニアン H(p, x) として、運動量や座標の関数として表∂された。量子力学におけるエネルギー E = ih̄ も、同様に運動量や座標と関係付けられるはずであ∂tる。その関係を、波動方程式の形で表したものがシュレーディンガー方程式なのである。
1
非相対論的な古典粒子の場合、E = H =|~p|2 + V (x) であるから、そのような粒子を表す波は
2m

∂
ih̄
| {z∂t}E を表す部分

Ã

h̄2
ψ= −
2m
|

Ã

∂2
∂2
∂2
+
+
∂x2 ∂y 2 ∂z 2!

!

+ V (x) ψ

{z

(7.8)

}

H を表す部分のような方程式を満たすであろうと考えることができる。これがシュレーディンガー方程式である。
この ψ は複素数で表され、「波動関数」と呼ばれる。
【以下長い註】この部分は、最初に勉強する時は理解できなくともよい。
余談ではあるが、相対論的にはエネルギーと運動量の間には、

E 2 = |~p|2 c2 + m2 c4(7.9)という関係式が成立する。シュレーディンガーは最初この方程式を波動方程式に焼き直して
Ã

Ã

−h̄

2

∂2
∂2
∂2
∂2
− 2 + c2 2 + c2 2 + c2 2
∂t
∂x
∂y
∂z

!

!

2 4

+m c

φ=0

(7.10)という式を作ったそうである。ところがこれを使って電子の運動を計算してみると、実験にあった答えが出なかったので、いったん書き上げた論文を撤回して、非相対論的な式である (7.8) を作った。
この相対論的な方程式 (7.10) は後に電子ではない、別の粒子に対する波動方程式として使われ、クライン・ゴルドン (Klein-Gordon) 方程式と呼ばれている。１階の微分方程式であるシュレーディンガー方程式と違って、クライン・ゴルドン方程式は２階の微分方程式である。後で述べるが１階であることと ψ が複素数であることは関係があるので、クライン・ゴルドン方程式の場合は φ が複素数である必要はない。電子の相対論的方程式としてはディラック (Dirac) 方程式という、全く別の式があり、相対論的な計算ではそちらを使う必要がある。クライン・ゴルドン方程式は電子に適用すると実験に合わないと上で述べたが、ディラック方程式はぴったり実験に合う。
【長い註終わり】
より一般的には、解析力学の手法にのっとって、一般化座標 qi とそれに対する運動量 pi を使って∂と置き換えたうえで
ハミルトニアン H(pi , qi ) を書き下し、pi = −ih̄
∂qi
Ã

!

∂
∂
ih̄ ψ = H −ih̄ , q ψ∂t∂qi(7.11)

7.2. 波動関数の意味

63としたものが波動関数となる。一般化座標 qi には、x, y, z の他、θ, φ のような角度座標も入ってくる。
たとえば直交座標での作用と極座標での作用は
Z

Ã

dy
dz
dx
+ py
+ pz
−H
dt px
dt
dt
dt

!

→

Z

Ã

dr
dθ
dφ
dt pr + pθ + pφ
−H
dt
dt
dt

!

(7.12)

iのように書ける。 × (作用) が波動関数 ψ の exp の肩に乗っていると思えば、φ に対する運動量であh̄
∂る角運動量 pφ は、−ih̄のように置き換えられることになる。その他の一般座標も同様である。曲∂φ∂と表すことができない場合があるが、それに関しては
線座標に対する運動量の中には単純に −ih̄∂X
また後で述べよう。
I
この考え方からすると、ボーア・ゾンマーフェルトの量子化条件 pdq = nh は、以下のように考えることができる。p = −ih̄
わち、h̄∂であり、波動関数が ei(位相) という形でかけていると思えば、p はすな
∂q

∂(位相)
(−i と i が掛け算されて消えた) である。これに dq をかけて一周積分すれば、
∂q
I

h̄

∂(位相)
dq = h̄ × (一周の位相差) = nh∂q→一周の位相差 = 2nπ(7.13)という式になる。すなわち、任意の道を一周した時に、波動関数の位相が 2π の整数倍だけ変化するということを示している。e2πi = 1 であるから、波動関数の値は変化してないことになる。つまり、
ボーア・ゾンマーフェルトの条件は、波動関数の値が一価 (一つの場所に一つの値しかないということ) であれという条件なのである。

7.2

波動関数の意味

これで方程式ができたが、ではこの方程式の解となる、ψ とはいったい何なのか。
光のヤングの実験 (第１章を参照) の類推から考えよう。ヤングの実
験では、光すなわち電磁波が重ね合わされた結果の干渉により、干渉~ 1 と電場 E~ 2 が重なると E~1 + E~ 2 という電場ができ縞ができる。電場 Eる。この電場の持つエネルギー密度は
´
³ ´2
³ ´2
1 ³~
~1 · E~2~ 2 2 = 1 ²0 E
~ 1 + 1 ²0 E
~ 2 + ²0 E
² 0 E1 + E
| {z
}
2
2
2

E1

明

(7.14)

暗干渉項となる。最後の項が二つの電場が重なったことによって強めあったり弱めあったりする効果の表れる項である（磁場に関しても同様の式が成立するが省略した）。古典電磁気学で考えれば、この干渉項がプラスとなる部分は強い光となり、マイナスとなる部分は弱い光となる。この電場や磁場はたくさんの光子によって作られているものである。この「古典力学的描像」であるところの電場・磁場と、「量子力学的描像」
であるところの光子とは、いったいどのような関係にあるだろうか？

明

暗

明

暗

E2

明

暗

第7章

64

シュレーディンガー方程式と波動関数~ や磁場 B~ は光子の数とは直接に結びつかない。電場・磁場はどちらもベクトル量（向まず、電場 E
きや正負がある）であり、光子の数という、負にならないスカラー量とは結びつかない。
ここで、光子は一個あたり hν というエネルギーを持っていたことを思い起こそう。光の場合、エネルギー密度は ρhν というふうに、光子の個数密度 ρ と光子一個あたりのエネルギー hν の積として11書くことができるだろう。一方、電磁場の持つエネルギー密度は古典力学的には ²0 (電場)2 + µ0 (22磁場)2 であった。この量が光子の個数を結びつく。
つまり、電磁場の場合は電磁場のうちある振動数を持つ成分について、
11²0 (電場)2 + µ0 (磁場)2 ∝ (光子数の密度)22(7.15)のような関係が成立している。
この式は、光子がたくさんある場合について、その密度と古典的な電場・磁場の関係を示した式となる。しかし、光子が一度に１個ずつしかこないような状況でも、ヤングの実験の結果は干渉が起こっている状態を示した。上の式を文字通り「光子がたくさんある場合の数密度」と解釈すると、このような実験の結果は説明できないことに注意しよう。一個だけの光子を使ってヤングの実験を行ったとしよう。そうすればスクリーンの上には一個だけ感光する点が現れるだろう。この場合の古典的電磁場は何を表すのだろう？—光子の数密度ではない。
1 ~ 2 1~ 2 という量は「光子がその場所に来てそこで、光子が一個しかないような場合に ²|E|
+ µ0 |B|22いる確率」に比例していると考える（光子がたくさんいるならば、この量は数密度に比例していることはもちろんである）。
我々はたまたま光については波動的描像を先に知ったし、電子については粒子的描像を先に知った。実は光も電子も両方の性質を持っているのだから、電子の波動的描像を表す実体が必要となってくる。それが波動関数である。
光と物質粒子（たとえば電子）の、粒子的・波動的描像での表現をまとめると以下の表のように
なる。
粒子的描像
光子 (エネルギー hν)1
物質粒子 (エネルギー mv 2 + V )
2

波動的描像
~ H)
~
電場、磁場 (E,
波動関数 (ψ)

この対応関係を信じて、波動関数 ψ と粒子の数密度の間には、電磁場の場合の式 (7.15) からの類
推で、(ψ の実部)2 + (ψ の虚部)2 ∝ (粒子の数密度)(7.16)~ や磁場 B
~ が光子の数と直接結びつかなかったことのような関係が成立するだろうと考える。電場 Eと同様に、ψ そのものを粒子数密度と考えることはできない。ψ はプラスになったりマイナスになったり（どころか複素数にもなったり）する関数であるから、粒子数という絶対負にならない実数と直接に結びつかない。実際電子波の散乱実験で「電子が干渉によって消し合う」という現象が起きていることを思い起こそう3 。
3

何度も書いているがもう一度確認しておく。このような干渉が起こったところを見て「エネルギーが保存してない」などと思ってはいけない。波は常にある程度の広がりを持ち、その広がりの中である場所が弱め合うなら、他に強め合う場所が必ずある。トータルのエネルギーは決して増えも減りもしない。電子などの粒子の数に関しても同様である。

7.2. 波動関数の意味

65(ψ の実部)2 + (ψ の虚部)2 は ψ = ψR + iψI (ψR , ψI はどちらも実数) と書けば ψ ∗ = ψR − iψI なので、ψ ∗ ψ = (ψR + iψI ) (ψR − iψI ) = (ψR )2 + (ψI )2(7.17)となって、ψ ∗ ψ と書くことができる。これは複素数 ψ の絶対値の自乗になっている (ψ = Reiθ と書
いたならば、ψ ∗ ψ = (Re−iθ )(Reiθ ) = R2 )。あとでこの量がちゃんと保存量になっていることを確認する。
波動関数の絶対値の自乗 |ψ|2
も、「粒子がたくさんいて、その
波動的描像
粒子的描像
一個を送り込んだ場合
たくさんいる粒子の密度を表すもの」と考えるのは実験にそぐわない。粒子が一個しか存在しない場合でも、|ψ|2 にはちゃんと物理的意味があるのである。
どっちかがその証拠に、実際に一個の粒子起こるを見つけようとすると、どこか一点に見つかる (ヤングの実験であれば、スクリーンのどこか一カ所だけが感光する)。そして波動関数はその粒子が見つかる確率を表しているのである。ヤングの実験において「明」となるポイ
ントは見つかる確率が高い（波動関数の絶対値の自乗が大きい）。「暗」となるポイントは見つかる
確率が低い（波動関数の絶対値の自乗が小さい）。光に対するヤングの実験の場合の波動関数に対応するのは電場と磁場である。つまり、光を電磁波と考えた時、電場と磁場が強くなっているところは「光子が到着する確率が高い場所」なのである。
シュレーディンガー本人は、電子などの粒子が実際に広がっていて、|ψ|2 は密度そのものだと考えたかったらしい。ゆえに彼は確率密度という解釈には反対していた。しかし、ψ を実体のともなった1
密度のようなものだとすると、波を分割することで「電子 個」が作れてしまうことになるが、そ2
んな現象は決しておきない。電子を金属結晶で散乱させるような場合を考えてシュレーディンガー方
程式を解いて ψ を求めたとしよう。たくさんの電子で実験すると、確かに |ψ|2 が電子がやってくる
数に比例している。では一個の電子を散乱させた時に何が起こるのかというと、別に一個の電子が分割されて届くわけではなく、|ψ|2 が０でないようなどこか一カ所に一個の電子が到着する。
たとえ波動関数が二つに分かれたとしても、観測してみると電子はどちらか片方で一個見つかるのである。つまり、「波動関数は、たくさんある粒子のうち何個がここにあるかを表している」という考え方は正しくない。非常に気持の悪い解決法なのではあるが、「波動関数はその絶対値の自乗 ψ ∗ ψが、一個の粒子が見つかる確率を表しているような関数である」と考えなくてはならない。これを確率解釈と言う。確率解釈はボルンによって始められて、ボーアら、コペンハ−ゲンにいた物理学者たちによって支持されて広まったため、「コペンハーゲン解釈」とも呼ばれる。
確率解釈はそれだけでも（古典力学的な常識を持った人間には）気持ち悪い印象を残すのだが、この解釈を容認するためには、もっと気持ち悪い印象を残す物理現象を認めねばならない。ここで、ヤングの実験で「スクリーンにあたるまでは光子の波動関数は広がっており、あたると瞬時に一点のみに光子が表れる」と解釈しなければならなかったことを思い出そう。このように何か（観測器など）に出会うことで波動関数の広がりが小さくなることを「波動関数の収縮」と言う。この意味で

第7章

66

シュレーディンガー方程式と波動関数

も、|ψ|2 が電子の密度だとすることは具合が悪い。電子が１点に届いた瞬間に広がっていた電子が（超光速で！）収縮することになってしまう。この収縮に関してはシュレーディンガー方程式では計算できない。というより、いかなるメカニズムでこの収縮が起こるのか、結論はまだ出ていない。
波動関数を計算しただけでは、「粒子がどこにいるか」はわからない。これが本質的にわからない（わかりようがない）のか、それとも本当はわかるのにただ量子力学が不完全であるためにわからないのか、ということはしばしば論争の種になっている。「ほんとうは粒子がどこにいるのかは決定しているのだが、量子力学では計算できない」という考え方は「隠れた変数の理論」と呼ばれる。その「隠れた変数」を知ればちゃんと粒子がどこにいるのかがわかるはずだ、という考え方である。
たとえば波動関数は粒子を導く場 (guiding ﬁeld) であって、粒子はその中を |ψ|2 に比例する確率で動いていく、という考え方などがある。これは少なくとも「粒子が一点にいる」という点に関しては
感覚的には納得しやすい考えなのだが、残念なことに「隠れた変数」の存在は実験的には否定4 されており、「粒子がどこにいるのかは本質的に決定不可能」と考えるほかなさそうである。これについては詳しい話は難しいので述べない5 。
以上のように、波動関数の絶対値の自乗 ψ ∗ ψ がその場所に粒子がやってくる確率に比例するだろうと考えられる。「比例」ではなく厳密に「確率密度」にするためには、
Zdxψ ∗ ψ = 1(7.18)

考えている全空間となるようにしておけばよい（これはすなわち「全確率が１」ということ）。このようにすることを規格化 (normalization) と言う。具体的には、もしZdxψ ∗ ψ = N(7.19)

考えている全空間となったならば、

1ψ新 = √ ψN(7.20)

として新しい ψ新 を作ればよい。
量子力学では、波動関数が与えられても、「粒子がどこにいるか」は判定できない。
「このあたりにいる確率は 80 ％」というような曖昧な予測しかできないことになる。そのような予測ができないのは「観測機器が悪いから」とか「誤差が入ってくるから」というような二次的な理由からではない。
すでに何度か述べたように、物質波はいろんな波の重ね合わせでできている。つまりもともと波動関
数は「いろんな状態の重ね合わせ」であり、何かを観測した時にその状態のうち特定のものが選ばれることになる。そして、どの状態が選ばれるのかを決める方法がないのである。
ここで、もう一度まとめておく。量子力学では古典力学のように「粒子はどこにいる」と断言することができないのだが、その理由は二つある。「波動関数で表される量子状態では、粒子の位置や運動量が確定していない」という点と、「観測した時にいろんな波動関数の中から一つの状態が確率的に選ばれる」という点である。この二つは違う種類のものであることは理解しておかなくてはいけな
い。特に後者の方が問題として大きい。これは量子力学ではある現象が起こる確率しか計算できないということを意味するからである（波動関数が収縮する前に「どこに収縮するか」を予言することは不可能なのである）。
4

なお、厳密に言えば、隠れた変数にあたる物理量が超光速で伝播すると考えれば、実験的に矛盾しない理論を作ることもできる。しかし、超光速で伝播するようなものを考えるのは非常に難しい。
5
ここを勉強したい人は、たとえば「量子力学論争」（フランコ・セレリ／共立出版）などを参照。

7.2. 波動関数の意味

67

ここで見つかる
たくさんの同じ波動関数が用意できたとすると、

観測

これが一番
多い

2


2


2

観測

次に多い

2


2


粒子を観測すれば、この範囲内で見つかる

観測３番目に多い22

このように量子力学で計算できるのが確率だけであることには昔から批判が多かった。アインシュ
タインの「神はサイコロを振らない」という言葉は有名である。しかし、いろんな実験から確率解釈が妥当であること、少なくとも実験結果を説明するには十分であることは確認されている6 。
下のグラフで表されるような波動関数がある (実数部分だけで虚数部分はない)。
1
x
-1

0

1

[問い 7-1] 規格化せよ。
[問い 7-2] 確率密度 ψ ∗ ψ のグラフの概形を書け。
このように量子力学というのは、ある意味我々の常識からは考えられないような現象を扱うものである。だが、このような「一般常識が通用しない」が「しかし真実」であったことは科学においてはこれまでもいくらでもある。たとえば「太陽が地球の回りを回っている」という常識は地動説にとってかわったし、「物体が運動している時はその物体に力が働いている」という常識は慣性の法則
によって間違いであることがわかった。
我々のすんでいる世界は、我々が目で見て直感的に感じるとおりに動いているとは限らない。「地球が動いている」と悟ったコペルニクスのように、慣性の法則を発見したガリレイのように、世界を注意深く調べることができる者だけが、直感によって覆い隠されていた真実を見抜くことができる。
6

量子力学の解釈は一つではなく、他にも多世界解釈とか、ボームによるパイロット波による理論などもあるが、確率解釈に比べるとマイナーである。

第7章

68

シュレーディンガー方程式と波動関数

量子力学を勉強する時には、量子力学の常識破りな部分が、どのように注意深く組み立てられてきたものであるかを学びとっていかなくてはならない。「誰かがこう言ったから」「教科書にそう書いてあるから」ではなく、どのような過程でこの不思議な量子力学ができあがるにいたったか、そして物理学者達の苦労の末にできあがった量子力学というものがどのようにこの世界を記述しているのか、を自分で納得しながら学習していって欲しい。量子力学はなかなか納得できない、不思議な学問であるが、だからこそしっかり理解できた時の喜びは大きいと思う。
【補足】この部分は授業では話さない可能性もあるが、その場合は読んでおいてください。

7.3

シュレーディンガーの猫

波動関数の収縮の問題に関して、「シュレーディンガーの猫」という有名な話がある。シュレーディン
ガーが、上のような「観測するまでは重ね合わせ状態」という考え方を批判するために持ち出した、以下のような例え話である（シュレーディンガー自身は量子力学を確率的に解釈することを嫌っていた）。

生きている猫上のスリットを通った光

放射性物質が崩壊すると毒ガスが出て、下のスリットを通った光死んでいる猫
中にいる猫が死ぬような仕掛けのしてある箱があったとする。放射性物質の崩壊というのも量子力学的現象で崩壊がいつ重ね合わせ？？
起るかは確率的にしか予言できない。だから、放射性物質の状態は（観測する前は）「まだ崩壊してない」と「すでに崩壊した」の二つの状態の重ね合わせになっている。しかし、「まだ崩壊していない」は猫の生と、「崩壊した」は猫の死と結び付いている。だから、観測する前は「まだ崩壊していない」と「崩壊した」のどちらにあるかわからない—つまり二つの状態の重ね合わせになっている—という状態を認めるのであれば、同様に、観測する前は猫が「生」と「死」の二つの状態にどちらにあるのかわからない—つまり二つの状態の重ね合わせになっている—という状態の存在も認めなくてはならない。 しかし我々は「生」と「死」の二つの混ざりあった状態の猫なんて、見たことはない…。
この疑問をどう解決するのかは難しい問題で、考え始めると夜も眠れないほどに「はまってしまう」問題である。それゆえとりあえずはあまり深く考えない方が精神衛生上はいいのだが、量子力学において「状態の重ね合わせ」という概念が非常に重要であり、ミクロな話をする時にはこのような考え方を避けることはできな
いということは理解しておいて欲しい。
量子力学の標準的解釈においては、最終的に人間が観測するまでのどこかの段階で、波動関数は重ね合わせの状態からいっきにどれか一つの状態へと収縮すると考える。そして、どの状態に収縮するかの確率が ψ ∗ ψ によって表されると考える。
シュレーディンガーの猫の話の焦点は、『波動関数の収縮はいつ起こるのか』という疑問である。これに対する答えとして、一つ有り得るのは、「測定器が放射性物質の崩壊を測定した時点でもう波動関数は収縮している」という考えかたである。この考えかたならば、生きた猫と死んだ猫の重ね合わせなどを考えなくてもすむ。しかし、「ではいったい何が波動関数が収縮するかしないかを分ける境界なのか？」という点はあいまいである。
もう一つの考え方はウィグナーらによる「人間の意識に到達した時に波動関数は収縮する」という考え方である。人間が感知していない時に波動関数が収縮していようがしてしまいがある意味「知ったことではない」

7.4. なぜ波動関数 ψ は複素数なのか？

69と考えるとこの考え方には一理あるが、人間の意識など所詮は一連の化学反応ではないかという立場に立つと、「人間の意識が物理現象にとってそんなに重要だと考えるのは傲慢ではないか」とも思われる。
また一つの考えかたは、波動関数の収縮などを考えず、観測した後も「猫が死んだと観測する観測者」と「猫が生きていると観測する観測者」の重ね合わせができていると考える。さらには観測者だけでなく、世界全体を重なり合ってたくさんあると考えてしまう。観測者がそれぞれ別の世界に存在しているので、各々の観測者はけっして重ね合わせを見ない。この解釈では、ありとあらゆる世界が並列して（しかし、互いの間には何の干渉も相互作用もないままに）存在していることになる。これを多世界解釈と言う。
もう一つの立場としては、確率で決まるようなものはどこにもなく、実際には粒子がどの場所にいるかは最初から決まっているという考えかたであるが、この考えかたで実験を説明するには、非常に複雑で、かつ不自然な相互作用があると考えなくてはいけないため、主流とはなっていない。
大事なことは確率解釈でも多世界解釈でも、計算の結果出てくる答は変化しないということである。たてるべきシュレーディンガー方程式も同じであるし、結果を見て「なるほど、50 ％の確率でこの粒子は崩壊しているな」と判断するところも同じである。
したがって、実用の面からすれば、どの解釈を取るべきかということに悩む必要は、（一応）ない。そこでこの講義では今後はどの解釈を取るべきかという話はいっさいしないつもり (基本的にはもっともスタンダー
ドな確率解釈の線にそって説明する) なので、興味のある人はいろんな本を読んでみること7 。
波動関数がどのように収縮するのか、そのメカニズムは何なのかということも古くから論争の種であって、いまだ決着がついているとは言えない状況である。とりあえずその難しい部分に踏み込むのはやめて、波動関数を確率と解釈する枠組みで考えて、シュレーディンガー方程式がどのような物理を記述することになるのか、それを考えていこう。

7.4

なぜ波動関数 ψ は複素数なのか？

シュレーディンガー方程式の波動関数は、複素数であることが不可欠である。その理由を知るために、話を少し古典力学に戻す。
古典的なニュートン力学で、粒子の運動をどのように解いていたかを思い出そう。「運動を解く」とは、任意の時間における粒子の座標 ~x(t) を求めることである。
ニュートン力学の中心となる方程式は運動方程式md2 ~x(t)= f~dt2(7.21)である。~
x の２階微分がこの式によって決定されるので、この式を２回積分すれば、それより未来の全ての時
d~x(t)
間での ~x(t) を計算することができる。そのためには初期値としてある時刻での ~x(t) とを与える必要がdtある。
古典力学のニュートン方程式は２階微分の方程式であるがゆえに、一つの座標 x(t) に対して二つの初期条件が必要になった。古典力学でも、正準方程式はdpi (t)
dt

=−

∂H
,
∂xi

dxi (t)
∂H
=
dt
∂pi

(7.22)という１階微分方程式である。しかしこの場合は力学変数が座標と運動量の二つに増えていて、初期値はやはり、~x(t), p~(t) の二つについて与える必要がある。
一方、量子力学では運動量 p~ がド・ブロイの式によって波長 λ と関係付けられている。そしてこの波長というのは、ある瞬間の波の形から決まるものであるから、量子力学における運動量は、ある瞬間で定義されているものである。これは古典力学との大きな違いである。多くの場合、古典力学の運動量はm(~x(t + ∆t) − ~x(t))∆t→0∆tp~(t) = mv(t) = limと表される。p~(t) は ∆t という (短い) 時間間隔の間での引き算で定義されている。
7

多世界解釈派の書いた読みものとしては「宇宙の究極理論は存在するか」(ドイッチェ) などが面白い。

(7.23)

第7章

70
力学変数
古典力学

基本方程式

xi (t)m(ニュートン)
古典力学

シュレーディンガー方程式と波動関数

xi (t), pi (t)

初期条件

d2 xi
= fi
dt

xi (t = 0),dxi(t = 0)dt

dpi (t)∂H dxi (t)
∂H
=−
,
=
dt
∂xi
dt
∂pi

xi (t = 0), pi (t = 0)

∂ψ(x, t)= Hψ∂tψ(~x, t = 0)

(ハミルトン)量子力学

ψ(~x, t)ih̄

シュレーディンガー方程式は１階微分方程式なので、ψ(~x, t) の中には、~x, p~ に対応する量が両方入っていな
くてはいけない。
さて、では ψ が複素数でなくてはならない理由を説明しよう。ψ を実数で表すことができたとする。簡単のため１次元問題で考えると、x の正方向へ進行する波はµµA sin 2π¶x
− νt + αλ¶(7.24)のように書けるだろう。逆方向へ進行する波の式は、上の式で x → −x という置き換えをやればよいので、
µ

µ

¶

x
B sin 2π − − νt + β
λ¶(7.25)と書けるだろう。
ところがこの二つ、(7.24) と (7.25) は、t = 0 にしてしまうとどちらもµ¶A sin 2πµxx+ α と B sin −2π + βλ
λ¶(7.26)となって区別がなくなってしまう。一見して違うように見えるかもしれないが、任意定数である A, B, α, β を適当に選ぶとこの二つは同じものになる（たとえば B = −A として α = −β にしてもよいし、A = B にしてα = β + π としてもよい）。
つまり、実数の波で考えると、初期状態の中に波の進行方向という情報が入らなくなってしまうのである。
複素数であれば、
xx
Ae2πi( λ −νt)+αとBe2πi(− λ −νt)+β(7.27)
は t = 0 にしても、

x

Ae2πi λ +αおよびBe−2πi λ +βx(7.28)というふうに違いが出る。つまり、初期値 (t = 0 での瞬間の値) の中に「運動量の向き」という情報が含まれるようにするためには、複素数であることが必要なのである。

7.5. 演習問題

71
進行していく実数波

進行していく複素波

虚部

実部

ある一点での波の位相変化
ある一瞬だけを見たのでは、どちらに進んでいるのかわからない。

一瞬だけを見ても、どちらに進んでいるのかわかる。

e−2πiνt という形の式になっているので、ある一点に着目すると、波の位相は常に減少していく。よって上の図のように実部と虚部が変化する (たとえば実部が最大値 (プラス) を迎えた後、虚部が最小値 (マイナス) を迎える) ためには、波がどっち向きに動かなくてはいけないか、と考えれば波の進む向きがわかる。
x
ここで、Ae2πi(± λ x+νt) のような形の波は考えなかったが、これはマイナスのエネルギーを持っていることに対応するので、物理的には出てこない。
電気回路の問題で交流を考える時にも I0 cos ωt → I0 eiωt と拡張して電流を複素数化して計算することがあったが、あれはあくまで計算の便法であり、付け加えられた虚数部 iI0 sin ωt には物理的意味はない。しかし量子力学での波動関数の虚数部は、立派な物理的意味がある。
なお、正確には、波の方向を表すものが波動関数の中に入ってくるようになってさえいれば、波動関数が複素数である必要はない。しかし、実数１成分の場では波の方向を表すものは作れない。たとえば電磁波は実数
~ ×H
~ の方
の波であるが、常に電場と磁場という二つの場がセットになって出てきており、波の進む方向は E向として求めることができる。電磁波のうちある一瞬の電場部分だけ (あるいはある一瞬の磁場部分だけ) を見たのでは波の進む方向はわからない。電場と磁場の両方を見ると、「電場→磁場」と右ネジを回した時にネジの進む向きが電磁波の方向であるとわかる。
つまり波の進行を表すためには、複素数というよりは実数２成分の自由度が必要なのである。波動関数も、複素数で書くのがどうしても嫌なら、実数２成分の関数を使って表すこともできる。ただしその場合、運動量は行列で表されることになって計算がややこしくなる。
[問い 7-3] １次元の波動関数を、ψ(x, t) = ψR (x, t) + iψI (x, t) とおく。ψR , ψI は各々実数関数である。
このように分けて書いた時、シュレーディンガー方程式の実数部分と虚数部分はそれぞれどのような方程式になるか。

【補足終わり】

7.5

演習問題[演習問題 7-1] 波動関数 ψ(~x, t) が ψ(~x, t) = φ(~x)e− h̄ Et と書ける時、φ(~x) が満たすべき方程式を求めよ。この方程式は「定常状態のシュレーディンガー方程式」と呼ばれる。
i[演習問題 7-2] 波動関数 ψ(~x, t) が ψ(~x, t) = φ(~x)e− h̄ Et と書ける時は、ψ ∗ ψ が時間によらないことを示せ。また、エネルギーの原点をずらしても ψ ∗ ψ には影響がないことを確かめよ。
[演習問題 7-3] 以下のような関数で表される波動関数を考える (考える範囲は [−π, π] としよう)。
それぞれを規格化し、確率密度のグラフの概形を書け。
i

第7章

72

シュレーディンガー方程式と波動関数(a)ψ(x) = sin(x)(b)ψ(x) = einx (n は整数)(c)ψ(x) = x(for x ≥ 0)

ψ(x) = −x (for x < 0)
[演習問題 7-4] 質量 m を持つ自由粒子の波動関数が ψ(x, t) = sin xf (t) で表されるとする。シュレーディンガー方程式を解いて f (t) を求めよ。
結果としてできあがる ψ(x, t) は、右へ進行する波と左へ進行する波の重ね合わせであることを示せ。
[演習問題 7-5] 質量 m の物体が長さ L の棒につながれ、原点に固定された棒のもう一方の端を中心
Ã !2
1
1
2 dθ
、ハミルトニアンは(pθ )2に回転しているとする。この時のラグランジアンは L = mL
2
2
dt
2mL
である。波動関数を ψ(θ) として、この系に対する定常状態のシュレーディンガー方程式を作って解き、エネルギーの値を求めよ。θ = 0 と θ = 2π で波動関数の値が同じにならなくてはいけないことに注意せよ。
[演習問題 7-6] ある面 (x = 0) を境界として上 (x > 0) ではポテンシャルが V （定数）、下 (x < 0)
ではポテンシャルが 0 になっているとする。つまり、上では"#h̄2 ∂ 2∂−
+ V ψ = ih̄ ψ
2
2m ∂x
∂t

が、下では

h̄2 ∂ 2∂−
ψ = ih̄ ψ
2
2m ∂x
∂t

が成立する。解の形を ψ = Aei(kx−ωt) と仮定して方程式を解け。両方で振動数が等しい（エネルギーが保存する）場合を考えると、上から下へ入射した時、波長はどのように変化するか。
[演習問題 7-7] 平面波解 ψ = Aei(kx−ωt) においては、ψ ∗ ψ が場所によらないことを示せ。なぜこのようになるのかを、不確定性関係から説明せよ。
[演習問題 7-8] ３次元の自由粒子のシュレーディンガー方程式は

h̄2
−
2m

Ã

!

∂2
∂2
∂
∂2
+
+
ψ = ih̄ ψ
2
2
2
∂x
∂y
∂z
∂t

である。この式の解を ψ = Aei(kx x+ky y+kz z−ωt) とした時、ω を kx , ky , kz で表せ。
[演習問題 7-9] １次元の自由粒子のシュレーディンガー方程式−h̄2 ∂ 2∂
ψ = ih̄ ψ
2
2m ∂x
∂t

7.5. 演習問題

73にガリレイ変換 (x0 = x − vt, t0 = t) を施し、ψ の満たすべき (x0 , t0 を変数とした) 方程式を作れ。こ
の式は、元々の座標系から見て速度 v で運動しているような座標系での方程式である。
こうすると式の形が変わってしまうが、ここで波動関数を

ψ = ei(kx+²t) Ψとおき、k, ² を適当に選べば、Ψ の満たす方程式は元のシュレーディンガー方程式と全く同じ形になる。k, ² を求めよ。

75

第 8 章 物理量と期待値
8.1

座標の期待値

時間

時間

波動関数の

マクロな目からはこう見える

運動波動関数は常にある程度の広がりを持ちながら時間発展していく。その波動関数の時間変化こそが、いわば「運動」なのであるが、その波が一部に局在しているて、その位置が動いていくならば、それを我々は「粒子が運動している」ととらえることができる。
古典的な「粒子の運動」と波動関数の動きを比較するために、「波動関数がある形をしている時、粒子はどのあたりにいると考えればよいのか」ということを示す量が必要である。
そのような指標として、期待値（記号では hxi）を使うことが多い。波動関数が一つの山の塊 (波束) を持つような時、hxi はまさにその山の中心を指し示すことになる (複数個の塊があるならばその平均のところにくる)。
具体的には、期待値は以下のように計算される。まず一般的な「期待値」の定義を述べよう。
ある物理量 A がある値 Ai を取る確率が fi (i はいろんな現象を区別する添字であるとする) である時、

hAi =

X

fi Ai

(8.1)

i

が「A の期待値」である。たとえば 100 分の 1 の確率で 1000 円あたり、10 分の 1 の確率で 100 円あたるクジであれば、もらえる賞金の期待値は
1
1
89
f1000 円当り × 1000 + f100 円当り × 100 + f外れ × 0 =× 1000 +× 100 +
× 0 = 20 (8.2)
100
10
100
となる。もしくじを 100 回引けば、1000 円が１回、100 円が 10 回ぐらい当たるだろう。すると 100
回で 2000 円ぐらい賞金がもらえることになる。1 回あたり 20 円である。つまり期待値は、そのくじを何回も何回も引いた時にもらえるお金の平均値に等しい。

第 8 章 物理量と期待値

76

量子力学では確率しか計算できないので、物理量そのものではなく、物理量の期待値が計算できることになる。実験と比較するとしたら、何回も実験をしてその平均値と比較することになる。
量子力学では、ある量 A の期待値を hAi のように括弧でくくって表す。
ここでは i という不連続な添字で物理量のいろんな値を表したが、連続な変化をする場合ももちろんある。たとえば、位置座標 x は連続的に変化する物理量である。粒子が位置座標 x から x + dx の間に存在している確率は |ψ(x)|2 dx であるから、期待値 hxi は、

hxi =

Z

Z

x|ψ(x, t)|2 dx =ψ ∗ (x, t)xψ(x, t)dx(8.3)

のようにして計算することができる (ただし ψ は規格化されていなくてはならない)。ここで３つめの式では、順番を並べ替えて x を ψ ∗ と ψ の間に置いている。これは後で出てくる「運動量の期待値」
や「エネルギーの期待値」の時と順番を同じにするためで、この段階では深い意味はない。
単純な矩形波ψ(x) =


1
√


δ

0

2

1/

a<x<a+δ

a

a+

(8.4)

それ以外

のような場合 (ここでは時間依存性を無視している。実際には、このような波は時間がたつと形を変えていくはずである)、
Z

∗

Z a+δ

dxψ xψ =
a

"

#a+∆

1
1 x2
dx x =
δ
δ 2 a

=

´
´
1 ³
1 ³
δ
(a + δ)2 − a2 =2aδ + δ 2 = a +
2δ
2δ
2

(8.5)

となって、確かに波の中心である。古典力学で「粒子の位置」と我々が観測するものはこのようなhxi である。ただし、たいていの場合波の広がりは測定機器の誤差の中に埋もれてしまう。
期待値はこのようにして全体の平均として計算する
xので、波動関数が二つの波に分かれてしまうような場
x合について計算すると、実際には波がほとんどいないような場所に期待値が来てしまう場合もある。そのた
このへん
め、波がどの程度広がっているかを示す数値（右の図
このへん<x>の ∆x のようなもの）も必要になるが、それについて<x>は後で計算しよう。

8.2

座標期待値の運動

dhxi という計算を行
dt
う。この場合、x は時間に依存せず、依存するのは ψ(x, t) の方であることに気をつける。量子力学
では1 、時間によって変化していく力学変数は座標 x や運動量 p ではなく、波動関数 ψ(x, t) なのである。量子力学では x はもはや力学変数ではない（だから x(t) ではない！）。
前節で定義された hxi が時間的にどう変化するかを見ておこう。そのために

1

正確に言うと「シュレーディンガー表示の量子力学では」なのだが、このテキストではシュレーディンガー表示以外（たとえば「ハイゼンベルク表示」）は扱わない。

8.2. 座標期待値の運動

77

動いているのは人間ではなく、「誰が手を上げているか」という状態
一人の人間が走り回っている「運動」

各点各点の「手の上げ方」ψ(x,t)をすべて指定しないと「状態」は記述できない

力学変数はψ(x, t)x(t),p(t)で記述できる。

力学変数はx(t),p(t)このxは力学変数ではなく、「どの人か」を表す名札（ラベル）

力学変数が x(t), p(t) から ψ(x, t) と変わったことをたとえ話で説明しておく。広い運動場に一人の人間が走り回っているのを見ているとしよう。この「状態」を知るには、その人がどこにいるか（x(t)）と、どれぐらいの運動量で動いているか（p(t)）を知ればよい。これが古典力学的運動に対応する。
これに対し、量子力学的な運動に対応するのは、運動場一杯にぎっしりと人が立っていて、サッカーの応援などでやる「ウェーブ」をやっているところである。ウェーブが動いていく姿が波束の動いていく姿すなわち粒子の動いていく姿に対応する。波動関数の山になっているところが移動していくことが古典的な意味の粒子の移動なのである。このように「波動関数が時間的に変化して、それによって粒子のいそうな場所（期待値）も変化していく」という考え方をするならば、波動関数 ψ(x, t)は空間の各点各点に一個ずつ存在する「力学変数」であり、すべての ψ(x, t) を決めてその時間発展を考えなくてはいけない。そして、この立場では x は時間的に変化するものではなく、「たくさんある ψ のうち、どれを考えているのかを指定する名札（ラベル）」でしかない（ウェーブが移動しても着席している人は移動しない）。
したがって、hxi を時間 t で微分する時、微分されるのは ψ ∗ (x, t) と ψ(x, t) の二つである。ゆえに、微分の結果は
Ã

!

Z
∂
∂
d Z
∗
dxψ (x, t)xψ(x, t) = dx ψ ∗ (x, t)x ψ(x, t) + ψ ∗ (x, t)xψ(x, t)
dt
∂t
∂t

(8.6)

となる。
【以下長い註】この部分は、最初に勉強する時は理解できなくともよい。
∂
dになっている。おか
たまに、「この式の左辺では微分が常微分 なのに、右辺に行くと偏微分
dt∂t
しいではないか」と質問する人がいるので、少し説明しておく。
Z
左辺において微分されている ψ ∗ (x, t)ψ(x, t)dx においては、x はすでに積分が終わっている (つまり、x はいろんな値が代入されて足し算が終わっている) ので、実は x の関数ではなく、t のみの関数なのである。だから、左辺の微分はあきらかに偏微分ではない。

第 8 章 物理量と期待値

78

dx
は出てきそうな気がする」と不安
dtに思う人もいるかもしれない。しかし、ウェーブの例えで説明したように、ψ(x, t) の中の x は時間によって変化する量ではないのであって、古典力学での場所を表す x(t) とは違うものであることに注意しなくてはいけない。この x は「場所 x、時刻 t での波動関数 ψ(x, t)」のように ψ の場所を指定する、いわば「ラベル」または「番地」なのである。これに対し、古典力学の x(t) は粒子の存在している位置であり、意味が違う。この二つの x の違いは、流体力学での Lagrange の方法と Euler の方法の違いと本質的に同じである。
【長い註終わり】「右辺の ψ(x, t) の中には x がある。この x を t で微分したら"#∂
h̄2 ∂ 2
ここでシュレーディンガー方程式 ih̄ ψ = −+ V (x) ψ が成立しているものとして、∂t
2m ∂x2"#∂−ih̄2 ∂ 2
ψ=−+ V (x) ψ∂th̄
2m ∂x2

"

および

#

∂ ∗
i
h̄2 ∂ 2
ψ =−+ V (x) ψ ∗∂th̄
2m ∂x2(8.7)

を代入する。すると、d Z
dxψ ∗ (x, t)xψ(x, t)
dt Z
Ã
"
#
"
#
!
−i
h̄2 ∂ 2ih̄2 ∂ 2∗∗= dx ψ (x, t)x−+ V (x) ψ(x, t) +−+ V (x) ψ (x, t)xψ(x, t)h̄
2m ∂x2h̄
2m ∂x2(8.8)となる。ここで V (x) に比例する部分は同じものが逆符号になっているので消える。整理すると、
Ã

Ã

!

!

d Z
∂2 ∗
ih̄ Z
∂2
dxψ ∗ (x, t)xψ(x, t) =dx ψ ∗ (x, t)x 2 ψ(x, t) −
ψ (x, t) xψ(x, t)
dt
2m
∂x
∂x2

(8.9)

第２項の ψ ∗ の方にかかっている微分を部分積分を使って外していく。この時、積分範囲の端っこ（たいていの場合は x = ±∞ だろう）では ψ やその微分は０になっているとして、表面項2 は無視しよう。部分積分の結果は
Z

dx

Z
∂2 ∗
∂
∂
ψ
xψ
=
−
dx ψ ∗(xψ)
2∂x∂x2 ∂xZ∂=dxψ ∗ 2 (xψ)
∂x
Ã
!
Z
∂2
∂
∗
=
dxψ x 2 ψ + 2 ψ∂x∂xとなる。この第１項は最初からあった∂2
ψ の項と消し合う。残るのは、∂x2d Z−ih̄ Z∂dxψ ∗ (x, t)xψ(x, t) =dxψ ∗ (x, t) ψ(x, t)
dt
m
∂x
Z b

(8.10)(8.11)

df (x)bdx = [f (x)]a = f (a) − f (b) という形に書ける式のこと。x = a と x = b が積分の端っこdxa（＝表面）なのでこう呼ぶ。
2「表面項」とは、

8.3. 運動量の期待値

79
Ã

!

1 Z
∂
となる。この式をよく見ると、dxψ ∗ (x, t) −ih̄ψ(x, t) のように、ψ ∗ と ψ の間に運動量演m∂x∂がはさまった形になっている。これは「運動量の期待値」と考えてよい量になっている。
算子 −ih̄
∂x
Ã
!
Z
∂
∗
これが妥当であることは後で示すとして、とりあえず dxψ (x, t) −ih̄ψ(x, t) を hpi と書いて
∂x
おくと、
d
1
hxi =
hpi
(8.12)
dtmが示されたことになる。これはつまり、p = mv である。古典力学的にはあたりまえの式であるが、
dp
dV
量子力学の中ではこのように期待値の形で実現することになる。運動方程式
=−
も、同様に
dt
dx
期待値として実現することになるが、その計算も後に回そう。Z
なお、ここで行ったのは hxi の計算であるが、x を挟まない ψ ∗ (x, t)ψ(x, t)dx を時間微分すると0 になることが計算できる（章末の演習問題 8-4 を参照。しかし具体的に計算しなくても、ここでの計算がこうも複雑になったのは x が挟まっていたからであり、それがなければ答が0 になることは理Z∗解できるだろう）。こうなるのは当然で、もしこうならなかったら、 ψ ψdx = 1、つまり全確率が１であるという条件が、時間が経つと成立しなくなってしまう。

8.3

運動量の期待値ZÃ!

∂
運動量の期待値が ψ −ih̄ψdx で計算できるということを確認しよう。ただし、この節で∂xは規格化の問題を簡単にするために、x の範囲を −π < x < π とし、周期境界条件をおく3 。
[−π, π] で周期的である関数は∞
1 X√
f (x) =
(8.13)
Fn einx
2π n=−∞∗のようにフーリエ級数で展開できる。前に出てきたフーリエ級数 (6.3) は cos nx, sin nx を使っていたが、ここでは einx を使っている。einx = cos nx + i sin nx であることを思い出せば、上の式は

となる。

∞
1 X
f (x) = √Fn (cos x + i sin nx)
2π n=−∞∞1 X
1[(Fn + F−n ) cos x + i(Fn − F−n ) sin nx]= √ F0 + √2π
2π n=0(8.14)

1
1
1i√ F0 = a0 , √ (Fn + F−n ) = an , √ (Fn − F−n ) = bn
2
2π
2π
2π

(8.15)とすればこの式は (6.3) と同じである。an , bn は実数とは限らないが、もし「実数であれ」という条件が課されているなら、(Fn )∗ = −F−n になっていなくてはいけない。

3x の範囲を(−∞, ∞) にしても、ここで行ったように eikx の重ね合わせで波動関数を表すことは可能である。ただそZの場合、ψ ∗ ψdx = 1 にすることが難しくなる。これについてはまた後で述べる。

第 8 章 物理量と期待値

80

このように波数 n を持った波 einx を適当な重み Fn をかけて足し算 (重ね合わせ) していくことで、いろんな形の関数を作ることができる4 。この n は整数に限るが、それは周期境界条件 ψ(π) = ψ(−π)
を満足するようにである。
この関数 f (x) を波動関数だと考えると、波数 n ということは運動量 h̄n を持っているということだから、Fn は、「波動関数の中に運動量 h̄n を持った成分がどの程度含まれているか」を示す数だと言うことができる。確率は ψ ∗ ψ に比例するから、運動量が h̄n になる確率は Fn∗ Fn に比例する (Fn は一般に複素数であることに注意。うまく規格化されていれば、「比例する」ではなく F ∗ F は確率そのものとなる)。
単純な例を考えよう。ある波動関数が´
1 ³ ixψ(x) = √F1 e + F2 e2ix + F3 e3ix
2π(8.16)のように、３つの波動関数の和として与えられたとする。各成分であるところの eix , e2ix , e3ix はそれ
ぞれ、h̄, 2h̄, 3h̄ の運動量を持っている粒子を表す波動関数と解釈でき、F1 , F2 , F3 はそれぞれの波がどの程度混じっているかを表す数字である。まず規格化条件を考える。ψ ∗ ψ を積分すると
Z π

´³
´
1 Z π ³ ∗ −ixψ ψdx =
F1 e + F2∗ e−2ix + F3∗ e−3ix F1 eix + F2 e2ix + F3 e3ix dx
2π −π
−π
∗

となる。
ここで einx (n 6= 0) のような振動関数を範囲 −π < x < π(n 周期分に対応する) で積分すると、答えはゼロになることを思い出そう。波の山と谷を足して行くことになるからである。これを使うと、かけ算の結果 eix が残るような項 (たとえば F1∗ e−ix と F2 e2ix の積) はどうせゼロだから計算する必要はない。このように違う運動量を持った波動関数の積を積分すると 0 になる (同じ運動量を持つものどうしの積だけが残る) のはすぐ後で学ぶ一般的な法則「エルミートな演算子に対して異なる固有値を持つ固有関数は直交する」(「エルミート」という言葉の意
味はすぐに出てくる) の一例である。
さて以上のような考察から、
Z π−πcos(x)
sin(x)

1 Zπ(F1∗ F1 + F2∗ F2 + F3∗ F3 ) dx
2π −π
= F1∗ F1 + F2∗ F2 + F3∗ F3

ψ ∗ ψdx =(8.17)

0(8.18)

なので、規格化条件から、F1∗ F1 + F2∗ F2 + F3∗ F3 = 1 でなくてはならない。この時、F1∗ F1 , F2∗ F2 , F3∗ F3という 3 つの数は、運動量がそれぞれ、h̄, 2h̄, 3h̄ になる確率を表す。よって、この場合の運動量の期
待値は (値) × (確率) の和として計算して、hpi = h̄F1∗ F1 + 2h̄F2∗ F2 + 3h̄F3∗ F3(8.19)ということになる。
4「波数」という言葉は誤解を受けやすいが、単に「波の数」と思ってはいけない。正確な定義は「単位距離あたりの位相変化」ということになる。einx の場合、距離 2π に対して 2πn 位相が変わる。

8.3. 運動量の期待値

81

では、運動量の期待値を計算するには、まず波動関数を (8.13) のようにフーリエ級数で展開して、係数 Fn を求めておかなくてはいけないのだろうか？5∂
実はその心配はない。「運動量を演算子 −ih̄で置き換えることができる」ということのありが∂x
たさがここでも出てくる。波動関数にこの演算子をかけると、
Ã
!
´
´
∂
1
∂ ³ ix
1 ³−ih̄
F1 e + F2 e2ix + F3 e3ix = √− ih̄ ψ(x) = √h̄F1 eix + 2h̄F2 e2ix + 3h̄F3 e3ix
∂x
∂x
2π
2π
(8.20)となる。つまり、波動関数の各成分の前に、それぞれの成分の持つ運動量がかけ算された形で出てくる。これに ψ ∗ をかけて積分すると、さっきと同じ理由で eix が残らない部分だけがノンゼロで残る
から、
Z π

Ã

!

´³
´
∂
1 Z π ³ ∗ −ix
ψ −ih̄ψdx =F1 e + F2∗ e−2ix + F3∗ e−3ix h̄F1 eix + 2h̄F2 e2ix + 3h̄F3 e3ix
∂x
2π −π
−π
= h̄F1∗ F1 + 2h̄F2∗ F2 + 3h̄F3∗ F3(8.21)
である。もっと一般的な波動関数であっても同じことが言える。つまり、Fn を計算しなくても、
∗

hpi =

Ã

Z

ψ

∗

!

∂
−ih̄
ψdx
∂x

(8.22)と計算すればよいのである。前に hxi の計算でわざわざ x を ψ ∗ と ψ の間に置いたのは、この式と同∂じ形になるようにである。−ih̄の方は微分演算子であるからどこにおいてもよいというわけには
∂x
いかない。
1
π

[問い 8-1] −π < x < π で定義された波動関数が ψ = √ sin x だったとする。この場合の hpi を求めよ。

[問い 8-2] 前問での hpi の答えは、計算せずとも、sin x =る。どのようにわかるのか？

ここで、einx という関数は −ih̄

1 ix
(e − e−ix ) という形を見れば簡単にわか
2i

∂
をかけると
∂x
− ih̄

∂ inx
e = h̄neinx∂x(8.23)のように、h̄n × (元の関数) という形にもどる。つまりこの関数は p の固有関数であり、固有値は h̄nである6 。
上では３種類の運動量を持つ状態の足し合わされた状態になっている波動関数を考えた。このよ
うな波動関数は固有関数ではない (一個一個の成分は固有関数)。波動関数が運動量の固有関数になっている (einx 一項のみからなる) ということは、その波動関数で表されている量子力学的状態は運動量が一つの値 (h̄n) に決まっていて、ゆらぎがないということである。
5

今の場合最初から展開されている式 (8.16) から始めたからわからないかもしれないが、一般の関数が出てきた時にそれを (8.16) の形に直すのは、楽にできるとは限らない。
6
歴史的事情から、英語の本でも、これらの「固有」はドイツ語である eigen(発音は仮名書きするとアイゲン) を使う。
固有関数は eigen function、固有値は eigen value。

第 8 章 物理量と期待値

82

この時、ψ ∗ ψ を計算すると、x によらない定数となる。なぜならば、e−inx einx = 1 という計算からx が消えてしまうからである。つまり、このような波動関数は確率密度が定数、すなわち、「どこにいるんだかさっぱりわからない」ということである。運動量が確定すると位置が不確定になるという不確定性関係が、ここでも実現している。
実際に存在する波動関数では、いろんな運動量を持った波動関数の重ね合わせになっており、運動量が一つの値に確定していない (それゆえ逆に x に関してはある程度は決まっている)。任意の関数がフーリエ変換によって eikx の和の形にかけるということはすなわち、任意の波動関数がいろんな運動量を持った波動関数の重ね合わせでかならず書けるということである。

8.4

演習問題

[演習問題 8-1] ψ(x) = e3ix + eix という波動関数 (x の範囲は −π < x < π) を規格化した後、運動量の期待値を求めよ。
[演習問題 8-2]
以下のように表される波動関数 ψ(実数部しかない) を規格化した後、hxi を求めよ。
H
a

x

b

[演習問題 8-3] [演習問題 7-3] で計算した波動関数(a)ψ(x) = sin(x)(b)ψ(x) = einx (n は整数)(c)ψ(x) = x(for x ≥ 0)

ψ(x) = −x (for x < 0)
(全て、x は −π < x < π の範囲とする)
それぞれの場合について
hxi を計算してみよ。
Zψ ∗ (x, t)ψ(x, t)dx の値は時間が経っても変化しない (確率の保存則) ことを、 シュ[演習問題 8-4]

レーディンガー方程式とその複素共役から作られる式 (8.7) を使って証明せよ。ただし、ψ(x, t) およ
びその微分は遠方では0 になっているものとする。
Zb[演習問題 8-5]ψ ∗ (x, t)ψ(x, t)dx のように、積分範囲を一部分 (a < x < b) にすると、この量はa

一般に保存しない。なぜなら、x = a と x = b という端っこから、粒子が逃げ出して行く (あるいは外から粒子が入って来る) からである。この式を微分すると

d Zb ∗
ψ (x, t)ψ(x, t)dx = [J(x, t)]ba = J(a, t) − J(b, t)
dt a

8.4. 演習問題

83のかたちに直すことができるが、この J(x, t) はすなわち、粒子の存在確率が正方向へどれくらい流
れて行くかを表す量である。ψ(x, t) が (8.7) を満たしている場合について、J(x, t) を求めよ。

85

第 9 章 量子力学における演算子
9.1

演算子と物理量

量子力学では、古典力学での物理量に対応するものはなんらかの形で演算子となり、古典力学的な量はその演算子の期待値に対応する。「物理量が演算子になる」と言われると「いったいどういうこと？」と戸惑ってしまう人が多いと思うが、その意味はこういうことである。量子力学では、時間発展する力学変数は波動関数1 であって、観測によって得られる量 (古典力学では力学変数だった量) は波動関数から得られる期待値や固有値に対応する。波動関数から期待値なり固有値なり、なんらかの値を取り出すために必要になる操作が今考えている「演算子」なのである。波動関数は空間の各点各点に値があるので、事実上無限の自由度を持っている。その無限の自由度の中から、ある特定の情報（hxi だとか hpi だとか）を引き出すのが「期待値を取る」という演算である。
よって量子力学ではいろんな演算子の性質、関係が大事になる。以下では、量子力学における演算子の性質のうち、特に計算に役立つものを見ていこう。
二つの演算子 A, B が任意の ψ, φ に対してZ∗

ψ Aφdx =Z(Bψ)∗ φdx

(9.1)

を満たす時、「B は A のエルミート共役である」と言い2 、B = A† と記号 † を使って表す。たとえば、微分演算子は（表面項が無視できる場合）
Z

ψ

∗ ∂

∂x

φdx = −

Z Ã

∂
ψ
∂x

!∗

φdx

(9.2)
Ã

!†

∂
∂
∂
∂
が成立する。つまり、のエルミート共役は −である。これを記号では
=−
と表す。
∂x
∂x
∂x
∂x
エルミートな演算子とは、エルミート共役が自分自身と等しい（A = A† ）演算子である（微分演
算子はエルミートではない）。
以下で証明する定理があるので、実数の観測値を持つ物理量に対応する演算子はエルミートでなくてはならない3 。

1

なお、正確に言うと「波動関数」というのは量子力学的「状態 (state)」の表示方法の一つであり、実は他にも状態を表現する方法はある。だから『力学変数は量子力学的状態である』とする方が正しい。しかもこれが成立するのはシュレーディンガー描像の場合であって、ハイゼンベルク描像 (この講義では扱わない) の場合では演算子の方を力学変数にする。
2「エルミート」はもともとは人名。フランス人数学者でつづりは『Hermite』(フランス語なので H が発音されない)。
英米人は『ハーマイト』と読んだりするので注意。
3
もし古典的に複素数で表されるような量を考えているのなら、それに対応する演算子はエルミートでなくてもよい。
ただ、あまりそういう量を使う例はない。

第9章

86

量子力学における演算子[問い 9-1] 演算子がエルミートであれば、その固有値はかならず実数であることを証明せよ。
Z
Z(Aψ)∗ ψdx =ψ ∗ Aψdx に、固有値方程式 Aψ = aψ を代入する。もし a が複素数だったらどうなるだろう？
[問い 9-2] 演算子がエルミートであれば、その期待値はかならず実数であることを証明せよ。
Z Z
期待値 hAi =ψ ∗ Aψdx の複素共役をとってみればよい。

さてここまでは座標 x や運動量 p の期待値を考えてきた。特に運動量は演算子 −ih̄ことができた。関数 eikx は

∂
だと考える
∂x

∂ ikx
e = h̄keikx(9.3)∂xという方程式を満たすから、固有値が h̄k であるような運動量の固有関数である。一般の波動関数は
− ih̄

1 Z
ψ(x) = √dkψ(k)eikx
2π

(9.4)

のように、運動量の固有関数で展開することができた4 。展開係数 ψ(k) は、「今考えている状態が運動量 h̄k を持つ確率振幅」と考えることができる。つまり、この状態の運動量を観測すれば、h̄k からh̄(k + dk) までの間の値が得られる確率が |ψ(k)|2 dk である。
∂
波動関数をある物理量を表す演算子（今の例の場合は −ih̄ ）の固有関数（今の例の場合は eikx ）∂xで展開した時の展開係数の絶対値の自乗は、その物理量を観測した時にその値が得られる確率に比例する。この考え方を量子力学の確率解釈と言う。この解釈が妥当かどうかは実験でチェックされるべきであるが、今のところはこの解釈を破棄しなくてはいけないような実験結果はない。
確率解釈で考えるならば、たとえば最初 ψ = F1 eik1 x + F2 eik2 x + F3 eik3 x という規格化された波動関数があったとして、運動量を精密に観測すれば、(a) 運動量 h̄k1 が測定され、結果として波動関数は ψ = eik1 x へと変化（収縮する）。
(b) 運動量 h̄k2 が測定され、結果として波動関数は ψ = eik2 x へと変化（収縮する）。
(c) 運動量 h̄k3 が測定され、結果として波動関数は ψ = eik3 x へと変化（収縮する）。
のどれかが起こることになる。そして、これらが起こる確率の比は |F1 |2 : |F2 |2 : |F3 |2 である。
同じようなことが、他の物理量に対しても起こる。エネルギーを測定すれば波動関数はエネルギーの固有関数へと収縮するし、角運動量を測定すれば角運動量の固有関数に収縮する5 。
ある物理量 A があり、それに対応する演算子 Â があったとする。Â の固有関数になっているような波動関数 ψ1 , ψ2 , ψ3 , · · · があるとしよう。すなわち、

Âψ1 = a1 ψ1 , Âψ2 = a2 ψ2 , Âψ3 = a3 ψ3 , · · ·(9.5)

ψ = F1 ψ1 + F2 ψ2 + F3 ψ3 + · · ·(9.6)

である。この時、4念のために書いておくと、昔からの慣習で同じ文字をつかって ψ(x), ψ(k) と書いているが、もちろん、ψ(k) は「ψ(x)の x に k を代入したもの」ではない。関数の形は全く違う。
5というのはもちろん、理想的な観測が行われた場合であって、実際には観測の後もなおいくつかの固有状態の重なりが残っている可能性も多いにある。

9.2. エネルギーの期待値と固有関数87という状態があったとして、この状態で物理量 A の観測を行えば、|F1 |2 : |F2 |2 : |F3 |2 : · · · という比で、測定値 a1 , a2 , a3 , · · · が得られるのである。そして、測定後の結果はどの測定値が得られたかに対応として、ψ1 , ψ2 , ψ3 , · · · のどれかになる6 。したがって、いったん観測値 a を得た後で何度も観測を繰り返すと、以後ずっと同じ観測値 a を得る（もちろん、波動関数が時間変化しなければの話）。つ
まりある演算子 Â の固有状態というのは「物理量 A を何度観測しても固有値 a が観測される状態」だと考えることができる。

9.2

エネルギーの期待値と固有関数∂
あるいはハミルトニアン H を ψ ∗ と ψ の間にはさむことで計∂t
算できる (シュレーディンガー方程式があるので、どちらであっても結果は同じ)。
たとえば今ある波動関数を
たとえばエネルギーの期待値は ih̄ψ(x, t) = φ1 (x)e−iω1 t + φ2 (x)e−iω2 t + φ3 (x)e−iω3 t + · · ·(9.7)のように、各々が ωi の角振動数を持った波 e−iωi t の重ね合わせで表現したとする。
これらの各項はシュレーディンガー方程式の解になっていて、´∂ ³
φi (x)e−iωi t∂t
Hφi (x)e−iωi t = h̄ωi φi (x)e−iωi t

Hφi (x)e−iωi t = ih̄(9.8)という式を満たしている。最後の式は両辺を e−iωi t で割ると

Hφi = Ei φi(9.9)という形になる (ただし Ei = h̄ωi )。この形の式は「定常状態のシュレーディンガー方程式」と呼ばれる。これの解は、エネルギーが固有値 E で確定している状態を表す。なぜ e−iωt のような振動している解なのに、「定常状態」と呼ぶかというと、波動関数が ψ(x, t) = φi (x)e−iωi t という形をしていると、確率密度 ψ ∗ ψ や、間に (t の微分を含まないような) 演算子 A をはさんだ ψ ∗ Aψ などの式の中には時間依存性が入らない (eiωi t × e−iωi t となって消し合う) からである。
Z
我々は波動関数そのものは観測できない。観測して実験と比較することができるのはψ ∗ Aψdxのようにして計算される期待値だけである。よって、たとえ波動関数が ψ(x, t) = φ(x)e−iωt のように時間的に変化していても、ψ ∗ Aψ と組み合わせた時にこの時間が消えてしまうのであれば、それは時間変化していないのと同じことである。それゆえ、波動関数が φ(x)e−iωt という形で書ける時は「定常状態」なのである。つまり、量子力学においては「定常状態」は「エネルギーの固有状態」と同じ意味になる。
ψ(x, t) = φ1 (x)e−iω1 t + φ2 (x)e−iω2 t + φ3 (x)e−iω3 t + · · · と書けている場合はもちろん定常状態ではない。この式の各項がいろんな振動数で振動するので、ψ ∗ Aψ と計算しても時間が消えずに残る。もちろん、我々が普段見る古典力学的な物理現象（つまりほとんどの物理現象）は「定常状態」ではない。
6

なお、なぜ波動関数が収縮してしまうのかについては、統一した答が出ていない。答が出ていないという意味で量子力学は不完全なのかもしれない。しかし、それは「使えない」ということではない。量子力学はいろんな物理現象を正しく記述できている。

第9章

88

量子力学における演算子

このようにして展開した波動関数の各成分は h̄ωi ずつのエネルギーを持っている (そしてそれは演算子であるハミルトニアン H の固有値でもある) 。このようなエネルギー固有値の違う波動関数の重ね合わせに対して、運動量固有値の違う波動関数の重ね合わせの場合と同様の計算ができる。
運動量の場合、波動関数を
1 Z√
ψ(x) =dkψ(k)eikx(9.10)
2π∂の固有値でもある)∂xを持っていて、それぞれの成分の前についている係数 ψ(k) の絶対値の自乗が、運動量が h̄k になる∂
確率となる。そして波動関数 ψ ∗ と ψ の間に −ih̄をはさんで積分することで期待値を計算できた。
∂xエネルギーの場合も同じように、波動関数の間にエネルギーの演算子をはさんで積分する。すな
わちのように分解したとすると、その各成分 eikx は、h̄k ずつの運動量 (演算子 −ih̄

Z

Ã

ψ∗

Z ³

!

∂
ih̄
ψdx
∂t

´

Ã

!

´
∂ ³
ih̄
=
φ1 (x)e−iω1 t + φ2 (x)e−iω2 t + · · · dx
∂t
Z ³
´³
´
=
φ∗1 (x)eiω1 t + φ∗2 (x)eiω2 t + · · · h̄ω1 φ1 (x)e−iω1 t + h̄ω2 φ2 (x)e−iω2 t + · · · dx

φ∗1 (x)eiω1 t + φ∗2 (x)eiω2 t + · · ·Z= h̄ω1|φ∗1 φ1 dx +h̄ω2{z}E=h̄ω1 となる確率Z|

φ∗2 φ2 dx +h̄ω3{z}

E=h̄ω2 となる確率

Z|(9.11)

φ∗3 φ3 dx + · · ·{z}

E=h̄ω3 となる確率となって、これは期待値の定義通りのものとなる。
最後の行では、運動量同様、H の固有値が違うものどうしをかけて積分すると 0 になる (直交する)
すなわち、
Zφ∗i φj dx = 0 (i 6= j の時)(9.12)という事実を使って計算を楽にしている。これは運動量やハミルトニアンでなくても、エルミートな演算子であれば成立する (下の問題参照)。波動関数に関する計算を簡単にしてくれるありがたい法則である。

[問い 9-3] 演算子 A がエルミートであるとする。ψ, φ が Aψ = aψ, Aφ = bφ(a 6= b) のように、異なる固有値を持つ固有関数であった時、Zψ ∗ φdx = 0となることを証明せよ。
Z (9.11) の最後の表現を見ると、エネルギーの値である h̄ωi に、エネルギーがその値を取る確率ψi∗ ψi dx をかけ、全ての場合で足し算されている。すなわちエネルギーの期待値を計算したもの∂になっている。ここでも、ih̄ なり H なりを ψ ∗ と ψ の間にはさむことでエネルギーの期待値が得∂tられた。
時間依存性が e−iωt だけになっているような状態はエネルギーが確定している状態であるが、この場合、確率密度 ψ ∗ ψ は時間によって変化しなくなってしまう。この事情は運動量の固有状態について考えた時に、eikx 一つで表される状態 (∆p = 0) が、空間に均等に拡がってしまい、∆x = ∞ にな

9.2. エネルギーの期待値と固有関数

89るのと同様である。この意味で、∆x∆p 同様に、∆E と ∆t の間にも∆E∆t > h(9.13)という制限 (不確定性関係) がある。なお、右辺の h は厳密な値ではない。
ここで一つ注意。不確定性関係についてはよく「一方を観測しようとするともう一方の観測誤差が大きくなる」という感じの表現が見られる。だから誤解してしまう人が多いのだが、不確定性関係自体は「観測しようとすると」という前提があって成立するものではない。誰かが観測するかしないかとは関係なく、一つの状態における ∆p と ∆x(あるいは ∆E と ∆t) の間の関係なのである。後で具体的に示すが、∆x などの値は x の標準偏差として（観測とは無関係に）計算される。∆x は「ψ がこれぐらいの範囲に拡がっている」という意味での数値であって、観測誤差を示しているのではない。
もちろん、そのように拡がった状態を観測すれば x の観測値は ∆x ぐらいの幅をもって拡がってしま
うのは当然であるから、「観測誤差は最良の実験装置でも ∆x ぐらいになる」ということは間違ってはいない。間違ってはいないがしかし、ほんとうに大事なのは観測前からある「状態の拡がり具合」
であることを忘れてはいけない。
∆E∆t > h の場合も ∆x∆p > h の時と話は同じで、∆t は波動関数の「ある特定の状態」の時間的拡がり、すなわち「この範囲では ψ ∗ ψ にほとんど変化が見られない」という時間的長さなのだと解i
釈すべきである。極端な場合、∆E = 0 になっているのは、上にあげた ψ(x, t) = φ(x)e− h̄ Et のような関数になっていて、ψ ∗ (x, t)ψ(x,t) = φ∗ (x)φ(x) となっている。この場合、状態の確率密度には全くZ変化が見られない。また、 ψ ∗ xψdx のように間に x をはさんで積分すれば x の期待値が計算できるが、これもエネルギー固有状態ならば時間によらない。
一方、
ψ(x, t) = A1 φ1 (x)e−iω1 t + A2 φ2 (x)e−iω2 t(9.14)のような、二つの状態の重なりの状態を考えて、その状態に対して x の期待値を計算すると

hxi =

Z

∗

ψ xψdx =

Z ³

´

³

´

A∗1 φ∗1 (x)eiω1 t + A∗2 φ∗2 (x)eiω2 t x A1 φ1 (x)e−iω1 t + A2 φ2 (x)e−iω2 t dx

= |A1 |2Z

φ∗1 (x)xφ1 (x)dx + |A2 |2+A1 A∗2 e−i(ω1 −ω2 )tZ

Z

φ∗2 (x)xφ2 (x)dxφ∗2 (x)xφ1 (x)dx + A∗1 A2 ei(ω1 −ω2 )tZ(9.15)φ∗1 (x)xφ2 (x)dxとなる。今度は t は消えることなく、後ろ２項が時間的に変化する部分となる。つまり、これは定常状態ではないのである。
そして、その変化は
E1 − E2
ω1 − ω2 =(9.16)h̄で表される振動数で起こる。一つの E しかない状態（つまりエネルギー固有状態）は時間的変化がまるでないつまらない世界だが、いろんな E を持つ波を重ね合わせることで、なんらかの時間変化を作ることができるのである。このエネルギーの幅が ∆E = E1 − E2 であると考える。すると、時h̄たつと確率密度が一回増減する。逆に言えば、これより小さい時間では確率密度はたいして
間∆Eh̄
程度は待たなくてはいけない。
変化しない。そういう意味でなんらかの状態変化が起こるには、
∆E
h̄
∆t =
の範囲内には状態変化がほとんどない (その時間内ならどの時間も同等) のだから、何∆Eか実験を行った時、「何かが起こる時刻」はそれぐらいの幅の間のどこで起こるのか予測不可能にな

第9章

90

量子力学における演算子

る (ゆらぎを持つ) だろう。だが、∆t(時間的拡がり) は観測前からそこにあったのである。そしてその最初からあった不確定性が、∆E∆t > h という式を満たすのである。
【以下長い註】この部分は、最初に勉強する時は理解できなくともよい。
相対論では、３次元運動量 pi とエネルギー E は一つの４元ベクトルにまとまる。いわば、エネル
ギー（正確には、エネルギー÷ c）は「運動量の時間成分 p0 」となってしまう。だから運動量を演算∂∂子で表すと −ih̄であるのに対してエネルギーを演算子で表すと E = ih̄ なのである。このよう∂x∂t~になるのは、波動関数 ψ ' ei(k·~x−ωt) の exp の肩がiii(~k · ~x − ωt) = (~p · ~x − Et) = pµ xµh̄h̄と書けることに関連している。最後の式では p0 = −p0 =(9.17)

Eであって、x0 = ct であることを使って
c

４次元的に書き直している。
∂∂「運動量が −ih̄
なのにエネルギーが ih̄ と、符号がひっくり返っているのはなぜですか？」と∂x∂t
いう質問をされることもよくあるが、それは結局、上の式の位相部分に現れる組み合わせpµ xµ = −p0 x0 + pi xi = −Et + p~ · ~x

(9.18)の時間成分と空間成分の符号の違いにその理由があると思えばよい。それは相対論的４次元内積の符Z号だとも考えられるし、解析力学で作用が S = (pdx − Hdt) と書けたからだと言ってもよい。解析力学、相対論、量子力学は互いにつながっている。
相対論的不変性を考えれば、∆x∆p > h なのなら ∆E∆t > h になることも当然のように思えてくる。ただし、今考えているのはシュレーディンガー方程式という「非相対論的な波動方程式」なので、その立場では ∆x∆p > h と ∆E∆t > h はあくまで別の種類の式である。
【長い註終わり】
ハミルトニアン H は今考えている系がどんなものかによって、いろんな形 (調和振動子なら

p2
+
2m

1 2
p2
ke2
kx 、クーロン力なら−) を取る。そのようなそれぞれの場合について、固有状態 (エネル22mr
ギーが確定した状態) がどのようなものかを求めて行けば、実際に存在する状態はその固有状態の重ね合わせで得られる。よって、エネルギー固有値を求めることが今後行うべき計算の第一歩になる。
実は量子力学で行う計算のほとんどはこれである。「量子力学の計算ってエネルギー固有値を求めるだけなのか。なんだつまらない」などと思ってはいけない。エネルギー固有値や固有状態が求められれば、それを重ね合わせることでどんな状態の時間発展も計算できてしまうのだから、エネルギー固有値と固有関数を求める作業が完成すれば、完全な時間発展を求めたことと同じである。
古典力学でも量子力学でも、目標の一つは「最初こういう状態にあった。時間が経ったらどんな状態に変化するか」という問題を解くことである。古典力学では粒子の位置 x や運動量 p を与えることでその後の運動を計算できた。量子力学では、ある時刻の波動関数全体を与えて、それ以降の波動関数を計算していくことになる。量子力学の方が計算すべき者が多いことになるが、その計算すべき量を少しでも減らすために役に立つのが重ね合わせとその逆の分解である。最初にあった状態をエネル
ギーの固有関数に分解する。各々の固有関数は決まった振動数で時間発展する。時間発展した後の固有関数たちをまた重ね合わせれば、もとの波動関数がどう時間発展するかがわかるのである。

9.3. 期待値の意味で成立する古典力学・交換関係

91

エネルギーに限らず、その他の物理量 (たとえば角運動量 ~x × p~ など、x や p の組合せで表現でき∗るものでもよい) も同様に ψ と ψ の間に対応する演算子をはさみこむという操作で計算できると考えられる。演算子であるということを強調するのに、文字の上にハット (ˆ) を加えて、x̂, p̂, Ê のように書くことがある。
一般の演算子 A に対して固有関数となる関数を ψ1 , ψ2 , ψ3 , · · · とする (すなわち Aψi = ai ψi のようにいろんな固有値 a1 , a2 , · · · を出す関数を考える)。一般の波動関数 ψ は、

ψ = f1 ψ1 + f2 ψ2 + f3 ψ3 + · · ·(9.19)のように重ね合わせで表現できる。fi は、どの波動関数がどの程度まざっているかを示す係数である。各々の波動関数 ψi が規格化済みだとすると、fi を求めるには以下のようにすればよい。
Z

ψi∗ ψdx =Z= fi

ψi∗ (f1 ψ1 + f2 ψ2 + f3 ψ3 + · · · + fi ψi + · · ·) dx

Zψi∗ ψi dx = fi

(9.20)

このように、ψi∗ をかけて積分することによって、ψi を含む部分以外はゼロになってくれるおかげで、fi を計算できる。これはさっき証明した「異なる固有値を持つ固有関数は直交する」という性質のおかげである7 。この計算法は、波動関数をいろんな形で表示する時に役に立つ (フーリエ変換はまさにこの計算法の一例である)。
この後、いろんな波動関数をいろんな表現で表していくことになる。たとえばエネルギーの固有値を使って分解したり、角運動量の固有値をつかって分解したりする。そして分解した各成分を調べれば、現実にそこにある波動関数（一般には各成分が重ね合わされたもの）の運動を知ることがで
きる。

9.3

期待値の意味で成立する古典力学・交換関係

すでに説明したように、量子力学においては力学変数が ψ(x, t) であることに注意しよう。つまり量子力学においては物理法則 (この場合シュレーディンガー方程式) にしたがって時間発展していく
ものは x や p ではなく ψ である。そして、物体の位置だの運動量だのは、ψ の状態から導かれる２次的な量である。
つまり、波動関数の中には「座標」「運動量」「エネルギー」など、古典力学ではおなじみの (比較的目で確認しやすい) 物理量が埋め込まれているわけである。古典力学では目で見えていた「座標」
が量子力学では「期待値」に置き換えられてしまう。古典力学での ‘運動’ は、「x や p の値が変わる」ということであったが、量子力学での ‘運動’ は、「ψ の形が変わることによって x や p の期待値が変わる」ことの結果として表れる。
d
では、期待値 hxi はどんな “運動” をするのだろうか。それを調べるために、時間微分 hxi を計dt
p2d
算してみよう。8.2 節でもハミルトニアンが+ V (x) である場合について計算して、m hxi = hpi2mdtという結果を得た。今度はより一般的なハミルトニアンの場合で計算してみる。この時微分される
ものは x ではなく、ψ である (時間の関数になっているのは ψ である)。シュレーディンガー方程式7ただし、同じ固有値を持つ固有関数が複数個あるような場合には少々話が複雑である (いずれ出てくるので注意)。このような場合、「波動関数が (あるいは状態が) 縮退 (degenerate) している」と言う。

第9章

92

量子力学における演算子∂∂
ψ = Hψ と、シュレーディンガー方程式の複素共役である −ih̄ ψ ∗ = (Hψ)∗ を使いつつ計算を
∂t
∂t
行うと、

ih̄

!
Z Ã
d Z ∗
∂ψ(x, t)∂ψ ∗ (x, t)∗ψ (x, t)xψ(x, t)dx =xψ(x, t) + ψ (x, t)x
dx
dt
∂t
∂t
Z
1
=
((Hψ(x, t))∗ xψ(x, t) − ψ ∗ (x, t)x (Hψ(x, t)))−ih̄(9.21)

ここで、ハミルトニアンがエルミートであると仮定する。すなわち、
ZZ∗(Hφ(x, t)) ψ(x, t)dx =φ∗ (x, t)Hψ(x, t)dx

(9.22)という性質を持っているとする (ψ, φ は任意の関数)。H は x 微分を含む演算子であるから、これは自明な関係ではない。実際物理的な状況で出てくるハミルトニアンはエルミートになっている。
この仮定を使うと、

d Z
1 Z
∗
dxψ (x, t)xψ(x, t) =dxψ ∗ (x, t) (xH − Hx) ψ(x, t)dt
ih̄

(9.23)という形に式をまとめることができる。ここで気をつけなくてはいけないことは xH − Hx は 0 では
p2∂
ないということである。なぜなら、たいていの場合、H はを含んでいるが、p は −ih̄
のよう
2m
∂x
な微分演算子であるからである。
以後の計算で、xH − Hx のような演算子の順番を変えて引き算したものがよく出てくる。そこでこれを[A, B] = AB − BA
(9.24)のように記号で書いて「A と B の交換関係」(commutation relation または commutator) と呼ぶことにする。[A, B] = 0 の時、すなわち AB = BA の時、「A と B は交換する」と言う。
∂
まず x との交換関係を計算しよう。任意の関数を f として、
∂x
Ã

∂
∂f
∂
∂
∂f
[x, ]f = x f −(xf ) = x
− f +x
∂x
∂x
∂x
∂x
∂x

!

= −f

(9.25)となるので、演算子の部分だけを取り出すと、

x

∂
∂
−
x = −1∂x ∂x(9.26)と書くことができる。時々、この式を見て、「第２項が −1 になるのはわかるが、第１項はどうすればいいのだろう？」と悩んでいる人がいるので注意しておくが、この式は演算子に対する式なので、後ろに「演算されるもの」が（なんでもいいから）存在していないと意味をなさない。したがって第∂は、後ろの x だけではなく、「さらにその後ろにある何か」も微分する。そ２項の頭にある微分∂xの部分が第１項とキャンセルするのである。(9.26) は、(9.25) から本来存在していた f を省略したものであることを忘れてはならない。
交換関係の記号を使って書くと∂[x, ] = −1
(9.27)∂x9.3. 期待値の意味で成立する古典力学・交換関係93である。これから∂] = ih̄∂xである。この x と p の交換関係は量子力学において非常に重要な式である8 。
[x, p] = [x, −ih̄

(9.28)[問い 9-4] 交換関係に関する、以下の公式を証明せよ。
(a) [A, B + C] = [A, B] + [A, C](b) [A, BC] = B[A, C] + [A, B]C(c) [A, B n ] = nB n−1 [A, B](ただし、[A, B] が B と交換する場合)

df (B)[A, B]dB(ただし、[A, B] が B と交換する場合)(d) [A, f (B)] =以上のような公式を使うと、量子力学の計算を少しずつ簡単にしながら実行することができる。
上の問題の第 2 問の式 [A, BC] = B[A, C] + [A, B]C については、「積 BC と何か (今の場合 A) との交換関係を取るときは、前にあるもの (今の場合 B) を前に出して後ろにあるもの (今の場合 C) を交換関係の中に残したものと、後ろにあるもの (今の場合 C) を後ろに出して前にあるもの (今の場合B) を前に出したものになる」と覚える。
「前にあるものは前に、後ろにあるものは後ろに出す」ことが大事。こうしないと演算子の順番が狂う。

B [A , BC] C =B[A,C] + [A,B]C
前にあるものは前に後ろにあるものは後ろにでは、xH − Hx = [x, H] を公式を使って計算していくと、[x, H(x, p)] = [x, p]となる。これを代入すれば、

d
hxi =
dt

*

∂H
∂H
= ih̄
∂p
∂p

∂H
∂p

(9.29)+(9.30)

が成立する。これは正準方程式のうち一方が、期待値の意味で成立していることを示している。

[問い 9-5] 同様に

dhpi を計算し、もう一方の正準方程式も期待値の意味で成立していることを示せ。
dt

一般の物理量演算子は、A(p, x, t)(時間にもあらわに依存している) のように x, p, t の関数として書d
けるので、この演算子の期待値 hAi を考えることができる。その時間微分 hA(p, x, t)i は
dtdhA(p, x, t)i =
dt

*

+

1
∂
A(p, x, t) + [A, H]∂tih̄(9.31)

物理の各分野で「もっとも重要な式を選べ」と言われたとする。力学ならニュートンの運動方程式 f~ = m~a、電磁気ならマックスウェル方程式、熱力学なら dU = T dS − P dV 、統計力学なら S = k log W であろうが、量子力学ならば[x, p] = ih̄ がもっとも重要な式といえる。この式の重要性は、量子力学をある程度勉強していくうちに実感していくだろ
う。
8

第9章

94

量子力学における演算子となる。
このようにして、古典力学の内容は（期待値の関係として）シュレーディンガー方程式の中に含まれている。よって波束の広がりが小さいという近似を考えれば量子力学と古典力学は一致する。水素原子の問題などでは量子力学は古典力学では出せない結果を出す。つまり、量子力学は古典力学を全て含みつつ、より広い範囲に適用できるのである。

9.4

演習問題

[演習問題 9-1] ある演算子 A(微分などを含んでいてよい) が任意の関数 ψ, φ に対し、
Zψ ∗ (Aφ)dx =Z(Aψ)∗ φdxを満たすとき、エルミートな演算子であるという。

(a) 位置座標 x(b) 運動量 p = −ih̄∂∂x(c) ハミルトニアン H = −h̄2 ∂ 2
+ V (x)
2m ∂x2がエルミートであることを証明せよ。ただし、x の積分範囲は (a, b) として、x = a と x = b では ψ, φ
やその微分は０になっているという境界条件で考えよ。
[演習問題 9-2] 交換関係に関する、以下の公式を証明せよ。

[A, [B, C]] + [B, [C, A]] + [C, [A, B]] = 0 (この式を Jacobi の恒等式と呼ぶ)[演習問題 9-3] (9.31) を証明せよ。
[演習問題 9-4] AB + BA を {A, B} と書いて「反交換関係」と呼ぶ。反交換関係についての以下の公式を証明せよ。
(a) {A, B + C} = {A, B} + {A, C}(b) {A, BC} = −B[A, C] + {A, B}C(c) [A, BC] = −B{A, C} + {A, B}C[演習問題 9-5] 古典力学では、エネルギーの原点は任意であって、E → E + E0 のようにエネル
ギーを定数だけずらしても物理的内容は変わらない。しかし、波動関数の場合、エネルギーが変われば振動数が変わってしまう。エネルギーをずらす前の波動関数を ψ(x, t) とすると、ずらした後の波i
動関数は e− h̄ E0 t ψ(x, t) となるだろう。量子力学でこのような波動関数の置き換えを行うと、物理的内容は変わるだろうか、変わらないだろうか。

95

第 10 章10.1

波束とデルタ関数

波束

この講義の中でもずっと、「物質には波動と粒子の二重性がある」ということを言ってきた。量子力学では全ての物体の運動を波動関数で表す。では、我々が「ここに粒子が存在している」というふうに認識している状態は、どのような波動関数に対応しているのであろうか？
特定の波長を持った波（「単色波」1 ）を考えると、式で表現す
2π
れば eikx（これは波数 k 、波長の波）となるが、この波は空間k上の三つの波が重なると、、、、のどこでも同じ振幅を持っている。振幅の自乗が粒子の存在確率だから、eikx という波動関数で表される粒子は、空間のどこでも（宇宙の端から端まで！）同じ確率で存在していることになる。そんなことは有りそうにない。eikx は、我々がとても出会うことがなさそうな波動関数なのである。
合成波はでは「特定の場所にのみ存在する（局在する）波」はどのようなものかというと、いろんな波長を持った波が重なったものと考えることができる。右の図のように、いろんな波長の波を、ある場所に波の「山」が集中するように重ね合わせると、結果としてその場所が大きくもりあがった「波の塊」ができる。
このように波の重なりによってできた「波の塊」が我々が「局在する粒子」として感知する波動関数であろうと考えられる。こ位相がうまくそろっている場所の「波の塊」を波束 (wave packet) と呼ぶ。
波束はどのように進行するであろうか？—今、単色波の足し算
で波束を作ったわけであるが、この一個一個の単色波が同じ速度
この場所の位相は、 2 ,で進むなら、波束もその形を保ったまま、単色波と同じ速度で進,2む。しかし、各々の単色波の速度が違えば、波束は形を変えながら進むことになる。
2 ,などなど
なお、ここでは抽象的に「山」と表現したのは、eikx という関π
数で kx = + 2nπ(n は整数) と表現できるところのこと。逆に2π「谷」は kx = − + 2nπ である。波が強め合う場合は、左のよう2な複素平面上で同じ方向を向いている関数どうしが足し合わされ

1「特定の波長の波」ということは光で考えると「特定の色」なので、光でない場合でも「単色」という言葉を使って表現する。

第 10 章 波束とデルタ関数96た状態である。「複素平面上で同じ方向を向いている」ことを「位相がそろっている」と表現する。
以下で、時間が経つと波動関数がどのように変化していくかを考え、波束の運動を考える。先に答を述べておくと、「一個一個の単色波の速度と、その集合体である波束の速度は一致しない」ので
ある。

10.2

波の群速度と位相速度10.2.1

単色波の位相速度

この節では波の進行を考えるが、まず単色波（１種類の波長の波しか入っていない場合、つまり2πe ）について考えよう。今、波数 (定義は) が k で、角振動数 (2π × 振動数 で定義される) が ω
波長であり、x 軸正方向に進行している波を考えると、その波は eikx−iωt のような式で表すことができる。
この式の形から、時間が ∆t 増加すると位相（eiθ のθ の部分）が ω∆t 減少すること、x 軸正方向に ∆x 移
動すると位相が k∆x 増加することがわかる。波の同位t=0
相の点は、k∆x = ω∆t を満たす場所に移動する。つ
∆x
ω
0
まり、
= である。
∆tkすなわち、波の「同位相の点」は速度波の前の方は位相がikx       

¶

µ

³

位相速度の公式ωvp =k(10.1)

大きい

時間が経つと位相が減る´

 

同位
相   t= tで移動することになる。vp は「同位相の点がどのよう0に動いていくかを示す速度」なので「位相速度」(phasevelocity) と呼ぶ。そしてこれは「波束 (あるいは「粒子」) の動く速度」とは一致しない。そもそも、eikx−iωtという波は、宇宙の端から端まで (x = −∞ から x = ∞まで) 常に同じ振幅 1 で振動している波であって、波の「塊」になっていない。つまり単色波の速度を考えても、波の塊の速度はわからない。いろんな波長の波 (いろんな k の波) を足し合わせて「塊」を作ってその速度を考えなくてはいけない。
2π
ω
波長 λ(=) と振動数 ν(=) を使って書くと、vp = λν となる。これは「一個の波の長さが λk2πで、これが単位時間に ν 個通り過ぎる。すると波が単位時間に λν だけ進行する」というふうに考えるとわかりやすい式である。
ω
なお、位相速度が であることをなっとくするために、もう一つの考え方を示しておく。まず時k
刻 t = 0 で波動関数 eikx という形をしていたとしよう。t だけ時間が経過すると、波が vp t だけ動くことになる。それは数学的には「関数を vp t だけ平行移動させる」ということである。関数 f (x) を a
だけ平行移動させると、関数 f (x − a) になる（よくある間違いだが、f (x + a) ではない！）。つまり
ω
eikx は eik(x−vp t) = eikx−ikvp t に変化する。この式と eikx−iωt を比較すれば、vp = が確認できる。
k10.2. 波の群速度と位相速度10.2.297

二つの波の重ね合わせ

次に単色波ではない簡単な例として、２種類の波長の波の和を考えよう。波数 k − ∆k で角振動数ω − ∆ω の波と波数 k + ∆k で角振動数 ω + ∆ω の二つの波を重ねてみる。この二つの波を同じ振幅として足すと、³

ei((k−∆k)x−(ω−∆ω)t) + ei((k+∆k)x−(ω+∆ω)t) = ei(kx−ωt) e−i(∆kx−∆ωt) + ei(∆kx−∆ωt)= 2ei(kx−ωt) cos (∆kx − ∆ωt)´

(10.2)eiθ + e−iθ= cos θ を使った。
2
この結果は二つの波 2ei(kx−ωt) と cos (∆kx − ∆ωt) のかけ算である。この波の実数部分をグラフ化して示したのが次の図である。
この波はいわば、平面波 ei(kx−ωt) の振幅
が 2 cos (∆kx − ∆ωt) に応じて変化していると考えることもできる。そしてこの振幅
πの変化はの幅の「波のこぶ」を作る。
∆k
∆ω
そのこぶは
という速度で進行していく∆k
ことになる。このこぶの速さは、位相速度vp とは一般には一致しない。
この「波のこぶ」の進む速度を vg と書こう。vg の事は、「波の塊（グループ）の速度」という意味で、群速度 (group velocity)と呼ぶ。
今、二つの単色波を足したわけであるが、
ω − ∆ω
ω + ∆ω
それぞれの位相速度はとk − ∆kk + ∆kである。この二つの位相速度が違う場合、
群速度はどちらとも一致しない。

となる。ここで、

波の進行方向 →今、「山」がそろってこぶになっている所

短い波長の波の方が速く進んでいるならば、
次にこの二つの「山」がそろう

位相速度より群速度の方が速い場合

今、「山」がそろってこぶになっている所

長い波長の波の方が速く進んでいるならば、
次にこの二つの「山」がそろう

位相速度より群速度の方が遅い場合

第 10 章 波束とデルタ関数

98

群速度と位相速度が違ってくる理由は、上の図を見るとわかる。まず、今「こぶ」になっているところ、つまり山と山が重なって高い山が出現している場所を考えよう。二つの単色波の位相速度は違っているから、次には違う場所で山と山が重なることになる。
波長の短い波の方が位相速度が速い場合（これはつまり、k が大きいほど位相速度が速い場合）、次に重なる山は今重なっている山よりも前（図の右）にある。ということは、単色波が動くよりも速く、波のこぶ部分が動くことになる。つまり群速度の方が位相速度より速い。
逆に波長の長い波の方が位相速度が速い場合は、次に重なる山は今重なっている山よりも後ろであり、群速度は位相速度より遅くなる。

10.2.3

たくさんの波の重ね合わせと群速度

もう少し一般的に、二つ以上のたくさんの波が重なって波束を作っている場合を考えよう。ある波の塊がZ
dkf (k)eikx−iω(k)t(10.3)のように、いろんな k を持つ波の和で書かれているとしよう。f (k) は、いろんな k の波をどの程度の重みをもって足し算していくかを表す関数である。ここで、ω を ω(k) と書いて k の関数であるとした。
ω と k にはなんらかの関係があるのが普通である。ω と k の関係を「分散関係 (dispersion relation)」と呼ぶ2 。
この波が k = k0 を中心としたせまい範囲でだけ f (k) 6= 0 であるような波だとする。そのような時はdω
ω(k) = ω(k0 ) +(10.4)(k − k0 ) + · · ·dkと展開して、· · · で示した (k − k0 )2 のオーダーの項は無視できる。それを (10.3) に代入すると、Z
ik0 x−iω(k0 )tdω

dkf (k)ei(k−k0 )x−i dk (k−k0 )t

e

|

{z

(10.5)

}

x− dω
t の関数
dk

となる。この後ろの部分は x −dωdωt の関数になっているので、これを F (x −t) と書くと波はdkdk
eik0 x−iω(k0 )t F (x −

dω
t)
dk

(10.6)と書ける。さっきやった二つの波の足し算の式で言うと、2 cos (∆kx − ∆ωt) に対応する部分が F (x −dωt) である。
dkdω
つまり、今考えた重ね合わされた波は、場所によって違う振幅（F (x− t)）を持っている、eik0 x−iω(k0 )tdkで表される波であると近似して考えることができる。
dω(k)この振幅の部分は F (x) という関数を x 方向に
t だけ平行移動させたもの、と考えることがdkできる。ゆえに、この振幅は2

なぜ「分散」関係なのかというと、関数 ω(k) の形によって、進行していく波がどう変形するかが決まるからである（この変形は、広がることが多い）。後で出てくる「波動関数の分散」などの「分散」とはまた別もの。

10.2. 波の群速度と位相速度¶99³

群速度の公式

dω(k)
dk

vg =
µ

(10.7)´という速度をもって移動していることになる。ω(k) = ck という単純な比例関係の時は、群速度と位相速度も c となって一致し、波の形は進行しても変化しない（こうなる例は、真空中の光）。
古典力学と量子力学の対応を考えた時に、「波動関数の位相が極値を取るときが古典的運動である」と考えたが、群速度を考える時も同様にして考えることができる。波の位相が ϕ = kx − ω(k)t だとする。群速度というのは「波の振幅が大きくなっている部分」の進行速度であるが、振幅が大きくなるためには、その波束を構成している一個一個の波 eiϕ の位相がそろっていればよい。よって位相 ϕ
を k で微分して 0 になる点では「位相変化が０になって、波が強め合っている点」だと考えることができる。この条件から、群速度を求めても同じ結果が出る。
2π
h2
h̄k 2
自由なド・ブロイ波の場合、k =で h̄ω =
であるから、
ω(k)=となり、位相速度は
λ
2mλ2
2m

vp =
であり、群速度は

d
vg =
dk

Ã

h̄k2
2m

k

h̄k 2
2m

=

h̄k
2m

(10.8)

=

h̄k
h
=
m
mλ

(10.9)!

である。つまり、vg = 2vp である。群速度の方が位相速度より速くなったが、すでに述べたように、
これは波数 k が大きいほど（波長が短いほど）位相速度が速くなる時の特徴である。
h
この式から mvg = が成立していることがわかる。つまり、波束を粒子と見た時の運動量 mvg がλhに対応する。このように波の伝わる速度には２種類あるが、古典力学での粒子の運動と対応してλいるのは群速度の方である。
落体の運動を量子力学的に考えると物体が落ちていくほど波長が短くなる（＝運動量が大きくなωる）ことによって屈折が起こると考えることができた。この時、波長が縮むと位相速度 vp = = λνkは遅くなる。しかし、群速度の方は古典的な速度と同様、速くなっていく。

位置エネルギー：高い
群速度
：遅い
位相速度
：速い

位置エネルギー：低い
群速度
：速い
位相速度
：遅い
速くなる

粒子描像

波動描像

第 10 章 波束とデルタ関数

100[問い 10-1]

落体の問題は解くのがたいへんなので、位置エネルギーが不連続に変化する場合で、位相速度と群速度の変化を考えよう。
図の上側では角振動数 ω と波数 k の間に、h̄ω =h̄2 k 22m

(10.10)という関係式が成立しているとしよう。一方、下側では、h̄ω =h̄2 K 2−V
2m

(10.11)という式が成立するだろう。上下で波はつながっているので、ω は等しい。波数は k < K で違う)。
このような場合の位相速度と群速度をそれぞれ計算し、上下どちらの場合が大きくなるかを考えよ。

10.3

もっとも極端な局在—デルタ関数

粒子を局在させるためには、たくさんの波を重ね合わせる必要があった。この節では、もっとも極端な局在状態—つまり、粒子はある一点にのみ存在し、そこ以外の場所（ほんの少し離れても）存在
確率が 0 になるような状態—を考えよう。
この場合の確率密度 ψ ∗ ψ はデルタ関数（「ディラック（Dirac）のデルタ関数」とも呼ぶ）で表現
される。
¶

³

デルタ関数の定義

デルタ関数とは、任意の関数 f (x) とかけて積分することにより、 f (0)(x1 < 0 < x2 の時)
f (x)δ(x)dx = −f (0) (x2 < 0 < x1 の時)

x1
0(それ以外)

Z x2(10.12)となるような関数である。

µ´

単純に考えると「x = 0 以外では 0 になっていて、x = 0 でだけ無限大の高さを持っているが、積分すると 1 になるような関数」ということになる3 。よって、積分範囲の中に x = 0 が入ってなければ
結果は 0 になる。また、逆方向の積分の時には符号がひっくり返る。
デルタ関数にはいくつかの表現がある。もっとも単純な表現は¶

δ(x) = lim∆→0µθ(x + ∆) − θ(x − ∆)
dθ(x)
=
2∆
dx

である。ただし θ(x) は階段関数と呼ばれ、その定義は

3³階段関数によるデルタ関数の表現

デルタ関数 δ(x) は、クロネッカーデルタ δij の連続変数バージョンであると考えても良いだろう。

(10.13)´

10.3. もっとも極端な局在—デルタ関数
¶

101
³

階段関数の定義½

θ(x) =
µ

1 x>0
0 x<0

である。
この関数のグラフは図のようになるので、∆ →0 では x = 0 でのみ (無限大の) 値を持ち、0 を含む範囲で積分すれば答えは 1 である (グラフの四角形の面積を計算することになるから)。任意の関数 f (x) をかけてから積分すれば f (0) が出てくることも確かめることができる (ただし、それが成立するためには、lim f (x) が有限で確定した値(10.14)´   1

 [       ]

1

x→0

x

1





x

x

   を持たなくてはだめ)。
1xデルタ関数は「関数」という名前はついている
ものの、本来の意味での関数とは言い難く、何かと積分されて始めてちゃんとした数学的意味があるものである。そういう意味で「関数」とは呼びがたいものなので、「超関数」4 と呼ぶ。
デルタ関数を平行移動した δ(x − a) に対しては、
 f (a)(x1 < a < x2 の時)
f (x)δ(x − a)dx = −f (a) (x2 < a < x1 の時)

x1
0(それ以外)

Z x2(10.15)が成立することに注意しよう。他にも¶³

デルタ関数の性質(a) δ(−x) = δ(x)(b) δ(cx) =1
δ(x)(c は定数)|c|(c) δ((x − a)(x − b)) =µ1(δ(x − a) + δ(x − b))|a − b|´のような性質がある。これらの性質は、両辺に任意の関数 f (x) をかけて積分したとして、どちらも同じ結果になるということを使えば証明できる。

[問い 10-2] 上のデルタ関数の性質のうち、(a) と (b) を証明せよ。
量子力学でよく使われるデルタ関数の表現は
¶

µ
4

³

フーリエ変換によるデルタ関数の表現

1 Z ∞ ikx
e dk = δ(x)2π −∞英語では distribution で、「分散」と区別がつかなくなるが、もちろん意味は違う。

(10.16)´

第 10 章 波束とデルタ関数102である (これ以外にもデルタ関数の表現方法はたくさんある！)。
この関数は、eikx という単色波を、いろんな波数について足し算していった結果である。その結果、いろんな位相の波を足し算することになるので、ほとんどの場所で答は 0 となる。ただし唯一、
x = 0 でだけは k の値に関係なく eikx の位相が 0 である。この点に関してだけは無限個の波が同位相で足されることになり、結果として発散する。具体的証明については演習問題 10-4 を参照せよ。
波動関数が
1 Z∞
dkeikxψ(x) = δ(x) =(10.17)2π −∞のようになっているとする5 と、これはすなわちある一点 x = 0 に波動関数が集中した状態であるから、∆x = 0 である。そのかわり、k が −∞ から ∞ までの全ての値を、同じ係数で積分されているということは、p = h̄k が全く決定できないということになるので、∆p = ∞ になっている。
逆に ∆p = 0 になるのは p の固有状態である ψ(x) = eikx の時であるが、この時は ψ ∗ ψ = 1 という定数になって、粒子がどこにいるのか全くわからず、∆x = ∞ である。このように、不確定性関係は波の性質と深く結びついている。
¶³

デルタ関数のもう一つの表現

6

5

A=100
4

3
A=25
2
A=2

A=1

1

0
-2

-1.5

-1

-0.5

0

0.5

上の関数で、A → ∞ の極限をとったものもデルタ関数である。

µ

5

実はこれでは規格化されていないが、それについては後で述べる。

1

1.5

2

´

10.4. 演習問題

10.4

103

演習問題

q

[演習問題 10-1] 相対論的粒子の場合、エネルギーと運動量の関係は E =qp2 c2 + m2 c4 である。

E = h̄ω, p = h̄k はこの場合でも成立するので、ω と k の関係は h̄ω = h̄2 k 2 c2 + m2 c4 である。この場合の位相速度 vp と群速度 vg を波数 k の関数として求め、vp vg = c2 であることを確認せよ。vp と vgのうち一方は光速を超えることになるが、それはどちらか。これは物理的に許される結果だろうか？
d[演習問題 10-2] デルタ関数の微分 δ(x) をどう定義すればよいかを考えよう。そもそもデルタ関
dxZd
数も何か関数をかけて積分しないと定義できなかった。ので、 f (x) δ(x)dx のような量を考えな
dx
くてはいけない。部分積分ができるとすれば、
Z b

Z b
d
df
b
f (x) δ(x)dx = [f (x)δ(x)]a −(x)δ(x)dx
dx
a
a dx

Z

d
δ(x)dx を求めよ。
dx[演習問題 10-3] デルタ関数に関する公式となる。これから、

f (x)δ (f (x)) =1|f 0 (x)|δ(x − x0 )を証明せよ。ただし、x0 は f (x) = 0 となる点で、今考える積分範囲ではこの一点しかないものとする。また、これを使って「デルタ関数の性質」の (c) を証明せよ。
[演習問題 10-4] (10.13) と (10.16) が同じ意味を持つことを、以下の手順で示せ。

1 Z∞
f (x)e−ikx dx する。
(a) (10.13) の極限 ∆ → 0 をとらずに、フーリエ変換 F (k) = √2π −∞(b) フーリエ変換の結果の、∆ → 0 の極限をとる。
1 Z∞(c) 逆フーリエ変換 f (x) = √F (k)eikx dk で戻す。
2π −∞

105

第 11 章分散と不確定性関係

前章の最後で、波を局在させるには波数（運動量）の違うたくさんの波を重ね合わせなければいけないことを述べ、それが不確定性関係と関連する、ということを述べた。この章ではより具体的に、波の局在と不確定性関係の間の関係を述べよう。そのためにまず、前に考えた時にはあいまいに定義していた ∆x, ∆p を明確に定義するところから始める。

11.1

分散と標準偏差

さてここまでで、波動関数あるいは存在確率は、座標の期待値 hxi の回りに広がって存在することを述べてきた。
左の図のように、おなじ hxi を持っていても、拡がりかたが全然違う波動関数もある。このような波動関数の拡がりの目安とな<x>
る数字を計算する方法を考えよう。
このような目安が必要になるのは量子力学に限ったことではない。たとえば、<x>

97, 95, 101, 103, 99, 105, 103, 98, 101, 98という数列も、

82, 98, 125, 76, 131, 110, 87, 82, 103, 106という数列も、平均値を取るとどっちも 100 になるが、後者の方が「ばらつきが大きいなぁ」と感じるであろう。そのようなばらつきの違いを数字で表しておきたいのである。
そこでまず、ある値 x と平均値 hxi とのずれ (x − hxi) を考える。しかし、単純に x − hxi の平均を取ると 0 になってしまう。
平均値からのずれはプラスとマイナスが均等に表れるので足し算するとゼロになるのは当然であるし、
hx − hxii = hxi − hxi = 0(11.1)という計算をしてみても、これがゼロになるのは自明である。そこでずれを自乗して (プラスになるようにして) から平均をとる。つまり、下の表のような計算をする。
まず、(ずれ) そのものではなく、(ずれ)2 の平均の大きさでばらつきの度合いを表すことにする。
ED
これが「分散（distribution）」1 で、式で書くならば、 (x − hxi)2 となる。つまり、「x と、その期待値 hxi の差を自乗して、それの期待値をとったもの」である。
1

位相速度と群速度の話で出てきた分散関係の分散とは別。あっちの分散は dispersion。

第 11 章106

分散と不確定性関係

結果を表にすると、

値
ずれ
(ずれ)2

97 95 101 103 99 105 103 98 101 98-3 -5 +1 +3 -1 +5 +3 -2 +1 -2
9 25
1
9 1 25
9 4
1 4

平均値
100
0
8.8

のようになる。分散は 8.8 ということになる。
「ばらつき具合の目安にする」という条件だけならば絶対値 |x − hxi | の平均でもよいし、自乗でなく４乗にしてもよさそうである。しかし計算する時は自乗平均が一番楽であるし、昔から使われているので、この計算をする。分散を計算するには、¶³

分散の計算式
D

E

D

E

D

E

D

E

(x − hxi)2 = x2 − 2x hxi + hxi2 = x2 − 2 hxi hxi + hxi2 = x2 − hxi2

(11.2)µ´という計算をした方が簡単にできることもある。
√
なお、分散の平方根を標準偏差 (standard deviation) と言う（さっきの例の場合、 8.8 ' 2.966）。
標準偏差は x と同じ次元になり、x の拡がり具合と直接結び付いた量となる2 。量子力学の世界では分散を (∆x)2 と書いて、標準偏差にあたる ∆x を x の不確定性 (uncertainty) を表す数字として使う3 。
実験などの結果を整理するときに値の広がり具合を示すときにも標準偏差がよく使われる。
D
E
D E
2
期待値 (hxi) や分散 ( (x − hxi)2 または x2 − hxi ) あるいはその平方根である ∆x は、波動関数が含んでいる情報のうち、ほんの一部分にすぎない。古典力学においては、位置 x と運動量 p がわ
かり、運動方程式を知っていればその系について全てを予言することができた。しかし量子力学では
hxi や hpi がわかっただけでは、全体がわかったとは言えない。しかも観測できるのは固有値およびその平均としての期待値だけ4 であって、波動関数 ψ そのものは我々には見えない。つまり、我々が「見ている」世界というのはその裏に隠れている波動関数というものの、ほんの一部に過ぎないのである。「物理量に対応する演算子をもってきて、その期待値を取る」という計算は、波動関数という非常にたくさんの情報を含むものの中の一部分の情報を引き出す計算であるということを心にとどめておくべきである。
さて、ここで、ψ(x) =

2


1
√


δ

0

2

1/

a<x<a+δaa+(11.3)

それ以外

受験で悪名高い偏差値というのは、平均 (期待値) を偏差値 50 と定め、平均点から標準偏差分だけ外れたら偏差値が10 違う、というふうに決めた数字。平均点が 72 点で標準偏差が 15 という分布があったとすると、87 点取った人が偏差
値 60、57 点取った人は偏差値 40 ということになる。平均点が同じだったとしても、標準偏差が小さい分布の時の方が「平均より 10 点だけ高得点を取る」ことの価値は大きい。それを示すのが偏差値の役割。
3
不確定性関係の話をする時、特に厳密な定義を与えずに ∆x, ∆p を用いたが、厳密には分散で定義するべきであった。
4
実際に「観測」を行う時を考えると、我々はある粒子の位置だの座標だのを、また別の粒子に対する反応で測っている（たとえば、粒子の運動量を知るには別の粒子にぶつかった時にどれだけその粒子を跳ね飛ばすかで測る）。厳密な意
味では、固有値や期待値そのものさえ、観測しているとは言えない。

11.2. 不確定性関係と交換関係107のような単純な矩形波の場合で分散や標準偏差を計算しておくと、
Z

"

#a+δ

1 x3
dxψ x ψ =
δ 3 a
∗ 2

´
´
1 ³ 2
δ2
1 ³
(a + δ)3 − a3 =3a δ + 3aδ 2 + δ 3 = a2 + aδ +
3δ
3δ
3

=

Ã

δ
となり、分散はこれから (hxi) = a +
2

!2

2

を引くので、Ãδ2δ
∆x = a + aδ +
− a+
3
2
2

(11.4)

!2

2

=

δ2 δ2
δ2
−
=
3
4
12

(11.5)

δとなる。∆x = √ ということで、波の幅に比例した答えが出てくる (あくまで目安なので、ぴった
2 3
り δ にならないからと目くじらをたてることはない)。
[問い 11-1] 確率密度 ψ ∗ ψ が以下のようなグラフで表される波動関数がある。それぞれについて、h の値を規格化条件に合うように決めたのち、期待値と分散を計算せよ。
(1)

(2)

h
a

(3)

h

x

b

a

h

x

h
x

b

a

b
a+b
2

計算の前に各々の分散の大小関係を予測し、結果と比較すること。

(Hint:馬鹿正直に計算しようとすると、ちょっとたいへんかもしれない。こういう時は、計算に都合がいいような座標系を自分で設定してから計算するのが楽である。たとえば、上の (2) であれば、x = a が原点になるような座標系 x0 = x − a を使って計算するとよい。)

11.2

不確定性関係と交換関係

h̄という関係5 があった。これを2
期待値および分散という考えかたから導こう。まず、不確定度を標準偏差（分散の平方根）であるとして、位置の不確定度 ∆x と運動量の不確定度 ∆p の間には、∆x∆p ≥

2

(∆p)

=

(∆x)2 =

DD

(p − hpi)

2

E
E

Z

=

(x − hxi)2 =Zψ ∗ (p − hpi)2 ψdx(11.6)ψ ∗ (x − hxi)2 ψdx(11.7)としよう。これの積が一定値よりも大きいことを証明する。このふたつの量は、

ψ1 = (p − hpi)ψ,ψ2 = (x − hxi)ψ

(11.8)のような形の波動関数を考えると、
Z2(∆p) =
5

ψ1∗ ψ1 dx = (ψ1 , ψ1 ),Z2(∆x) =

たいていの場合、∆x∆p > h と書いてあるが、正確にはこう。

ψ2∗ ψ2 dx = (ψ2 , ψ2 )(11.9)

第 11 章108
Zと書ける。ただし (ψ, φ) =分散と不確定性関係

ψ ∗ φdx という、ベクトルの内積の真似をした記法を使って書いている(波動関数はベクトル的に扱うことができる)。記号 (ψ, φ) は「ψ の複素共役と φ をかけてから積分す∗る」という意味であるので、(ψ, φ) = (φ, ψ) という性質を持つ。特に (φ, φ) ≥ 0 である (もちろん(φ, φ) は実数。等号が成立するのはφ がいたるところで 0 である場合のみ)6 。
q波動関数 ψ に対し、 (φ, φ) のことを波動関数のノルム (norm) と呼ぶ。ノルムはベクトルの長さに対応し、規格化されているならば 1 である。
物理においてよく使われる空間ベクトルに関する公式として(~a · ~a)(~b · ~b) ≥ (~a · ~b)2

(11.10)というものがある。この式は内積の定義 ~a · ~b = |~a||~b| cos θ からも導けるし、二つのベクトルを任意に実数 α をかけて引いたベクトル ~a − α~b の長さが、α の値にかかわらず常に 0 以上であること (式で書けば (~a − α~b)2 ≥ 0) からも証明できる。すぐ後でこれの波動関数バージョンの証明をする。

[問い 11-2] (11.10) を、任意のベクトル ~a, ~b と任意の実数 α について、(~a − α~b)2 ≥ 0 が成立することを使って証明せよ。

この式の左辺が二つのベクトルの長さの自乗の形になっていることに注意せよ。今求めたい ∆p∆x
も自乗すれば、(∆p)2 (∆x)2 = (ψ1 , ψ1 )(ψ2 , ψ2 ) となって、(11.10) の左辺に似た形となる。この式の波動関数バージョンの式を使うと、∆x∆p の最小値への手がかりが得られそうである。
そこでまず、以下で (11.10) の波動関数バージョンとなる一般的な式を証明しよう。まずは ψ1 , ψ2を一般の波動関数として、ψ1 − αψ2 という波動関数を作る。α は複素数としよう。自分自身との内積 (ノルムの自乗) は 0 以上になるということから、(ψ1 − αψ2 , ψ1 − αψ2 ) ≥ 0(ψ1 , ψ1 ) − α (ψ1 , ψ2 ) − α (ψ2 , ψ1 ) + αα∗ (ψ2 , ψ2 ) ≥ 0∗(11.11)になる。ここで、内積の定義から (ψ1 , αψ2 ) = α(ψ1 , ψ2 ) および (αψ2 , ψ1 ) = α∗ (ψ2 , ψ1 ) が言えることに注意。すなわち、定数が内積の中から外に出る時は、後ろから出るならそのままだが、前から出るZなら複素共役になって出てくる (定義 (ψ, φ) = ψ ∗ φdx をよく見よ)。
ここで α = k として k が実数であるとすれば、(ψ1 , ψ1 ) − k ((ψ1 , ψ2 ) + (ψ2 , ψ1 )) + k 2 (ψ2 , ψ2 ) ≥ 0(11.12)となるし、α = ik のように α が純虚数だとすれば、(ψ1 , ψ1 ) − ik ((ψ1 , ψ2 ) − (ψ2 , ψ1 )) + k 2 (ψ2 , ψ2 ) ≥ 0(11.13)という式が出る。
どちらの式も、ak 2 + bk + c ≥ 0 という k に関する二次不等式の形に書けた。双方とも、a =(ψ2 , ψ2 ) , c = (ψ1 , ψ1 ) であり、b は上の式では、− ((ψ1 , ψ2 ) + (ψ2 , ψ1 ))、下の式では −i ((ψ1 , ψ2 ) − (ψ2 , ψ1 ))である。係数 a, b, c は全て実数であることに注意せよ。だから実数係数の二次不等式での公式がすべて使える。
6「場の量子論」と呼ばれる量子力学の無限自由度系バージョンにおいては、自分自身との内積が負になるような場合を考えなくてはいけない場合もある。量子力学では (φ, φ) ≥ 0 と考えてよい。

11.2. 不確定性関係と交換関係

109

これらの式は k の値によらず成立しなくてはいけないが、もし (左辺) = 0 という方程式が二つの実数解を持つと、右のようなグラフが書けることになってしまって負になってしまう。それゆえこの式は実数解をせいぜい一つしかもたない。その条件は判別式が0 以下であるということ、すなわち b2 − 4ac ≤ 0 である。ゆえにk[− ((ψ1 , ψ2 ) + (ψ2 , ψ1 ))]2 − 4(ψ1 , ψ1 )(ψ2 , ψ2 ) ≤ 0(11.14)[−i ((ψ1 , ψ2 ) − (ψ2 , ψ1 ))]2 − 4(ψ1 , ψ1 )(ψ2 , ψ2 ) ≤ 0(11.15)またはという式が出る。一見二つの式のようだが、実は (11.14) で ψ2 → iψ2 と置き換えを行えば (11.15) が出てくる。以下では (11.15) だけ計算する。
ここまでは一般式だったが、ここで (11.15) の中の ψ1 , ψ2 に (11.8) で定義された波動関数を代入する。
第二項は −4(∆x)2 (∆p)2 となる。第一項を計算しよう。

[−i ((ψ1 , ψ2 ) − (ψ2 , ψ1 ))] =
2

·

−i

Z




= −i
·

=

−h̄

∗

ψ (p − hpi)(x − hxi)ψdx −

Z

2

∗

ψ (x − hxi)(p − hpi)ψdx¸2ψ ∗ [p − hpi , x − hxi] ψdx
|

Z

Z

∗

{z

}

¸2 =−ih̄

ψ ψdx

= h̄2

(11.16)となる。ここで [p − hpi , x − hxi] を計算する時には、hxi , hpi はもはや数であって演算子ではないので、x や p と交換することを用いた。よって、
h̄2 − 4(∆x)2 (∆p)2 ≤ 0(11.17)である。これからただちに、¶(∆x)2 (∆p)2 ≥µ³

厳密に証明された不確定性関係h̄2h̄すなわち ∆x∆p ≥42(11.18)´が導かれる。
h̄になる時は、ψ1 = (p − hpi)ψ, ψ2 =2(x − hxi)ψ のような形の波動関数の間に ψ1 − ikψ2 = 0(k はある実数) が成立する時である (この時にの[問い 11-3] 導出方法からわかるように、∆x∆p が最小値である

み (ψ1 − ikψ2 , ψ1 − ikψ2 ) = 0 になる)。簡単のために hxi = hpi = 0 の場合についてこの式を解いて、∆x∆p が最小になる時の波動関数がどんな形になるか、求めよ。この波動関数は、「不確定性が最小になっている」ということで、最小波束 (minimum packet) と呼ばれる。

以上の導出方法からわかるように、別に x, p でなくても、演算子 A, B があって、[A, B] = k(k は|k|を導くことができる。よって、量子力学において交換しないよ
定数) であったならば、∆A∆B ≥2
うな二つの物理量の不確定度の両方をゼロにすることはできない。

第 11 章110

分散と不確定性関係

たとえば二つの演算子を Â, B̂ として、

Âψ = aψ,B̂ψ = bψ

(11.19)(a, b は固有値であって、数である) になるような状態 ψ があったら、この ψ は「演算子 Â と演算子 B̂
の同時固有状態」と言う。
¶³
同時固有状態に関する定理

交換しない二つの演算子は同時固有状態を持てない。
(ただし、以下に示す例外を除く)µ´というのはたいへん大事な定理である。以下のように証明できる。
[Â, B̂] = c(c は 0 でない) とする。もし、同時固有状態があったとすると、

ÂB̂ψ = Â(bψ) = abψ
B̂ Âψ = B̂(aψ) = baψ(11.20)となる。数であるところの a, b は当然交換するので、この式から ÂB̂ψ = B̂ Âψ となってしまうが、これは [A, B] = c に反する (ただし、この証明には抜け道がある。下の問題参照)。

[問い 11-4] [Â, B̂] = Ĉ(Ĉ は演算子) である場合は、Â, B̂ の両方の固有状態があってもよい。ただし、その状態は Ĉ のゼロ固有値状態 (つまり、Ĉψ = 0) でなくてはならないことを証明せよ。

この抜け道の部分を除くと、交換しない演算子に対応する物理量は、同時に確定できないということがわかる。したがってこのような物理量の両方を同時測定するような実験は不可能だということになる。一方を測定して確定させると状態はその物理量に対応する演算子の固有状態となってしまい、
その状態はもう一つの物理量に対応する演算子の固有状態ではないので、大きな不確定性を持つことになるのである。演算子の交換関係が 0 となるか否かは、大きな物理的意味を持っている。

11.3

演習問題

[演習問題 11-1] 波動関数がµ ¶1

α 4 − 1 αx2e 2πである時、x Zの期待値と分散を計算せよ。
x の範囲は −∞ < x < ∞ である。
r
∞
π
−ax2
(hint:公式
dxe
)
=
a
−∞
Z ∞
2
(hint その２:上の公式を a で微分することで、dxx2 e−ax がどうなるかを計算することが可能。)
ψ=−∞[演習問題 11-2] 演習問題 11-1 の波動関数にたいし、p の期待値と分散を計算せよ。∆x と ∆p の間にはどんな関係があるか？？

111

第 12 章状態ベクトルとしての波動関数
Z

1 X
ここまでで何度か、波動関数 ψ を ψ = √fk eikx と「分解」したり、(ψ, φ) = ψ ∗ φdx のこと
2π k
を「内積」と呼んだり、まるで波動関数 ψ を一個のベクトルであるかのごとく扱ってきた。特に前章
では波動関数（ベクトル）の自分自身との内積が 0 以上であるということを使って不確定性関係を証明した。波動関数をベクトルとみなす効用についてはおぼろげながらにも理解できると思う。この章では、もっと具体的に波動関数とベクトルの関連性を見ていこう。このような考え方に慣れると、量子力学の考え方が少しずつ見えやすくなるはずである。

12.1

波動関数をベクトルと見る
波動関数がなぜベクトルと考えられるか1 がわ
かりにくいならば、関数 ψ(~x, t) を

ψ(x1 , t) ψ(x2 , t) 





Ψ =  ψ(x3 , t) 



..


.


(12.1)



ψ(xN , t)のような複素 N 成分を縦に並べたもの (列ベクトル) と考えてやればよい。ただしこの x1 , x2 , · · · , xN は今考えている空間内の全ての場所各点各点に 1 から順に番号を振っていったものと考える。実際にはもちろん、N = ∞ と考えなくてはいけな
い2 。つまり、ψ は無限個の複素数成分を持つベクトルであると考えてよい。
この列ベクトルに対してエルミート共役であるような行ベクトルはΨ† = (ψ ∗ (x1 , t), ψ ∗ (x2 , t), ψ ∗ (x3 , t), · · · , ψ ∗ (xN , t))(12.2)

である。３次元空間のベクトル ~a = (ax , ay , az ) と ~b = (bx , by , bz ) の内積は(ax ay az ) ~a · ~b =

1



bx


 b  = ax bx + ay by + az bz
 y 
bz

(12.3)

元々数学的には、足し算ができて定数倍できるものはなんでもベクトルである。「向きと大きさがある量」というのは高校生向けのベクトルの定義。
2
念の為に補足しておくと、実際には空間内の点の数は連続無限個、すなわち数え上げることが不可能な無限大である
ので、このように 1 から順番に数を割り振ることはほんとうはできない。

第 12 章112

状態ベクトルとしての波動関数と書けたことを思い出そう。これを「無限次元のベクトル」である波動関数の場合に拡張する。
この拡張により、x, y, z の各成分の足し算は、空間の各点各点の波動関数の和に変わる。
この二つの無限次元ベクトルの内積を取って、結果に空間の各点各点の間の距離 ∆x をかけてから
N → ∞ の極限を取れば、Ψ† Ψ∆x =NXZψ ∗ (xn , t)ψ(xn , t)∆x →n=1

Zという形になる。つまり、いつも計算しているψ ∗ (x, t)ψ(x, t)dx

(12.4)ψ ∗ ψdx は、ベクトルの内積と本質的には同じものなのZ3である 。だから、不確定性関係の証明の計算でも、二つの波動関数 ψ と φ の内積を (ψ, φ) =ψ ∗ φdxと内積であるかのように表記しておいたのであった4 。
なお、なぜ複素共役をとるのか不思議な人もいるかもしれないが、ψ = a + ib の時、ψ ∗ Ã= a !
− ibaであり、ψ ∗ ψ = a2 + b2 となることを考えると、複素数１個（ψ ）を、実数２個のベクトルとb∗考えれば、ψ ψ =

(a b)

Ã

a
b

!

と思って良い。ψ ∗ ψ だけで実数２成分ぶんの行列計算をしている

のである。

12.2

ベクトルと行列 ↔ 波動関数と演算子

次に、ベクトルにかけ算される行列について勉強しよう。量子力学ではベクトルが波動関数に “出世” するので、行列が演算子へと出世する。
線型代数を勉強した人は、「エルミート共役」とか「エルミートな演算子」などの言葉が、行列に関する言葉として出てきたことを覚えていると思う。ここで行列の場合のエルミート性の定義と、それからどのような結果が得られるかをまとめておく (そんなにややこしい話ではないから、線型代数を勉強してない人も心配しなくてよい)。量子力学でも行列的考えかたは役に立つからである。
行列におけるエルミート共役とは、行と列を入れ換えた後で各成分の複素共役をとることを意味する。2 × 2 行列なら
Ã
!†
Ã ∗
!
a b
a c∗
=
(12.5)c db∗ d∗である。エルミート共役をとると自分自身にもどる行列を「エルミート行列」と呼ぶ。列ベクトルのエルミート共役はÃ!†x= (x∗ y ∗ )(12.6)yÃとなって、行ベクトルとなる。二つの列ベクトル X =Ã(U, X) =

u
v

!† Ã

x
y

!

=

(u∗ v ∗ )

x
y

!

Ã

Ã

とU =

x
y

u
v

!

の内積 (U, X) は!

= u∗ x + v ∗ y(12.7)∆x をかけておく必要があるのは、そうしないと「無限成分の和」が発散するから。∆x は N → ∞ で 0 に向かうので、掛け算は収束し、それは積分と同じものになる。
Z
­ ¯ ®
4
もう一つ有名な表記方法として、 ψ ∗ φdx = ψ ¯φ というのもある。ディラックのブラとケットと言う。
3

12.2. ベクトルと行列 ↔ 波動関数と演算子113のように、一方のエルミート共役をとってからかけ算したものと定義されている (もしベクトルの成分が実数ならば、これは普通の 2 次元ベクトルの内積である)。演算子に固有値や固有関数があった
ように、行列にも固有値や固有ベクトルがある。
ÃÃ

となるならば、α が固有値、

x
y

a b
c d

!Ã

†

†

(AU ) = U A

Ã

=α

x
y

!

(12.8)

!

Ã

a b
c d

が固有ベクトルである。行列
"Ã

†

!

x
y

すなわち

a b
c d

!Ã

x
y

!#†

(x∗

=

y∗)

!

を A と書くと、
Ã

a∗ c∗
b∗ d∗

!

(12.9)となることに注意しよう。左辺はベクトル U に行列 A をかけるという計算が終了したのちに、結果Ã!†ax + byのエルミート共役を取るという計算を意味している。具体的に計算してみると、左辺はcx + dy
∗ ∗
∗ ∗
∗ ∗
∗ ∗
となり、右辺は (a x + b y
c x + d y ) となり、等式が成立することが確認できる。
行列がエルミート行列であれば、(AU )† X = U † AX 、すなわち
"Ã

a b
c d

!Ã

u
v

!#† Ã

x
y

!

=

(u∗

v∗)

Ã

a∗ c∗
b∗ d∗

!Ã

x
y

!

"Ã

=

u
v

!#† Ã

a b
c d

!Ã

x
y

!

(12.10)が成立する。演算子の場合のエルミート性Z(Aψ)∗ ψdx =Zψ ∗ Aψdx(12.11)と、行列のエルミート性は同様の性質を持つ条件であることがわかる。

[問い 12-1] このように定義されている時、これまで波動関数や演算子について成立していた性質が行列に対しても成り立っていることを確かめることができる。以下のことを証明してみよう。
(a) 列ベクトルの、自分自身との内積は常に 0 以上である。
(b) 任意のベクトル U, X に対して、(U, X) = (X, U )∗ である。
(c) エルミート行列の固有値は常に実数である。
(d) エルミート行列に対して固有値が異なる二つのベクトルが直交する。

【以下長い註】この部分は、最初に勉強する時は理解できなくともよい。
このように行列的に考えると、座標 x の演算子は


x1 0

 0 x2

 .
..
X=
.
 ..

 0
0

0 0

0 ···
0 ···
..
.

0
0
..
.

0
0
..
.










0 


0 · · · xN −1
0 ···
0
xN

(12.12)

第 12 章114という行列である。こうすれば、









状態ベクトルとしての波動関数x1 ψ(x1 , t)
 x2 ψ(x2 , t) XΨ = 
..

.

(12.13)xN ψ(xN , t)となる。これまでの量子力学の表示において「ψ に x をかけたら xψ 」のように計算していたのは、
実はこのような行列計算を暗黙のうちに行っていたのであった。
∂
は行列表示では、p すなわち −ih̄
∂x




−1 1
0
0 ···


 0 −1 1
0 ··· −ih̄ 


0
0
−1
1
·
·
·
P = lim∆x→0 ∆x 00 −1 · · · 

 0


..
..
..
..
.
.
.
. ···

(12.14)となる。ただし、∆x(= x2 − x1 = x3 − x2 = · · · = xN − xN −1 ) は空間を N 等分した一個の長さである。残念なことにこの行列 P はエルミートでないが、連続極限 (∆x → 0) ではエルミートである。
このような行列を (12.1) にかけると、ψ(x2 ) − ψ(x1 )−ih̄  ψ(x3 ) − ψ(x2 ) P Ψ = lim
∆x→0 ∆x  ψ(x4 ) − ψ(x3 ) 


..
.

(12.15)となって、これは確かに微分である (∆x → 0 の極限において)。この行列で表した x と p の間にも、交換関係 [x, p] = ih̄ が成立している (実際に計算すると少しだけ ih̄× 単位行列とはずれた形で出てくるが、その理由は本来連続的なものである微分を不連続に置き換えたせいである)。
【長い註終わり】
演算子 A の場合でも、(Aφ, ψ) = (φ, A† ψ)、すなわち、
Z∗(Aφ) ψdx =Z

φA† ψdx(12.16)として A のエルミート共役 A† を定義できる。エルミートな演算子の場合、A† = A である。A† = −Aとなる演算子を反エルミートな演算子と言う。

[問い 12-2] 演算子 A, B の積 AB のエルミート共役 (AB)† は B † A† であることと、行列でもそうであることを証明せよ。

[問い 12-3] エルミートな演算子の交換関係は反エルミートであることを証明せよ。
前に波動関数 ψ(x, t) を運動量の固有状態で分解すること (ということはすなわちフーリエ変換するということ) を行ったが、その手順の概略は以下のようなものだった。

12.2. ベクトルと行列 ↔ 波動関数と演算子

115

運動量演算子の固有関数を求める。 運動量演算子は p = −ih̄i∂だから、固有関数は e h̄ px であった。
∂x

任意の波動関数を運動量の固有状態の和で書く。 運動量が離散的である時は
´
i
i
i
1 ³
ψ(x) = √ F1 e h̄ p1 x + F2 e h̄ p2 x + F3 e h̄ p3 x + · · ·L(12.17)(L は考えている空間の大きさ) であり、連続的であれば、
i1 Z
ψ(x) = √ψ(p)e h̄ px dp
2π(12.18)と展開できる。
係数 Fn を求める。 こうやって分解された波動関数に前から e− h̄ pn x をかけて積分すれば係数 Fn (あるいは ψ(p)) を求めることができた。この積分によって運動量 pn を持っている成分以外は消えてしまうからである。
ii

運動量の期待値を計算する。 任意の運動量の固有状態 e h̄ px の和で書き表された状態に運動量演算子をかけると、

− ih̄

´
i
i
i
∂
1 ³
ψ(x) = √ p1 F1 e h̄ p1 x + p2 F2 e h̄ p2 x + p3 F3 e h̄ p3 x + · · ·∂xL(12.19)のように、各固有状態の波動関数に対応する固有値をかけたものになる。これにさらに前からψ ∗ をかけて積分すると、波動関数の直交性から、答えは

p1 F1∗ F1 + p2 F2∗ F2 + p3 F3∗ F3 + · · ·(12.20)に比例した形となる。つまり、Fn∗ Fn のように同じ成分どうしの積になっているところ以外は、最終的な答えの中に入ってこない。
このような計算は、行列で見るとどのような計算をしていることになるのかを見ておこう。
Ã

行列の固有ベクトルを求める。 エルミートな行列 A =
Ã

a b
c d

!Ã

x1
y1

!

Ã

= λ1

x1
y1

!

Ã

,

!

a b
c d
a b
c d

に対して
!Ã

x2
y2

!

Ã

= λ2

x2
y2

!

(12.21)のように、二つの固有ベクトルが見付かったとする5 。ここでは λ1 6= λ2 としよう6 。さらにこの固有ベクトルはともに規格化済みとする。
任意のベクトルを固有ベクトルの和で書く。 任意のベクトルは
Ã

X=

x
y

Ã

!

= k1

x1
y1

Ã

!

+ k2

x2
y2

!

(12.22)のように固有ベクトルに適当な複素数の係数 k1 , k2 をかけて足し算することで作ることができる。
562 × 2 行列ならば、固有ベクトルは二つしかない。
λ1 = λ2 の時は、この二つのベクトルが直交するようにとるものとする。

第 12 章116
Ã

係数 k1 を求める。 ベクトルの分解の係数 k1 は、X
Y

状態ベクトルとしての波動関数!

の前から (x∗1 y1∗ ) をかけることで求めることができる。この行ベクトルは異なる固有値を持つ

Ã

x2
y2

!

Ã

と直交し、

x1
y1

!

との内積が 1 だからである。
Ã

行列を対角化する。 この二つのベクトルを並べて作った行列 U =
Ã

!

x1 x2
y1 y2

!

を作る。

x∗1 y1∗であるが、U † U = I となることは二つのベクトルの直交
U のエルミート共役 U † はx∗2 y2∗性と規格化から明らかである (行列を作っているベクトルが互いに直交して長さが 1 になっていることに注意)。一般に A† A = I(単位行列) となる行列をユニタリ行列と呼ぶ。U はユニタ
リ行列である。U を使って、U † AU という新しい行列を作る。このような変換をユニタリ変換
と呼ぶ。
!Ã
!Ã
!
Ã
!
Ã ∗
a b
x1 x 2
λ1 0
x1 y1∗=(12.23)
c d
y1 y2
0 λ2
x∗2 y2∗となって、この行列は対角行列 (対角要素以外は 0 になっている行列) になる。こうなる理由は、
Ã Ã
! Ã
! !
Ã
Ã
!
Ã
! !
x1
x2
x1
x2
Uを
のように考えると、行列 A をかけると、 λ1
λ2
と
y1
y2
y1
y2
´
i
i
i
i
∂ ³
F1 e h̄ p1 x + F2 e h̄ p2 x + F3 e h̄ p3 x + · · · が p1 F1 e h̄ p1 x +なることから納得できる。ここでも、−ih̄∂xiip2 F2 e h̄ p2 x + p3 F3 e h̄ p3 x + · · · のようになることと同様の計算を行列でやっていることになる。
結局、フーリエ変換 (あるいは x-表示から p-表示への変換) というのは「無限行無限列行列を使ったユニタリ変換」ととらえることができる。
ここではフーリエ変換の場合で話をしたが、量子力学では「何かの演算子 (ハミルトニアンでもいいし角運動量でもいい) の固有関数」の形で任意の関数を分解して計算するという方法をよく使う。
このような計算方法を「演算子を対角化する」という言いかたをする。演算子を行列と考えた時、
Ã!
λ1 0のような形に行列をユニタリ変換していることに対応しているからである。
0 λ2ベクトルに対して使える公式などが適用できるためには、その量が足し算および定数倍ができる
こと、内積が定義できることが重要である。つまり、このようなベクトル的な計算ができるのは、量
子力学的な状態を表す波動関数が「重ね合わせ」という形で「足し算」ができるおかげである。
このため、波動関数で表される一つの量子力学的な状態を「状態ベクトル」という言葉で呼ぶ。状態ベクトルは無限次元のベクトルで、その一つのベクトルが、一つの波動関数 ψ(x) を表現する。波動関数の重ね合わせ ψ1 (x) + ψ2 (x) は、状態ベクトルの和と考えることができる。
【以下長い註】この部分は、最初に勉強する時は理解できなくともよい。

12.3

直交関数系という考え方

波動関数を運動量の固有値で分類する時、結果的にフーリエ級数のテクニックを使っている。フーリエ級数は「直交関数系」というものの基本的な例である。直交関数系は今後も量子力学でよく使う

12.3. 直交関数系という考え方

117

ので、その意味するところを説明しておく。
フーリエ級数の各成分にあたる cos mx, sin nx は違うもの同志をかけて積分すると 0 になるという性質を持っていた。これは、直交座標系の基底ベクトル ~ex , ~ey , ~ez が自分自身以外との内積が 0 である
こと~ex · ~ey = ~ey · ~ez = ~ez · ~ex = 0(12.24)に似ている。そういう意味で、このような関数列を「直交関数系」と呼ぶ。
~ex は単位ベクトルであり、~ex · ~ex = 1 であった。直交関数系でも同様に考えて、「自分自身との内積が 1 である」という条件も満たしている直交関数系を作る。
波動関数Ψというベクトル
cos x 成分
これを「規格直交関数系」と呼ぶ。たとえば上の
1
は
Z
2π

射影

1dx = 2π となるので、規格化されていない。規格√
1
化するには 2π で割って √ にする。同様に sin x は
2π
Z
0

2π

0

sin2 xdx = π となって規格化されていないので、

1√ sin x として規格化する。
π
規格直交系

射影

射影

cos2x 成分

cos3x 成分

1
1
1
1
1
1
1
√ , √ sin x, √ sin 2x, √ sin 3x, · · · , √ cos x, √ cos 2x, √ cos 3x, · · ·
π
π
π
π
π
π
2π
(12.25)が関数の「基底ベクトル」にあたるものなのである。
~ = Ax~ex + Ay~ey + Az~ez があった時、Ax を求めたいと思えば、あるベクトル A~ = ~ex · (Ax~ex + Ay~ey + Az~ez ) = Ax
~ex · A

(12.26)のように、~ex をかけることで求めることができる。~ex をかけると ~ey , ~ez の部分 (y 成分と z 成分) が消えてしまうおかげで、x 成分だけを取り出すことができるのである。
関数に対してもこれと同様のことが行ったのが、前節で Fn を求めた計算であった。
ここでは三角関数の列を「基底ベクトル」として用いたが、問題によっては他の関数列を使った方が計算が簡単になる場合もある。量子力学ではこのように関数を直交関数系を使って分解する、ということをよく行うが、フーリエ級数はその基本的な例である。

第 12 章118¶

状態ベクトルとしての波動関数³【よくある質問】∂∂
や E = ih̄ を演算子扱いするのはわかるが、x は単に数だとして扱ってもいいの∂x∂tではないのか。なぜ演算子だと思わなくてはいけないのか」「p = −ih̄

こう思うのは我々が波動関数を ψ(x, t) のように x の関数として表しているため、x に関しては順序をどう入れ換えても問題ないからである。しかし、例えば、ψ をフーリエ変換aψ(x, t) = √

1
2πh̄

Z

i

ψ(p, t)e h̄ px dp(12.27)

して、p の関数 ψ(p, t) を「波動関数」と考える立場もとれる。ψ(x, t) が決まれば ψ(p, t) は決まるし、この逆も真だから、この二つは同等なのである。
このような書き直しをすると、たとえばある演算子 A(x) の期待値 hAi はZψ ∗ (x, t)A (x) ψ(x, t)dx
¶
µZ
¶
Z µZ
i 0
i
1
ψ ∗ (p0 , t)e− h̄ p x dp0 A (x)ψ(p, t)e h̄ px dp
2πh̄hA(x)i ==(12.28)iのようにして ψ(p, t) を使った式に書き換えていくことができる。さらに後ろに e h̄ px がある時には

− ih̄
µ

i
∂ i pxe h̄ = xe h̄ px∂p(12.29)¶i∂となることを使って、A (x) → A −iと置き換える。ただし、ここの微分は e h̄ px にかかっている。つ
∂p
まり、
· µ
¶
¸
Z
i
∂
ψ(p, t) A −ih̄
(12.30)e h̄ px dp∂pという形になっている。ここで部分積分をして、微分が ψ(p, t) の方にかかるようにする。こうすると部分
i
∂
∂
→ ih̄
と置き換わる。これで e h̄ px には微分が積分のおかげでマイナス符号が一個出て、さらに −ih̄∂p∂p
かからなくなったから前にもっていくことができて、

hA(x)i =
=

Z µZ

|

Z

=

¶Z ·

µ

¶

¸

i 0
i
1
∂
ψ ∗ (p0 , t)e− h̄ p x dp0
ψ(p, t) e h̄ px dp
A ih̄
2πh̄ Z Z µZ¶µ ∂p ¶
i
1
∂
0 )x
(p−p
∗
0
dx ψ (p , t)A ih̄e h̄ψ(p, t)dpdp0
2πh̄
∂p

{z
0
¶ )
µ=2πh̄δ(p−pψ ∗ (p, t)A ih̄}(12.31)∂ψ(p, t)dp∂pのように x 積分を実行して、p を変数とする表示に書き直すことができる。こうなってしまうと今度は x の方が p を微分する演算子となり、むしろ p の方が「数」に見えてくる。ψ(x, t) を使うのは x-表示、ψ(p, t)を使うのは p-表示などと言うが、これ以外にも他の表示もあり、その時その時で便利な表現を使って問題を解くのがよい。一般的には (x-表示以外では)x も立派な演算子なのである。
aµi

ここで前についている係数に h̄ がついているのは、e h̄ px の方にも h̄ がついているため。

´【長い註終わり】

119

第 13 章１次元の簡単なポテンシャル内の粒子前章までで、量子力学の基本的な事項の説明をした。以下では、より具体的な問題に量子力学を適用していく。この章では、１次元でポテンシャルの中での波動関数を考える。現実 (３次元) に比べ簡単すぎてつまらないように感じるかもしれないが、１次元に限っても量子力学にはいろいろと面白い現象がある。

13.1

箱に閉じ込められた粒子

以下では一次元の箱 (長さ L) に閉じ込められた質量 m の粒子の運動を量子力学的に考える。まずこの粒子の持つエネルギーをシュレーディンガー方程式を解くことなしにおおざっぱに評価しよう。
計算結果に現れる量は h̄, L, m のみのはずである。L は文字通り [L] の次元を、m も [M] の次元を持つ。h̄ は時間で割る (振動数をかける) とエネルギー [ML2 T−2 ] になるのだから、[ML2 T−1 ] という次元を持っている。この 3 つの量からエネルギーの次元を持った量を作ろうとすると、[T ] を含むのは
h̄ のみだから、h̄2 [M2 L4 T−2 ] に比例させなくてはいけない。後 L と m を適当にかけることで次元あh̄2
でエネルギーの次元となる。実際に計算した結果はこれの数倍程度の量になるわせをすると、mL2だろう。
この結果は不確定性関係を用いた考察からも出てくる。長さ L の箱に閉じ込められているというh
ことは、位置の不確定性は最大でも ∆x = L である。一方 ∆x∆p > h であるから、運動量は ∆p =L
p2h2
程度の不確定性を持たなくてはいけない。この場合、エネルギーも=程度を持っている
2m
2mL2はずである。
p2
1+ kx2 と書ける) につい2m 2て、次元解析および不確定性関係から、最小のエネルギーの値を予想せよ。

[問い 13-1] ばね定数 k のばねにつながれた質量 m の粒子 (エネルギーは以上の考察をした後、具体的にシュレーディンガー方程式を解いていってみよう。一次元の空間(0 ≤ x ≤ L) 内に閉じ込められた、自由な粒子 (V (x) = 0) を考える。粒子の質量を m とする。
解くべき方程式はh̄2 ∂ 2
∂
−
ψ(x,
t)
=
ih̄
ψ(x, t)(13.1)
2m ∂x2∂tである。ここで、エネルギーが確定した値を取る（つまり、エネルギーの固有状態である）状態を考えることにすれば、iψ(x, t) = φ(x)e− h̄ Et(13.2)

第 13 章120

１次元の簡単なポテンシャル内の粒子のような形に解を制限することになる。これを代入して、´´h̄2 ∂ 2 ³
∂ ³
− h̄i Et
− h̄i Et
φ(x)e
−
=
ih̄
φ(x)e
2
2m ∂x
∂t
h̄2 d2− h̄i Et
− h̄i Et−
φ(x)e=
Eφ(x)e2m dx2 2 2h̄ dφ(x) = Eφ(x)−2m dx2(13.3)となるので、解くべき式は φ(x) に関する常微分方程式になる。このような定数係数の線型同次微分方程式の場合、解は eλx と置くことができる。λ の値を求めるためにこの解を代入すると、−

h̄2 2 λx
λ e = Eeλx2m(13.4)

h̄2 2
λ =E
2m

(13.5)となるから、−√を解いて、λ = ±i

2mE
となる。
h̄

√

これから、境界条件を考慮しなければ、k =

2mE
と置いて、
h̄

φ(x) = Aeikx + Be−ikx(13.6)という解が出る。
ここで波動関数に境界条件を与えよう。粒子は 0 ≤ x ≤ L に閉じ込められているとしたのだから、この範囲の外側では φ = 0 である。その外側の波動関数とつながるためには φ(0) = φ(L) = 0 でなくてはならない。これから、
A + B = 0, AeikL + Be−ikL = 0(13.7)という式が出てくる。第一式より B = −A であるから、³´

A eikL − e−ikL = 2Ai sin kL = 0(13.8)

A が 0 では波動関数が全部 0 になってしまうので、sin kL = 0 ということになる。ゆえに、
kL = nπ(n は自然数)という条件がつく。つまり、√(13.9)

2mE
L = nπh̄ 22mEL(13.10)= n2 π 22h̄n2 π 2 h̄2E=
2mL2のようにエネルギーが決まった (最初の予想と比較してみよう。多少数はずれているがだいたいの値は出ている)。結局波動関数はµ¶
nπφn (x) = 2Ai sinx(13.11)L13.1. 箱に閉じ込められた粒子

121

n2 π 2 h̄2というエネルギーを持つことになる。エネルギーが任意の値2mL2を取れず、何か整数 n を使って表せるようなとびとびの値を取る (量子化される) ことは量子力学でよく現れる現象であるが、これは束縛状態 (粒子が空間の一部に集中して存在している状態) の特徴
である1 。
Z
規格化条件 φ∗ φdx = 1 を満たすように A を決めよう。

となり、n の値に応じて En =

Z L
0

Z Lµ

¶¶ µ

µ

µ

nπ
nπ
x
2Ai sin
x
L
0
µ L¶
Z L
nπ
= 4A∗ A
sin2
x dx
L
0

φ∗ φdx =−2A∗ i sin¶¶

dx(13.12)

1 − cos 2θ
を使って積分することもできるが、グ
2
ラフを思い浮かべれば右のようになり、「山と谷が消し合う」ということを 1
1
考えればちょうど底辺 L、高さ の長方形の面積になることがわかって、答2
1
L2
えは になる。これから、
2
2A∗ AL = 1(13.13)
この式の積分は sin2 θ =

0
L
1 iα
1 −iα
∗
∗
よって A = √ e となる。A = √ e
なので、A A という組合せの中
2L
2Lには位相 α は入っていない。つまりこの α は規格化条件をつけても決まらないのである。ここではsφn (x) =

µ

nπx
2
sin
L
L

¶

(13.14)となるように、つまり最初ついていた i が消えるように選んでおこう (こうしなくてもまったく問題
ないが)。
こうして n = 1 に始まって n = ∞ まで続く、無限個の波動関数が得られた。各々は違う大きさのエネルギー固有値を持つ固有関数になっている。したがって、状態をエネルギーの固有値で分類した、と考えることができる。
今求めたエネルギー固有状態では、粒子の存在確率 (φ∗n φn ) は時間によらない。つまり、粒子は動いていない。それはあたりまえで、エネルギーの固有状態であるということは ψ(x, t) = φ(x)e−iωt という形で時間依存性 e−iωt が空
1∗∗間依存性 φ(x) と分離してしまっている。だから、ψ (x, t)ψ(x, t) = φ (x)φ(x)となって、時間がたったときに確率分布が変化しなくなっている。
それでは、古典力学における ‘運動’ はどこへ行ってしまったのか。これが気になる人のために、エネルギー固有状態でない状態ではどうなるのかを考
2
えよう。一番簡単な例として、以上で求めた波動関数のうち、もっともエネ
s
s
µ
¶
µ
¶
2
πx
2
2πx
sin
と、φ2 =sin)を
ルギーの低いものから二つ (φ1 =
1
L
L
L
L
考えよう。
φsup = C1 φ1 + C2 φ2(13.15)1

量子力学だからといって、何がなんでも不連続になるわけではない。エネルギーが不連続でとびとびの量になるの2は、束縛されている場合だけである。

第 13 章122

１次元の簡単なポテンシャル内の粒子のように二つの状態が重ね合わされた状態として作ることができる2 。このように二つの波が重なりあい、しかも φ1 と φ2 は違うエネルギーを持っていて違う振動数で振動している場合、重ね合わされた結果の波動関数は状況によって左側が強め合った
り、右側が強め合ったりするのである (右の図参照)。つまり、「いったりきたり」という現象が表れている。つまり、古典力学的な意味で動いている (期待値が振動している) 状態というのは、エネル
ギー固有状態でない状態 (複数のエネルギー固有状態の重ね合わせ) として実現しているわけである。

[問い 13-2] φsup が規格化されているための C1 , C2 の条件を求めよ。
[問い 13-3] 時間発展を考慮して、
rψsup = C1µ¶2πx − i E1 t
sin
e h̄
+ C2
L
L

r

µ

¶

2
2πx − i E2 t
sin
e h̄
L
L

とする。x の期待値 hxi を計算し、振動するような答えであることを確認せよ。

[問い 13-4] エネルギーの期待値を計算してみよ。

13.2

有限の高さのポテンシャル障壁にぶつかる波

前節で考えたのは、粒子が箱の中に閉じ込められている場合であった。そこでは「境界より外では波動関V(x)数が 0 になる」と考えたが、これはつまりそこに「無力限の位置エネルギーの、越えられない壁」があって、波動関数がそちらに侵入できないのだと考えられる。
別の言い方をすれば、「壁」の部分では粒子に無限の0大きさの力が一瞬働いて、方向を変えてしまったと考えよう。
「壁にぶつかったから跳ね返っただけのことじゃないんですか、なんでポテンシャルなんて出てくるんですか？」と疑問に思う人が時々いるが、そもそも「壁にぶつかったから跳ね返る」という現象が起こるのは壁から力を受けるからであり、力が働く時には（その力が保存力であれば）必ずそれに対応するポテンシャルが存在する。たとえば陽子と陽子が衝突する時、実際に粒子どうしが接触したりはしない。実際にぶつかるよりもずっと前にクーロン力による反発で跳ね返る。また別の考え方をすると、粒子に力が働いて跳ね返るわけだが、その力が保存力であると仮定したら、力が働く場所にはポテンシャルに傾斜があるということになる（上図参照）。
実際に起こる現象としては、おそらく位置エネル
ギーの差にしろ力にしろ、無限のエネルギー差や無限V(x)入射波の力が働くとは考えがたい。そこで以下では、有限の透過波(P)
高さのポテンシャルの障壁に波があたった時に何が起V0
こるかを考えよう。
反射波(R)
ただし、ポテンシャルの変化はある地点で急激に起0こるとして計算を簡単にする（傾きを有限にしても解2

重ね合わせは英語で superposition なので、添字 sup をつけた。

13.2. 有限の高さのポテンシャル障壁にぶつかる波

123

けないわけではないが計算が面倒になる）。結果として粒子には（古典的に考えれば）一瞬の間に力を受けることになる。その状況を右図のような½

V (x) =

V0
0

x>0
x<0

(13.16)という式で表される x = 0 を境に階段状に増加するポテンシャルで表現する。この状況で、x 軸負の方向から粒子を入射させてみよう (図では V0 > 0 として書いているが、場合によっては負であってもよい)。解くべきシュレーディンガー方程式は x < 0 領域では−であり、x > 0 領域ではh̄2 ∂ 2∂
ψ = ih̄ ψ
2
2m ∂x
∂t

Ã

(13.17)!

∂h̄2 ∂ 2−
+ V0 ψ = ih̄ ψ
2
2m ∂x
∂t

(13.18)である。とりあえず定常状態解 (つまりエネルギー固有関数) を求めることにして、左辺を Eψ と置き換える。すると結局、(
Eψ
x<0h̄2 ∂ 2−
ψ=
(13.19)(E − V0 )ψ x > 02m ∂x2を解けばよいことになる。E − V0 の符号に注意せねばならないが、まずは E − V0 > 0 だとするならば、解は(eikx + Re−ikx x < 0ψ=(13.20)0
P eik xx>0h̄2 k 2h̄2 (k 0 )2= E,
= E − V0 である。ここで、x > 0 の領域にいるのは、左から2m2mやってきた波 eikx の一部が壁を乗り越えてやってきているのだろうから、どれくらい透過したかを示
す係数 P をつけて表した。一方 x < 0 では、壁のところで一部反射して左行きの波ができる可能性があるので、その波が R という係数をもっているとして足し合わせた。P, R は一般に複素数でよいが、その値は x = 0 における接続で決まる。|P | は透過波の、|R| は反射波の振幅に対応する。
なお、係数を簡単にするために入射波の振幅を 1 にしたので、この波動関数は規格化されていないことに注意せよ。実際このように無限に拡がった波動関数を考える時、運動量の固有状態である eikx
を 1 に規格化することはできない。有限の体積であれば、となる。ただし、Z∗Zψ ψdx =
Ve
V

−ikx ikx

e

Z

dx =

dx = V(13.21)V

1であるから、 √ eikx と規格化しておくことができる。しかし V = ∞ ではこれは不可能である。
V
しかし我々が今計算したいのは、「入射してきた波のうちどの程度が反射し、どの程度が透過していくのか」という割合であって、割合を計算する分には規格化は必要ない。そこで以下では規格化はおこなわず、入射波の振幅を 1 として他の波の相対的な大きさだけを考えることにする3 。この場合は ψ ∗ ψ は確率密度を表さないが、確率密度に比例した量にはなっている。
Z
3

体積無限大でなんらかの規格化をしたい時は、デルタ関数を使って、(デルタ関数的規格化と呼ぶ) することが多い。

ψk∗ ψk0 dx = δ(k − k 0 ) となるように規格化

第 13 章124

１次元の簡単なポテンシャル内の粒子(13.20) で x > 0 と x < 0 にわけてシュレーディンガー方程式の解を求めた。x = 0 では、この二つ
dψ
の解の、ψ とが連続的になっているという条件を置こう。ψ や一階微分がつながってなかったと
dx
したら、シュレーディンガー方程式は絶対に満足できない4 。一方、シュレーディンガー方程式を見d2 ψるとわかるが V (x) が不連続なのだから、二階微分 2 は必然的に不連続となる (ということは三階dx以上の微分は定義できない)。ψ(x = 0) の接続条件から、
1+R=Pという式が出る。また微分(13.22)dψ|の接続から、
dx x=0ik(1 − R) = ik 0 P(13.23)が成立する。この二つを解く。ik 0 × (13.22) − (13.23) により、

ik 0 (1 + R) − ik(1 − R) = 0

k − k0k + k0

→

R=

P =

2k
k + k0(13.24)が出るし、ik × (13.22) + (13.23) によって、

2ik = i(k + k 0 )P

→

が出る。

(13.25)h̄2 (k 0 )2h̄2 k 2= E,
= E−V0
ここで、P は常に正であるが、R は k > k 0 なら正、k < k 0 なら負である。
2m2m
なので、V0 > 0 ならば k > k 0 である。この場合はポテンシャル的には「壁を登る」ということになる。逆に V0 < 0 の時 k < k 0 となるが、この場合は壁を登るというよりは「階段を下りる」感じになる。この二つで反射の様子は大きく異なる。たとえば電子が金属内から空気中に飛び出す時などがV0 > 0 の状況に値する。ポテンシャルは空気中の方が高い (金属は電子を引っ張りこもうとする) ので、飛び出した後、電子の運動エネルギーが減少する。もし十分な運動エネルギーを持たなければ空気中には出て行けない (光電効果の話を思い出せ)。
まず、k > k 0 の場合のグラフを見よう。この場合、粒子はポテンシャルの高い方向に向けて入射・透過するので、透過後は運動エネルギーを減らして波長がのびる。そして、反射波の位相はずれていない。このことを理解するには、「グラフの入射波が壁にあたらずにそのまま続いたとしたらどんな波ができたのか」と考えるとよい。このグラフの場合、もし壁がなければ、境界のすぐ右には山ができていたはずである。実際には境界があって反射が起こったわけであるが、本来境界のすぐ右にできるはずだった山は向きをかえて、境界のすぐ左に存在している。つまり、「山が山として跳ね返った」ということである。
ここで、k > k 0 のグラフをよく見ると、透過波の振幅は入射波の振幅より大きくなっている。これ2kは透過波の振幅の絶対値という式からもわかる。しかし入射波が透過波と反射波に分かれる
k + k0と考えると、振幅が増えるのはおかしいような気もする。なぜ振幅が大きくなるのだろう？
この理由は、古典的な場合と対応させてみるとわかる。古典的に考えると、k > k 0 ということは、透過後の方が粒子の運動量が小さくなっているということである。つまり図の左側の方が粒子の進む
4

シュレーディンガー方程式自体に δ(x) のような発散項が入っている場合は別。

13.2. 有限の高さのポテンシャル障壁にぶつかる波
¶

125
³

k > k 0 の場合の反射と透過
透過波

合成波
反射波



入射波

k’



k

µ

´

速さが速い。速さが速いということは、ある範囲に存在している時間が短いということであり、それだけ「単位長さあたり、単位時間あたりの存在確率」は小さくなる。逆に遅くなれば、それだけ粒子がある範囲にいる時間が長くなるから、存在確率密度は上がる。
上のグラフで書かれている状況は、古典的に見ると「ボールが左から床を転がってきて、坂を登ってスピードが遅くなりつつ、また走っていく」ということであるから、右の方が遅くなる分だけ、確率密度が大きくなっているのである。
なお、「遅くなる」のは古典的運動あるいは群速度の場合であって、波長が長くなっているので位相速度の方は速くなっている。
¶

k < k 0 の場合の反射と透過

³

合成波
透過波

反射波



入射波

k’



k

µ

´
0

k < k の時 R は負の実数である。つまり、e

ikx

と Re

−ikx

は、x = 0 において符号反転している。

第 13 章126

１次元の簡単なポテンシャル内の粒子

ei(θ+π) = −eiθ であるので、このことを「位相が π ずれる」という言いかたをする5 。グラフ上で符号が反転していることは次のように確認できる。この k < k 0 の場合も、グラフでは境界のすぐ左には入射波が谷になっている。もし壁がなかったとするならば、境界のすぐ右には山ができていたはずである。ところが壁があるので波が反射された。反射波は壁のすぐ左で谷となっている。つまり「山が谷になって跳ね返って来た」のである。
k < k 0 で符号反転し、k > k 0 ではしない理由をおおざっぱに言うと以下のような説明ができる。
2kk 00
透過波の微係数の絶対値 k P =は、入射波
k + k00の傾きの絶対値 k に比べ、k < k では大きくなり、
k＞k’
k＜k’
k > k 0 では小さくなる。これは、k < k 0 では波長が透過波
反射波(入射波より短かくなり、波が圧縮された形になる (当然、傾きは大きい傾き)
透過波
反射波(入射波より増える) ということの反映である。入射波より透過波
小さい傾き)
入射波+反射波の方が傾きが急になっているが、合成波 (入射波+反射
入射波波) の傾きは透過波と同じでなくてはならない。その
入射波
ため、反射波は入射波の傾きを強める波でなくてはな
入射波+反射波らない。k > k 0 では逆に傾きを弱めなくてはならない。
もう一つの説明は、k > k 0 では透過波は入射波より大きい振幅を持つことを使う。透過波と合成
波はつながっているのだから、合成波が境界で強め合っていないと困る。つまり反射波は符号反転せずに足し算されねばならない (なぜ振幅が大きくなるのかについては上で説明した通り)。
まとめると、ここで起こった現象は以下の表のようになる6 。
波数の関係
k > k0k < k0ポテンシャル
高い方へ
低い方へ

波長
長くなる
短くなる

位相速度
速くなる
遅くなる

群速度
遅くなる
速くなる

反射波の位相
ずれない
π ずれる

境界で波は
強め合う
弱め合う

[問い 13-5] x < 0、x > 0 のそれぞれの領域での ψ ∗ ψ を計算せよ。これは確率密度に比例する。x < 0の領域において、ψ ∗ ψ が極大となるのはどんな点か。

13.3

波動関数の浸み出しh̄2 (k 0 )2
前節で問題を解く時、E − V0 > を仮定した。そうでないと= E − V0 から決まる k 0 が虚数2mになってしまうからである。しかし、物理的状況としては E − V0 < 0 という状況だって有り得る。
その場合どうなるのだろうか。もう一度シュレーディンガー方程式を解き直そう。
−

h̄2 ∂ 2
ψ = (E − V0 )ψ
2m ∂x2(13.26)

ψ = De−κx + F eκx(13.27)であるが E − V0 < 0 なので、この解は5

この場合は「反転する」というもっとわかりやすい言葉があるんだから、かっこつけて「位相が π ずれる」なんて言わなくていいのになぁ、と思うかもしれない。こんな言葉を使うのは、後で π ではない「位相のずれ (phase shift)」が出てくるからである。
6k > k 0 の場合を自由端反射、k < k 0 の場合を固定端反射と分類する場合もあるが、この場合は k < k 0 でも、端にあたる壁の部分の波は固定されているわけではない。

13.3. 波動関数の浸み出し127となる。ただし、κ はh̄2 κ2= V0 − E(13.28)2mを満たす正の実数である。二つの解ではあるが、F eκx の方は無限遠で発散してしまうので、物理的にこんな答えは有り得ないということで捨ててしまおう。すると、今度は接続条件として、
1+R = D(13.29)ik(1 − R) = −κD(13.30)という式が出ることになる。
この式を解けば、
2kk − iκ
D=, R=(13.31)
k + iκ
k + iκ
となる。この場合、D, R が複素数となることに注意しよう。な
お、結果だけを見ていると、E − V0 > 0 であった時の P, R の k 0の部分を単純に k 0 → iκ と置き換えた形になっている。
まず、R の位相を計算しておこう。一般の複素数 a + ib は
Ã
!
√
a
b
2
2
a + ib =a +b √ 2+ i√ 2a + b2a + b2√(13.32)2
2
a + b (cos α + i sin α)=√=
a2 + b2 eiα√のようにして絶対値 a2 + b2 と、位相部分 eiα に分離できる。ただし α はabcos α = √ 2, sin α = √ 2
2
a +b
a + b2

2

a +b

2

b

a

(13.33)によって決まる (この式は cos2 α + sin2 α = 1 を満たしていることに注意)。
¶

浸み出しが起こる場合のグラフ

³

合成波
侵入部分

反射波

入射波


k

µ

´

第 13 章128
R=

１次元の簡単なポテンシャル内の粒子

k − iκ
の位相を求めるために、まず分母をk + iκ√kκκ2 + k 2 eiφ つまり、cos φ = √ 2, sin φ = √ 22
κ +k
κ + k2(13.34)
とおく。すると、√
k + iκ =κ2 + k 2 eiφ√(13.35)k − iκ =κ2 + k 2 e−iφk+iκ =となる。よって、R は、

反射波(R)

侵入部分(D)入射波√
κ2 + k 2 e−iφR= √ 2= e−2iφκ + k 2 eiφ(13.36)πを2満たす角度 (第一象限内) である。この計算でわかったように、E < V0 の場合、反射波の振幅を表す
R の絶対値が 1 になる。つまり、結局は全部が跳ね返っていることになる。
同様に計算すると D は
2k
D= √ 2(13.37)
κ + k 2 eiφ= 2 cos φe−iφつまりこの場合、反射波の位相は −2φ だけずれることになる。定義からして、φ は 0 < φ <となる。D の位相のずれは −φ となり、R の位相のずれのちょうど半分である。複素平面上に図を書いてみると、1 + R = D という式が右のように書ける。|R| = 1 を考えると、D の位相が R の位相のちょうど半分であること、長さが 2 cos φ であることの両方が、グラフ上でも理解できる。

[問い 13-6] ψ ∗ ψ の値を計算し、極大になる点と極小になる点がどこか求めよ (φ を使って答えてよい)。
D = 0 でないから、壁の内側でも粒子の存在確率はゼロにならない。ただし、その確率は壁の中に入るにしたがってどんどん小さくなる。「大きくなる方の解を捨てたから、小さくなる解だけが残ったのではないか。大きくなる解が残ったらどうなるのか」と気にする人がたまにいる。しかし、ψ ∗ ψが確率密度を表すことを思い出して欲しい。壁の内側でどんどん確率密度が大きくなってしまうとすZると、 ψ ∗ ψdx が無限大になってしまう。相対的に考えると、入射波 (振幅が 1) の存在確率は 0 である。つまり、そんな粒子は入射してこれない。
このようにシュレーディンガー方程式を解くと、古典力学的にはありえない、「運動エネルギーが負の状態」が解として出てきて、古典力学的には到達し得ないところにまで波動関数が浸み出してくることになる。
13.1 節で考えた、波動関数が壁でぴったりと 0 になる
ような場合というのは、ポテンシャルの高さ V が無限大の極限になっている。この場合は κ = ∞ であって壁に入るなり波動関数は 0 になる。
ここで、古典的に見て運動エネルギーがプラスの時とマイナスの時の波動関数のグラフの違いを指摘して



2

d
2
dx



2

d
2
dx

<0

>0

正の運動エネルギー



2

d
2
dx



2

d
2
dx

>0




<0

負の運動エネルギー(?)

13.3. 波動関数の浸み出し

129

おこう。グラフ上の違いの話しなので、波動関数の実部の部分だけを考える。運動エネルギーが E運という固有値を持っているとすると、

h̄2 ∂ 2−
ψ = E運 ψ
2m ∂x2

∂2
ψ
∂x2

つまり、

ψ

=−

2mE運
h̄2

(13.38)∂2ψ の符号が反対になる。二階微分はグラフで書いた∂x2
時、線の曲がり具合を表す (もし二階微分が正ならば傾きが大きくなっていくし、負ならば小さくなっていく)。つまり E運 > 0 の時、ψ は正の領域では傾きが小さくなる方向に曲がり、負の領域では傾きが大きくなる方向に曲がる。これは結局、ψ がプラス側にある時はマイナス側に曲がり、マイナス側にある時はプラス側に曲がるということであるから、振動が起こることになる。
E運 < 0 ならば、この傾向がまったく逆になり、むしろ 0 から離れる方向に曲がる。結果として、もし最初に 0 から離れる方向へ変化していたとすると、ψ はどんどん 0 から遠い方へ離れて行き、最終的には発散する。もし最初に 0 に近付く方向へ変化していたなら、その変化がどんどん減るが、曲がり具合 (二階微分) も 0 に近付いて行くため、ψ = 0 という直線に漸近的に近付いていくことになる。いずれにせよ、x の関数としての ψ は振動しない。そういう意味では波動関数が「波動」であるのは E運 > 0 の場合だけである。
もともとシュレーディンガー方程式を作った時は、アインシュタインとド・ブロイの関係式 (E =hhν, p = ) を満たすような波動方程式として作ったのだから、解として「波ではない関数」が出てきλた時に、「こんな状況でもシュレーディンガー方程式を信用してもいいのか？」ということが気になるかもしれない7 。実際のところこういう状況でもシュレーディンガー方程式が成立してくれるのか
どうかは実験で確かめるべきことである。なお、シュレーディンガーが最初にシュレーディンガー方
程式を使って解いた具体的問題は後で説明する水素原子の電子であるが、その解は、古典力学的には運動できないところまで波動関数が広がっていることを示している。この解が水素原子のエネルギー
スペクトルについて正しい答えを出すのであるから、シュレーディンガー方程式を「運動エネルギーがマイナスになる領域」に使用することは間違いではなさそうであるという式が成立する。E運 > 0 ならば、ψ と【補足】この部分は授業では話さない可能性もあるが、その場合は読んでおいてください。
ここでは階段状のポテンシャルを考えた。もっと複雑なポテンシャルの場合、シュレーディンガー方程式を解くのは難しくなるが、波動関数がどう減衰して行くかを近似計算することができる。
まず考えている空間 x0 < x < xN を N 等分して、∆x =xN − x0
ごとに刻む。その一区画 xn < x < xn + ∆x の中V(x)Nではポテンシャル V (x) が定数であると近似する (つまり、ポテンシャルを細かい階段状ポテンシャルで置き換える)。
そうすれば波動関数の振幅は、その区画内で
e−κn ∆x 倍にp2m(V (xn ) − E)
減衰することになる。ただし、κn =でh̄..........................
ある。
x = x0 から x = xN まででの波動関数の減衰を考えると、

e−κ1 ∆x e−κ2 ∆x · · · e−κN ∆x = e−(κ1 +κ2 +···+κN )∆x (13.39)

7x 1 x 2 x 3 x 4..........................

x N-1x Nというより、物理をやる人はこういうことを気にして欲しい。たとえ方程式が解けても、答えとして出てきたものが妥当ではない場合だっていくらでもあるのだから。

第 13 章130となるが、∆x → 0 とすればlim (κ1 + κ2 + · · · + κN )∆x →∆x→0

１次元の簡単なポテンシャル内の粒子

Z xN p2m(V (x) − E)
dx
h̄

x0

と置き換えられる。すなわち、x0 での波動関数は xN での波動関数の
·

1
exp −
h̄

Z xN q¸

2m(V (x) − E)dx

x0

(13.40)(13.41)1という (日常の生活レベルにおいては) 大きな数字が来ているおh̄

倍に減衰していることになる。exp の肩のかげで、この減衰は非常に速い。
たとえば、E, m, V や x の積分域がオーダー 1 の量（1 キログラムとか 1 ジュールとか 1 メートル）だった
33とすると、exp の肩には h̄ の逆数である 1033 ぐらいの負の数が載っていることになる。だいたい、e−10 ぐらいである。この確率はものすごく小さい。0.0000000 · · · と 0 を並べて書いていくと、1032 個以上の 0 が並んだ
後でやっと 0 でない数字が出てくるほどになる8 。
なお、今行った計算は近似計算であり、厳密解ではない。一般に eF (x) のような関数を二階微分すると、µ¶

d2 F (x)d dFe=(x)eF (x)
2
dx
dx dx
Ã
µ
¶ !
d2 F
dF (x) 2 F (x)
e
=
(x) +
dx2
dx
という形になる。今の場合(13.42)Z

1 xq
2m(V (x0 ) − E)dx0
h̄ x0
dF
1q
(x) = −
2m(V (x) − E)
dx
h̄
m dV
d2 F
1
dx
p
(x)
=
−
dx2
h̄ 2m(V (x) − E)
F (x) = −(13.43)(13.44)(13.45)d2 Fの項はシュレーディンガー方程式を成立させるにはじゃまな項になる。シュレーディンガー
dx2
Rx √2m(V (x0 )−E)dx0− h̄1x0を代入すると、方程式の左辺の ψ に eとなる。このÃ!

h̄2 d2−+ V (x) ψ =2m dx2

Ã

!

dV
1
dx
E+ p
ψ
2 2m(V (x) − E)

(13.46)dVに比例する項が残る。この項を無視する近似をすれば、これが解となるのdxである。つまり、以上のような計算は V (x) の変化が十分ゆっくりな時のみ使える近似である。

となり、答えは Eψ とならず、[問い 13-7] 垂直投げ上げ運動を量子的に扱うと、そのシュレーディンガー方程式はÃ!

h̄2 ∂ 2−+ mgx ψ = Eψ2m ∂x2(13.47)である。mgH = E とする。古典力学的に考えると x = H が最高点である。その最高点より ∆H 上での波動関数は x = H の場所の何倍になっているか？ 上で説明した近似計算で求めてみよ。
h̄ = 1.05 × 10−34 J・s、m = 1kg、g =9.8m/s2 、∆H = 0.001m(=1mm) として、数値を出してみよ。
8

私が学生の頃、「掌に指を何度も何度も何度も突き刺せば、波動関数は少しだけ向う側に浸み出すので、いつか向う
側に指の先端が通り抜ける状態が観測される」という話を聞いて、何度も何度も試してみたことがある。しかし、この確率では宇宙の始まりから最後まで突き続けても無理そうである。

13.4. 演習問題

131
【補足終わり】

13.4

演習問題

[演習問題 13-1] 確率密度 ρ = ψ ∗ ψ に対し、確率の流れ密度 J はih̄(∂x ψ ∗ ψ − ψ ∗ ∂x ψ)2mで定義される。シュレーディンガー方程式が成立する時、連続の式
J=(13.48)∂t ρ + ∂x J = 0(13.49)が成立することを示せ。
[演習問題 13-2] 13.2 節で求めた波動関数について、前問で定義した確率の流れ密度 J を計算し、入射波の流れが反射波の流れと透過波の流れに分かれていることを確認せよ。
[演習問題 13-3] 下のグラフで表したポテンシャルの中で、波動関数 ψ(x) がさらにその下のグラフで表せるような定常状態ができあがっている。ψ(x) は実数であり、虚数部はないとする。

(a) 波動関数の二階微分

V(x)

 2 

d2 ψ
を ψ で割ったdx2d ψ

もの  dx  の符号は、図の点 A よりψ
左では負、右では正になっている。点A は古典力学的に考えるとどのような
点か。
2

x



(x)

(b) 点 O の右、点 A の左では、右へ行くほど波動関数の波長がだんだん長くなっているが、これはなぜだろうか。物理的解釈をのべよ。

x(c) 点 O の右、点 A の左では、右へ行くほど波動関数の振幅がだんだん大きくなっているが、これはなぜだろうか。物理的解釈をのべよ。
[演習問題 13-4] 太陽の中心部では、1.5 × 107 K 程度の温度になっていて、陽子と陽子の核融合が3起こっている。単純に考えると陽子は一個あたり kT (k はボルツマン定数 1.38 × 10−23 [J/K]、T は2絶対温度) ぐらいのエネルギーを持っているはずである。このエネルギーではたとえ二つの陽子がうまく正面衝突したとしても、(古典力学的に考えるかぎり) 陽子どうしが接触できないことをしめせ。
ke2
電荷 e を持つ荷電粒子が距離 r にある時、ポテンシャルエネルギーはである。陽子の電荷 e は
r−1991.6 × 10 C、クーロンの法則の比例定数 k は 9.0 × 10 、陽子の半径は R = 1.0 × 10−15 m とする。
[演習問題 13-5] 前問の状況では、陽子が接触する確率は（13.3 節で使った近似を使って）R ∆r √2m(V (x)−E)

e−2 r

h̄

dx

132

第 13 章１次元の簡単なポテンシャル内の粒子となる。ただし、E は陽子の持っているエネルギー、V (x) がポテンシャルエネルギーであり、r は陽子の半径、∆r は古典的な場合に陽子がもっとも近づく距離である。
この積分を計算するのはたいへんなので、V (x) = V (r)、すなわち V (r) は一定で、陽子の半径でのクーロンポテンシャルの値に等しいと近似する。さらに、V (r) に比べて E は小さいので、これも無視する。こうすると、積分はq2mV (r)−2(∆r − r)h̄となる。以上の近似をして、だいたいの確率を計算してみよ。陽子の質量を 1.7 × 10−27 kg とする。

133

第 14 章１次元の束縛状態と散乱

井戸型ポテンシャル：束縛状態

14.1

２枚の有限なポテンシャルの壁にはさまれた領域での波動関数を考えてみる。この領域を「井戸の穴」と見て「井戸型ポテンシャ
ル」と呼ばれることが多い1 。具体的には、下のようなポテンシャ
ルの中にある質量 m の粒子に対しての量子力学を考える。


 V0

V (x) =  0V0x < −d−d < x < d
d<x

V(x)

V0

(14.1)-ddx

井戸内部の方が位置エネルギーが小さいので、粒子はこの井戸に引っ張り込まれるような力を受けることになる。井戸が十分深ければ粒子はこの井戸にとらえられ、井戸から遠い場所には存在できない。このような場合を「ポテンシャルに束縛されている」と呼ぶ。井戸が浅い場合は束縛は起こらないが、その場合については次の節に回し、まず束縛される場合を考えよう。その場合、|x| → ∞で ψ → 0 という境界条件で問題を解くことになる。
解は |x| > d の範囲では
q2m(V0 − E)e±κx ただし、κ =(14.2)h̄|x| < d の範囲では
√
2mE
±ikx
e
ただし k =
(14.3)h̄となる。遠方で減衰する、という条件を満たすためには、E < V0 である (κ の式のルートの中が正になる条件) ことがわかる。また E > 0 になっているとしよう。
計算を簡単にするために以下の定理を証明しよう。
¶³

対称ポテンシャルのシュレーディンガー方程式の解に関する定理

ポテンシャルが左右対称になっている時 (V (−x) = V (x) の時)、シュレーディンガー方程式の解は偶関数 (ψ(−x) = ψ(x)) であるか、奇関数 (ψ(−x) = −ψ(x)) であるか、どちらかである。

µ´

この定理を証明するにまず、「ポテンシャルが左右対称になっている時、シュレーディンガー方程式の解 ψ(x) が見つかったとすると、ψ(−x) も解である」ということを示す。そのために、以下のように方程式の中に出てくる x をすべて −x に置き換えた式を作る。
Ã

!

Ã

!

h̄2 ∂ 2h̄2 ∂ 2
+ V (x) ψ(x) = Eψ(x) → −+ V (−x) ψ(−x) = Eψ(−x)−
2m ∂x22m ∂(−x)21

13.1 で考えたようなポテンシャルは「無限に深い井戸型ポテンシャル」と呼ばれる。

(14.4)

第 14 章134

１次元の束縛状態と散乱

∂2
の
∂x2
ように自乗の形になっているので、符号が変化しても変わらない。よって、ψ(x) が解ならば ψ(−x)
も解である。
ψ(x) と ψ(−x) が独立であるか独立でないかによって場合分けする。
「独立ではない」ということは、仮定から位置エネルギーの部分は変化しない (V (−x) = V (x))。また運動エネルギーの部分は

ψ(−x) = P ψ(x)(14.5)のように、P という係数をつけて比例しているという意味である。ここで、

ψ(−(−x)) = P ψ(−x) = P 2 ψ(x)(14.6)のように、x の反転を２回行ったとすると、結果は元にもどるので、P 2 = 1 である。必然的に、P = ±1となり、偶関数 (P = 1) か奇関数 (P = −1) かのどちらかとなる。
もし ψ(x) と ψ(−x) が独立ならば、その和や差もやはりシュレーディンガー方程式の解であるから、

11(ψ(x) + ψ(−x)) , ψO (x) = (ψ(x) − ψ(−x))(14.7)
22という重ね合わせも解である。つまり、解は偶関数 (ψE ) であるか、奇関数 (ψO ) であるかのどちらかだと考えてよい。
この定理を使えば、最初から偶関数もしくは奇関数を仮定して計算をすればよいことになる。偶関数の場合、「波動関数は偶 (even) のパリティを持つ」あるいは「正のパリティを持つ」と言い、奇関数の場合は「奇 (odd) のパリティを持つ」あるいは「負のパリティを持つ」と言う。P の値 (±1) をパリティと呼ぶ場合もある。
ではまず偶関数の場合を考える。波動関数をκxx < −d Ae
ψ(x) = cos kx −d < x < d(14.8)
Ae−κx x > dと置く。ここでも規格化は気にしないことにしたので、中央の波動関数を cos kx と、係数 1 に選んだ。x < −d では eκx 、x > d では e−κx と選んだことにより、無限遠（x = ±∞）で波動関数は 0 となる。また、この選び方により波動関数は確かに偶関数である。
dψ
接続条件として、x = d の両側で波動関数 ψ が一致しなくてはいけない（微分に関しても同様）
dx
ないから、
Ae−κd = cos kd,− κAe−κd = −k sin kd(14.9)
ψE (x) =の二つの式が出る (x = −d での接続は上と同じ式になるので改めて要求する必要はない)。辺々割り算すると、−k sin kd−κAe−κd=−κd(14.10)Ae
cos kdκ = k tan kdという式が成立しなくてはいけないことがわかる。k も κ もエネルギー E で決まる量なので、この式がh̄2 k 2h̄2 κ2成立するのかどうかはちゃんと計算する必要がある。エネルギーの関係式から、
= E,
=
2m
2m
V0 − E であるから、h̄2 k 2 h̄2 κ2
2mV0+= V0 すなわち k 2 + κ2 =(14.11)
2m
2m
h̄2
となる。

14.1. 井戸型ポテンシャル：束縛状態

135

結局我々が求めるべきは κ = k tan kd と k 2 +
2mV0
κ2 =
という連立方程式の解である。質量h̄2m やポテンシャルの深さ V0 が与えられれば、この式から k, κ が計算でき、つまりは許されるエネルギー E が決まることになる。
とはいえ、この連立方程式は解析的に解を求められない (式変形で答えは出せない) ので、グ
ラフか数値計算に頼ることになる。左の図は
κ=
√
2mV
0
k tan kd と k 2 + κ2 =の両方をグラフに
h̄
√
2mV0
2
2










0
書き込んだもの（もちろん、k + κ =
h̄
2
2
2
2
が円の方）で、少しスケールを変えて横軸は kd、
縦軸は κd になっている。タンジェントの性質により、kd = mπ(m は整数) では κ = 0 となる。グラフでは κ < 0 の部分も書いているが、実際にはもちろん κ > 0 でなくてはならない。
2mV0
図に二つの円が書いてあるが、これは V0 がいろんな値をとっている場合でのの k 2 + κ2 =をh̄2表している。小さい円では κ = k tan kd との交点は一つしかない。一方、大きい方の円では交点は二つある。円の半径が大きくなれば (V0 が大きくなれば) 交点の数はどんどん増えて行く。この交点の位置のエネルギーだけが許されるわけであるから、やはりエネルギーが量子化されていることにな
る。それゆえ、束縛されている状態の時「離散スペクトルを持つ」とか「離散的固有値を持つ」というふうに言う。グラフの形から、かならず一つは交点があることになるが、いくつあるかは d や V0など、問題設定によって変わる。
次に奇関数の場合を考えてみよう。

κx

 −Be

ψ(x) =

sin kx−κxBex < −d−d < x < dx>d(14.12)とおけばよい。
[問い 14-1] 接続条件を式で書け。
[問い 14-2] k と κ のグラフの概形を書いてみよ。
[問い 14-3] 偶関数解と違って、V0 の値によっては一つも解がない場合がある。一つも奇関数解がない条件を求めよ。

[問い 14-4] 奇関数解の中に、偶関数解と同じエネルギーを持つものがない (縮退がない) ことを示せ。
[問い 14-5] ポテンシャルの高さ V0 が無限大の時、偶関数および奇関数の場合のエネルギー固有値が13.1 節の答えと同じになることを示せ。

下の図はエネルギー固有値の低い方から３つ (偶関数二つ、奇関数一つ) の解をグラフで表したものである。真中の薄く塗られた部分が井戸の穴である。この中では E運 > 0 となっている (グラフの曲がり具合を確認しよう)。井戸の外では E運 < 0 となり、波動関数は急速に減衰せねばならない。エ第 14 章136

１次元の束縛状態と散乱

ネルギー固有値の大小は k の大小、つまりは運動量の大小で決まる。これより運動量の大きい、つまり波長の短い波は、この井戸の内部に閉じ込めることはできない。
この時、偶関数の最低エネルギー状態と奇関数の最低エネルギー状態では、偶関数の方がエネルギーが低い。こうなる理由としては中に入る波の山＆谷の数が、偶関数の場合１個から、奇関数の場合２個から始まるということが効いている。必然的に奇関数の最低エネルギー状態の方が短い波長の波となるのである。自然はエネルギーの低い状態に落ち着こうとするという観点からすると、この場合では偶関数になりたがることになる。このような、エネルギーと波動関数の偶奇性の関係から、原子どうしの結合の時の電子の配置などに影響を与える。
不確定性関係を使って見積もると、井戸の幅が 2d なhxので、この中に入る波は最小でも ∆p =ぐらいの2d運動量の不確定性をもたなくてはいけない。そのため
(∆p)2
h2
に
=
ぐらいのエネルギーはもってしまう。
2m
8md
そのエネルギーが井戸の深さよりも大きいと、波は外井戸の幅に拡がってしまうわけである。基底状態 (偶関数解で、もっともエネルギーが低く波長の長いもの)
は、井戸の外まで拡がるような波の形になっているおかげでこの制約をまぬがれていると言える。上の図は、狭い井戸に束縛された粒子の基底状態を示している。波の ∆x が井戸の幅よりもかなり大きくなっている。

14.2

井戸型ポテンシャル：束縛されていない状態

前節では遠方で減衰する解を計算した。その条件は V0 > E であった。この条件が満たされない時は、遠方でも減衰せずに波が進行していくことになる。このような場合の解を求めよう。やはり偶関数解を仮定すると、
0−ik0 (x+d)
+ Deik (x+d)
 Ceψ(x) =  cos kxCe

ik0 (x−d)+ De−ik0 (x−d)

x < −d−d < x < d
x>d

V(x)

C(G)

C(G)

D(H)

(14.13)

D(H)
-d

d

x

となる。井戸の中 (−d < x < d) の波動関数は偶関数であることから cos でなくてはならない。井戸の外に関しては「偶関数だから cos」などと短絡的に考えてはいけない。x → −x をすると、x < −d の領域と x > d の領域が入れ替わることに注意しよう。それぞれの領域での波動関数を ψ左 と ψ右 とすれば、この二つの関数について ψ左 (x) = ψ右 (−x) が成立せねばならない2 。この条件は、二つの関数の間に関係があることを示しているのであって、けっして2

井戸内については ψ内 (x) = ψ内 (−x) のように一つの関数に対して要求している。

14.2. 井戸型ポテンシャル：束縛されていない状態

137

ψ左 (x) = ψ左 (−x) のような条件をつけない。だから、|x| > d の領域の関数は cos でも sin でもなく、一般的な波である。
Z
また、ここでも規格化をせず (どうせこのように無限に拡がった波を ψ ∗ ψdx = 1 にはできない)、
0

原点での波の振幅を 1 にしておいた。後で x = ±d を代入して接続条件を計算するので、Ceik (x−d) のように、x = ±d を代入した時に答えが簡単になるような形に式を選んでいる（定数 C はまだその値0を決められていないので、Ceik x と置くのと本質的には何の違いもない）。
さて接続条件を計算すると、

C + D = cos kd,

ik 0 (C − D) = −k sin kd(14.14)という二つの式が出るので、これで C, D を求められる。
Ã

!

k
1
C =
cos kd + i 0 sin kd
2
k
Ã
!
1
k
D =
cos kd − i 0 sin kd
2
k(14.15)(14.16)というのが答である。
奇関数解は同様の考察のもと、
0−ik0 (x+d)
− Heik (x+d)
 −Geψ(x) =

sin kx
ik0 (x−d)Ge+ He−ik0 (x−d)

x < −d−d < x < dx>d(14.17)

とおいて、接続条件

G + H = sin kd,

ik 0 (G − H) = k cos kd(14.18)から、G, H が求められる。
Ã

!

k
1
G =
sin kd − i 0 cos kd
2
k
Ã
!
1
k
H =
sin kd + i 0 cos kd
2
k(14.19)(14.20)となった。C, D および G, H は互いに複素共役である (C ∗ = D, G∗ = H) ことに注意せよ。これは、左行きの波と右行きの波は位相がずれているだけで同じ振幅であることを意味する (そういう答えが出てくるのは当然である)。
ここで束縛されていた状態との大きな違いは、k, k 0 の値にはなんら制限が付かないということでh̄2 k 2も E > V0 であるという以外には、なんの制限もつかない。
ある。よってエネルギー固有値 E =2m
束縛状態で起こった、エネルギーの量子化は、ここでは起きない。数式上そのようになる理由は、束縛されている場合には加えられていた「遠方で増大する解が落ちる」という条件が課されていないか
らである。よってエネルギーは連続的な値を取れる。これを「連続スペクトルを持つ」とか「連続的固有値を持つ」とか言う。
なお、ここで求めた解は偶関数または奇関数であるため、必然的に左行きの波と右行きの波が同じ重みで (同じ振幅で) 入っている。よって、「左から粒子が入射して、真中のポテンシャルで反射す第 14 章138

１次元の束縛状態と散乱る波と、ポテンシャルを通り抜ける波に分かれる」という状況は、上の答えの中には入っていない。
そのような状況にするためには、偶関数解と奇関数解を適当に組み合わせる必要がある。たとえば、
D(偶関数解) − (奇関数解) とすることで、Hµ¶GD −ik0 (x+d)
0


 C+
e
+ 2Deik (x+d)



H



ψ(x) =

Dcos kx − sin kx


H¶
µ



GD ik0 (x−d)


e
 C−
H

x < −d−d < x < d(14.21)x>dという解が作れる。この解では x > d の領域には左行きの波が存在しないので、左側から入射して波が反射している場合を計算していることになる。このような状況での計算については次節でより詳
しく行う。

14.3

ポテンシャルの壁を通過する波動関数

次に、図のように有限の長さと有限の高さを持つ壁を考えよう。0 < x < d の間だV(x)
入射波
け V (x) = V0 となり、通り抜けた後は再びA
V (x) = 0 となるようなポテンシャルであV0Pる。前節の最後の計算では一部がくぼんでB
反射波(R)
いたが、この節で行う計算では一部が盛り上がっている。ポテンシャルの符号が逆に0dなっていると思えばよい。ポテンシャルの高さと入射波の運動エネルギーの大小により、ポテンシャルの高いところ（壁の内部）では古典的には運動エネルギーが正になったり負になったりすることになる。以下では二つの場合に分けて計算しよう。

14.3.1

E > V0 の場合

まず、壁の左側では入射波を eikx (これを振幅 1 として基準にする)、反射波を Re−ikx とおく。壁の00
内部では Aeik x + Be−ik x のように、左行きと右行きの波が共存している。壁を抜けて透過して行く粒子の波動関数が P eik(x−d) (これは右行きのみ) で表せるとしよう。例によって透過波は P eik(x−d) と書いて x = d の時の値が簡単に表現できるようにした。P eikx と書いてももちろん支障はない。
ここで k 0 は
q
2m(E − V0 )k0 =(14.22)h̄である。今の状況では虚数にならない。

14.3. ポテンシャルの壁を通過する波動関数139

次に波動関数が x = 0 と x = d でどのように接続されるかという条件を考える。この条件は 4 つ
出て、
x = 0 でのψ
1+R=A+B∂ψ
x = 0 でのik(1 − R) = ik 0 (A − B)∂x(14.23)00x = d でのψAeik d + Be−ik d = P
³
´
∂ψ
0
0
x = d でのik 0 Aeik d − Be−ik d = ikP∂xとなる。未知数４つで条件も４つなので、これで R, A, B, P はすべて求められる。計算は少々面倒であるが、ここでは結果を書いておくことにする。計算の答は

4kk 0
P =
,
D
³ 0
´
0
((k 0 )2 − k 2 ) eik d − e−ik d
R =
,
D

0

2k(k + k 0 )e−ik d
A =
D
0
0
2k(k − k)eik d
B =D(14.24)である。ただし、共通分母 D は00

D = (k + k 0 )2 e−ik d − (k − k 0 )2 eik d(14.25)である。
この場合の波動関数のグラフの一例を下に挙げておく。

合成波
透過波
入射波

反射波

0

0

(14.24) の R の式を見るとわかるように、k = k 0 になるか、eik d = e−ik d になると、反射波がなくなってしまう。k = k 0 になる時は、つまりポテンシャルに段差がないという場合であり、そもそも反000
射が起こる理由がない。また、eik d = e−ik d になる場合というのは、e2ik d = 1 になるということであり、これはつまり、壁（幅 d）を反射して返ってきた波と壁に入る前に反射した波の、経路の差による位相差 2k 0 d が、ちょうど 2π の整数倍になるということである。これにプラスして反射による位
相差 π があるため、壁の左端で反射した波と壁の右端で反射した波（この二つは一方が固定端反射
ならもう一方は自由端反射する）は互いに消し合う関係にある。この干渉によってちょうど反射波が消えてしまうのである。

第 14 章140

１次元の束縛状態と散乱

なお、反射波がなくなってしまう時、透過波の振幅 P はちょうど 1 になる。つまり、そこに壁があるにもかかわらず、まるで壁がないかのごとく粒子が通り抜けるという現象が起こりえる3 。

14.3.2q

E < V0 の場合

q

E < V0 の場合、すなわち k 0 =2m(V0 − E)h̄

2m(E − V0 )h̄が虚数になる場合は k 0 = iκ（すなわち、κ =）と置き換えて、

P =
R =

i4kκ
,
D
³
´
(−κ2 − k 2 ) e−κd − eκdD

2k(k + iκ)eκdD
2k(iκ − k)e−κd
B =
D
A =

,

(14.26)となる。この場合の共通分母はD = (k + iκ)2 eκd − (k − iκ)2 e−κdとなる。
たとえ V0 > E でも、P は 0 にはならない。つまり、古典的には通過できないはずの壁がそこにあっても、粒子が向こう側へ通り抜ける確率は存在しているのである。ただし、その確率振幅には e−κd の因子がかかっ合成波ているから、d が大きい時や κ が大きい (つまり E より V0 の方がずっと大きい) 時にはその確率は非常に 0に近くなる。
なお、この場合、壁の中の波動関数は

Ae−κx + Beκx

(14.27)反射波(14.28)となる。この場合、どんどん振幅が増大する波である
入射波
eκx も解の中に入って来る。壁が有限の距離しかないので、このような場合でも発散しなくてすむからである。もっとも、式の形からわかるように係数 Bはだいたい e−2κd ぐらいの大きさを持つ4 ので、その値は A よりも小さい。
このような状態の一例が右の図である。壁内部 (濃く塗られた部分) では波は振幅が減衰する波と振幅が増大する波の和になっているが、増大する方の波は小さく、全体の波の形にあまり大きな影響を与えていない。

[問い 14-6] k0 が実数の場合も虚数の場合も、反射波の振幅 |R| と透過波の振幅 |P | の間には、|R|2 +|P |2 =
1 が成立することを確かめよ。
3

同様の現象を光の場合に応用した例として、ガラスなどに光の波長程度の薄膜をつけることで特定の波長の光だけが通過できるようにする技術がある。
4分子に e−κd があり、分母 D の主要項は eκd である。

透過波

14.4. 薄い壁を通過する波動関数141

このように、古典的には通り抜けることができない障壁を粒子が（まるで誰かがトンネルを掘ってくれたがごとく）通り抜けることを「トンネル効果」と呼ぶ。半導体などの中を走る電子のトンネル効果は現代のエレクトロニクスの基礎となっている。
古典力学的
運動

量子力学的浸み出し(トンネル効果)

実際にこんな現象が起こっていることがいろいろな現象で確認されている。例えば原子核のα崩
壊 (原子核内部からα粒子すなわち 42 He の原子核が飛び出してくるという現象) は、古典的には起こり得ない。原子核の結合エネルギー (核力という力で陽子や中性子どうしが互いに引っぱりあう引力による) を計算すると、α粒子は外に出ることはできない。しかし量子力学的な浸み出しによって外に出る。いったん外に出てしまうとα粒子と原子核 (どちらもプラスに帯電) はクーロン斥力によって離れていくので、α粒子の放出が起こる (上の図参照)。
さらには、実は太陽が輝いていられるのもトンネル効果のおかげである。太陽内部では陽子 (水素原子核) が衝突して核融合しているが、実は古典力学的に計算すると陽子は衝突できない。プラス電
気を持っているために反発して、衝突前に離れてしまうのである。この場合のポテンシャルの壁はke2である。ところが、この場合も波動関数の浸み出しによって小さい確率
クーロンポテンシャルrだが陽子と陽子が接触することができて、核融合が起こる。小さい確率なのに太陽があのように光輝いていられる理由は、その小さい確率を補うにあまりあるほど、太陽が多くの陽子を含んでいるからである。通常、ミクロな世界にだけ顔を出すと思われている量子力学だが、太陽の光という、目に見える恩恵をもたらしてくれるものでもあるのである5 。

14.4

薄い壁を通過する波動関数

このような長方形ポテンシャルで、長方形の面積を変えずに壁の幅を少しずつ狭くしていく (つまり壁の高さは高くしていく) と何が起こるかを考えておこう。シュレーディンガー方程式を −d からd までという、狭い範囲で積分する。
Ã

!

Z d
h̄2 d2+ V (x) ψ =
dxEψ
dx −
2m dx2
−d
−d
"
#
d
Z d
h̄2 d
−
ψ
=
dx(E − V (x))ψ
2m dx −d−dd2m Z ddψ(d) − ψ(−d) = − 2dx(E − V (x))ψ
dx
dx
h̄ −d

Z d

5

(14.29)さらには宇宙の始まりすら「“無” からトンネル効果で産まれた」などと言う人もいる。何年か前に「虚数の時間で考えれば、宇宙には始まりも終わりもない」と言うホーキングの言葉が CM で使われていたが、あの「虚数の時間」というのはトンネル効果を意味している。ここまでの式でも、k → iκ と波数 (運動量) を虚数にするとトンネル効果が記述できている。これは虚数の時間を使っていることに対応する。もっとも、ほんとうに宇宙がトンネル効果で始まったのかどうかはまだわからない。

第 14 章142

１次元の束縛状態と散乱

この式の右辺はもし V (x) に発散がないなら d → 0 で 0 になり、d微分
ψ は連続的につながる。しかしもしこの範囲で V (x) =dx
V0 δ(x) のような発散があれば、
Ã

!

d
2mV0
d
lim
ψ(d) − ψ(−d) =ψ(0)d→0 dxdx
h̄2(14.30)となり、微分が x = 0 の点で不連続となる (だいたい、右の図のような状況となる)。
x = 0 の点にだけこのデルタ関数的発散をするポテンシャルがある場合、つまり定常状態のシュレーディンガー方程式がÃ!

h̄2 d2−+ V0 δ(x) ψ(x) = Eψ(x)2m dx2(14.31)で表される場合を考えよう。x = 0 以外では自由なシュレーディンガー方程式が成立しているのだかh̄2 k 2ikx
−ikx
ら、解は Ae + Beの形になる (当然、= E)。x > 0 と x < 0 で係数 A, B が変化するだろ
2m
ikx
−ikx
う。これまで同様、入射波+反射波を e + Re
、透過波を P eikx とおけば、接続条件は

1 + R = P,

ikP − ik(1 − R) =

2mV0
P
h̄2

(14.32)となる。二つめ (微係数の接続) にデルタ関数的ポテンシャルの影響が現れている。
dψ
この式の右辺は (境界の右の領域での)-(境界の左の領dxdψ
域での) という形になっていることに注意せよ。この解は
dx
ik

ik
P =
,
0
ik − mV
h̄2

mV0
h̄2
R=
0
ik − mVh̄2(14.33)となる。P, R はどちらも複素数になるので、反射、透過の際に位相がずれることがわかる。左の図は、P の分子と分母の持つ位相を表現したものである（V0 > 0 として書いた）。
π
この位相は P の分子の持つ位相 より大きいので、割り算の結果である P はマイナスの位相を持
2
つ6 。V0 > 0 のポテンシャルはその場所で位相を減らす（つまり、波が進行方向に対してバックする）。
逆に V0 < 0 のポテンシャルはその場所の位相を増やす（波を少し進行方向にシフトする）。この関係
は、次の節で波が存在できる条件に効いてくる。

iα6e= ei(α−β) となることに注意。
eiβ14.5. １次元周期ポテンシャル内を通過していく波動関数

14.5

143

１次元周期ポテンシャル内を通過していく波動関数

a

a

a

x

位置エネルギー V (x) がV (x + a) = V (x)(14.34)のような周期性を持つ場合のシュレーディンガー方程式を解こう。このような周期的ポテンシャル内での波動関数は、「固体中の電子が、規則正しく並んだ原子核の間を通り抜けて行く」ような現象をモデルにしたものと考えることができ、固体の電気的性質を量子力学を用いて考える手がかりとしては有用である。もちろん、まじめにやるにはここでやるように 1 次元でやっていたのではだめで、3 次元でちゃんとシュレーディンガー方程式を解かなくてはいけない。しかし、１次元でも面白い現
象はちゃんと起こる。
上の周期的条件はポテンシャルに対するもので、波動関数に対するものではない。前に周期境界条件を考えた時には波動関数自体に ψ(x + a) = ψ という条件を置いたが、ここでは少しだけ条件をゆるめて、
ψ(x + a) = eiKa ψ(x)(14.35)と置く (Bloch の条件と呼ばれる)。K は定数であり、一周期ごとに Ka だけ位相が変化すると考えていることになる。波動関数に周期境界条件を置いた時はいわば空間自体をまるめて左端と右端がつながっているような状況を考えたのだが、今は空間自体は無限にひろがっていて、その空間内に周期的なポテンシャルがおかれている状態を考えている。だから波動関数が一致する必要はない。問題設
定が周期的なのだから、波動関数も観測の範囲内では同じ状態になっているだろう。しかし上のように位相がずれることは許される。この位相差があっても、ψ ∗ (x + a)ψ(x + a) = ψ ∗ (x)ψ(x)(14.36)は成立しているからである。このように考えると Bloch の条件が出てくることが納得できる7 。このK は x = na(n は整数) で表される点だけに着目した時に波数（すなわち、位相変化 ÷ 距離で計算される量）のように見える量である。x = na 以外の点もみると、複雑な波ができているのだが、そこを見ずに x = na のポイントだけをみて判断すると、波動関数は eiKx であるかのごとく見える。
計算を簡単にするため、ポテンシャルとしては前節の最後に示したようなデルタ関数的ポテンシャ
ルが周期的にならんでいるものを考えよう。x = ma(m は整数) に V0 δ(x − ma) で表現される「幅は狭いが高さの高い壁」があると言う状況である。この時の波動関数の解を

ψ(x) = Aeikx + Be−ikx
7(14.37)波動関数がこの形になることは Bloch の定理と呼ばれ、厳密な証明があるが、ここではだいたいの雰囲気としてこう考えておくことにする。

第 14 章144

１次元の束縛状態と散乱

h̄2 k 2
= E なのはこれまで通りである。ただしこの式が成立するのは 0 ≤ x < a の範囲であ2mる (x = 0 や x = a では波動関数がなめらかにつながらない)。a ≤ x の範囲や x < 0 の範囲にでは別の関数となる。たとえば a ≤ x < 2a の範囲にあったならば、その時の波動関数の値はとおく。

ψ(x) = eiKa ψ(x
− a)
³
´
iKa
= e
Aeik(x−a) + Be−ik(x−a)(14.38)となる。0 ≤ x − a < a であるため、ψ(x − a) = Aeik(x−a) + Be−ik(x−a) と書くことができることに注意。同様に ma ≤ x < (m + 1)a(m は整数) であったならば、x̃ = x − ma として、x̃ が 0 < x̃ < a の範囲に入るようにする。この領域での ψ(x) は³

ψ(x) = ψ(x̃ + ma) = eiKa

´m³

ψ(x̃) = eimKa Aeikx̃ + Be−ikx̃´(14.39)となる。
今考えている波動関数は、x = 0 や x = a(一般には x = ma) の左右で関数形が変わるから、そこでうまくつながるように接続条件を設定しよう。つまり、(14.37) で x → a としたものと、(14.38) で
x → a としたものを比較する。
結果はAeika + Be−ika = eiKa (A + B)³´´
2mV0 ³ ika−ika
ikeiKa (A − B) − ik Aeika − Be−ika =
Ae
+
Be
h̄2

(14.40)(14.41)という式である。この式を解いて A, B を求めるわけであるが、この式を行列を使って書くと、
Ã

e
e

iKa

!Ã

−ika

ika

e

−e

ika

−e

iKa

+e

−ika

A
B

!





Ã
!
eiKa
eiKa
A


=  2mV0 ika 2mV0 −ika 
B
e
e
ikh̄2
ikh̄2

(14.42)であり、整理すると、




Ã
!
eika − eiKa
e−ika − eiKa
A


=0
 iKa
2mV0 ika
2mV0 −ika B−eiKa + e−ika −e− eika −
2 e
2 e
ikh̄
ikh̄

(14.43)である。もしこの行列に逆行列が存在したら、それを両辺にかけることで A も B も 0 という答えが出てしまう。これは粒子がどこにもいないということになって意味のない解である。そこで逆行列が存在しない、つまり行列式=0 という条件をおく。
行列式の基本変形などを使って整理すると、

cos Ka = cos ka +mV0
sin kah̄2 k(14.44)という式ができる8 。
8

ここでは k が実数として考えたが、もちろん k が虚数になる事もありえて、その場合、k = iκ とすると、cos Ka =mV0cosh κa + 2 sinh κa という式になる。κ がある値より小さいところでしか解は存在しない。
h̄ κ14.5. １次元周期ポテンシャル内を通過していく波動関数145[問い 14-7] 確認せよ。
1に比例する sin ka による振動の和であkり、k などの値によっては絶対値が 1 より大きくなることは有り得る。一方左辺は −1 < cos Ka < 1という範囲の量である。それゆえ、k の値によってはこの方程式に解がなくなり、そのような波数 kを持った波はこの空間内に存在できない。
具体的に数値をいれて (14.44) の右辺のグラ
フを書いてみると例えば右の図のようになり、 1.5
Csin kacos ka| cos Ka| が 1 を越えないと条件が満たせない領 1
k域が現れる (グラフに網掛けで表した)。この粒0.5子が存在し得ない領域を「禁止帯」と呼ぶ。粒子のエネルギー・運動量のこのような制限を「バ0ンド構造」と呼ぶ。束縛された状態については、-0.5
Csin ka
エネルギーの値が離散的に制限されるという条k
件がついたのであるが、この場合には離散的で -1
はないがやはりエネルギーの値に制限が加えら -1.5
cos ka
れたことになる。
mV0
-2
0
0.5
1.5
2
なお、グラフでは、定数 2 を −C と書いてh̄
いて、V0 < 0 の場合である9 。
禁止帯に近いところで実際にどのような波ができているかのグラフを示そう。
左の図はもっとも k が小さい（エネルギーの低い）ところにある禁止帯より、少しだけエネ
ルギーが低い状態の波動関数の実数部分のグラフである。デルタ関数ポテンシャルが存在しているところで、波動関数が折れ曲がっている（一階微分がつながっていない）ことが確認できる。
2π
この折れ曲がりがあるせいで、このポテンシャル内を通り抜ける波は波長よりも短い距離で一回k
振動することになる。この折れ曲がりが大きくなると、もはやちゃんとつながる波を作ることができなくなり、波が存在できなくなるわけである。
なお、この時の波の状態はほとんど定常波に近い。この付近ではほとんど |A| = |B|（つまり左行
きの波と右行きの波の振幅が同一に近い）になっているのである。このことは以下の計算でわかる。
(14.43) の行列の行列式が 0 になるということは、この行列から得られる二つの式（A, B の一次式）
が独立な式にならないということなので、簡単な方だけを考えてもよい。A, B が満たすべき式は
この式の右辺は、cos ka という振幅 1 の振動と、振幅が³をとって考えると、

9

´

³

´

eika − eiKa A + e−ika − eiKa B = 0(14.45)eika − eiKa
B = − −ikaAe− eiKa(14.46)電子と原子核の場合、引力が働くから V0 < 0 と考えられる。

第 14 章146

１次元の束縛状態と散乱となる。グラフからわかるように、最初の禁止帯に近い位置というのは cos Ka = −1 になろうとす
eika − eiKa
るところで、この時 −ikaは絶対値 1 に近づく。
e− eiKa
なお、上の式は、³

ei(k+K)a/2 ei(k−K)a/2 − ei(K−k)a/2´(k−K)aB
ika sin2= i(−k+K)a/2 i(−k−K)a/2
=e
A
e
(e
− ei(K+k)a/2 )sin (K+k)a2(14.47)のように表示できる。分子と分母の sin は位相が Ka だけ違うので、Ka = nπ の時（すなわち、ちょうど禁止帯の境界 cos Ka = ±1 のところ）に分子と分母の絶対値が等しくなり、|A| = |B| となることが確認できる。
すでに述べたようにこのようなポテンシャルは結晶のように規則的に並んだ原子の間に存在する電子の感じるポテンシャルをモデル化したものと考えることができる。実際に物質中の電子の状態にはバンド構造が現れる。自由に空間内を飛び回っている電子はどんなエネルギーでも持つことができるが、物質中ではそうではない。この空白部分を「エネルギーギャップ」などと呼ぶ。
物質内部の電子一個一個はここで求めたような波動関数で表せる状態にある。この物質に電流が流れていない時は、いろいろな方向へ進む電子それぞれの持つ運動量が互いに打ち消し合って、全体
としては運動していない。電圧をかけるなどすると電流が流れるが、その時は電子のうち一部が最初持っていたよりも大きなエネルギーを持つ必要がある (下図左から中央への変化)。
ここでは詳しく述べないが、
→向きに
←向きに
電子はフェルミ統計に従う (つま
動く電子
→向きに
動く電子
←向きに
→向きに
←向きに
E
E
動く電子
E
動く電子
動く電子
り、二つ以上の電子が同じ状態 動く電子
ギャに属せない)。そして、電流が流ップ
れていない（外からエネルギーが与えられていない）時の電子群は、エネルギーの低い状態に
電流→
電流無し
電流無し
詰まったような状態になっている。その状態から電流が流れる状態に変化するためには、電子のうちどれかの状態が、最初持っているよりも少しだけ大きいエネルギーの状態に変化しなくてはいけない。
しかし、ちょうどその「最初持っていたよりも少しだけ大きいエネルギー」の状態にエネルギー
ギャップがある (つまり、今より運動量の大きい状態に変化するためには、禁止帯を越えなくてはい
けない) と、電子は簡単には動き出すことができない (一番右の図)。このような場合、電子は大きなエネルギーを与えない限りは自由に動けず、電気が流れない。物質が絶縁体になったり導体になったり、あるいは半導体になったりする理由は、このような電子の波動関数の持ち得る状態に深く関与しているのである。

14.6. 練習問題

147

練習問題

14.6

[演習問題 14-1]


∞

V(x)

V (x) =
V0




0
V0

x<0
0<x<d
d<x

(14.48)と表現される、ポテンシャル（左のグラフで表される）の中に束縛された粒子のシュレーディンガー方程式を解け。
束縛状態が存在する条件は何か？
(hint:計算の筋道は 14.1 節の奇関数の場合と同様になる)[演習問題 14-2]系が空間反転 x → −x に対して対称であるときには波動関数が偶関数または奇関数であるという定理を証明することができた。同様に系が時間反転 t → −t に対して対称である時、波動関数はどのような性質を持つか、考察せよ。
[演習問題 14-3]図のように二つのポテンシャル壁がある。ポテンシャルの高さ V は、粒子の持つエネルギー E より大きいとする。
d

x

V

-D

-d

0

d

D

E, V, m, d（m は粒子の質量）がある条件を満たすと、壁にはさまれた領域 (−d < x < d) の波動関数は外側に比べて大きい振幅を持つことができる。偶関数定常解の場合で、その条件を求めよ。

149

第 15 章

調和振動子

1
この章では粒子がポテンシャルエネルギー kx2 で表されてい2るようなポテンシャル内に存在している場合について解く。古典
E= kx
的に考えるならばこれはばねにつながれた粒子の運動である。
「ばねにつながれた量子力学的粒子なんてないから、こんな問題は単なる練習問題であって、現実的な物理と関係ないだろう」などと思ってはいけない。むしろ逆に、現実的な物理のいろんなところ
でこの調和振動子は顔を出すのである。というのは近似的に考え
xれば多くの力学系が平衡点を中心として変位に比例するような力を受けている物体と考えることができるからである。たとえば固体の分子に発生する振動も調和振動子と考えてよい。
また、電磁場など、連続的に空間に拡がっているような系も、フーリエ変換などの技法を用いてうまく分解してやることで調和振動子の集まりと考えることができる場合が多い。そもそも量子力学の始まりはプランクが光 (電磁場) のエネルギーの変化量が nhν
のように hν の整数倍に「量子化」されることに気づいたからであった。以下で具体的計算を述べる
が、nhν のようにエネルギーが量子化されることはまさに調和振動子の特徴である。つまり調和振動
子は最初に見付けられた量子力学的系であるとも言える。理論的にも応用的にも、調和振動子の量子力学は非常に重要なのである。
1
2

15.1

2

１次元調和振動子のシュレーディンガー方程式

1 次元調和振動子を古典力学で扱う場合、ハミルトニアンは
H=

1 2 1
p + mω 2 x22m
2

(15.1)である (ばね定数 k を mω 2 と置いた)。これを量子力学で考えるには、シュレーディンガー方程式
Ã!

1h̄2 d2+ mω 2 x2 ψ(x) = Eψ(x)
−
2
2m dx
2

(15.2)

を、無限遠で 0 になるという境界条件で解いていけばよい。この境界条件は、無限遠では位置エネル
1
ギー mω 2 x2 が無限大となることを考えれば当然である。
2
まず方程式の無次元化を行っておくと便利である。無次元化とは、方程式の変数（今の場合 x で、長さの次元を持っている）を次元のない変数に変更することである。

第 15 章 調和振動子

150

無次元化のために、x = αξ として、ξ が無次元の量であり、α が長さの次元を持っているとする。
d1 d=と変化するから、
dx
α dξ
!

Ã

h̄2 d2
1−+ mω 2 α2 ξ 2 ψ(x) = Eψ(x)222mα dξ
2(15.3)

ここで両辺を h̄ω で割って右辺の係数を無次元化する（なぜ h̄ω を使うのかについては、下の問いを
参照）。
Ã
!
h̄
d2
mωα2 2E−+ξ ψ(x) =ψ(x)(15.4)222mωα dξ
2h̄
h̄ω
s

α=

µ

¶

h̄
1
,E = λ +h̄ω としておく1 と係数が簡単になって
mω
2
Ã

!

µ

¶

1 d2
1
1
−
+ ξ2 ψ = λ +
ψ(x)
2
2 dξ
2
2

(15.5)という形になる。ここではちゃんと代入しながら無次元化を行ったが、実は無次元化するということは「h̄ や m や ω など、次元を持った定数をすべて 1 だとする（これらが 1 になるような単位系を使って問題を解く）」と同じことなので、(15.2) を見て、「はい、今から h̄ と m と ω が 1 になるような単位系で計算しますよ！」と宣言して、いっきにÃ!

h̄2 d2
1−+mω 2 x2 ψ(x) = Eψ(x)
2
2m dx
2

⇒
無次元化

Ã

!

µ

¶

1 d2
1
1 2
−
ψ
=
λ
+
+
ξ
ψ(x)
2 dξ 2 2
2(15.6)と書き下してもよい（計算としてはもちろんこっちの方が楽である）。
¶【よくある質問】³「なんでもかんでも 1 にしてしまって、後で測定値と比較する時に困らないのですか？」
大丈夫。計算結果が出た後で、次元のある元の単位系にちゃんと戻ってこれるので心配する必要はない。
今、「長さ」「時間」「質量」と３つの次元があり、1 にしてしまった定数も h̄, m, ω と３つある。しかも、この３つの定数の次元は独立であり、長さの次元を２通りの方法で作れたりはしない。このような場合、後で「次元があうように定数の組み合わせをかける」という作業をやってやれば、通常の単位系での表現に戻る。たとえば無次元化した後エネルギーを計算して 1.5 という答えが出たのであれば、これに h̄ω をかけて 1.5h̄ω としたものが次元のある単位系でのエネルギーである。h̄, m, ω を使ってエネルギーの次元の量を作ろうとすると、h̄ω 以外にないことはすぐにわかる。

µ[問い 15-1] h̄, m, ω を使って作ることができるエネルギーの次元の量は h̄ω （の定数倍）しかないことを示せ。

[問い 15-2] 長さの次元のある量を作れ。上で使った α と同じであることを確認せよ。
[問い 15-3] 計算の結果、周期が 2π と出たとする。次元を復活させるとどうなるか。
11
λ は無次元の定数。+ をつけて定義したのは、後で出てくる式を簡単にするため。
2´

15.1. １次元調和振動子のシュレーディンガー方程式151

このようにして無次元化することには、「計算式が簡単になる」という自明の利点の他に、一般的な問題になる 物理においては、一見違うように見える現象が、同じ方程式で記述できることがよくある。無次元化しておくとこれを見つけやすい。無次元になるということは、その系に特有な情報 (長さ何オングストロームだとか質量何グラムだとか) が消え失せて、数学的な表現だけが残るということである。実際、ここで求める方程式はいくつかの変形の後、エルミートの微分方程式2 と呼ばれる有名な式になる。
変数の大きさに普遍的意味がある 長さの次元のある変数の場合、「1 より小さい」とか「大きい数である」ということにはあまり意味がない。メートルを単位とするかミリメートルを単位とする
かで、値そのものは 1000 倍違ってしまう。問題によっては『0.001 メートルだから短い』と考えることもあれば『1 ミリだから無視できない』と考えることもある。無次元化することで「今考えている問題にとって、この数字は大きいのか小さいのか」を判断できる。
というようなメリットがある。
【補足】この部分は授業では話さない可能性もあるが、その場合は読んでおいてください。
ここで、全エネルギーよりも大きいポテンシャルエネルギーの壁にあたった時、波動関数がどのようにふるまったかを思い出そう。全エネルギー
E 、位置エネルギー V で、V > E の時、波動関数は e−κx のような減衰
p2m(V − E)1関数になり、その κ =であった。この時は V が定数であったが、今は V = mω 2 x2 と x の関h̄
2数になっている。定数κ に対して exp の肩が −κx となったのだから、κ が x の関数 κ(x) となれば、exp の肩Zは−κ(x)dx、すなわち

r

−

Z

³

2m

1
2 2
2 mω x − E

h̄

´

dx

(15.7)のような積分になるだろうと予想される。ここで x → ∞ での状況を考えるならば、E は無視できるので、Z √ 2 2 2m ω x
1 mω 21−
dx = −
x + C = − ξ2 + C(15.8)h̄2 h̄2と予想される。よって無限遠でのこの波動関数は e− 2 ξ に比例するだろう。
1 2【補足終わり】
無限遠でのこの波動関数は e− 2 ξ に比例することは方程式の形からもわかる。無限遠方すなわち|ξ| → ∞ では、ξ に比べて他の定数部分は無視できるから、この方程式は近似的に
1 2d2
ψ = ξ2ψdξ 2(15.9)という形になる。それゆえ、「二階微分すると ξ 2 が前に出てくるような関数」になっているだろう。
1 2
e− 2 ξ は一階微分すると −ξ が前に出てくる関数であるから、これを満たしている (厳密に計算する
1 2と多少ずれるが、そのずれは |ξ| → ∞ で無視できる量)。この条件だけならば e 2 ξ も OK だが、この解は遠方で発散するので有り得ない。
2

同一人物の仕事なのでこういう名前で呼ばれるわけであるが、エルミート演算子とは別に関係ない。実は量子力学ができる前から知られていた。

第 15 章 調和振動子

152
こうやって求めた漸近解 e− 2 ξ を元の方程式の左辺に代入すると、
1 2

Ã

!

1 d2
1 2 − 1 ξ2
1 d2 − 1 ξ2 1 2 − 1 ξ2
2
−
+
ξ
e
e 2 + ξ e 2=−
2 dξ 2 2
2 dξ 2
2
´
1 2
1 2
1 d ³
1
=−
−ξe− 2 ξ + ξ 2 e− 2 ξ
2 dξ2
1 − 1 ξ2 1 2 − 1 ξ2 1 2 − 1 ξ2
= e 2 − ξ e 2 + ξ e 2
22
2
1 − 1 ξ2= e 2
2

(15.10)1となり、この関数が λ = 0 すなわち E = h̄ω の時の解になっていることがわかる。これでとりあえ
2
ず、一つの解1 2
ψ = Ae− 2 ξ(15.11)1が求まった。この場合、E = h̄ω である。実はこれが解の中では最低のエネルギー固有値を持つも2ので、基底状態の波動関数である。
【補足】この部分は授業では話さない可能性もあるが、その場合は読んでおいてください。
具体的に解く前に、前に調和振動子の場合のエネルギーがどのようになるかをボーア・ゾンマーフェルトの量子化条件を使って計算したときのことを思いだそう。エネルギーが E の時、調和振動子の運動の位√相空間での表現は右の図のようになり、
p 方向の径が 2mE 、x 方向のs2E
径がの楕円で表された。この楕円の面積が h の整数倍で表されmω 2るというのがボーア・ゾンマーフェルトの条件であった。長径 a、短径
b の楕円の面積は πab であるから、これから出る条件は√

π 2mE ×p

H=一定の線

q

s

2E
=n
mω 2

(15.12)となって、これから E = nh̄ω という解が得られることになる。
1
ところで今求めた解はエネルギーが h̄ω であった。ボーア・ゾンマー
2
1
フェルトの条件から出した式と比較すると、エネルギーの原点が h̄ω
2だけずれていると解釈できる。今から方程式を解いていくわけだが、結果として求められるエネルギー固有値はµ¶
1
E = n+h̄ω2(15.13)という形になるだろうと予想することができるだろう。

【補足終わり】
1 2
1
今求めた解、すなわち E = h̄ω の時以外でも、解は遠方では e− 2 ξ の形になると考えられるので、
2

ψ = H(ξ)e− 2 ξ

1 2(15.14)と置いてみよう。ただし、H(ξ)e− 2 ξ は |ξ| → ∞ で 0 に収束すると条件を満たしている (H(ξ) をかけたことで「無限遠で 0」という性質を失わない) とする。元の微分方程式にこれを代入して H(ξ) に対
1 2

15.2. 級数展開によるエルミートの微分方程式の解する微分方程式を作ると、

153

d2 H
dH
(ξ) − 2ξ(ξ) + 2λH(ξ) = 02dξdξ(15.15)となる。この式は量子力学の誕生以前に知られていたエルミートの微分方程式である。

[問い 15-4] 実際に (15.15) という結果が出ることを確かめよ。
後はこの H(ξ) を求めればよい。よく使われるのは、H(ξ) =∞X

Cn ξ n のように級数展開を使って、

n=0

Cn を一個一個決めていくという方法である。実はもう少し楽な方法があるのだが、それは後に回して、まず級数展開を使った解法を記しておく。
【補足】この部分は授業では話さない可能性もあるが、その場合は読んでおいてください。

15.2

級数展開によるエルミートの微分方程式の解

まず、未知の関数 H(ξ) がH(ξ) =

X

aj ξ j(15.16)j=0と展開されていると仮定する。ξ = 0 で H(ξ) は正則でなくてはならないから、この展開は ξ の 0 次以上のべきだけを含む。
ポテンシャルが偶関数なので、解は偶関数または奇関数に限られることになるが、ここでは一般的に書いた（後でどちらかになることがわかる）。
式 (15.15) は、ξ に関する恒等式であるから、ξ の各次数ごとに成立しなくてはいけない。そこでこれに (15.16)を代入して、ξ の m − 2 次になる項を考えよう。
d2 H
dH
の項から
の項からは、am ξ m の項を２階微分して得られる m(m − 1)am ξ m−2 という項が出る。2ξ2dξdξは、am−2 ξ m−2 を１階微分してから 2ξ をかけた、2(m − 2)am−2 ξ m−2 が、2λH(ξ) の項からは 2λam−2 ξ m−2 が出るから、m(m − 1)am − (2(m − 2) − λ)am−2 = 0(15.17)となる。これはつまり、am =2(m − 2) − λam−2 ということである。ここで、この式の m → m − 2 とずら
m(m − 1)2(m − 4) − λam−4 という式を作ることができる。つまり、「am を、am−2 を使って表す。そ(m − 2)(m − 3)の am−2 を、am−4 を使って表す」という計算をしていくと、am をどんどん「より m の小さい am 」で書き表すことができる。結果として、
すと、am−2 =(2(m − 2) − λ)(2(m − 4) − λ)2(m − 2) − λam−2 =am−4
m(m − 1)m(m − 1)(m − 2)(m − 3)(2(m − 2) − λ)(2(m − 4) − λ)(2(m − 6) − λ) · · · (2 × 2 − λ)(−λ)
a0m(m − 1)(m − 2)(m − 3)(m − 4) · · · 3 × 2 × 1=(2(m − 2) − λ)(2(m − 4) − λ)(2(m − 6) − λ) · · · (2 × 3 − λ)(2 × 1 − λ)a1m(m − 1)(m − 2)(m − 3)(m − 4) · · · 3 × 2 × 1

am =

m が偶数

(15.18)m が奇数という風に am が求められるということである。m が偶数ならば a0 に比例し、m が奇数ならば a1 に比例することになる。

第 15 章 調和振動子

154

ここで、この級数が m → ∞ まで続くと困るということを指摘しておこう。もし続いたとする。

22(m − 2) − λの、m → ∞ での極限はである。これはm(m − 1)
m
2

eξ =

X 1

ξ 2n

n!
n=0

am
=
am−2

(15.19)1
1
ξ m と m − 2 次の項である
ξ m−2 の係数の比に等しい。つまり、次数の高(m/2)!
(m/2 − 1)!
1 2
2
いところではこの級数は eξ に比例するような増大の仕方をすることになる。これは H(ξ) の後ろに e− 2 ξ がかかっていることを考えにいれてもなお、ξ → ∞ で発散する量となっており、今考えている問題の解として
1 2
2
不適である。せっかく H(ξ)e− 2 ξ という無限遠で減衰するような形の解を仮定したのに、H(ξ) ' eξ になっ1 2てしまったら、結局解は e 2 ξ になってしまう3 。そうならないために、H(ξ) は有限次の多項式にならなくてはいけないのである4 。
そこで、の m 次の項である

Hn (ξ) =nXai ξ i(15.20)i=0のように、ξ の展開は n 次で終わるものとする。そのための条件を求めよう。微分方程式に現れる項のうち次数の高い部分を並べてみると、

d2 Hn
(ξ) =
n(n − 1)an ξ n−2 + · · ·dξ 2dHn(ξ) = −2nan ξ n −2(n − 1)an−1 ξ n−1 −2(n − 2)an−2 ξ n−2 + · · ·−2ξdξ2λHn( ξ) =2λan ξ n+2λan−1 ξ n−1+2λan−2 ξ n−2 + · · ·(15.21)となるが、この ξ n の項が消えるためには、λ = n でなくてはならない。この場合、ξ n−1 の項は (−2(n − 1) + 2n) an−1 ξ n−1となるから、an−1 = 0 でなくてはならない。漸化式から必然的に an−3 も an−5 も 0 となる。つまり、n が偶数なら奇数次の係数はすべて 0、n が奇数なら偶数次の係数はすべて 0 である。偶関数か奇関数が解になるという最初の予想が確認された。
その次を考えると、

n(n − 1)an − 2(n − 2)an−2 + 2nan−2 = 0

ゆえに

an−2 = −n(n − 1)an
4

(15.22)が成立することになり、これから an−2 が求められる。
このようにして順番に an を求めていけば、H(ξ) を求めることができる。具体的に求めると、n 次式である
H(ξ) を Hn (ξ) と表すことにすれば、

H0 (ξ) = 1(15.23)H1 (ξ) = 2ξ(15.24)

H2 (ξ) = 4ξ − 2
2(15.25)H3 (ξ) = 8ξ − 12ξ
3(15.26)H4 (ξ) = 16ξ − 48ξ + 12
..
..
.
.
4

3

1

2

2

(15.27)

さっき「これは不適」として捨て去った e 2 ξ がゾンビのように復活しているのである。
波動関数が無限遠まで広がらない、という条件をつけたことで、エネルギー固有値が制限された。井戸型ポテンシャ
ルでも同様にエネルギーが離散的になったのは無限に広がらない場合であったことを思いだそう。エネルギーが量子化されるのは、粒子が束縛されている場合に限るのである。
4

15.3. 演算子による解法

155のような感じになる。一般式はHn (ξ) = (−1)n eξ

2

dn ³ −ξ2 ´edξ n(15.28)である。この一般式の導出はここでは省略する。後で示す演算子での計算法を使って求めた方がずっと楽だからである。この Hn (ξ) をエルミート多項式と呼ぶ。
µ
¶
¶
µ
1
1
ここでは規格化がされておらず、エネルギー m +h̄ω を持つ波動関数とエネルギー n +h̄ω を持22つ波動関数の内積は
Z ∞
−∞

³

− 12 ξ 2dξ Hm (ξ)e´∗

− 21 ξ 2

Hn (ξ)e

Z ∞

=

−∞

√
2
dξHm (ξ)Hn (ξ)e−ξ = 2n n! πδmn

(15.29)となっている。この式の導出もここでは省略する。(15.29) を見るとわかるように、m 6= n の時は二つの波動関数は直交する。これは具体的に計算することもできるが、「異なるエネルギー固有値を持つから」と考えれば自明な関係である。
Hn (ξ) は λ = n（n は 0 以上の整数）とした時の (15.15) の解である。n が「0 以上の整数」でない場合、この方程式は無限遠で発散しないような解をもてない。λ はエネルギーと関係した固有値なので、エネルギーが量子化されたことになる。どのように量子化されたかは、演算子形式での解を求めた後で考えよう。

【補足終わり】

15.3

演算子による解法

1
すでに述べたように、エネルギー固有値は h̄ω を最低値として、h̄ω ずつ大きくなっていくだろう
2と推測することができる。そこで以下では、「エネルギー固有値を h̄ω だけ上昇させる演算子」を作っていくことにする。もしそんな演算子を作ることができれば、その演算子（a† と名付ける）をどん
どんかけていくことで、いろんなエネルギーを持った状態を求めることができる。
エネルギーは演算子 H の固有値であるから、エネルギー E を持つ状態（波動関数を ψE と書こう）
があったとして、この状態の波動関数に a† をかけると、エネルギー E + ² を持った状態（波動関数を a† ψE と書こう）になるわけである。² は後で決まる定数である（実は h̄ω になるということはすでに述べたとおり）。つまり「ψE に H をかけると固有値 E だが、a† をかけて a† ψE にしてから H をかけると固有値は E + ² になる」ような演算子を作るわけである。さらに別の言い方をすると「H をかけてから a† をかけたのと、a† をかけてから H をかけたのでは、² だけ固有値が違う」ということになる。これを式で表せば、Ha† ψE − a† HψE = ²a† ψE(15.30)である。ゆえに、Ha† − a† H = ²a† すなわち

hiH, a† = ²a†(15.31)となるような演算子が作れればよいということになる。
この a† を「エネルギーをあげる演算子」ということで「上昇演算子」と呼ぶ。上昇演算子をわざ
わざ a† と † つきで書いているのは、昔から下降演算子（エネルギーを下げる方の演算子）の方を a と書くのが習慣だからである。つまり、上昇演算子と下降演算子は互いにエルミート共役である。
ihH, a† = ²a† の式の両辺のエルミート共役をとると、[a, H] = ²a となる (交換関係のエルミート共役を取ると順番がひっくりかえることに注意)。これはつまり [H, a] = −²a だということである。つまり、a はエネルギーを −² あげる（² 下げる）演算子である。以上から、a† が上昇演算子ならば a が下降演算子ならであることがわかった。

第 15 章 調和振動子

156a† を求めるのはそんなに難しくない。まず、a† = C(x + ap)(15.32)のように x, p の一次式で書けることを仮定する (C, a は後で決めるが、複素数の定数)。係数が簡単になるようにここでも無次元化した表記を使うことにして、a† = A(ξ + αとしよう（A, α もまた、複素数の定数）。今 H = −
ると、

h

H, a

†

i

∂
)
∂ξ

(15.33)1 ∂2
1+ ξ 2 であるから、交換関係をとってや
2
2 ∂ξ
2

"

1 ∂2
1
∂
= A −
+ ξ2, ξ + α
2
2 ∂ξ
2
∂ξ

#

(15.34)である。交換関係の後ろのhiξ に関係する部分を計算する。まず ξ は自分自身とは交換するので、自分
2自身の自乗とも交換 ( ξ , ξ = 0) し、
"

#

"

1 2
1 ∂2
1 ∂2
+
ξ
,
ξ
=
−
,ξ
−
2 ∂ξ 2 2
2 ∂ξ 2#(15.35)となる。次に公式 [AB, C] = [A, C] B + A [B, C] を使うと、
"

#

"

#

"

1 ∂
∂
1 ∂2
1 ∂ ∂
−
,ξ = −
,ξ
−
,ξ
2
2 ∂ξ
2 ∂ξ
∂ξ 2 ∂ξ ∂ξ
"#(15.36)#∂であるが、, ξ = 1 である5 から、結果は∂ξ"である。同様に、となるので、

"

h

H, a

†

i

"

#

∂
1
1 ∂2
+ ξ2, ξ = −
−
2
2 ∂ξ
2
∂ξ

(15.37)

#

1 ∂2
1
∂
−
+ ξ2,
= −ξ
2
2 ∂ξ
2
∂ξ
Ã

∂
= H, A ξ + α∂ξ

!#(15.38)

Ã

∂
= −A
+ αξ
∂ξ

という結果が出る。

Ã!

(15.39)!

∂∂+ αξ = ²A(ξ + α ) から、
この式の右辺が元の演算子の ² 倍だという条件を置くと、−A
∂ξ
∂ξ

5

− 1 = ²α(15.40)−α = ²(15.41)

念のためにくどいようだがもう一度書いておくと、こういう計算の時にはさらに後ろに任意の関数
f (ξ) がいると考
¸
·
∂
∂
∂
, ξ = 1 とは、 (ξf ) − ξ f = f ということ。
える。つまり、、∂ξ∂ξ∂ξ15.3. 演算子による解法

157という式が出る。
まず (15.40) に (15.41) を代入すると

1 = α2(15.42)となり、結果 α = ±1 とわかる。これを (15.41) に代入して ∓1 = ² となるが、² が正の数になる方をとって、α = −1 とることにする。結局、
Ã∂
a =A ξ−∂ξ!

†となる。a の方は

Ã

a=A

∂
ξ+
∂ξ

∗

(15.43)!

(15.44)となる6 。
もし、上で ² が負になる解をとったとすると、a と a† が入れ替わるような答えになってしまったことになる。a† がエネルギーを上昇させる演算子になるようにしたかったのだから、² を正と取ったのは正しかった。
ここで a と a† の交換関係をとってみると、
h

a, a

†

i

"

#

∂
∂
= AA ξ + , ξ −Ã" ∂ξ # " ∂ξ #!
∂
∂
= AA∗
, ξ − ξ,
∂ξ
∂ξ
∗
= 2AA
∗

(15.45)1となる。A = √ eiβ とすれば右辺は 1 となって後々楽なので、そうすることにする。A の位相 β は2決まらないので、これまた簡単のため β = 0 と選んでおく。a と a† の交換関係は
hia, a† = 1となった。まとめると、

Ã!

(15.46)Ã1∂a= √ ξ+,∂ξ21∂
a = √ ξ−∂ξ21
ξ = √ (a + a† ),2∂1= √ (a − a† )
∂ξ
2

!

†

(15.47)である。これを逆に解くと、となる。ハミルトニアンにこの式を代入すれば、
Ã

H=
=
=
=

!2

Ã

(15.48)

!2

1 1
1 1 †
√ (a − a) +√ (a + a† )
−
2
2
2
2
´
´
1³ †
1³
† 2
− a −a +
a+a
4³
4
´
´
1
1³ 2
− (a† )2 − aa† − a† a + a2 +a + aa† + a† a + (a† )2
4
4
´
1³ †
1
aa + a† a = a† a +2
2(15.49)

¶†
Z
Z
∂
∂
∂
∗
=−
に注意。† すなわちエルミート共役の定義は (Aψ) φdξ =ψ ∗ A† φdξ である。A =
の場合、†
∂ξ
∂ξ
∂ξ
を取る時に部分積分のマイナスが出る。
µ

6

第 15 章 調和振動子

158となる。最後は交換関係 (15.46) から aa† = a† a + 1 となることを使っている。
ここで、次元を復活させよう。
a, a† は無次元のままとする。ξ を x に直すには、長さの次元を持つ
s
s
h̄
∂
h̄
量
をかければよい。運動量は −ih̄であるから、−ih̄ をかけた後、長さの次元を持つ量mω∂xmωで割ればよい。ゆえに、ssh̄h̄mω †x=(a + a† ), p = i(a − a)(15.50)2mω
2である。これから a, a† を出すと、
r

a=

µ

¶

1
mω
x+i
p ,
2h̄
mω

となる。ハミルトニアンは

†

a =
µ

r

µ

1
mω
x−i
p
2h̄
mω

¶

(15.51)¶

1(15.52)H = h̄ω a a +2とまとまる（H はエネルギーの次元を持っているから、h̄ωi をかけてその次元を復活させる）
。
h
i
h
h
i
†
†
†
†
†
†
†
この形になると、 H, a = h̄ωa は自明である（ a a, a = a a, a = a ）。
エネルギー固有値には下限がなくてはならない。そうでない (底無し) 場合、「物事はエネルギーの
7
低い方に落ちていく」という法則 にしたがってどんどんエネルギーが低くなっていってしまう。
最低状態があるとすると、それに a をかけて新しい状態を作ることはできない (もしできたら、その状態は「最低状態よりも低い状態 (？)」になってしまう)。そこで、最低状態の波動関数 ψ0 は aψ0 = 0
をみたすとしよう。
すなわち、
†

Ã

1

!

∂
ξ+
ψ0 = 0∂ξ

0.8(15.53)0.6である。こうなるような関数は

0.4
0.2

ψ0 = e− 2 ξ

1 2

0(15.54)である。この ψ0 で表される状態を「基底状態」
と呼ぶ。
-0.6
左のグラフは基底状態のグラフである。グラ-0.8
フの目盛りは無次元化した座標 ξ で書かれてい
1
-1
-4
-3
-2
-1
0
1
2
3
4
る。基底状態はエネルギーが h̄ω 、無次元化し2
1
1 2て考えた場合で である。位置エネルギーが無次元化して書くと ξ であることを考えると、古典
22
的には −1 < ξ < 1 のところまでしか粒子は存在できないはずである（振り子として考えたならば、
ξ = ±1 が振り子が戻る位置）。波動関数はその外側にも存在する。ただし、これまでの「運動エネル
ギーが負になる領域」と同様、波動関数の曲がり具合が変わっている（具体的に言うならば、２階微分の符号が違う）。図では網掛けで「古典的に許される領域」を示した。
-0.2
-0.4

基底状態

7

よくこういう法則があると言われるが、実際には物理にはこんな法則はない。エネルギーは保存するのだから、どこかのエネルギーが低くなれば必ずどこか別の場所のエネルギーが大きくなっている。ゆえに「エネルギーが低くなるから」という説明をするのなら、「なぜ周りのエネルギーは増えてもいいのか」に答えなくてはいけない。実際に物理に存在する法則は「一個の物体がエネルギーを占有しているとエントロピーが低いから、回りにエネルギーをばらまいてエントロピーがあがった状態に変化する傾向がある」という法則 (つまりは熱力学第 2 法則) である。

15.3. 演算子による解法

159
基底状態の波動関数に a† をかけていくことでそれよりも h̄ω だけエネルギーが高い状態を次々とつくり出していくことができる。左のグラフは基底状態から第３励起状態までの波動関数（の実数部）を表したものである。基底状態から、エネ
ルギーが高くなるごとに（n が増加するごとに）波動関数の波の数が増えていくと同時に、空間的広がりも大きくなっている。
具体的に a† をかけるという計算を実行すると、

1
0.8
0.6
0.4
0.2
0
-0.2
-0.4
基底状態
第１励起状態-0.6

第２励起状態-0.8

第３励起状態a† e− 2 ξ

-4

-3

-2

-1

0

1

2

3

4

√

1 2

³

´

2ξe− 2 ξ(15.55)
!
Ã
³√
´
³
´
1 2
1 2
∂
a†
2ξe− 2 ξξe− 2 ξ
= ξ−
∂ξ
1 2

-1

=

=

2ξ 2 − 1 e− 2 ξ

1 2(15.56)となる。以下同様にエネルギー固有値と固有関数を求めていくことができる。当然、この答はまじめに微分方程式を級数展開を使って解いた結果と一致する。
空間的広がりが大きくなることは、単振動の振幅が大きくなることに対応する。また、波の数が多くなるということは波長が短くなるということで、平衡点を通過する時の運動エネルギーが大きくなっていることに対応している。
なお、図に書かれた波動関数はすべて定常状態であって、この状態では古典的な意味での「運動」は見えない。二つ以上のエネルギー固有状態が重ね合わされると、波動関数は定常状態ではなくな
り、粒子の存在確率が右へ左へと動く様子が見えてくる。このあたりは壁に閉じこめられた粒子の場合と同じである。
3
第１励起状態ではエネルギーが h̄ω であり、
21
基底状態の３倍あるので、古典的に存在できる
√
√
√
0.8
場所も 3 倍広がり、− 3 < ξ < 3 となる。や
0.6
はりこの場所で波動関数の２階微分が符号を変0.4えていることが見て取れる。
0.2
古典的に許される領域では波動関数はまさに0「波」となって振動するように振る舞い、その外-0.2
では急速に減衰する関数になっているのである。
-0.41
基底状態は E = h̄ω だけのエネルギーを持-0.6
2
つ。この最低エネルギーのことを「零点振動の-0.8エネルギー」と呼ぶ。古典力学的には最低エネ
-1
-4
-3
-2
-1
0
1
2
3
4
ルギーとは粒子が原点に静止した状態であり、エネルギーは 0 である。しかし量子力学的には原点で静止している (つまり運動量も位置も 0 という値に確定している) ということは有り得ない。これは不確定関係のおかげであるとも言える。
第１励起状態

第 15 章 調和振動子

160

n = 24 の場合の波動関数の様子を示したグラフが右
2e+15
1
49
で
の図である。この場合の全エネルギーは 24+ =22あるから、古典的に運動が許される領域は −7 < ξ < 7
1.5e+15である。その範囲内では波動となっており、中心点付
近では波長が短くなっていることがわかる。
1e+15波動関数の振幅は古典的領域との境界にあたるあたりが最大になっている。これは、古典力学での振り子が、折り返し点でいったん静止することに対応する（た5e+14
だし、この波動関数の場合は確率密度は定数である）。
我々に観測できるのは常にエネルギーの変化量なの
2
4
6
8
10
で、エネルギーの原点はどこに選んでもよい8 。よっ –10 –8 –6 –4 –2て、零点振動のエネルギーを 0 と置いてもよい。ただx–5e+14
しその場合は古典的な調和振動子のエネルギー H =
1 2 1
1
2 2
p + mω x に比べ、 h̄ω だけ小さい量になって
2m22–1e+15いる。量子力学ではエネルギーは hν で表せるので、「エネルギーの原点を変えるということは波動関数の振動数を変えることになってしまうが、それはいいの–1.5e+15
か？」という心配が起きるかもしれない。しかし、量子力学においても、エネルギーの原点を E0 ずらすということは大きな意味を持ってはいない。なぜなら、i
エネルギーの原点ずらしは波動関数の ψ → e− h̄ E0 t という置き換えに対応するからである。量子力
学で観測結果に関係する量では常に ψ と ψ ∗ がペアで掛け算の形で現れるため、この変化は（エネル
ギーの期待値の原点がずれたということ以外には）観測結果に影響を与えない。
¶³「零点振動」は「運動」か？
この「零点振動」という言葉をあまり深刻に受け取らないよう、注意しておきたい。そもそも古典力学での「運動」に対応するのは、エネルギー固有状態を何個か重ね合わせることで「波束」
を作り、その波束の中心が移動するという現象である。そういう意味では、零点振動に限らず、ここまでで求めた「エネルギー固有状態」には、全く「運動」はないのである。ある程度の異なるエネルギーを持った状態を重ね合わせることで初めて古典力学で言う「運動」という概念と結びつくのだということを考え合わせると、「零点振動」は「動いている」とは言い難い状態なのである。「零点振動からエネルギーを取り出すことはできないのですか？」という質問もよくあるが、もちろん不可能である。零点振動は定義からしてエネルギー最低である。エネルギーを取り出すことができるのは、「それより低いエネルギー」の状態に「落とす」ことができる時だけ
である。

µ

´

ここまで、波動関数の規格化は考えていなかった。基底状態から順に規格化を考えていこう。公式
Z ∞√dxe−x =
2−∞π があるので、基底状態は

ψ0 = π − 4 e− 2 ξ
1

8

1 2

(15.57)

蛇足ながら、相対論的に考える時はエネルギーは「時間方向の運動量」ということになるので、「原点はどこに選んでもよい」というわけにはいかない。相対論的不変性の要求から決まってくることになる。

15.3. 演算子による解法

161と規格化される。ただし、この状態が規格化されるのはrる。積分を x で行うならば、dξ =Z ∞−∞dξψ ∗ (ξ)ψ(ξ) という積分に関してであmωdx という違いの部分を吸収するために、
h̄
µ

mω
ψ0 =
πh̄

¶1
4

e− 2h̄ xmω

2(15.58)としておく必要がある。ξ は無次元なので、ψ(ξ) にも次元はない。しかし x は長さの次元を持つので、Zdxψ ∗ ψ = 1 となるためには ψ(x) は (長さ)− 2 の次元を持たなくてはいけない。(15.57) と (15.58) の1違いの因子はちょうど次元の分である。
これで ψ0 は規格化されたので、次に第１励起状態 (ψ1 = a† ψ0 ) を考えてみる。具体的に積分する
ことでも計算できるが、a, a† の交換関係を使った方が簡単である。
Z ∞
−∞

³

dξ a† ψ0´∗a† ψ0 =
=
=

Z ∞
Z−∞
∞
Z−∞
∞
−∞

dξψ0∗ aa† ψ0³´

dξψ0∗ a† a + 1 ψ0

(15.59)dξψ0∗ ψ0 = 1となって、ちょうど規格化されていることがわかる。ここでは、交換関係から aa† = a† a + 1 となる
ことと、aψ0 = 0 であることを使っている。
第１励起状態は規格化しなくてもよかったが、第２励起状態から先はそうはいかない。上の計算との大きな差は aψ0 = 0 であったが aψ1 6= 0 だということである。第２励起状態をとりあえず ψ2 = (a† )2 ψ0
とおくと、
Z ∞
Z ∞
³
´∗
† 2
† 2
(15.60)dξ (a ) ψ0 (a ) ψ0 =dξψ0∗ aaa† a† ψ0
−∞

−∞

† †

であるから、演算子 aaa a の部分を考えて、「a を右に寄せていく」という計算をする。

a |{z}aa† a† = aa† |{z}aa† +aa† = aa† a† a + 2aa†a† a+1a† a+1(15.61)となる。第１項は ψ0Zにかかると 0 となり、第２項は ψ1 と同じ方法で計算できるが、係数 2 の分だけ、1
答えが大きくなり、 dξψ2∗ ψ2 = 2 であることがわかる。ゆえに規格化された ψ2 は √ (a† )2 ψ0 であ
2
ることがわかる。
1
同様の計算を繰り返すと、規格化された第 n 励起状態が √ (a† )n ψ0 であることが確認できる。よっ
n!
√
1
† n−1
†
て、ψn−1 = q(a ) ψ0 に a をかけて n で割ったものが ψn である。
(n − 1)!

1
ψn = √ a† ψn−1
n1
n!

[問い 15-5] 数学的帰納法を使って ψn = √ (a† )n ψ0 が規格化されていることを証明せよ。

(15.62)

第 15 章 調和振動子

162
n = 5 までの規格化された波動関数は以下の通り。
π 4 e− 2 ξ1√
1 2
π 4 2ξe− 2 ξ
1

ψ0 =
ψ1 =

1 2

(15.63)(15.64)1
41 2
π√ (2ξ 2 − 1)e− 2 ξ
2
1
1 2
π4
√ (2ξ 3 − 3ξ)e− 2 ξ
3

ψ2 =
ψ3 =

(15.65)(15.66)1

1 2
π4√ (4ξ 4 − 12ξ 2 + 3)e− 2 ξ
2 6
1
1 2
π4
ψ5 = √ (4ξ 5 − 20ξ 3 + 15ξ)e− 2 ξ
2 15

ψ4 =

(15.67)(15.68)

これ以降も同様に計算される。
なお、古典力学的にこの調和振動子を考えると角振動数は
ω である。量子力学的に考えた時の波µ¶
1
動関数の角振動数は n +ω であり、一致しない。それは当然である。今考えた量子力学的状態
2は定常状態（エネルギーの固有状態）であって、古典力学的な運動は「定常状態の波動関数」では表せない。古典力学的運動に対応するような状態は複数のエネルギー固有状態の重ね合わせが必要な1のである。たとえば n = 0 の状態（基底状態。角振動数 ω ）と n = 1 の状態（第１励起状態。角振23
動数 ω ）を重ね合わせれば、その時の x の期待値 hxi は、二つの状態の角振動数の差であるところ
2
3
1の ω − ω = ω の角振動数で振動する。
22【補足】この部分は授業では話さない可能性もあるが、その場合は読んでおいてください。

15.4

電磁波のエネルギーが hν であること

最後に量子力学の始まりとなった事実、「光のエネルギーが hν の整数倍」ということを確認しておこう。z方向に進行する電磁波の場合、電場の x 成分 Ex の充たす方程式は
Ã

∂2
1 ∂2
−
∂z 2 c2 ∂t2!

Ex = 0(15.69)

この Ex をフーリエ変換してEx (x, y, z, t) =

Z

1
(2π)

3
2

dkx dky dkz Ex (kx , ky , kz , t)ei(kx x+ky y+kz z)(15.70)としよう。これを方程式に代入すると、
Ã

!Ã

Z

!

1 ∂2
1
∂2
−
dkx dky dkz Ex (kx , ky , kz , t)ei(kx x+ky y+kz z) = 0
3∂z 2 c2 ∂t2
(2π)
Ã 2
!
Z
1 ∂2
1
2
dkx dky dkz −(kz ) − 2 2 Ex (kx , ky , kz , t)ei(kx x+ky y+kz z) = 0
3
c ∂t
2
(2π)

(15.71)

15.4. 電磁波のエネルギーが hν であること
これはつまり、Ã

1 ∂2−(kz )2 − 2 2
c ∂t

163
!

Ex (kx , ky , kz , t) = 0(15.72)あるいは、∂2
Ex (kx , ky , kz , t) = −c2 (kz )2 Ex (kx , ky , kz , t)∂t2ということであり、調和振動子の運動方程式(15.73)d2
x(t) = −ω 2 x(t)dt2

(15.74)と比べると、ω = ckz とすれば、Ex (kx , ky , kz , t) が x(t) に対応していることになる。つまり、電場をフーリエ展開した各成分が一個一個、調和振動子に対応していることになるのである。
粒子の量子力学で「座標 x、運動量 p を演算子と考える」という方法でシュレーディンガー方程式を作った~ 、磁場 H~ を演算子と考える9 」という方法で「電磁場の量子論」を作る
ように、電磁場にたいしても「電場 E
ことができるが、上に述べたように方程式が同じ形をしているので、結果も同様になる。ただ電磁場の方が(kx , ky , kz ) の関数である分だけ「数が多い」だけのことである。
光のエネルギーが h̄ω を単位として量子化されたのは、光 (電磁場) が無限個の調和振動子のあつまりでできているからであると考えることができる。光に限らず、電子などその他の物質についても、空間に分布した物
質場を調和振動子の集まりと考えて量子化することができる。これを「量子場の理論」と呼び、現代の素粒子論、物性理論などの基礎となる考え方である。
¶³【よくある質問】「 ここでは電磁場（光子）の持つエネルギーが h̄ω という値を取っている。一方、前節では「量子力学でもエネルギーは差だけが重要で、原点はずらしてよい」とあったが、これと矛盾しないのか？」
この場合、物質と相互作用することで、光子はどんどん生まれたり、あるいは吸収されたりする。つまり
光子一粒のエネルギー h̄ω というのは、光子と相互作用している物質（黒体輻射における「壁」とか）に取っては「エネルギーの変化量」なのであり、いかに量子力学といえども「エネルギーの変化量」を任意に変えることは許されない。他とのエネルギーのやりとりによって粒子ができたり消えたりするような時は、その粒子一個のエネルギーの原点を勝手にずらすわけにはいかないのである。

µ´【補足終わり】

9~ と静電ポテンシャル φ を基本に考えることが多い。
実際には電場や磁場より、ベクトルポテンシャル A

第 15 章 調和振動子

164

15.5

演習問題

[演習問題 15-1] 調和振動子の基底状態 ψ0 と第１励起状態 ψ1 の重ね合わせの状態
Ψ = C0 ψ0 + C1 ψ1を考える。ψ0 , ψ1 は規格化されているとして、この状態に対する x の期待値、p の期待値を計算し、古典的な単振動と比較せよ。
[演習問題 15-2] エルミート多項式は³

exp 2ξt − t

2

´

=

∞
X
Hn (ξ)tnn=0n!

(15.75)という式を満たす。左辺の関数を t の関数としてみてテイラー展開した時の n 次の係数が Hn (ξ) だということになる。この式から、

Hn (ξ) = (−1)n exp(ξ 2 )

³
´´
∂n ³
2
exp
−ξ
∂ξ n

(15.76)を導け。
[演習問題 15-3] エルミート多項式の間に、以下の関係式が成立することを証明せよ。

(a)dHn (ξ) = 2nHn−1 (ξ)dξ(b) Hn+1 (ξ) = 2ξHn (ξ) − 2nHn−1 (ξ)[演習問題 15-4] 調和振動子の、二つのエネルギー固有状態の重ねあわせ ψ = Cm ψm (ξ, t)+Cn ψn (ξ, t)
を考えよう（|Cm |2 + |Cn |2 = 1 とする）。
ψk (ξ, t) = φk (ξ)e−i(k+ 2 )ωt1と書けること、

Zdξφ∗m (ξ)φn (ξ) = δmn(15.77)(15.78)という直交関係が成立することを使って、hξi を計算せよ。
[演習問題 15-5] 調和振動子の第 n 励起状態の場合で運動エネルギーの期待値と位置エネルギーの期待値を計算せよ。

165

第 16 章16.1

２次元のシュレーディンガー方程式

直交座標と極座標でのシュレーディンガー方程式

この次の章から３次元のシュレーディンガー方程式を解く。そのためこの章ではそのための練習として２次元のシュレーディンガー方程式を考える。自由粒子を考えて、それを直交座標と極座標と、２種類の座標で解いてみる。
直交座標 (x, y) で解くのは簡単である。２次元の自由粒子のハミルトニアンは

H=

´
1 ³
(px )2 + (py )22mである。
これに対応するシュレーディンガー方程式は∂h̄2ih̄ ψ = −∂t2m

Ã(16.1)

!

∂2
∂2
+
ψ
∂x2 ∂y 2

であり、これは 1 次元の時と全く同様に、"

Ã(16.2)!#i(px )2 + (py )2
ψ = A exp
px x + p y y −
t
h̄
2m
"

Ã

(16.3)!#i(px )2という解を持つ。これは 1 次元の解である exp
px x −t と、この中の x を y で置き換えた
h̄
2m
" Ã
!#
´
i
(py )2
1 ³
もの exppy y −
t の単純な積である。この場合、エネルギーは E =(px )2 + (py )2 (つh̄2m2m
まり x 方向だけ考えたときのエネルギーと、y 方向だけ考えたときのエネルギーの和) となる。
では次に、同じ方程式を極座標 (r, θ) を使って解いてみる。
ẋ, ẏ, ṙ, θ̇ の間には、(ẋ)2 + (ẏ)2 = (ṙ)2 + (rθ̇)2(16.4)rという関係がある。なぜなら二つの座標系で速度の自乗を考えればこの式の左辺と右辺になるからである (右図参照。
θ 方向の「速度」(単位時間の移動距離) は θ̇ ではなく rθ̇ であることに注意)。よって極座標でのラグランジアンは´
1 ³
L = m (ṙ)2 + (rθ̇)2
2

.

.
y

.
r
.
x

(16.5)

であり、これから運動量を求めると、

r 方向 : pr =∂L
= mṙ,∂ ṙθ方向 : pθ =∂L
= mr2 θ̇∂ θ̇(16.6)

第 16 章 ２次元のシュレーディンガー方程式

166

である。
ここで注意すべきことがある。以下のようにやると間違えるのである。

—以下は間違い
極座標でのハミルトニアンはH = pr ṙ + pθ θ̇ − L =である。pr = −ih̄
ンは

µ

1
1
(pr )2 + 2 (pθ )22m
r¶(16.7)∂∂, pθ = −ih̄ と書き直すと、シュレーディンガー方程式に現れるハミルトニア
∂r
∂θ
h̄2
H=−
2m

Ã

∂2
1 ∂2
+
∂r2 r2 ∂θ2!

(16.8)となる。

以上は間違い—一見何も悪いことをしていないように思えるが、上の計算は間違えている。古典的なハミルトニア
ン (16.7) を出すところまでは間違っていない。その量子力学版が (16.8) だと考えるのが間違いなの∂2である。問題は (pr )2 を単純に −h̄2 2 と置き換えたところにある。
∂r【以下長い註】この部分は、最初に勉強する時は理解できなくともよい。
∂
実は pr = −ih̄ というのも間違い。これだとエルミートな演算子になっていない。エルミートな∂rih̄ ∂ ³√ ´のは pr = − √r である。こういう変な微分演算子にしなくてはいけない理由は、２次元のr ∂r
極座標での体積積分が dV = drdθr という形になっていることである。積分要素の中についている r∂
ih̄ ∂ ³√ ´のせいで、単なる −ih̄ はエルミートな演算子にならない。− √r ならば、
∂r
r ∂r
Z

Ã

drdθrψ ∗

!

Ã

!

Z
√
∂ ³√ ´ih̄ ∂ ³√ ´−√
rφ = −ih̄ drdθ rψ ∗
rφ
r ∂r
∂r
Z
∂ ³√ ∗ ´ √= ih̄ drdθ
rψ
rφ
Ã∂r
!∗
Z
−ih̄ ∂ ³√ ´=
drdθr √rψφr ∂r

(16.9)となるので、エルミートである。このような演算子でも、
"

#

"

#

ih̄ ∂ √∂ √ih̄r, − √
r = − √ r,
r
r ∂r
r
∂r
= −ih̄

(16.10)は満たしている。
【長い註終わり】

1
古典論においては r と pr は可換であるので、たとえば (pr )2 r と書いても (pr )2 と書いても同じでrある。ところが量子論では同じではない。r と pr は交換しないからである。古典論から量子論への16.2. ２次元の極座標のラプラシアンの計算法

167

翻訳を行う時には「演算子の順序をどうするか」に注意しなくてはならない。上の「間違い」は「座標と運動量は交換しない」ということを尊重しない計算をしていることになっているのである1 。
【以下長い註】この部分は、最初に勉強する時は理解できなくともよい。

２次元の極座標のラプラシアンの計算法

16.2

では、正しい計算をどのようにすればよいかを以下で述べよう。ここで紹介する方法は(a) 「直交座標形での形を正解と考えて、それから変換していく」方法。ちょっと面倒だが正攻法。
~ をちゃんと考えて、それを自乗する」方法。計算量は少し減る。
(b) 「極座標での ∇(c) 「変分原理を使って座標変換を行う」方法。計算量は一番少ない。その代わり、変分に関する知識が必要。
の３つである。
直交座標系の微分∂ ∂∂ ∂,と、極座標系での微分 ,
の関係は、
∂x ∂y
∂r ∂θ
∂
∂r ∂
∂θ ∂
∂
sin θ ∂=+= cos θ −∂x∂x ∂r ∂x ∂θ∂rr ∂θ(16.11)

∂
∂r ∂
∂θ ∂
∂
cos θ ∂=+= sin θ +∂y∂y ∂r ∂y ∂θ∂rr ∂θ(16.12)およびのようにして求めることができる。
演算子の順番に注意しつつ、ラプラシアンを書き直そう。
Ã

∂
∂x

Ã

!2

=

∂
sin θ ∂cos θ −
∂r
r ∂θ

∂2
は
∂x2

!Ã

∂
sin θ ∂cos θ −∂rr ∂θ!

(16.13)と書ける。演算子の場合一般には ab 6= ba であるから、(a + b) = a2 + 2ab + b2 という計算は成立しない。
2(a + b)2 = a2 + ab + ba + b2 = a+ 2ab+ b2} +[b, a](16.14)|{z| {z }

古典力学的計算

量子力学的おつりなのである。
Ã

1

∂
∂x

!2

Ã

∂
= cos θ∂r!2

Ã∂ sin θ ∂sin θ ∂
− 2 cos θ+∂r r ∂θ
r ∂θ

!2

"

sin θ ∂∂
+ −, cos θr ∂θ∂r#

(16.15)直交座標の場合にそういうことを考えなくてもうまく行ったのは、直交座標がそれだけ “素直な座標” だったからだと言える。

第 16 章 ２次元のシュレーディンガー方程式

168
最後の交換関係を計算しておくと、
"

#

"

#

"

#

sin θ ∂∂sin θ ∂∂1 ∂ ∂−, cos θ= −, cos θ− sin θ cos θ ,r ∂θ
∂rr " ∂θ #∂r∂θ" r ∂r#sin2 θ ∂∂1∂ ∂sin2 θ ∂1∂,θ+ sin θ cos θ 2 r,=
− 2 cos θ sin θ
=
r
∂θ
∂r
r
∂r ∂θ
r ∂r r∂θ(16.16)
ゆえに、
Ã

∂2
∂
= cos θ2∂x∂r
同様の計算によりÃ!2

Ã∂ sin θ ∂sin θ ∂
− 2 cos θ+∂r r ∂θ
r ∂θ

!2

+

sin2 θ ∂1∂− 2 cos θ sin θr ∂r r∂θ(16.17)+cos2 θ ∂1∂+ 2 cos θ sin θr ∂r r∂θ(16.18)

∂2
は
∂y 2

∂2
∂
= sin θ
2
∂y
∂r

!2

Ã

∂ cos θ ∂cos θ ∂
+ 2 sin θ+∂r r ∂θ
r ∂θ

!2

∂2
∂2
+
を計算すると、(16.17) と (16.18) の第２項どうし、第５項どうしが同じものの逆∂x2 ∂y 2
符号なのでキャンセルする。それ以外の項は cos2 θ + sin2 θ = 1 を使うと簡単にまとまる。結果として、古典的には出ない項が一つ出て、
となる。

∂2
∂2
∂ 2
1 ∂ 2 1 ∂
+
=
(
)
+
( ) +
∂x2 ∂y 2
∂r
r2 ∂θ
r ∂r

(16.19)となる。

[問い 16-1] この微分演算子は

Ã

µ

1 ∂
∂
r
r ∂r
∂r

¶

1 ∂2
+ 2 2
r ∂θ

!

とも書けることを示せ。

~ を使った方法で導く。まず、直交座標の x 方向、y 方向を向
次に ∇いた単位ベクトルをそれぞれ ~ex , ~ey とする。極座標の r 方向、θ 方向を向いた単位ベクトルを ~er , ~eθ とする。
~er , ~eθ を ~ex , ~ey で表すと、右の図を参考にして、~er = cos θ~ex + sin θ~ey~eθ = − sin θ~ex + cos θ~ey

e

ey

er
ex
e

(16.20)eyerexとなることがわかるだろう。
ここで、~ex , ~ey は定数ベクトル (どこでも同じ方向を向いているベクトル) だが、~er , ~eθ はそうではないことに注意しよう。ゆえに、~ex , ~ey は
x, y, r, θ のどれで微分しても 0 となるが、~er , ~eθ の微分は 0 ではない場合もある。具体的に計算すると、∂∂∂∂~er = 0,~er = ~eθ ,~eθ = 0,~eθ = −~er
∂r
∂θ
∂r
∂θ

(16.21)

16.2. ２次元の極座標のラプラシアンの計算法

169

である。

[問い 16-2] 上の４つを具体的に確認せよ。
[問い 16-3] 実は図形的に考えてもこの式を出すことができる。r 微分 (θ 微分) というのは、r(θ) をほんの少しだけ変化させた時の変化の割合だという点に注意して、上の４つの式を図形的に導出せよ。

~ = ~ex
直交座標ではナブラ記号は ∇

∂
∂
+ ~ey
と定義されているが、極座標では∂x∂y~ = ~er ∂ + ~eθ 1 ∂
∇
∂r
r ∂θ

(16.22)1~ はである。~eθ の項は単なる θ 微分ではなく、 がかかっている。なぜなら、∇r~ (~x) = lim f (~x + ~a) − f (~x)~a · ∇f|~a|→0|~a|(16.23)となるように定義されている。すなわち、任意のベクトル ~a の方向へに移動した時の関数 f (~x) の単~ (~x) なのである。この ~a を θ 方向に取る。つまり (r, θ) から (r, θ + δθ)
位長さあたりの変化量が ~a · ∇fへの変化を考える。この時 |~a| は δθ ではなく、rδθ である。ゆえに ~a が ~eθ であった時は、~ (~x) = lim f (r, θ + δθ) − f (r, θ) = 1 ∂ f (r, θ)~eθ · ∇f
δθ→0
rδθ
r ∂θ
となる。つまりは θ 方向の移動距離が δθ ではなく rδθ で表されることを反映して、(16.24)
∂
1 ∂
ではなく
∂θ
r ∂θ

を使わねばならない。
1 ∂こうして作ったは「θ 方向に h だけ進んだ場所との差を計算して h で割り、最後に h → 0 のr ∂θ
h
極限を取る」という計算になっている。θ 方向に h だけ進むと、θ が だけ変化するところが大事で
r
ある。
~ ·∇
~ を計算してみる。直交座標では ~ex , ~ey は定ベクトルなので微分がかからな
こうしておいて、∇い（かかっても 0）だが、極座標ではそうはならない。
Ã~ ·∇~（何か）= ~er ∂ + ~eθ 1 ∂
∇
∂r
r ∂θ

! Ã

!

∂
1 ∂
· ~er
+ ~eθ
（何か）
∂r
r ∂θ

(16.25)を計算する。こういう演算子の計算の時には書かれていなかったとしても、その後ろに何か任意の関数があると思って計算しなくてはいけない（そのことを忘れないように、上の式ではわざわざ「何か」と書いた）。もし微分が全部後ろの「何か」にかかるのならば、結果は
Ã

!

1 ∂2
∂2
+
（何か）
∂r2 r2 ∂θ2(16.26)となる。ところが１個目の括弧の微分は「何か」だけではなく２個目の括弧にもかかるので、その分
∂
∂
∂
が微分し
おつりが出る。 の方はどうせ 0 なので関係ない。 が問題である。２番目の括弧を
∂r
∂θ
∂θ
た結果は
Ã
!
∂
∂
1 ∂
∂
1 ∂
~er
+ ~eθ
= ~eθ
− ~er
(16.27)
∂θ
∂r
r ∂θ
∂r
r ∂θ

第 16 章 ２次元のシュレーディンガー方程式

170

1
∂
1 ∂
の前には ~eθ があったので、生き残るのはである。このおつりを加えたものが、
∂θ
r
r ∂r
~ ·∇
~ である。
正しい２次元の ∇さらにもう一つの方法を示そう。古典力学で座標変換を行う時、ラグランジュ形式を経由するという方法があったことを思い出そう。運動方程式を座標変換するのは骨が折れる作業だが、「運動方程式を導くような作用を考え、その作用を座標変換してから新しい座標形での運動方程式を出す」という方法で少し作業を軽減できる。たとえば 2 次元の粒子の運動方程式は、ラグランジアンを

となるが、

´
´
1 ³
1 ³
L = m (ẋ)2 + (ẏ)2 = m (ṙ)2 + (rθ̇)22
2

Zとして、作用(16.28)

Ldt が停留値を取るという条件から Euler-Lagrange 方程式




∂L
d
∂L
−  ³ dX ´  = 0∂X
dt ∂(16.29)dtを使って導くことができる (X には x, y, r, θ のどれかが入る)。
量子力学でも同じようにして座標変換を簡単にすることができる。シュレーディンガー方程式を導くような作用として、
Z Ã

Z

!

Z
h̄2 ~ ∗ ~iψ∇ψ · ∇ψ dxdydt =
ψ+
∂t
2m

Ldxdydt =

∗ ∂

Ã

h̄2
iψ
ψ+
∂t
2m
∗ ∂

Ã

∂ψ ∗ ∂ψ ∂ψ ∗ ∂ψ
+
∂x ∂x
∂y ∂y

!!

dxdydt(16.30)を考える。これに対するオイラー・ラグランジュ方程式












∂L
∂  ∂L ∂  ∂L ∂  ∂L 
³ ´ −
³ ´ −
³ ´ =0−∂ψ ∂t ∂ ∂ψ
∂x ∂ ∂ψ∂y ∂ ∂ψ
∂t

または、



∂x





∂y







∂L
∂  ∂L ∂  ∂L ∂  ∂L ³ ∗´ −³ ∗´ −
³
´ =0
−
∗
∂ψ
∂ψ
∂ψ
∂t ∂
∂x ∂
∂y ∂ ∂ψ∗∂t(16.31)∂x(16.32)∂y2からシュレーディンガー方程式が導ける 。
~ を使えばすぐできる) と、
ここで、作用を極座標に書き直す (上の問題で計算した極座標での ∇
Z "

∗ ∂ψ

1
iψ
+
∂t
2m

Ã

∂ψ ∗ ∂ψ
1 ∂ψ ∗ ∂ψ+ 2∂r ∂rr ∂θ ∂θ!#rdrdθdt(16.33)Zとなる。これを

Ldrdθdt と書くと、
"

∗ ∂ψ

1
L = iψ
+∂t2m

Ã

1 ∂ψ ∗ ∂ψ∂ψ ∗ ∂ψ+ 2∂r ∂rr ∂θ ∂θ!#r(16.34)∂する時、ψ ∗ は微分しなくてよいのか？」と疑問 (不安？) に思う人
∂ψ
µ
¶
1 ∂
∂
∂
=
−i
が定義である。この微分演算子を zがいるかもしれない。しかし複素数 z = x + iy による微分は
∂z
2 ∂x
∂y
∂ ∗
にかけたら答は 1 であり、z ∗ = x − iy にかけたら答が 0 であることはすぐ確かめられる。安心して、
ψ = 0 として∂ψよい。
2

「ψ が変化すれば ψ ∗ も変化するだろうに、

16.3. ２次元における角運動量171となる。積分が dxdydt から rdrdθdt に変わった分だけ、r が後ろにくっついていることに注意しよう。この L に対して Euler-Lagrange 方程式を作ると、












∂L
∂  ∂L ∂  ∂L ∂  ∂L ³ ∗´ −³ ∗´ −
³
´ =0
−
∗
∂ψ
∂ψ
∂ψ
∂t ∂
∂r ∂
∂θ ∂ ∂ψ∗∂t∂r(16.35)∂θ

であるが、これをちゃんと計算すれば、

∂ψ
h̄2
ih̄
=−
∂t
2m

Ã

Ã

∂
1 ∂
r
r ∂r
∂r

!

!

1 ∂2
+ 2 2 ψr ∂θ

(16.36)となる。２回めの r 微分をする時に L についている因子 (直交座標の時にはなかった) である r を含めて微分することになるので、「量子力学的お釣り」の部分が出てくることになっている3 。

[問い 16-4] (16.35) から (16.36) が出てくることを確かめよ。
【長い註終わり】
結局解くべきシュレーディンガー方程式は (定常状態で考えて)

h̄2
−
2m

Ã

!

∂2
1 ∂
1 ∂2
+
+
ψ = Eψ
∂r2 r ∂r r2 ∂θ2(16.37)ということになった。

16.3

２次元における角運動量

直交座標での運動量は px , py 、極座標での運動量は pr , pθ となったが、このうち pθ は原点回りの角運動量である。古典力学では角運動量は xpy − ypx のように位置ベクトルと運動量ベクトルの外積で書かれる4 。実際に計算してみると、

xpy − ypx = −ih̄∂∂θ(16.38)となってちゃんと対応していることがわかる。

3３次元の極座標でやれば、余分な因子は r2 sin θ である。これから３次元の極座標でのラプラシアンがどういう形になるかがわかる。
4
２次元なので外積は１成分の量 (スカラー) となる。３次元ならば ypz − zpy , zpx − xpz , xpy − ypx の３成分となって、外積はベクトルになる。

第 16 章 ２次元のシュレーディンガー方程式

172[問い 16-5] 具体的計算により (16.38) を確かめよ。 具体的に代入すればいいのだから、
Ã

!

∂
∂
xpy − ypx = −ih̄ x−y
Ã ∂y Ã ∂x
!
Ã
!!
∂θ ∂
∂r ∂
∂θ ∂
∂r ∂
+
− r sin θ+= −ih̄ r cos θ
∂y
∂r
∂y
∂θ
∂x
∂r
∂x ∂θ
ÃÃ
!
Ã
!
!
∂r
∂r ∂
∂θ
∂θ ∂
= −ih̄ x
−y
+ x
−y
∂y
∂x ∂r
∂y
∂x ∂θ
q

ここで、r =

x2 + y 2 から、(16.39)

∂r
x
∂
=√ 2
の前の係数はであることを使うと、∂x∂r
x + y2
x

∂r
∂r
=0
−y
∂y
∂x
|{z}

|{z}

(16.40)

= xr

= yr

というふうに 0 になる。
∂の前の係数は∂θ
ここで、ハミルトニアンは θ を含まないから、[pθ , H] = 0 である。この事実 (角運動量とハミルト
ニアンが交換すること) から重要なことが二つわかる。
一つは「角運動量は保存する」ということである。一般の演算子 A(x, p, t) の期待値の時間微分が

d
hAi =
dt

*

+

¿

1
∂
A +
[A, H]∂tih̄À

(16.41)

で表せたことを思い出そう。今考えている角運動量の場合、t には依存していないので右辺第一項はない。pθ と H は交換するから第２項もない。結果として、角運動量の期待値は保存する。
これは今の場合に限らず、「ハミルトニアンが特定の座標を全く含まない時にはその座標に対応する運動量が保存する」と常に言える。
もう一つはエネルギーと角運動量の同時固有状態が存在するということである (互いに交換する演
算子には同時固有状態が許されるということを思い出せ)。逆に言えば、「pr と H の同時固有状態」
は存在しない。直交座標では px , py , H の全ての同時固有状態が存在する (ただし、px , py , H の固有値のうち、独立なものは２つだけである)。
以下では pθ と H の同時固有状態を求めて行くことにする。まず角運動量の固有状態を考えると、

− ih̄

∂ inθ
e = h̄neinθ∂θ(16.42)となることから、固有関数は einθ で固有値は h̄n である。
θ = 0 と θ = 2π は同じ点だから、そこで波動関数は等しくならなくてはいけない。つまり θ が周
期 2π の周期関数でなくてはならない。つまり、

ei2πn = 1

(16.43)であるから、n は整数であることがわかる。つまり、角運動量は h̄ × (整数) という値に量子化される。
角運動量の値が h̄ の整数倍になるということは、後でやる３次元の場合でも (一般の次元でも) 成立

16.4. 動径方向の波動関数

173する。実はこの世の中には h̄ の半整数倍5 の角運動量 (電子のスピンなど) も存在しているのだが、この講義では触れない。

16.4

動径方向の波動関数

エネルギーと角運動量の同時固有状態を考えることにすれば、

ψ(r, θ) = R(r)einθ

(16.44)という形の解を探すことになる。これをシュレーディンガー方程式に代入すると、

h̄2
−
2m

Ã

!

∂2
1 ∂
1 ∂2
+
+
Reinθ = EReinθ∂rÃ2 r ∂r r2 ∂θ2 !
∂2
1 ∂
n2
2mE inθ
inθ
+
−
Re
=
−
2 Re
∂rÃ2 r ∂r
r2
h̄
!
∂2
1 ∂
n2
2mE
+
− 2 R= − 2 R
2
∂r
r ∂r
r
h̄

(16.45)となる。
ここでも方程式の無次元化を行う。この方程式の変数 r は長さの次元を持っているが、r = αξ として、長さの次元を持つ定数 α と、次元のない変数 ξ を導入する。そして、以後は ξ を変数と考えて式を解いて行くことにする。
なお、前に述べたように実際の計算においては具体的に α をいくつにするとか決める必要はない。
「無次元化したのだから、ややこしい定数は全部１になるだろう」と考えればこの式はすぐに出る。
定数ではない（時と場合によって変わるパラメータになっている）数だけは、無次元のパラメータにおきかえればよい。
下の問題は、単なる確認のためである。

[問い 16-6]
ξ を使って式を書き換え、かつ α = √Ãh̄と選ぶと、我々が解くべき方程式は
2mE

d2
1 d
+
dξ 2 ξ dξ!

Ãn2
R+ 1− 2ξ!

R=0(16.46)という式になることを示せ。

この方程式を具体的に解くには、級数展開の方法を使う。
【以下長い註】この部分は、最初に勉強する時は理解できなくともよい。

1 3
(奇数)
半整数とは、 , などのように、で表せる数字。言葉の原義 (整数の半分) からすると、半整数の中には
2 2
2
(偶数)
(つまりは整数) が入ってもよさそうだが、普通は入れない。厳密に言いたい人は「半奇数」という言葉を使う。
25

第 16 章 ２次元のシュレーディンガー方程式

174

ベッセル方程式を級数展開で解く

16.5

この方程式を解いてみよう。方程式が簡単に積分できるような形になっていない場合に線型微分方
程式を解く方法としてよく使われるのが級数展開である。この後の計算でも解くのが難しい微分方
程式をこの方法を使って解くことがあるので、ここで級数展開を使って微分方程式を解く方法について述べておく。
方程式が ξ = 0 で発散する係数を持っていない場合、その解はf (ξ) =∞X

Ak ξ k

(16.47)k=0と展開される (この場合 Ak は f (ξ) の微係数で表すことができる)。そうでなく、微分方程式が ξ = 0
が確定特異点6 になっている場合 (ベッセルの微分方程式もそう) は、その解はR(ξ) =

X

ak ξ k+k0(16.48)k=0のように展開できることが知られている。k0 は後で定まる。
級数展開で微分方程式を解くということはすなわち、この展開係数 ak を一つずつ決めて行くということである。
ベッセルの微分方程式に級数展開された関数を代入すると、
Ã

Ã

!! Ã

!

X
d2
1 d
n2
+
+
1
−
ak ξ k+k0 = 0
2
2
dξ
ξ dξ
ξ Ã k=0 !
Ã!
X
d2 k+k0 1 d k+k0
n2 k+k0akξ+ξ+ 1− 2 ξ
= 0
2
dξ
ξ
dξ
ξ
k=0
³
´
X
ak (k + k0 )(k + k0 − 1)ξ k+k0 −2 + (k + k0 )ξ k+k0 −2 + ξ k+k0 − n2 ξ k+k0 −2 = 0(16.49)

k=0

となって、

∞ ³
X

´

(k + k0 )2 ak ξ k+k0 −2 + ak ξ k+k0 − n2 ak ξ k+k0 −2 = 0(16.50)k=0という式を解いて行けばよいことがわかる。この式は ξ に関する恒等式だから、ξ の各次数で 0 になる必要がある。
真中の ak ξ n+k0 だけ ξ の次数が 2 大きいことに注意して、∞X

ak ξ k+k0 =

k=0

∞
X

ak−2 ξ k+k0 −2(16.51)k=2と書き換える7 。結局、
∞ ³
X
k=0
6

微分方程式を(k + k0 ) − n
2

2

´

ak ξ

k+k0 −2=−∞
X

ak−2 ξ k+k0 −2(16.52)

k=2

df
d2 f
+ P (ξ) + Q(ξ) = 0dξ 2dξと書いた時、P (ξ) や Q(ξ) は ξ = 0 で極になっているが、ξP (z) と ξ 2 Q(z) が正則である場合、ξ = 0 は確定特異点であると言う。
7k → k − 2 と置換えたので、「新しい k 」の和は 0 からではなく 2 からになる。こうすれば「古い k 」および「新しいk − 2」はどちらも、0, 1, 2, 3, · · · になる。

16.5. ベッセル方程式を級数展開で解く

175という式になる。これから、k ≥ 2 に対しては、³´(k + k0 )2 − n2 ak = −ak−2(16.53)という式が出る。k = 0, 1 だけは右辺の寄与がないので特別で、³(k02 − n2 )a0 = 0´(k0 + 1)2 − n2 a1 = 0(16.54)(16.55)という式になる。a0 は 0 ではない (もし 0 だったとしたら、級数は ξ k0 の項からではなく ξ k0 +1 から始まるということだから、k0 + 1 を改めて k0 と置いて問題を解き直すことになる) ので、k02 = n2 す
なわち k0 = ±n ということになる。しかし実は k0 が負の数、すなわち −|n| の場合は仮定に矛盾することが以下のようにしてわかる。
(16.53) で k0 = −|n| とすると³´

(k − |n|)2 − n2 ak = −ak−2k (k − 2|n|) ak = −ak−2(16.56)0 = −a2|n|−2(16.57)となるが、k = 2|n| の時、上の式はとなってしまう。(16.53) からわかるように a2|n|−2 がゼロならば添字がそれよりも 2 少ない a2|n|−4 もゼロになる。同じことを |n| 回続ければ、結局 a0 = 0 になってしまう。しかし a0 は 0 ではない。
よって k0 = |n| としよう。結果、a1 は 0 にならなくてはいけない8 。
一般式から
1
−1
ak = 2ak−2 =
ak−2(16.58)2n − (k + |n|)k(2|n| + k)が出る。この式を次々と使うと、a奇数 は結局は a1 に比例することがわかる。a1 = 0 なのだから、すべての a奇数 = 0 である。a偶数 に関しては k = 2j(j は整数) とおいて、

−1
−1
−1
a2j−2 =
a2j−4 = · · ·2j(2|n| + 2j)
2j(2|n| + 2j) (2j − 2)(2|n| + 2j − 2)
(−1)j
=
a0
2j(2j − 2)(2j − 4) · · · 6 × 4 × 2 × (2|n| + 2j)(2|n| + 2j − 2) · · · (2|n| + 4)(2|n| + 2)
(16.59)と求めることができる。
a2j =2j(2j − 2)(2j − 4) · · · 6 × 4 × 2= 2j × 2 (j − 1) × 2 (j − 2) · · · (2 × 3) × (2 × 2) × (2 × 1)
= 2j j(j − 1)(j − 2) · · · 3 × 2 × 1 = 2j j!

8(16.60)

本来、二階微分方程式を解いているのだから、独立な解は二つであるはずである。もう一つの解はノイマン関数と言って、log ξ を含む複雑な関数だが、原点で発散するので今考えている問題の解にはならない。

第 16 章 ２次元のシュレーディンガー方程式

176と書き直そう。同様にして、(2|n| + 2j)(2|n| + 2j − 2) · · · (2|n| + 4)(2|n| + 2)
(2|n| + 2j)(2|n| + 2j − 2) · · · (2|n| + 4)(2|n| + 2)2|n| × (2|n| − 2) × (2|n| − 4) · · · 6 × 4 × 2
2|n| × (2|n| − 2) × (2|n| − 4) · · · 6 × 4 × 2
2|n|+j (|n| + j)!
2j (|n| + j)!
==
2|n| |n|!
|n|!
(16.61)となるので、(−1)j |n|!
a2j = 2j(16.62)a0
2 j!(|n| + j)!
=

である。
よって解は

∞
X

(−1)j |n|!
ξ 2j+|n| a0
2j j!(|n| + j)!
2
j=0(16.63)とまとまる。方程式は R に関して線型だから、全体を定数倍しても解になる。つまり a0 は決定でき1ない。a0 は全体の規格化によって決まることになる。ここでは a0 = |n|と選ぶと、この関数は2 |n|!
∞X(−1)j
j=0 j!(|n| + j)!
と書ける。
一方、

∞
X

(−1)j
Jn (ξ) =j=0 j!(n + j)!

Ã !2j+|n|ξ2(16.64)Ã !2j+nξ2(16.65)J o(x)J 1(x)

はよく知られているベッセル関数の定義式の一つである9 。解はJ|n| (ξ)einθ と書けることになる。次の問題で示すように Jn (ξ) とJ−n (ξ) は符号を除いて同じ関数なので、Jn (ξ)einθ と書いてもよい。右は J0 (x), J1 (x), J2 (x) のグラフである。グラフの形は sin や
cos に似た振動であるが遠方に行くほど (原点から離れるほど) 振
幅が減衰しているし、周期も一定ではない。

J 2(x)
5.52018.6537[問い 16-7] ベッセル関数の定義式から

2.4048(−1)n J−n (x) = Jn (x)を証明せよ。ただし、計算の中で (負の整数)!が出てきた時は ∞ と考え、

1
= 0 としてよい。
(負の整数)!

【長い註終わり】
9

この式では n は整数だが、一般のベッセル関数ではこれは任意の実数である (その場合、(n + j)! は Γ(n + j + 1) に変わる)。

16.6. 極座標での解

16.6

177

極座標での解級数展開によって、解はベッセル関数と呼ばれる Jn (x) を用いてJn (ξ)einθ

(16.66)√2mEr である。
h̄
以上で、直交座標の場合と極座標の場合で自由粒子のシュレーディンガー方程式を解いた。この計算だけを見たら、直交座標の方が圧倒的に簡単で、極座標で解くメリットは感じられないかもしれな¯¯= 0 のような境界条件が与えられた場合 (つまり、半径 r0 の円内に閉い。しかし、たとえば、ψ ¯¯と書けることがわかった。ただし、ξ =r=r0

じ込められた粒子の波動関数を求めなくてはいけない場合) などは、直交座標で計算することは難しい。極座標を使った場合では、ベッセル関数の零点がちょうど r = r0 に来るようにエネルギーを調整してやればよい。
Jn (x) が 0 になる場所は、(たとえば sin x の零点が x = nπ であるようには) 簡単な式で表すことはできない。以下の表の数字は数値的に求めたもので、厳密ではない。また、n = 0 以外の Jn (x) はJn (0) = 0 となるが、それは表にいれていない。

J0 (x)J1 (x)J2 (x)
..
.

1 番め
2 番め
3 番め
4 番め
2.40482556 5.52007811 8.65372791 11.7915344
3.83170597 7.01558667 10.1734681 13.3236919
5.13562230 8.41724414 11.6198412 14.7959518
..
..
..
..
.
.
.
.

···
···
···
···
..
.

r = r0 の場所で波動関数が 0 になるような境界条件が置かれたとすると、その場所の ξ が上にあげた数値のどれかにならなくてはいけない。上の表の数値、すなわち「Jn (x) の m 番めの零点 (x = 0√
2mEを含まない)」を Zn,m と書くことにすると、ξ =r であるから、
h̄√
2mE
Zn,m =
r0(16.67)h̄である。これから、エネルギー固有値 E がµE=h̄2 Zn,m2mr0¶2(16.68)と求められる。エネルギーの値は、n, m が大きいほど大きくなる。n は角運動量の大きさを示す。mは r = 0 から r = r0 までの間に波動関数が何回 0 になるかを示す数字 (ただし、n 6= 0 の時の原点での 0 は含まない。端での 0 は含む) であるから、これが大きいほど、動径方向にたくさんの波が入っていることになる。
角運動量を持たない J0 (x) の場合で、m が大きくなるにつれて波動関数がどう変化していくか、グラフで示すと以下のようになる。

第 16 章 ２次元のシュレーディンガー方程式

178

J0 (x)

境界が1個めの零点境界が2個めの零点境界が3個めの零点境界が4個めの零点

また、m を変えることなく n を増やす、つまり角運動量を増やして行くと以下のようなグラフで表せる波動関数になる (ただし、実部のみをグラフにしている)。

J 2 ( )cos 2J 1 ( ) cos


J 3 ( ) cos 3
[問い 16-8] n 6= 0 の時 Jn (0) = 0 であること、つまり「角運動量がゼロでない時、原点での波動関数は0 である」ということには、どのような物理的意味があるだろうか？

16.7

二つの波動関数の関係

ここで直交座標で表した波動関数、極座標で表した波動関数、二つの表示が出てきた。
·¸

i(px x + py y)
h̄
Ã√
!
2mE
0
極座標： ψ = A Jnr einθ
h̄

直交座標： ψ = A expである。どちらも e− h̄ Et という時間依存性を持つ (直交座標形の場合、E =i

はいっけん違って見えるが、同じ方程式の解なのだから関係がある。実は
Ã√
!
¸
·
∞
X
2mE
i
0
A n Jn(px x + py y) =r einθ
exp
h̄
h̄
n=−∞

(16.69)(px )2 + (py )2)。この二つ2m(16.70)のように、Jn の適当な線型結合によって平面波を作ることができるのである（もちろん、逆も可）。

16.7. 二つの波動関数の関係

179

この式の両辺に e−inθ をかけて積分すると、einθ に比例する成(px ,py )分を取り出すことができる。そのために左辺を極座標で書いておこう。
px x + p y y q
はベクトル (px , py ) と (x, y) の内積であるから、q√= (px )2 + (py )2 x2 + y 2 cos α = 2mEr cos α と書ける。α は二つのベクトルのなす角度である。θ の方はベクトル (x, y) が x 軸0となす角である。θ を変化させていくと、α もそれにつられて変化する (図参照)。ここでは θ = 0 の時の α を α0 とおいて、α = α0 −θと書いておこう。
" √
#
Ã√
!
Z
Z
∞
X
2mE
2mE
0
0
dθe−in θ exp ir cos(α0 − θ) =dθe−in θ
A0n Jnr einθ
h̄
h̄
√
Ãn=−∞
" √
#
!
Z
2mE
2mE
0
−in θ
0
dφe
exp i
r cos(α0 − θ) = 2πAn0 Jn0
r
h̄
h̄




(x,y)

(16.71)

π
と選んでお
2
0
く (こうすると
An が簡単になるのを知っているのでこうする)。この時、cos(α0 − θ) = sin θ となる。
√
2mE
r = ξ とおいて、
さらに、
h̄

α0 は座標軸の取りかたを変えることで自由に選ぶことができるので、ここでは α0 =Z 2π0dθe−inθ exp [iξ sin θ] = 2πA0n Jn (ξ)(16.72)という式が成立する。

[問い 16-9] (16.72) の両辺から ξ k の項の係数を取り出して比較して、A0n を求めよ。sin θ =
Z 2π

と、

eiθ − e−iθ2idθe−inθ eimθ = 2πδmn を使えばよい。

0

上で求めた関係をうまく使うと、∞Xeiξ sin θ =Jn (ξ)einθ

(16.73)n=−∞という式を作ることができる。この式で eiθ = t と置くと、
ξ

∞
X

1

e 2 (t− t ) =Jn (ξ)tn(16.74)n=−∞ξ1となる。つまり、e 2 (t− t ) を t の関数と見て級数展開した時の tn の係数が Jn (ξ) である。
ξ1
一般に級数展開するとその各項の係数が関数列になるような関数を「母関数」と呼ぶ。e 2 (t− t ) はJn (ξ) の母関数である。
母関数の式 (16.74) を使うと、便利な公式をいろいろ作ることができる。たとえば (16.74) の式の
1
1
t → − と置き換える。こうしても、t − という組み合わせは不変なので、左辺は変化しない。一
t
t
方右辺は
∞
X

n=−∞

Jn (ξ)tn−→
t→− 1t∞Xn=−∞

Jn (ξ)(−t)−n =

∞
X

n=−∞

J−n (ξ)(−1)n tn(16.75)

第 16 章 ２次元のシュレーディンガー方程式180と変化する。これから、前に証明した(−1)n J−n (x) = Jn (x) が証明できる。

[問い 16-10] ベッセル関数の加法定理

Jn (x + y) =∞X

Jm (x)Jn−m (y)を証明せよ。

m=−∞[問い 16-11] ベッセル関数の漸化式

2d
Jn (x) = Jn−1 (x) − Jn+1 (x)dxを証明せよ。

量子力学の計算ではいろんな演算子の固有関数を求めて、波動関数をその固有関数で展開するということをよく行う。簡単なポテンシャルの場合ならば、運動量やエネルギーの固有関数は sin kx だったり eikx だったり、比較的簡単な関数で表すことができたのだが、実際に具体的な問題を解こうとす
ると、エルミート多項式やベッセル関数のようなややこしい関数も必要となってくる。次の章の３次元の場合でも同様の計算を行う。面倒ではあるが、現実的な問題を解くためには必要なことである。

181

第 17 章17.1

球対称ポテンシャル内の粒子

３次元極座標のシュレーディンガー方程式

この章では３次元で球対称なポテンシャル V (r) が存在している場合のシュレーディンガー方程式
を極座標で解いていくことにする。３次元で直交座標を使った場合、定常状態のシュレーディンガー
方程式は
"
Ã
!
µq
¶#
h̄2 ∂ 2
∂2
∂2
2
2
2
−
+
+
+V
x +y +zψ = Eψ
(17.1)
2µ ∂x2 ∂y 2 ∂z 2
である1 。
もし位置エネルギーの項も U (x) + V (y) + W (z) のように x, y, z それぞれに関する部分に分かれる
ならば、"#
h̄2 d2−+ U (x) X(x) = Ex X(x)
dx2
" 2µ
#
h̄2 d2(17.2)−+ V (y) Y (y) = Ey Y (y)
dy 2
#
" 2µ
h̄2 d2+ W (z) Z(z) = Ez Z(z)−2µ dz 2のように３つの方程式に変数分離して解くことができるだろう（ψ(x, y, z) = X(x)Y (y)Z(z) であり、
E = Ex + Ey + Ez ）。このようにできる場合は１次元の問題を組み合わせることで解くことができる。
q
しかしここでは位置エネルギーが r = x2 + y 2 + z 2 の関数である場合を考えているので、上に書いたような変数分離はできない。むしろ、波動関数を r, θ, φ（極座標）の関数として考えた方が解きやすそうである。一般に、問題に球対称性がある場合2 には、極座標の方が解きやすくなる場合が多い。そこでシュレーディンガー方程式を極座標で表したい。まず、極座標での古典力学を復習しよう。

17.1.1３次元極座標による古典力学

３次元空間内の力学では、物体の位置、速度、加速度、運動量などをベクトルで表現する。ベクトルを成分表示するには座標系が必要である。もっともよく使われる座標系は「直交座標系」である。
~ が (Ax , Ay , Az ) という成分を持つ、という時、それは A~をあるベクトル A~ = Ax~ex + Ay~ey + Az~ez
A(17.3)のように、~ex , ~ey , ~ez という基底ベクトル (座標軸の方向を向いて、長さが 1 であるベクトル) に成分をかけて足したものに分解されることを意味する。
12

以下では、考えている粒子の質量を µ とする。m を別の意味で使うからである。
たとえば、球形の領域に閉じこめられた粒子の量子力学、あるいは次で考える、水素原子の問題など。

第 17 章 球対称ポテンシャル内の粒子

182
極座標では場所は r, θ, φ で表現されるから、それぞれの方向を向いた単位ベクトルを基底ベクトルとして、ベクトルを表す。３つの基底ベクトル ~er , ~eθ , ~eφ は、空間の各点各点でそれぞれの対応した座標が増加する方向を向く（たとえば ~er は θ, φ を一定として、r が増加する方向を向く）。
３つの基底ベクトルがどんな方向を向くかは、右および下の図で表した通りである。直交座標の場合とは違い、場
所によって違う方向を向いていることに注意しよう。定義からすれば当然なのだが、これは直交座標の場合の基底ベク
トルとは大きく違うところであり、これがゆえにちょっと面倒になる部分もある3 。それについてはすぐ後で出てくる。

er
z

er

y

x

z

z

e
e
y

y

e

e
x

e

x

~er , ~eθ , ~eφ は、それぞれ r 方向、θ 方向、φ 方向の ~ex , ~ey , ~ezの関係を出すと、~er = sin θ cos φ~ex + sin θ sin φ~ey + cos θ~ez

(17.4)~eθ = cos θ cos φ~ex + cos θ sin φ~ey − sin θ~ez

(17.5)~eφ = − sin φ~ex + cos φ~ey

(17.6)である。これは行列で書けば、










sin θ cos φ sin θ sin φ cos θ
~ex
~er










 ~
=
cos
θ
cos
φ
cos
θ
sin
φ
−
sin
θ
~
e
e
y
θ





~ez
~eφ
− sin φcos φ
0(17.7)

であり、一種の直交変換であるから、逆変換はこの行列の転置行列で表現され、










sin θ cos φ cos θ cos φ − sin φ
~ex
~er







 ~


cos φ   ~eθ  ey  =  sin θ sin φ cos θ sin φ
~ez
~eφ
cos θ
− sin θ03

(17.8)

極座標は直交座標に比べて不便なところもあれば、便利なところもある。メリットとデメリットを秤にかけてどっちを使うべきかを決めなくてはいけない。

17.1. ３次元極座標のシュレーディンガー方程式

183

となる。
(17.4)〜(17.6) は、下の図を見ながら考えると出てくる。
z

ez
er

e r のz方向成分

cos

ey
e


er
z

ex



e r の水平成分

sin

e の水平成分

cos





e

e









r
r

y

e のz方向成分

sin







この断面がこれ

x

まず上左の図が、ある点における ~er , ~eθ , ~eφ の向いている方向を書いたものである。
y
左図の点線で書いた部分の断面を書いたのが右の図である（~eφは断面に垂直なので図には書かれていない）。~er は z 方向成分ecos θ、水平成分 sin θ であり、~eθ は z 成分が − sin θ、水平成分がcos θ であることがわかる。
次に、上の左図を真上から見たものが右の図である。これから、e & e r の水平成分~eφ が x 成分 − sin φ と y 成分 cos φ を持つことがわかる。また、~er x
および ~eθ は先に求めて置いた水平成分に cos φ をかけた x 成分と、
sin φ をかけた y 成分を持つこともわかる。以上をまとめて (17.4)から (17.6) までが出る。
一般のベクトルは３次元直交座標の基底ベクトルを ~ex , ~ey , ~ez で表してもよいし、極座標の基底ベ~はクトルを ~er , ~eθ , ~eφ で表してもよい。極座標では A~ = Ar~er + Aθ~eθ + Aφ~eφA(17.9)と表現される4 。Ax , Ay , Az と Ar , Aθ , Aφ の相互関係を見つけることができる。たとえば Ar を Ax , Ay , Az
~ の表現を等しいとして、で表したかったら、(17.3) と (17.9) という二つの A

Ax~ex + Ay~ey + Az~ez = Ar~er + Aθ~eθ + Aφ~eφ(17.10)という式を作る。この式の両辺と ~er との内積をとると、右辺では Ar~er の項以外は 0 となり、Ar のみが残る。すなわち、Ax~er · ~ex + Ay~er · ~ey + Az~er · ~ez = Ar
(17.11)4

ここでは基底ベクトルが長さ 1 であるように決めて考えている。一般的には、基底ベクトルは長さ 1 とは限らない。
基底ベクトルの長さが 1 とこだわらない方が計算が簡単になる部分もあるのである。

第 17 章 球対称ポテンシャル内の粒子184である。上で求めた関係から、~er · ~ex = sin θ cos φ, ~er · ~ey = sin θ sin φ, ~er · ~ez = cos θ がわかるから、

Ar = sin θ cos φAx + sin θ sin φAy + cos θAz(17.12)となる (その他の関係式も同様なので省略する)。
【補足】この部分は授業では話さない可能性もあるが、その場合は読んでおいてください。
物体の位置ベクトル ~x は、直交座標と極座標のそれぞれで表すと~x = x~ex + y~ey + z~ez = r~r(17.13)である。極座標では ~eθ , ~eφ は現れない。速度はこの時間微分である。

~v =

dx
dy
dz
~ex + ~ey + ~ez
dt
dt
dt

(17.14)は正しいが、dr~er(17.15)dtは正しくないことに注意しよう。極座標の基底ベクトルは場所によって違う方向を向いている。今物体の位置が移動すれば、基底ベクトルの向きも変わってしまう。正しい計算は、
~v =

~v =

dr
d~er
~er + rdt
dt

(17.16)

d~ey
d~ez
d~ex
=
=
= 0 だったので関係なかった）。
dt
dt
dt~er = sin θ cos φ~ex + sin θ sin φ~ey + cos θ~ez であったので、これを微分すると、である（直交座標の時は、

d~er
=
dt
=
=

d
(sin θ cos φ~ex + sin θ sin φ~ey + cos θ~ez )dtdθdφ(cos θ cos φ~ex + cos θ sin φ~ey − sin θ~ez ) +(− sin θ sin φ~ex + sin θ cos φ~ey )
dt
dt
dθ
dφ
~eθ + sin θ ~eφdt
dt(17.17)である。このような結果になる理由は、下のような図で納得することができる。
物体が時間dtの間に、
ここからここへと移動したとしよう。

最初の位置での er

差のベクトルは、長さdで、向きはθ方向。

d
最後の位置での er原点

上の図では φ 方向の動きは省略している。微小時間時間 dt の間に θ が dθ だけ増えたとすると、それによって「粒子のいる場所の ~er 」は角度 dθ だけ回転することになる。これが上の微分の式の意味である。なお、φが dφ 変化した時は、~er は dφ ではなく、sin θdφ だけ回転するという点に注意すれば、第２項も同様に考えることができる。
この、「一般の曲線座標では、基底ベクトルの微分が 0 ではない」という性質は、後でシュレーディンガー方
程式を作るときでも重要であるので、このあたりの計算方法についてはその時にもう一度くわしく述べよう。

17.1. ３次元極座標のシュレーディンガー方程式
これから、

~v =

185

dθ
dφ
dr
~er + r ~eθ + r sin θ ~eφ
dt
dt
dt

(17.18)となる。同様に加速度を計算すると、
Ã

µ

¶

¶ !

µ

2
d~v
d2 r
dφ 2
2 dθ
2
2
~a =
= ~er
−
r
−
r
sin
θ
dt
dt2
dt
dt
Ã
µ ¶2 !
2
d θ
dr dθ
dφ
+ ~eθ
+2
− r sin θ cos θ
2
dt
dt dt
dt
!
Ã
2
dr dφ
d φ
dθ dφ
+ ~eφ r sin θ 2 + 2 sin θ+ 2r cos θ
dt
dt dt
dt dt

(17.19)という答が出る。このややこしさゆえに曲線座標でニュートン力学を考えると少々面倒になる。
速度の式から運動エネルギーの式を作ると、

1
1m|~v |2 = m
2
2

Ãµ

dr
dt

¶2

µ

+r

2

dθ
dt

¶2

µ

dφ
+ r sin θ
dt
2

¶2 !

2

(17.20)となる。今考えている球対称ポテンシャル内の運動の古典力学的ラグランジアンは上の式から位置エネルギー
V (r) をひいたものであり、一般座標 r, θ, φ に対する一般運動量はそれぞれ、

pr = mdrdθdφ, pθ = mr2 , pφ = mr2 sin2 θ
dt
dt
dt

(17.21)となり、ハミルトニアンは
µ

H=

¶

1
1
1
(pr )2 + 2 (pθ )2 + 2 2 (pφ )2 + V (r)2mrr sin θ(17.22)となる。この pθ , pφ は角運動量に対応する。あとでこのハミルトニアンの量子力学バージョンを考えていくことになるだろう。

【補足終わり】

17.1.2３次元極座標におけるラプラシアン

直交座標でのシュレーディンガー方程式には、

4=

∂2
∂2
∂2
+
+
∂x2 ∂y 2 ∂z 2

(17.23)という二階微分演算子が現れた。この演算子 4 はラプラシアンと呼ばれる。ラプラシアンはナブラ~ の自分自身との内積として計算される（すなわち、4 = ∇~ ·∇~ ）。３次と呼ばれるベクトル演算子 ∇~ は
元直交座標での ∇~ = ~ex ∂ + ~ey ∂ + ~ez ∂∇(17.24)∂x∂y∂z∂と対応したように、３次元の量子力学では運動量∂x~ に対応する。∇~ の自乗というのは（(−ih̄)2 = −h̄2 という因子を除いp~ = px~ex + py~ey + pz~ez は −ih̄∇て）運動量の自乗 |~p|2 に他ならない。
ここで、今から求めようとしてるラプラシアンの極座標での表示を、先に書いておく。

と書ける。一次元の量子力学で運動量 p が −ih̄

第 17 章 球対称ポテンシャル内の粒子

186
¶

³

３次元極座標のラプラシアン
Ã

1 ∂
∂
4= 2
r2
r ∂r
∂r
または

!

Ã

1
∂
∂
+ 2
sin θ
r sin θ ∂θ
∂θ

∂2
2 ∂
1
4= 2 ++ 2∂r
r ∂r r

Ã

!

+

1
∂2
r2 sin2 θ ∂φ2

∂2
∂
1 ∂2
+
+
cot
θ
∂θ2
∂θ sin2 θ ∂φ2(17.25)!

(17.26)µ´

この式を導出するための計算は２次元の時と同様、注意深く行わないと間違う。やり方は 2 次元の~ ·∇~ を使って計算する方法のみを示す。
場合と本質的に同じであるので、ここでは 4 = ∇~ を求めよう。このベクトル演算子 ∇~ の意味するところは、
まず極座標での ∇~ (~x) + · · ·f (~x + ~a) − f (~x) = ~a · ∇f

(17.27)である（· · · の部分は、~a の二次以上）。つまり、~a の向いている方向に移動した時の関数 f (~x) の変化量
~ (~x) となるように定義されている。たとえば x 方向に距離 ² だけ移動するならば、~a = (², 0, 0)
が ~a · ∇fを上の式に代入して、∂f (x, y, z)
f (x + ², y, z) − f (x, y, z) = ²(17.28)∂x~ = ∂ f であり、同様に、~ey · ∇f
~ = ∂ f, ~ez · ∇f
~ = ∂ f である。この３である。すなわち、~ex · ∇f
∂x
∂y
∂z
∂
∂
∂
~ = ~ex+ ~ey+ ~ezという表現になることが納得できる。
つの式を見れば、∇∂x∂y∂z
極座標を使って同様に「ある方向に距離 ² だけ移動して差を取る」という計算をすると、それぞれ、
r 方向、θ 方向、φ 方向に ² 移動した時の関数 f (r, θ, φ) の変化は、

f (r + ², θ, φ) − f (r, θ, φ) = ²∂f (r, θ, φ)∂r(17.29)²² ∂f (r, θ, φ)f (r, θ + , φ) − f (r, θ, φ) =(17.30)r
r∂θ²² ∂f (r, θ, φ)f (r, θ, φ +) − f (r, θ, φ) =(17.31)r sin θr sin θ∂φ²となる。r 方向は素直に考えればよいが、θ 方向に関しては、「θ が 増加すると距離 ² 進む」というr²増加すると距離 ² 進む」と考えれば以上の結計算になることに注意（φ 方向に関しては「φ がr sin θ果は理解できる。
r+
r
A


r

r sin


17.1. ３次元極座標のシュレーディンガー方程式

187

~ は
このため、極座標で表した ∇~ = ~er ∂ + ~eθ 1 ∂ + ~eφ 1 ∂
∇
∂r
r ∂θ
r sin θ ∂φ

(17.32)となる。これの自乗（ベクトル内積の意味で自乗）を任意の関数 ψ にかけたものを計算してみる。こ
こでうっかりすると、¶³

これは間違いです！
！
Ã

! Ã

!

1 ∂
1 ∂
∂
1 ∂
1 ∂
∂
+ ~er
+ ~er
· ~er
+ ~eθ
+ ~eφ
ψ
~er
r sin θ ∂φ∂rr ∂θrsin θ ∂φ
 ∂r Ã r!∂θ
Ã
!2
Ã
!2
2
∂
1
∂
1
∂
ψ
= ~er · ~er+ ~eθ · ~eθ+ ~eφ · ~eφ∂rr ∂θr sin θ ∂φ
Ã
!
∂2
1 ∂2
1
∂2
=
+
+
ψ
∂r2 r2 ∂θ2 r2 sin2 θ ∂φ2~ · ∇ψ
~ =∇(17.33)µ´という間違った計算をすることになる。どこが間違っているかというと、「~er , ~eθ , ~eφ は場所によって違う方向を向いている。ゆえにこれらの微分は 0 ではない！5 」ということを忘れているのである。
~
古典力学では座標 ~r と運動量 p~ はともに「数6 」であるが、量子力学では演算子となり、p~ が −ih̄∇~ が交換したら」のような仮定が成立していれば正のようになる。上の間違った計算は、「もし ~r と ∇しい。しかしそうではないのである。
∂
なお、左の括弧内のが右の括弧内の r を微分するという可能性もある。しかしその結果は左の∂r
括弧内のベクトルは ~er 、右の括弧内のベクトルは（~er の係数は r を含んでないので）~eθ , ~eφ になり、ベクトルの直交性から 0 になり、関係ない。他の可能性も同様なので、以下では基底ベクトルを微分した結果だけ考えればよい。
たとえば ~er を θ で微分すると、∂~erd sin θd sin θd cos θ=cos φ~ex +sin φ~ey +~ez = cos θ cos φ~ex + cos θ sin φ~ey − sin θ~ez
∂θ
dθ
dθ
dθ

(17.34)となり、これは ~eθ そのものである。同様の計算をすると、∂∂~er = ~eθ ,~eθ = −~er
∂θ
∂θ
∂
∂
∂
~er = sin θ~eφ ,~eθ = cos θ~eφ ,~eφ = − sin θ~er − cos θ~eθ
∂φ
∂φ
∂φ

(17.35)という式が出る（これ以外の組み合わせは 0）。

[問い 17-1] 上の式は計算によらずとも、ベクトルの変化を見て考えることができる。図で説明せよ。
このように基底ベクトルの微分が 0 でないせいで、(17.33) では出ていないよけいな項が出る。以下ではそのような「おつり」の部分だけを計算する。そのために、左の括弧内がの微分演算子が基底ベクトルを微分した項がどのような結果を出すかを考える。
56

直交座標の場合は ~ex , ~ey , ~ez が全てどこでも同じ方向を向いているので、この点を心配する必要はない。
ディラックは、普通の数を古典的（classical）な数ということで c-数と呼び、量子力学での演算子を q-数と呼んだ。

第 17 章 球対称ポテンシャル内の粒子

188

∂
1 ∂
はおつりを出さない。~eθに関しては、微分の∂rr ∂θ∂
結果が ~eθ と同じ方向を向いている成分だけが残る。 ~er = ~eθ という部分から「おつり」が出る。ど∂θ
れだけ出るかというと、まず、基底ベクトルの r 微分は 0 なので、~er

Ã

Ã

1 ∂
∂
~er
~eθ ·
r ∂θ
∂r

!!

1
∂~er ∂1 ∂ψ = ~eθ ·
ψ=
ψ
r
∂θ ∂r
r ∂r

(17.36)である。θ 微分が ψ にかかった部分は、~eθ · ~er = 0 であるおかげで結果に寄与しない。
1 ∂次に左の括弧内の第３項 ~eφの部分である。
r sin θ ∂φ
Ã

Ã

1 ∂
∂
1 ∂
~eφ ·
~er
+ ~eθ
r sin θ ∂φ
∂r
r ∂θ

!!

!

Ã

Ã

!

1 ∂
1 cos θ ∂+ 2
ψr ∂r r sin θ ∂θ
(17.37)となる。失敗だった式 (17.33) に、足りない部分である (17.36) と (17.37) を足してやると、(17.26) が出てくる。
以上により、解くべきシュレーディンガー方程式は
h̄2
−
2µ

Ã

Ã

1 ∂
2 ∂
r
r2 ∂r
∂r

!

1
∂
1 ∂
ψ=
~eφ · sin θ~eφ+ cos θ~eφψ=r sin θ
∂r
r ∂θ

Ã

∂
1
∂
+ 2
sin θ
r sin θ ∂θ
∂θ

!

!

∂2
1
+ 2 2
ψ + V (r)ψ = Eψr sin θ ∂φ2(17.38)となる。
これを解いて行きたい。左辺の第一項は運動エネルギーを表現した項、第二項は位置エネルギーを表現した項である。ここで 2 次元の場合にシュレーディンガー方程式が次のようになったことを思い
起こそう。
Ã
!
h̄2 1 ∂∂
h̄2 ∂ 2−r ψ −
ψ = Eψ
(17.39)2µ r ∂r∂r
2µr2 ∂θ2h̄2 ∂ 2
1
ψは(Lz )2 ψ のように角運動量を使って書くことができた。さら222µr ∂θ
2µr2にこの Lz の固有値が nh̄ であることを使って式を簡単にしていくことができた。
古典論では、以下のようにして運動エネルギーを動径方向 (r 方向) の運動エネルギーと角運動量に由来する運動エネルギーに分割することができた。
~ × B)~ · (C~ × D)~ = (A~ · C)(~ B~ · D)~ − (A~ · D)(~ B~ · C)~ を使って、角運動量
まず、ベクトルの公式 (A~r × p~ の長さの自乗を計算する。
(~r × p~)2 = r2 |~p|2 − (~r · p~)2
(17.40)
この式で第 2 項の −両辺を 2µr2 で割ってから整理して、

1 2|~p| を求めると
2µ
Ã

´
1 ~ 2
1 ³~ 2
1 ~r · p~
1 2
2
|
L|
+
(~
r
·
p
~
)
=
|~p| =
|L| +
2
2
2µ
2µr
2µr
2µ
r

!2

(17.41)~r · p~
1
1 ~ 2
となる。
は運動量の r 方向成分であるから、(~r · p~)2 が動径部分の運動エネルギー、
|L|
2
r
2µr
2µr2
が角運動量による運動エネルギーと考えられる。

17.2. ３次元の角運動量

189

その類推から、３次元の自由粒子のシュレーディンガー方程式はÃ!

´
h̄2 1 ∂
1 ³
2
2
2
2 ∂
(L
)
+
(L
)
+
(L
)
−
r
ψ
+
ψ = Eψ
xyz
2µ r2 ∂r∂r
2µr2

(17.42)という形になるであろうと考えられる。Lx , Ly , Lz は 3 次元の角運動量を表す演算子である。次の節
で、角運動量について考えよう。

17.2

３次元の角運動量~ は ~x × p~ のように、古典力学においては、角運動量 L
原点からの位置ベクトルと運動量ベクトルの外積であった。２次元の角運動量は xpy − ypx の一成分しかない~ の向くが、３次元では角運動量は３つの成分を持ち、L
方向は回転の軸の方向である。３成分 Lx = ypz − zpy 、
Ly = zpx −xpz 、Lz = xpy −ypx は、それぞれが x 軸回りの角運動量、y 軸回りの角運動量、z 軸回りの角運動量~ = −ih̄~x × ∇~である。ベクトル的に表現するならば、Lとなる。
この角運動量の量子力学での表現を求めよう。これも、ベクトルで表現した方が計算しやすい。~x = r~er
~ の式を代入して、と∇Ã

~ = −ih̄r~er × ~er ∂ + ~eθ 1 ∂ + ~eφ 1 ∂
L
∂r
r ∂θ
r sin θ ∂φ



!


∂
∂
1 ∂ 

+ ~er × ~eθ+ ~er × ~eφ| {z } ∂r| {z } ∂θ| {z } sin θ ∂φ 

= −ih̄ 
er × ~er
r ~
Ã

=0

=~eφ

1 ∂
∂
− ~eθ
= −ih̄ ~eφ∂θsin θ ∂φ!

(17.43)=−~eθ~ と ~ex , ~ey , ~ez の内積をとればよい。後で使うのとなる。これから各成分 Lx , Ly , Lz を計算するには、Lは Lz だけなので、それのみを書くと、
Ã~ = −ih̄ (cos θ~er − sin θ~eθ ) · ~eφ ∂ − ~eθ 1 ∂
Lz = ~ez · L∂θsin θ ∂φ!

= −ih̄

∂∂φ(17.44)となることがわかる。
Lz は φ 微分のみで作られているが、z 軸周りの角運動量ということは、φ に共役な運動量なのであるから、この結果は当然である。
~ 2 = (Lx )2 + (Ly )2 + (Lz )2 を計算してみよう。これもベクトル式を
角運動量の絶対値の自乗 |L|
使って、
Ã

! Ã

!

∂
1 ∂
∂
1 ∂
|L| = −h̄ ~eφ
− ~eθ
· ~eφ
− ~eθ
sin θ ∂φ∂θÃ
sin θ ∂φ
Ã ∂θ
!
Ã
!!
2
2
1
∂
∂
1 ∂
1
∂
∂
1 ∂
∂
∂
2
= −h̄
+
+ ~eφ ·
~eφ
− ~eθ
−
~eθ ·
~eφ
− ~eθ
∂θ2 sin2 θ ∂φ2∂θ∂θsin θ ∂φ
sin θ
∂φ
∂θ
sin θ ∂φ(17.45)~ 2

2

第 17 章 球対称ポテンシャル内の粒子190となる。この左側の θ 微分、φ 微分は、右の括弧内、特に ~eθ と ~eφ も微分することを忘れてはならな
い。ただし、θ 微分に関しては ~eθ を微分すると −~er になるし、~eφ は θ で微分すると 0 なので、結果∂には効かない。φ 微分は~eφ = − sin θ~er − cos θ~eθ のうち ~eθ に比例する部分は生き残り、∂φ"|L| = −h̄
~ 2

2

∂2
∂
1 ∂2
+
cot
θ
+
∂θ2
∂θ sin2 θ ∂φ2#(17.46)である。これを見ると確かに、ラプラシアンから求めたハミルトニアンの中には

1 ~ 2|L| に対応す2µr2

る項が入っている。
２次元の場合にハミルトニアンと角運動量 Lz との同時固有状態を考えたように、３次元でもハミルトニアンと角運動量の同時固有状態を考えて行きたい。しかし同時固有状態であるためには互いに交換する演算子でなくてはならない。
~ 2 , Lx , Ly , Lz およびハミルトニアン H との相互の交換関係を考
そこで、ここで出てきた演算子 |L|
えておこう。まず Lx と Ly の交換関係を計算する。[Lx , Ly ] = [ypz − zpy , zpx − xpz ] であるが、交換関係の中身を見ると、交換しない組み合わせは「ypz の中の pz と zpx の中の z 」、「−zpy の中の z と−xpz の中の pz 」の二つだけである。ゆえに、[Lx , Ly ] = y [pz , z] px + x [z, pz ] py = ih̄(xpy − ypx ) = ih̄Lz(17.47)である。サイクリックな交換 (x → y, y → z, z → x) を行うことで、[Ly , Lz ] = ih̄Lx , [Lz , Lx ] = ih̄Lyが求められる。自分自身とは当然交換する (たとえば [Lx , Lx ] = 0) し、これ以外のものは上で求めたものの逆符号になる (たとえば [Ly , Lx ] = − [Lx , Ly ] = −ih̄Lz ) ので、これで Lx , Ly , Lz の組み合わせについてはすべて計算した。
~ 2 と Lx との交換関係を計算すると、
|L|
h

i

h

i

h

i

h

~ 2 , Lx = (Lx )2 , Lx + (Ly )2 , Lx + (Lz )2 , Lx|L|i(17.48)であるが、[Lx , Lx ] = 0 だから第 1 項は 0。第 2 項は[Ly Ly , Lx ] = Ly [Ly , Lx ] + [Ly , Lx ] Ly = −ih̄ [Ly Lz + Lz Ly ](17.49)となり 0 ではないが、第 3 項が[Lz Lz , Lx ] = Lz [Lz , Lx ] + [Lz , Lx ] Lz = ih̄ [Lz Ly + Ly Lz ](17.50)ih~ 2 , Lx = 0 である (Ly , Lz に関しても同様)。今考えていとなって互いに逆符号でキャンセルし、 |L|Ã!

−h̄2 1 ∂∂1 ~ 2~ 2 は全るハミルトニアンは H =r2+|L| + V (r) となっている。Lx , Ly , Lz , |L|222µ r ∂r∂r
2µr
2~~ 2 はハミルトニアンとて r 微分を含まず、かつこれらは全て |L| と交換するのだから、Lx , Ly , Lz , |L|
交換する。
~ 2
Lx , Ly , Lz は互いの交換関係が 0 でないことに注意すると、H との同時固有状態を持てるのは |L|と、Lx , Ly , Lz のうちどれか一つである (通常は Lz を選ぶ)。
Lz の固有状態については２次元の時と同じで、eimφ という形の固有関数に対して、Lz の固有値がmh̄ となる (m は整数)。よって ψ(r, θ, φ) = R(r)Θ(θ)eimφ とおいて、波動関数を動径部分と角運動量部分に、さらに角運動量部分は z 成分の固有関数部分とそれ以外の部分に分離する。

17.2. ３次元の角運動量

191~ 2 の固有値が h̄2 λ であるとして、Θ 部分の方程式を
|L|
Ã

!

1 d
d
h̄2 m22−h̄
sin θ Θ +2 Θ = h̄ λΘsin θ dθ Ã
dθ ! sin θdm2
1 d
sin θ Θ −
Θ = −λΘsin θ dθdθsin2 θ
2(17.51)と書き直す。
~ 2 の固有値 h̄2 λ、Lz の固有値 mh̄ で分類されること波動関数は、H の固有値 E(エネルギー) と |L|になる。
~ 2 の固有値方程式を解くが、その前に、Lz の固有値に関係する、有用な式を示しておく。
次の節で |L|[Lz , Lx ] = ih̄Ly(17.52)[Lz , Ly ] = −ih̄Lx(17.53)という二つの式は (17.52)±i×(17.53) と組み合わせることで、[Lz , Lx ± iLy ] = ih̄Ly ± h̄Lx = ±h̄ (Lx ± iLy )(17.54)とまとめることができる。L± = Lx ± iLy として新しい演算子 L± を定義すると、[Lz , L± ] = ±h̄L±(17.55)Lz L± = L± Lz ± h̄L± = L± (Lz ± h̄)(17.56)である。この式はとも書ける。この Lz L± = L± (Lz ± h̄) は、L± をかけることで Lz の固有値が h̄ だけ上がったり下がったりする、ということを示す式になっている。
今、Lz の固有値が mh̄ であるような波動関数 ψm が求められたとしよう (Lz ψm = mh̄ψm )。この時、Lz L± ψm = L± ( |{z}Lz ±h̄)ψm = (m ± 1)h̄L± ψm(17.57)→mh̄~ 2 と交換するから、L± は Lzとなる。つまり、L± ψm の Lz 固有値は (m ± 1)h̄ である。Lx , Ly は |L|~ 2 の固有値は変えない。調和振動子の a, a† と同様に、この演算の固有値を h̄ だけ変化させるが、|L|
子はたいへん便利な演算子である。なぜなら、ψm を一つ求めておけば、L± をかけることで次々と
ψm±1 , ψm±2 , · · · を求めることができるからである。
L+ (L− ) を「Lz の固有値を上げる (下げる) 演算子」ということで、上昇 (下降) 演算子と呼ぶ。
[問い 17-2] L+ , L− の微分演算子による具体的な表現を求めよ。
[問い 17-3] L± と Lz の交換関係を、具体的表現を使って確かめよ。

m=

m=0

m= -

第 17 章 球対称ポテンシャル内の粒子

192

演算子 L+ を使って Lz の固有値をどんどんあげていけるわけであるが、どこまでもあげることが~ 2 と交換するので、L+ をかけても |L|~ 2のできるかというと、そうはいかない。なぜなら、L+ は |L|~ 2 = (Lx )2 + (Ly )2 + (Lz )2 であるから、Lz の固有値は変化しないからである。古典的に考えると |L|~ を超えられない。ただしこれは古典論の話であって、量子論では少し事情が異なる（詳
固有値は |L|
しいことは後で述べる）。
なお、` は方位量子数または軌道量子数と呼ばれ、Lz の固有値を mh̄ とした時の m を磁気量子数と呼ぶ7 。
古典論にしろ量子論にしろ、Lz の固有値にはある値 `h̄ が最大値になっていなくてはいけない。その最大固有値を持つ状態を ψ` と書く。つまり、L+ ψ` = 0, Lz ψ` = h̄`ψ` を満たす状況を考える。この~ 2 の固有状態になっているとして、固有値を求めてみる。
状態が |L|
µ

¶

µ

¶

2
2
~ 2 = (Lx )2 + (Ly )2 + (Lz )2 = 1 (L+ + L− ) + 1 (L+ − L− ) + (Lz )2
|L|
2
2i
´
´
1³
1³
2
2
=
(L+ ) + L+ L− + L− L+ + (L− ) −(L+ )2 − L+ L− − L− L+ + (L− )2 + (Lz )2
4
4
1
2
=
(L+ L− + L− L+ ) + (Lz )2(17.58)と展開してから ψ` にかける。ψ` に L+ がかかると 0 になるので、

·

¸

·

¸

1
1
(L+ L− + L− L+ ) + (Lz )2 ψ` = L+ L− + `2 h̄2 ψ`
2
2(17.59)となる。ここでどうせ ψ` に L+ をかけると 0 になるので、上の式の L+ L− を L+ L− −L− L+ = [L+ , L− ]と書き換えてもよい。この交換関係は[L+ , L− ] = [Lx , −iLy ] + [iLy , Lx ] = 2h̄Lz(17.60)となり、この Lz も固有値 `h̄ に書き換えられるので、結局、~ 2 ψ` = h̄2 `(` + 1)ψ`|L|

(17.61)~ 2 の固有値は h̄2 `(` + 1) という決まった値になる。
となる。よって、|L|
この時、Lz の固有値の最大値は `h̄ である。L+ の部分を L− に変えてほぼ同じ計算をやってやれ
ば、最小値が −`h̄ であることもすぐに証明できるので、Lz の固有値は −`h̄ から `h̄ までの範囲であることがわかる。最大値 `h̄ と最小値 −`h̄ の差は 2`h̄ である。L+ をかけることで固有値が h̄ ずつ上がったことを考えると、2` は 0 以上の整数でなくてはいけない。実際に微分方程式を解いてみると、` が 0 以上の整数であることがわかる8 。波動関数の何らかの演算子の固有値が決まった値しかとれな
いことを「量子化される」というが、角運動量の固有値も量子化されているのである。
~ 2 = (Lx )2 + (Ly )2 + (Lz )2 が h̄2 `(` + 1) だったわけだが、これをここで、Lz の最大値が `h̄ で、|L|
見て、~ 2 − (Lz )2 = h̄2 `(` + 1) − (h̄`)2 = h̄2 `(Lx )2 + (Ly )2 = |L|(17.62)7‘磁気’ 量子数と呼ばれる理由は、今考えている粒子が荷電粒子であれば、角運動量を持って回転しているという状態
は小さな円電流ができていると解釈でき、これが磁気モーメントと関係してくるからである。
1 3
82` が 0 以上の整数という条件からすると、` = , , · · · などもよさそうだが、今考えている微分方程式の解として
2 2は出てこない。だが、フェルミ粒子の持つ角運動量を考える時、こういう半端な値も出てくる。

17.3. Legendre 多項式:m = 0 の波動関数

193などという計算をやってはいけない。Lx , Ly , Lz は演算子であり、今 Lz の固有状態を考えている。固有状態を考えているから、Lz → h̄` というふうに、「演算子 → 固有値」と置き換えることができる。
しかし Lx , Ly は Lz と交換しないので、Lz の固有状態は Lx , Ly の固有状態ではない。だから数字に置き換えることができないのである。
正確に言うと、Lx , Ly , Lz の同時固有状態はたった一つだけ存在する。その場合は全ての固有値が~ 2 の固有値も 0 である。この波動関数は定数であり、θ にも φ にもよらない。
0 であり、必然的に |L|

Legendre 多項式:m = 0 の波動関数

17.3

前節で出した微分方程式 (17.51) において、x = cos θ という座標変換をすると、dd= sin θdθdx

(17.63)ddm2
sin2 θ Θ −Θ + λΘ = 0dxdx
sin2 θ

(17.64)dx = sin θdθ
なので、

Ã

ゆえに
!

となる。ここで sin2 θ = 1 − cos2 θ = 1 − x2 と書き直すと全部 x の式となり、
Ã

!

d
d
m2
(1 − x2 ) Θ −Θ + λΘ = 0dx
dx
1 − x2(17.65)この方程式は Legendre(ルジャンドル) の方程式という有名な方程式である。ある一つの m の値の解がわかれば、L± を使って m がそれ以外の場合の解を作ることができるから、まず一番簡単そうな
m = 0 の場合について解く。
π
今求めようとしている関数は x = 0 すなわち θ = において発散しないはずであるから、その点
2
を中心に
X
Θ=
Ak xk = A0 + A1 x + A2 x2 + · · ·(17.66)k=0と展開できるだろう。これを計算していく。まず微分して、XdΘ=kAk xk−1dx
k=1(1 − x2 )
Ã

X
X
d
Θ=
kAk xk−1 −kAk xk+1
dx
k=0
k=0

1 − x2 をかけてさらに微分して!

XXdd(1 − x2 ) Θ =k(k − 1)Ak xk−2 −k(k + 1)Ak xk
dx
dx
k=0
k=0
Ã

!

d
d
(1 − x2 ) Θ + λΘ =dx
dx

両辺にλΘを足して
X
k=0

k(k − 1)Ak xk−2 +X(λ − k(k + 1)) Ak xk

k=0(17.67)

第 17 章 球対称ポテンシャル内の粒子

194

ここで、第一項をよく見ると、k = 0, k = 1 の場合は 0 になっている (この項は２階微分された項だXk(k − 1)Ak xk−2から定数項と x の１次項が消えているのは当然のことである)。だからこの和はと書いても同じことである。こうしておいて、k → k + 2 と置き直す。すると、

k=2

!

Ã

X
X
d
d
(1 − x2 ) Θ + λΘ =(k + 2)(k + 1)Ak+2 xk +(λ − k(k + 1)) Ak xk
dx
dx
k=0
k=0

(17.68)となる (k の和が再び 0 からに戻ったことに注意)。この式は任意の x で成立せねばならないから、各次数で 0 となる必要がある。そこで xk 次の係数を取り出してAk+2 (k + 2)(k + 1) + Ak (λ − k(k + 1)) = 0(17.69)となることがわかる。この式をくり返し使えば、Ak+2 =k(k + 1) − λk(k + 1) − λ (k − 1)(k − 2) − λAk =Ak−2 = · · ·(k + 2)(k + 1)
(k + 2)(k + 1)
k(k − 1)(17.70)のようにして、k が偶数なら最後は A0 に、k が奇数なら最後は A1 にたどり着く。
k(k + 1) − λが 1 に収束する。つまり、k が大き
しかし、ここで k → ∞ を考えてみると、係数(k + 2)(k + 1)
いところではこの級数は 1 + x + x2 + x3 + x4 + · · · と同じような形になる。この級数は x = 1 付近では収束しない9 。そこで、「この級数は無限次まで行かず、途中で止まらなくてはいけない」という条件をつける。この条件が成立するためには、k = ` のところで、

λ = `(` + 1)

(17.71)となって A`+2 以降が全て 0 にならねばならない。これで λ = `(` + 1) と決定される。最初に演算子の関係から求めた式が確認された。
今求めたように、A偶数 は全て A0 に比例し、A奇数 は A1 に比例している。今求めた条件が満たされているとすると、` が偶数ならば A偶数 が有限次で終わる。その時に A奇数 が無限に続いてしまっては困るから、` が偶数の時には A1 = 0 として、すべての A奇数 = 0 にしよう。同様に、` が奇数ならばA奇数 が有限次で終わり、A偶数 = 0 とする。こうすれば全ての関数が有限次の多項式となる（もともとの方程式が x → −x という置き換えで不変な時、解が偶関数もしくは奇関数の形になるというのは前にも説明した通りである）。
Am の一般式を求めよう。

Ak+2 =(` + k + 1)(` − k)−`(` + 1) + k(k + 1)
Ak = −
Ak(k + 2)(k + 1)
(k + 2)(k + 1)

(17.72)となることを使うと、` が偶数の場合、(17.73)

A4(17.74)A6
9(` + 1)`A0
2×1(` + 3)(` − 2)(` + 3)(` + 1)`(` − 2)
= −
A2 =
A0
4×3
4×3×2×1(` + 5)(` + 3)(` + 1)`(` − 2)(` − 4)(` + 5)(` − 4)
A4 = −
A0= −6×5
6×5×4×3×2×1

A2 = −

ベッセル関数の場合は ak =はしなくてよかった。

(17.75)−1
ak−2 だったので、ak は k → ∞ でどんどん小さくなるので、発散する心配k(2|n| + k)

17.3. Legendre 多項式:m = 0 の波動関数

195のようになり、一般式は

A2m = (−)m(` + 2m − 1)(` + 2m − 3) · · · (` + 3)(` + 1) × `(` − 2) · · · (` − 2m + 2)
A0
(2m)!

(17.76)となる。これで最終的な答えは
`

A0 ×

2
X

(−)m

m=0

(` + 2m − 1)(` + 2m − 3) · · · (` + 3)(` + 1) × `(` − 2) · · · (` − 2m + 2) 2m
x(2m)!

(17.77)

同様に、` が奇数の場合も、(` + 2)(` − 1)
A1
3×2(` + 4)(` − 3)(` + 4)(` + 2)(` − 1)(` − 3)
A5 = −
A3 =A1
5×4
5×4×3×2(` + 6)(` − 5)(` + 6)(` + 4)(` + 2)(` − 1)(` − 3)(` − 5)
A7 = −
A5 = −
A1
7×6
7×6×5×4×3×2のようになるので、
A3 = −(17.78)(17.79)(17.80)

`−1

A1 ×

2
X
(` + 2m)(` + 2m − 4) · · · (` + 2)` × (` − 1)(` − 3) · · · (` − 2m + 1)

(2m + 1)!

m=0

x2m+1

(17.81)と求められる。この形だと k は偶数の場合は 1, x2 , x4 , · · · と和を取り、k が奇数の場合は x, x3 , x5 , · · ·と和の取っている。そこで和の取りかたを x` , x`−2 , x`−4 , · · · という順番にかえて、` が奇数の場合でも偶数の場合でも同じ式が使えるようにしておくと便利である。そこで、偶数に対しては 2m = ` − 2jとし、奇数に対しては 2m = ` − 2j − 1 として、j による和に書き直す。こうすると偶数の場合も奇数の場合も、(A0 または A1 ) ×X0≤j≤ 2`(−)m(2` − 2j − 1)(2` − 2j − 3) · · · (` + 3)(` + 1) × `(` − 2) · · · (2j + 2) x−2jx(` − 2j)!

(17.82)`とまとめることができて便利である。j の範囲は 0 から、 を越えない範囲までである (` が偶数なら
2
`
`−1
、奇数なら
)。
2
2
ここで、分子の因子について、以下のような書き直しを行う。

=(2` − 2j − 1)(2` − 2j − 3) · · · (` + 3)(` + 1)
(2` − 2j)(2` − 2j − 1)(2`− 2j − 2)(2` − 2j − 3) · · · (`+ 4)(` + 3)(`
+ 2)(` + 1)::::::::::::::::::::::::::::::::::::::(17.83)(2` − 2j)(2` − 2j − 2) · · · (`+ 4)(` + 2)::::::: ::::::::::::::::: ::::::::::::::

式で下線を引いた部分どうしは約分すれば元に戻る。ここで分母の(2` − 2j) =Ã 2(` −!j) としたり、
Ã
!
`
`
`
(` + 2) = 2+ 1 としたりなどとして 2 を出せる限り外に出す。2 は (` − j) −+ 1 +1 = −j222
個出てくるので、(2` − 2j)(2` − 2j − 1)(2` − 2j − 2)(2` − 2j − 3) · · · (` + 4)(` + 3)(` + 2)(` + 1)`
2 −j (`−j)(`−j−1)···( ` +2)( ` +1)22³ ´2(2`−2j)!
(2` − 2j)! 2` !
`!
== ` −j`2 2 −j (`−j)!
2 2 `!(` − j)!
`( 2 )!
=(17.84)

第 17 章 球対称ポテンシャル内の粒子

196
となる。
同じように、

Ã !Ã

`(` − 2) · · · (2j + 2) = 2
³ ´

=2

`
2

`
−j
2

!

`
− 1 · · · (j + 1)
2!

³³ ´ ´2

`

A0

`
2

(17.85)j!

となるので、まとめて、
2
X

`
−j
2

(−)

`
−j
2

j=0

`
2

!

(2` − 2j)!

`!j!(` − j)!(` − 2j)!

x`−2j(17.86)となる。A0 を後で出てくる境界条件を充たすように、適当に選んで、P` (x) =(2` − 2j)!
(−1)j `
x`−2j
2
j!(`
−
j)!(`
−
2j)!
0≤j≤ `
X(17.87)2となる。
この多項式を Legendre 多項式と呼び、P` (x) で表す10 。全体の規格化は Legendre 方程式からは決まらないが、P` (1) = 1 となるように決めるのが昔からの習慣で、ここでもそれにしたがっている。
証明は略すが、この展開は
1 d` 2P` (x) = `(x − 1)`(17.88)2 `! dx`とまとめられる (Rodrigues の公式)。
` が小さい場合について、具体的な形は左のグラフの通りで11ある。` が偶数の時 P` (x) は偶関数となり、` が奇数の時奇関数となる。グラフでもわかるよう
0.5に、` が大きくなるにつれて複雑になっていく。波動関数としてみると、` が大きくなるほど、
波の山・谷が増えて行く。
0
各々の P` (x) は ` の値に応じて~ 2 の固有値を持それぞれ違う |L|った波動関数 (実際には「波動関-0.5数のうち θ 依存する部分」と言うべき) と考えることができる。
今は m = 0 の場合を特に考えて
Ã
!
-1
d
2 d
-1
-0.5
0
0.5
1
(1 − x )
と
いるので、
dx
dx
いう演算子の固有値が `(` + 1)10方程式の解としてはもう一つ、Q` (x) と表される関数があるが、この関数は x = 0 で発散するのでシュレーディンガー方程式の解としては採用しない。

17.3. Legendre 多項式:m = 0 の波動関数197だということである。この演算子はエルミートであるから、「エルミートな演算子に対して異なる固有値を持つ固有関数は直交する」という定理のおかげで、
Z 1−1(m 6= n の時)

dxPm (x)Pn (x) = 0(17.89)がわかる。あるいは x = cos θ であることを思い出せば、
Z π(m 6= n の時)dθ sin θPm (cos θ)Pn (cos θ) = 00(17.90)である11 。
θ 積分の形にすると、積分の中に sin θ という因子が入るが、3 次元の体積要素が drdθdφr2 sin θ であったためであり、これで正しい。
µ

¶

d
1 d
sin θ
であった。この演算子がエルミートであsin θ dθdθることを示せ。この場合、エルミートの定義は、任意の関数 ψ, φ に対し、演算子 A が[問い 17-4] θ を使って書いた微分演算子はZ∗Zdθ sin θ(Aψ) φ =dθ sin θψ ∗ (Aφ)

を満たすことである。

なお、計算は略すが、m = n の時は
Z 1−1

dxPn (x)Pn (x) =22n + 1(17.91)となる。
角度 θ の関数としてグラフを書くと、右図のようになる。θ = 0(北極) が x =1 に、θ = π(南極) が x =
この長さが2−1 に対応することに注意(P1 (cos( ))せよ。
さらに右の図では、P1 (cos θ)
で表せる波動関数の確率分布の様子を平面的に表した。図の曲線は、「中心からの距離」が「その角度の方向に粒子のいる確率密度」になるように書かれている。「このグラフの線の上に粒子がいる」とか「この線の内側に粒子が集中している」という意味ではないので勘違いしないように！12
1

0.5

0

-0.5

-1

0

Z π

11

積分の変換

1

1.5

2

2.5

3

Z 1

dθ sin θ =
0

0.5

−1

dx はよく使う計算なので、覚えておくとよい。θ = 0 で x = 1、θ = π で x = −1 であり、積分の方向が逆になっているが、その符号は dx = − sin θdθ の符号とキャンセルするので、この置き換えでちょうどよい。
12
そもそも、まだ動径方向の波動方程式は解いていないので、r がどれくらいのところに粒子がいるとかいないとか、判定することもまだできないのである。

第 17 章 球対称ポテンシャル内の粒子

198

このグラフからわかることは、P1 (cos θ) で表せる状態では、南極部分と北極部分にたくさん粒子
がいて、赤道部分には全くいない状態になっているということである。` = 1 以外で確率分布の様子を同様のグラフで書くと、(P0 (cos( ))2(P1 (cos( ))2(P2 (cos( ))2(P3 (cos( ))2になる。
われわれが求めることができるのは、Lx , Ly , Lz のうち、一つの演算子にたいしてのみ固有状態であるということ、今求めているのは Lz の固有状態であり、それゆえ Lx や Ly に関してはまったく決~ 2 > 0 で Lz = 0 という状態である。
定できない13 ということに注意しよう。この節で計算したのは |L|
古典論なら「この状態は x 方向か y 方向か、あるいはその中間とか、とにかく z 軸と垂直な軸の回りの回転をしている」と考えるところだが、波動関数を見ると、x 方向や y 方向に回っているというイ
メージは見えない。それは Lx や Ly に関しては全く固有状態になっていないからである。
Legendre の多項式にはベッセル関数同様に母関数があり、

√

∞
X
1
=
z ` P` (x)1 − 2xz + z 2 `=0(17.92)である。
【以下長い註】この部分は、最初に勉強する時は理解できなくともよい。
この母関数の幾何学的意味を述べておく。今平面に極座標を取り、原点から θ = 0 方向に R だけ離れた位置に点 Q を置く。点 P を極座標で (r, θ) と表される位置に置く。PQ の長さを x とすると、
q(r cos θ − R)2 + (r sin θ)2 =
s
µ ¶2
r
r
= R 1 − 2 cos θ +
R
R

x=

√

R2 − 2rR cos θ + r2
(17.93)

13

r

R

1
1 − 2 Rr cos θ +QRとなる。これから、

1
=
x

P
x

µ

∞
1X
r
=
³ ´2
R `=0 RrO¶`P` (cos θ)(17.94)R

例外として「全部固有値 0」だけがあり得る。これは不確定性関係の話のところで注意した通り。

r17.4. Legendre 陪関数:m 6= 0 の波動関数

199となる。たとえば Q 点に電荷 e が存在している時、P 点の電位は VP Q =
Ã

µ

e
r
1 r
1 + cos θ +VP Q =
4πR
R
2 R

¶2 ³

µ

´

1 r
3 cos θ − 1 +
2 R
2

¶3 ³

e
であるから、
4π²x´

5 cos θ − 3 cos θ + · · ·3!

(17.95)と展開されるということがわかる。極座標を使ってポテンシャル問題を考える時などによく使われる展開である。
【長い註終わり】

17.4

Legendre 陪関数:m 6= 0 の波動関数

m = 0 の場合の解が求まったので、m 6= 0 の場合の解をこれから作っていこう。そのためには L+を使えばよい (もちろん、級数展開を使ってごりごりと解いて行くことも可能である。ただし、その時は、m 6= 0 では x = ±1 が確定特異点であることに注意が必要)。
Ã
!
∂
∂
iφ
さて、m = 0 の固有関数は P` (cos θ) である。これにまず L+ の具体的表現 h̄e+ i cot θ∂θ∂φをかける。答えはd
L+ P` (cos θ) = h̄eiφ P` (cos θ)(17.96)dθである。これが Lz の固有値が h̄ である状態となる。さらに L+ をかけると、






∂
2 iφ 2(L+ ) P` (cos θ) = h̄ e  + i cot θ ∂θÃ= h̄2 e2iφ

∂
∂φ

!
Ã

d
 eiφ P` (cos θ)

dθ


|{z}
!固有値が i(17.97)dd− cot θP` (cos θ)dθdθとなる。Lz の固有値が mh̄ である状態は因子 eimφ を持っているのだから、その状態にかかる時には∂
Lz の中のは im に置き換えられることになる。つまり、Lz の固有値が mh̄ から (m + 1)h̄ に変わ∂φる時に作用した L+ は、
Ã
!
¯
¯
∂
iφ
L+ ¯¯
= h̄e
(17.98)− m cot θ
∂θ
m→m+1
と書ける。
ここで微分演算子の関係として、
Ã

!

d
d
− m cot θ f (θ) = sinm θ
dθ
dθ
µ

µ

¶

1
f (θ)
sinm θ

(17.99)

¶

d
cos θ
1
= −m m+1 ということに気をつけれれば上の式が成立
mdθ sin θ
sinθ
することはすぐわかる。これを使うと、が成立することに注意する。

¯
¯
L+ ¯¯

d
= h̄e sin θ
dθ
m→m+1
iφ

m

µ

1
sinm θ

¶(17.100)

第 17 章 球対称ポテンシャル内の粒子200である。さらに√
1 dd=と、sin θ = 1 − x2 を使って、
sin θ dθ
dx
¯
¯
L+ ¯¯

m→m+1

= h̄eiφ (1 − x2 )

m+1
2

d
dx

Ã

1
m
(1 − x2 ) 2!

(17.101)

と書ける。
¯
¯
L+ ¯¯

m+1→m+2

¯
¯
L+ ¯¯

Ã

d
1
= h̄eiφ (1 − x2 )dxÃ (1 − x2 ) m+1
2
m→m+1
!
2
m+2 d
1
= h̄2 (1 − x2 ) 2m2dθ (1 − x2 ) 2m+22のように、L+ をどんどんかけていくと、(1 − x )
2

¯
¯
L+ ¯¯

m−1→m

¯
¯
L+ ¯¯

m−2→m−1¯¯· · · L+ ¯¯

1→2h̄eiφ (1 − x2 )

m+1
2

d
dx

Ã

1
m
(1 − x2 ) 2!

(17.102)の因子は一個ずつ消しあっていく。よって、

なんとか
2

¯
¯
L+ ¯¯

!

m

0→1

= h̄m eimφ (1 − x2 ) 2

dm
dxm(17.103)dm
dxm(17.104)とまとまる。同じように P` (cos θ) に L− をどんどんかけていけば、
¯
¯

L− ¯¯

¯
¯

−m+1→−m

L− ¯¯

¯
¯

−m+2→−m+1· · · L− ¯¯

¯
¯

−1→−2

L− ¯¯

= h̄m e−imφ (1 − x2 ) 2

m

0→−1

となることはすぐわかる。
まとめると、m が −` ≤ m ≤ ` の範囲で変化するとして、|m|

P` m (x) = (1 − x2 ) 2d|m|P` (x)
dx|m|(17.105)~ 2 と Lz の同時固有関数 (|L|
~ 2 の固有値が h̄`(` + 1)、Lz の固有値が mh̄) の θ 依存部という関数が |L|分であることがわかる。P` m (x) を Legendre 陪関数と呼ぶ。m = 0 は Legendre 多項式 P` (x) と一致する。
ここで、m の最大値が ` であることを確認しておこう。もし P` `+1 (x) という関数が存在するとす
れば、
`+1
`+1 d
P` `+1 (x) = (1 − x2 ) 2P` (x)(17.106)dx`+1のような形になるわけだが、P` (x) は x の ` 次の多項式なので、上のように ` + 1 回微分すれば答えは0 である。つまり、P``+1 (x) は存在できない。よって最初の予想どうり、m の最大値は ` である (最小値が −` であることも同様)。
低い次数での Legendre 陪関数を書いておくと、√
3√
1 − x2 , P2 1 (x) = 3x 1 − x2 , P2 2 (x) = 3(1 − x2 ), P3 1 (x) =1 − x2 (5x2 − 1), · · ·2(17.107)のようになる。三角関数で表せば、
P1 1 (x) =√P1 1 (cos θ) = sin θ, P2 1 (cos θ) = 3 cos θ sin θ, P2 2 (cos θ) = 3 sin2 θ, P3 1 (cos θ) =のようになる。

3sin θ(5 cos2 θ − 1), · · ·2(17.108)

17.4. Legendre 陪関数:m 6= 0 の波動関数

201

Legendre 陪関数には、m が等しい場合について、
Z 1−1dxPn m (x)Pn0m = δnn0

2 (n + m)!
2n + 1 (n − m)!

(17.109)という直交関係がある。n 6= n0 で答えが 0 になるのは、異なる固有値に属するからである。なお、m が等しくない場合は φ 積分の方で直交してしまうので、θ 積分 (x 積分) をする必要はない。
Pn (cos θ) の時と同様に、原点からの距離がその角度方向の確率密度である
ようにして書いたグラフが左の一連の図である。
P1 0 , P1 1 および P2 0 , P2 1 , P2 2の自乗が示されている。m
が大きくなるほど角運動量が大きいので、波動関数
はより「外」つまり赤道部にひっぱられている様子がグラフで確認できる。また、m が大きくなる
ほどこのグラフに現れる「波の山」の数が減っているが、その分、グラフに現れていない回転方向の「波の山」は増えている。
三次元的な絵にしたのが以下の図である。くどいようだが、この図の原点からの距離は「本当の距離」である r ではなく、「|θ方向の波動関数 |2 」であるので、その点を勘違いしないように！

なお、上の図が表現しているものは「波動関数の自乗」であるので位相の情報は入っていない。波動関数で考えると、φ 方向に一周する間に、位相が 2πm だけ回転する。m 6= 0 の時は北極と南極では波動関数が 0 になっていることに注意しよう。角運動量を持っていると粒子のいる場所は外へとふ
くらむ14 ので、回転軸上には粒子は存在できないということである。
~ 2 の固有値が h̄2 `(` + 1) で Lz の固有値が mh̄ であるような状態は、
結局、|L|
vÃ!
uu 2` + 1 (` − m)!
P m (cos θ)eimφ
Y m (θ, φ) = (−1)m t
`

14

4π

(` + m)!

`(17.110)

日常会話ではこれをよく「遠心力で外に飛ばされる」と表現する。物理的に正確に述べるならば、遠心力がかかるのは粒子の静止する座標系で方程式を考えた場合のみであるから、「遠心力で飛ばされる」というのは少々厳密さを欠く表現である。

第 17 章 球対称ポテンシャル内の粒子

202と書ける。前についている係数は規格化などのためにつけたもので、あまり深い意味はない。このY` m を「球面調和関数」と呼ぶ。球対称な 3 次元問題を考える時は、解は球面調和関数を使って表現すると便利なことが多い。
なお、ここでは伝統的手法にしたがって (ルジャンドル多項式も学習しておきたかったので)、m = 0の状態を表す Pn (cos θ) を求めてからそれを L± で上げたり下げたりして m 6= 0 の状態を作ったが、もう一つの方法として、m = `、すなわち Lz が最大の状態から出発するという方法もある。その状
態は L+ ψ` = 0 を満たす。Lz の固有値が `h̄ なので、ψ` = ei`φ f (θ) とおいて、




 ∂
∂ 
 i`φ

L+ ei`φ f (θ) = eiφ  e f (θ) = ei(`+1)φ+ i cot θ
 ∂θ
∂φ 
|{z}

Ã

!

d
− ` cot θ f (θ) = 0dθ(17.111)→i`という式を解く。f (θ) に関する部分を取り出して解けば

df
=
dθ
df
=
f
log f =
f=

` cot θf
` cot θdθ(17.112)` log(sin θ) + C
A sin` θが解である。よって、P`` (cos θ) = A sin` θ ということがわかる。後はこうやって作った Y`` = A sin` θei`φに次々と (Y`−` に達するまで)L− をかけていけばよい。

[問い 17-5] Y`` で表される状態について、Lx , Ly の期待値が 0 になることを示せ。
(hint:L+ , L− をうまく使おう)[問い 17-6] 同じく、(Lx )2 , (Ly )2 の期待値を計算せよ。
~ 2 と Lz の固有値で分類するという作業が終わったわけであるが、ここで、以上で、波動関数を |L|「z 軸などというものは人間が勝手に定めたものであって、どんなふうに座標軸を取ろう
が物理は変わらないはず。それなのにその座標軸方向の角運動量である Lz の固有値で状態が分類される (量子化される) のは何か変だ」と感じるかもしれない。これはもっともな疑問であって、たとえば Lz ではなく Lx の固有値を使って1
状態を分類してもよいはずである。もちろん、 √ (Lx + Lz ) のように適当な線型結合で考えてもよ2
いだろう。
実は Lz 固有値で分類したのと、Lx 固有値で分類したのは本質的には同じである。Lx を使って分類すれば、上で求めた Y` m とは違った波動関数 y` m ができあがるだろう。しかしその場合も、新しい波動関数は独立なものではなく、
X
0
Am0 Y` my` m =(17.113)m0のように Y`m0の線型結合で表されるものになっている。

17.5. 3 次元球に閉じ込められた粒子

203

これまで同様、現実的に起こる現象の波動関数が一つの状態で書かれていることはむしろ稀であり、一般にはいろんな角運動量を持った状態の重ね合わせであることが多いだろう。どのような状態を使って重ね合わせを表現しても、実際の物理は変わらない。
【補足】この部分は授業では話さない可能性もあるが、その場合は読んでおいてください。

17.5

3 次元球に閉じ込められた粒子

自由粒子の場合について動径方向の波動関数を求めておく。ポテンシャルの項はなくなるので、µ¶

h̄2 1 dd`(` + 1)−
r2 R + h̄2
R = ER2
2µ r drdr2µr2(17.114)である。例によって無次元化を行うと、
µ

¶

µ

¶

1 d
d
`(` + 1)
ξ2 R + 1 −
R=0
2
ξ dξ
dξ
ξ2

(17.115)となる。ここでは、h̄, µ のみならず、エネルギー E まで 1 にしている。よって無次元化された座標と元々の座
Q
2µE
標の関係は ξ = 2 r である。この微分方程式は R = √ とおくことで、
ξ
h̄
µ

µ

¶¶

µ

¶

d
Q
`(` + 1) Q
1 d
√
√
ξ2
+ 1−
2
ξ µdξ
dξ
ξ2 ¶ ξ
ξ ¶ µ
3 dQ
1 d
1p
`(` + 1) Q√−
ξ2
ξQ + 1 −
3
dξ
dξ
2
ξ2
ξ
ξ2


d2
1 dQ 
+ 1 −
Q+
dξ 2
ξ dξ

³

` + 21ξ2と変形できる。これは第 16 章で解いたベッセル方程式の n に ` +=0=0(17.116)´2 Q = 01が代入されたものである。ベッセル方程
2式およびその解はすでに計算した通り、¶ベッセルの微分方程式とその解
Ã

µ

d2
1 d
+
dξ 2 ξ dξ!

Ãn2
R+ 1− 2ξ!

R=0

この解は Jn (ξ) =

∞
X

(−1)j
j!(n + j)!
j=0³µ ¶2j+nξ2(17.117)´1である。この解の n に ` + が代入されたもの ( J`+ 1 (ξ)) が今考えている微分方程式の解となる15 。なお、` ≥ 0
2
2
r
π
に対する
J 1 (x) を j` (x) と書いて「球ベッセル関数」と呼ぶこともある。三次元問題用のベッセル関数
2x `+ 2
だから、「球」を頭につけるのである。j0 (x) から j2 (x) までを次のグラフに示した。グラフにも書いたように、
球ベッセル関数は実は三角関数でも表現することができる。

¶2
µ
1
1
の形になっているので、−` − を代入したものも解になりそうだが、原点で正則でなくなるのでここでは`+22考えない。場合によってはこちらも使う必要がある。この、負の次数に対応する関数は「球ノイマン関数」と呼ばれる。
15

第 17 章 球対称ポテンシャル内の粒子

204
関数の形としては、振動しつつ減衰するという形になっている。` が 0 の時以外は x = 0(r =0) で波動関数は 0 になっているが、` 6= 0 では
角運動量を持って回転しているということを考えると、もっともな話である。
今ある半径 R のところに壁があって、そこ
で波動関数が
0sとなるという境界条件で考えているので、j` 

2µE 
R = 0 となるように E
h̄2

1

0.8

0.6

0.4

0.2

を調整する。j` (x) の零点は一つではないから、 0`, m を固定しても E の取り得る値はいくつか存在する。その値は不連続であり、エネルギーは -0.2
その条件を満たす値に制限されるわけである。
ここでも波動関数が有限の領域に閉じこめられ -0.4 0
ることでエネルギーの量子化が起こった。
結局、`, m, E を一つ指定したとすると解は
sψ(r, θ, φ) =A√ J`+ 1 
2
r

2

4



6

10

12

14



s

2µE  mr P` (cos θ)eimφ = A0 j` h̄2

82µE  mr P` (cos θ)eimφh̄2(17.118)である。与えられた境界条件に応じて適切な E を選びつつ、いろんな `, m, E の値に関して線型結合を取ることで一般解が得られる。
次の章で球対称ポテンシャルの場合の具体例として、水素原子の中の電子の問題を解こう。

【補足終わり】

17.6

演習問題

[演習問題 17-1] どんな方法でもよいので、円筒座標の場合のラプラシアンを求めよ。
[演習問題 17-2] 古典的角運動量の式 Lx = ypz − zpy , Ly = zpx − xpz , Lz = xpy − ypx を座標変換することで、Lx , Ly , Lz を極座標で計算せよ。
~ 2 = (Lx )2 + (Ly )2 + (Lz )2 を計算して、答えがさらに |L|
Ã

−h̄

2

∂2
∂
1 ∂2
+
cot
θ
+
∂θ2
∂θ sin2 θ ∂φ2!

となることを示せ。
[演習問題 17-3] Rodrigues の式 (17.88) が境界条件 P` (1) = 1 を満たしていることを示せ。
(hint:(x2 − 1)` は因数分解すると (x − 1)` (x + 1)` となる。これを ` 階微分する時、微分がすべて(x − 1) の方にかからない限り、最後に x = 1 を代入すると 0 になる)
[演習問題 17-4]
Z 1
2
Pn (x)Pn (x) =2n + 1−1を証明せよ。(17.88) を使って、部分積分を n 回やると証明できる。
[演習問題 17-5] Y` m が規格化されていること
Z π

Z 2π

dθ
0

を証明せよ。

00

dφ sin θYn m Yn0m = δnn0 δmm0

(17.119)

205

第 18 章

水素原子

この章では水素原子の回りの電子のシュレーディンガー方程式を具体的に解いて、電子がどのような波動関数で表せるかを計算し、原子の構造を量子力学で考えていく。

相対運動のハミルトニアン

18.1

そのためにまず、古典力学での原子のまわりの電子の運動をどう扱うかについて、一つ注意をしておく。高校の教科書などの初等的な本では、まるで原子核 (水素の場合は陽子) が静止していて、そのまわりを電子が回っていると考えるが、陽子と電子が引っ張りあって運動しているのだから、陽子が静止しているということはあり得ない。静止することができるとしたら、２粒子の重心である。
ここで陽子の質量を M 、電子の質量を m とする。それ~ および ~x とし、その速度を V~ おぞれの位置ベクトルを X
よび ~v とする。二つの粒子の間の引力のポテンシャルはke2−で表されるので、電子と陽子の運動
二つの粒子間の距離を表すラグランジアンは

m: M
重心
v

V
原点

1
1
ke2
M |V~ |2 + m|~v |2 +~ − ~x|2
2|X(18.1)と書ける。この中には、重心の運動と相対的な運動が両方入っているので、まず重心運動の部分を取
M V~ + m~v
り出してみる。質量 M + m の物体が速度を持っていると考えれば、重心運動のラグラン
M +m
ジアンは
¯

¯2

¯
¯ ¯2
~ + m~v ¯¯
¯ MV
1
Mm ~
M2
m2
¯~ ¯
¯
¯ =
(M + m) ¯(|~v |2 +V · ~v¯V¯+¯22(M + m)2(M + m)M +m
¯ M +m ¯(18.2)である。これを全ラグランジアンから引くと、
¯ ¯2
1
1
ke2
M2
Mm ~
m2
¯~ ¯
M |V~ |2 + m|~v |2 +−|~v |2 −V · ~v¯V ¯ −~ − ~x| 2(M + m)2
22(M + m)M +m|X
M m ¯¯ ~ ¯¯2
Mm ~
ke2
Mm
=
|~v |2 −V · ~v +¯V ¯ +~ − ~x|2(M + m)2(M + m)
M +m
|X
2
¯
¯
2
1 M m ¯~ke=¯V − ~v ¯¯ +~ − ~x|2 (M + m)|X(18.3)

第 18 章 水素原子206

~ − ~x と V~ − ~v の関数となる。このベクトルは相対運動の位置ベクトルおよとなって、残るものは X
び速度ベクトルであるから、全ラグランジアンは (重心運動のラグランジアン) ＋ (相対運動のラグラ
ンジアン) に分離できたことになる。
以後で興味があるのは相対運動の部分である。そして、そのラグランジアンを見ると、あたかも質
Mm
量µ =の粒子が中心力ポテンシャルの中を動いているかのように思える。
M +mµ を換算質量と呼ぶ。水素原子の場合、陽子は電子の 1800 倍ぐらいの質量を持っているので、換
算質量と実際の質量の差は 1800 分の 1 程度しかない。以後の方程式はすべて換算質量を用いて、原点にある陽子が静止していると考えて行う。

18.2

水素原子のシュレーディンガー方程式

電子の換算質量を µ とし、電子と陽子の間のクーロン力のポテンシャルエネルギーを −て、シュレーディンガー方程式
Ã

ke2
とし
r

!

h̄2 1 ∂
1 ~ 2
ke2
2 ∂
−
r
ψ
+
|
L|
ψ
−
ψ = Eψ
2µ r2 ∂r∂r
2µr2
r

(18.4)を解こう。球対称な問題であるから、前の章で計算した球面調和関数を使って波動関数を

ψ(r, θ, φ) = R` (r)Y` m (θ, φ)(18.5)~ 2 と Lz の固有状態 (` は 0 から ∞ まで、m の和は −` ≤ m ≤ ` の範囲)のように、角運動量演算子 |L|と考えて計算を進めることができる。
求めるべきは R` (r) であり、そのみたすべき方程式は
Ã

!

h̄2 d
h̄2
ke2
2 d
−
r
R
+
`(`
+
1)R
−
R` = ER```2µr2 drdr2µr2r(18.6)である (角運動量部分はすでに固有値 h̄2 `(` + 1) に置き換えた)。これを解くためにまた無次元化をする。まず r = αρ として、
Ã

!

h̄2
d
h̄2
ke2
2 d
ρ
R
`(`
+
1)R
−
R` = ER`−+``2µα2 ρ2 dρdρ
2µα2 ρ2αρとして、両辺に −(18.7)

2µα2
をかけて、
h̄2
Ã

!

1
2µE
2µαke21 d
2 d−
R` = −α2 2 R`
ρ
R
`(`
+
1)R
+
`
`
2
2
2
ρ dρ
dρ
ρ
h̄ ρ
h̄

(18.8)となる。
以下では、電子が原子核の近くに束縛されて遠くへいけない状態を考えることにする。
r→∞に
v

u
u
h̄2
とする (ルートの中はこれでプラス)。さら粒子が脱出できない条件は E < 0 なので、α = t−

8µE

18.2. 水素原子のシュレーディンガー方程式

207

2µαke2= λ（λ は無次元の定数。あとで自然数になることがわかる）とおく。こうすると左辺最h̄2
λ1
終項は R` に、右辺は R` となる1 。
ρ
4
解くべき式は
Ã
!
1 d
1
λ
1
2 d
ρ
R` − 2 `(` + 1)R` + R` − R` = 0(18.9)
2
ρ dρ
dρ
ρ
ρ
4

に

である。まずこの式が ρ → ∞ および ρ → 0 の極限でどのような形になるかを考えて、解を予想しよう。
ρ → ∞ では方程式が1d2
R` = R`(18.10)2dρ4となるので、遠方での解は R` = e± 2 ρ となる。例によって e+ 2 ρ は発散するから捨てる。よって解は
ρe− 2 という因子をもつであろう。
次に ρ → 0 では、
Ã!
1 d`(` + 1)
2 d
ρ
R` =
R`
(18.11)
2
ρ dρ
dρ
ρ2
1

1

1
を考えればよい ( 2 の項が一番効く)。ρs という解を入れてみると、
ρs(s + 1)ρs = `(` + 1)ρs

(18.12)という式になる。s(s + 1) = `(` + 1) ということは s = ` または s = −` − 1 となるが ρ−`−1 では原点で発散してしまうから、原点付近での解は ρ` とする。
以上の二つから、
1R` (r) = e− 2 ρ ρ` L` (ρ)(18.13)と置いてみる。これを元の式に代入して整理して、 L` に対する方程式はÃ!

d2 L` (ρ)
2` + 2dL` (ρ) λ − ` − 1+−
1+L` (ρ) = 0
dρ2
ρ
dρ
ρ

(18.14)となった。これを例によって級数展開で解く。

L` (ρ) =X

ak ρk(18.15)

k

とおく。
X³
k

k(k − 1)ak ρk−2 + 2k(` + 1)ak ρk−2 − kak ρk−1 + (λ − ` − 1)ak ρk−1
X³

k(2` + k + 1)ak ρk−2 + (λ − ` − k − 1)ak ρk−1

´
´

=0
=0

(18.16)kとなるので、k のずらしを行ってから ρk の項を取り出すことによって、(λ − ` − k)ak−1 + k (2` + k + 1) ak = 0
1

係数を

1
にするのは昔からの慣習。
4(18.17)

第 18 章 水素原子

208という漸化式が出る。これから、

λ−`−k
ak−1
k(2` + k + 1)
λ−`−k
λ−`−k+1=×ak−2k(2` + k + 1) (k − 1)(2` + k).
= ..
(λ − ` − k)(λ − ` − k + 1) · · · (λ − ` − 1)
= (−1)ka0
k!(2` + k + 1)(2` + k)(2` + k − 1) · · · (2` + 2)

ak = −(18.18)k+`−λ1' であり、そ2k(` + 1) + k(k − 1)
k
X 1
1
ρ
k
の場合 ak ' a0 と考えてよいから、この関数はほぼ e =ρ と同じように無限遠で発散するk!
k k!

のように ak を求めていくことができる。k の大きいところではことになってしまう。今考えている波動関数はさらに e− 2 ρ という関数がかけられているが、これを1いれてもまだ e 2 ρ の発散が残る2 。よってこの係数がどこかで 0 にならなくてはいけない。k = n0 + 1になったところで、λ − ` − n0 − 1
an0 +1 = 0
an0 = 0(18.19)(n + 1)(2` + n0 + 2)1になるためには n0 = λ − ` − 1 でなくてはならない。これが λ の値に制限を加える式となる。以後、
λ = n0 + ` + 1 を n と書くことにしよう。
2µαke2nh̄2
この制限の物理的意味を考えよう。もともとの λ の定義から、=
nであるから、
α
=
2µke2
h̄2
v
u
u
h̄2
となる。α = t−
(E は負であることに注意) であったから、

8µE

v
u
u
t

h̄2
nh̄2
=
−8µE
2µke2

より

E=−

µk 2 e42n2 h̄2(18.20)となる。つまり、エネルギーがとびとびの値に量子化された。その値はボーア模型でのエネルギーの値を再現している。
これで ak は全て求めることができた。結果は

ak = (−1)k(n − ` − 1)!(2` + 1)!
a0
k!(2` + k + 1)!(n − ` − k − 1)!

(18.21)となる。k は 0 から n0 = n − ` − 1 までの範囲である。
((n + `)!)2と選ぶことにすれば、微分方程式の解は
a0 =(n − ` − 1)!(2` + 1)!

ak =((n + `))2ρk(−1)
k!(2` + k + 1)!(n − ` − k − 1)!
k=0

n−`−1
X

である。これは

Lqp (x) =

k

p
X
s=0

2

1

(−1)s

((p + q)!)2
xs(p − s)!(q + s)!s!

これはつまり、さっき落とした e+ 2 ρ がしぶとく生き残っていたということ。

(18.22)(18.23)

18.2. 水素原子のシュレーディンガー方程式209

で定義される Laguerre の陪多項式の、p = n − ` − 1, q = 2` + 1 としたものに一致する。よって動径方向の方程式の解はR` (ρ) = Ln−`−1(18.24)2`+1 (ρ)と書ける。ここまでの話をまとめると、波動関数は` −2ρ mψn`m = N L2`+1
Y` (θ, φ)n+` (ρ)ρ e1(18.25)とかける。N は規格化定数であり、今から定める。規格化の条件は
Z ∞

Z 2π

Z π

dθ

dr

0

0

0

∗
ψn0 `0 m0 = δnn0 δ``0 δmm0
r2 sin θψn`m(18.26)である。r に関する積分は ρ に関する積分に以下のように書き換えられる。
Z ∞0drr2 →µnrB
2¶3 Z ∞dρρ2(18.27)0h̄2であり、前期量子論（シュレーディンガー方程式より前の量子力学）に
µke2
r
2µke2
おいて「電子の基底状態での公転半径」と考えられていた量である。なお、ρ = =r であり、
αnh̄22rn の値によって定義が違い、ボーア半径を使って書くと ρ =であることを使っている。
nrB
角度積分に関しては Y`m の規格化条件により δ``0 δmm0 が出るので、残りで δnn0 が出ればよい。Laguerre の陪多項式の規格化条件は
ここで rB はボーア半径

Z ∞
0

−ρ 2`

e ρ

³

´2
2n ((n + `)!)3
2`+1
2
Ln+` (ρ) ρ dρ =(n − ` − 1)!

(18.28)となっているので、n = n0 の時の積分の結果は、
¶
3 µ
nrB 3
2 2n ((n + `)!)

|N |(n − ` − 1)!

2((n + `)!)3= |N |(rB )34(n − ` − 1)!
2n4(18.29)となる。これが 1 になることから N が求められる（例によって位相は決まらないが、そこは適当に定めればよい）。
結局まとめると、水素原子のシュレーディンガー方程式の解は規格化定数をつけて、vuu 4(n − ` − 1)!
− 32 ` − 21 ρ 2`+1
ρ e Ln−`−1 (ρ)Y`m (θ, φ)ψn`m (r, θ, φ) = −t
3 (rB )n4 [(n + `)!]

332と書ける 。波動関数 ψ は [L ] の次元を持っている。

Z(18.30)|ψ|2 d3 x = 1 のように、空間積分して 1(無次元) になるように規格化されているからである。
` = 0, 1, 2, 3, · · · であり、−` ≤ m ≤ ` であることはすでにのべた。n0 は L2`+1
n−`−1 (ρ) の最高冪の次数0なので、n = 0, 1, 2, · · · であり、以上から n = 1, 2, 3, · · · であることがわかる。
3

最初にマイナス符号があるのは ρ = 0 付近で正の値を取るようにしている。しかし、どうせ波動関数の符号には深い意味はない。

第 18 章 水素原子

210n を主量子数と呼ぶ。これが全エネルギーに関連する量子数である。
n は動径量子数と呼ばれ、動径方向の運動に関連する量子数となる。右n=1のグラフは n = 1, 2, 3 で ` = 0 であるような波動関数をプロットしたものである。n = 1 (基底状態) は原点に集中した形であるが、n > 1 で
n=3
は原点以外にも波動関数の山もしくは谷がある。` = 0 ということは球0面調和関数の部分は P0 (cos θ) = 1 であって角度依存性がない。つまりこのような分布で球対称な形の波動関数になっている。この状態は「s波状態」と呼ばれる4 。なお、` = 1 の状態は「p 波状態」、` = 2 の状
n=2
態は「d 波状態」と呼ばれ、以下は f,g,h,· · · と続く。
なお、上のグラフではいかにも原点に確率が集中しているように見えるが、「半径 r から r + dr のところに粒子がいる確率」を計算したいとすると、ψ ∗ ψ にさらに厚さ
dr で半径 r の球殻の体積である 4πr2 dr をかけなくてはいけない。
そのようにしてかけ算して作ったグラフが左のものである。グラフの横軸はボーア 半径 rB = 1 になる単位で書いてある。これを見ると、
n = 1 の場合、粒子がいる確率がもっとも大きいところにボーア半径がくる。つまり、「原点から距離 rB 離れたある１点にいる確率」は「原点にいる確率」より小さいが、「原点から距離 rB 離れた点のどこかにいる確率」だと「原点にいる確率」より大きくなるわけである (「原点」
は一点しかないが、「原点から距離 rB 離れた点」は一点ではないことに注意)。rB は「電子がその場所を回っている」というような古典的な意味合いではなく、「波動関数の広がりの大きさ」を表すものであった
ことがわかる。
n = 2, 3, · · · とあがるにつれ、粒子がより外側に分布するようになっている。つまりは「電子がより外側の軌道にいる」。ボーア-ゾンマーフェルトの量子化条件を使って計算していた時にはあくまで古典力学と対応づけて考えていたのだが、実際はこのような波動関数という形で粒子が存在している、というのが正しい描像である。
ただし、ここで考えているのは ` = 0 だから「回っている」のではないことに注意しよう。もっとも、` 6= 0 なら回っているのかというと、そうも言えない。今考えているのは定常状態のみなので、そういう意味ではどの状態も「確率密度が時間的に変化していく」という意味の運動は起こっていな
いので、「回っていない」。しかし、角運動量を持っているという意味では「回っている」のである5 。
以下は、z 軸を通りその面上で φ = 0, π であるような平面で切った断面上で n = 1, 2 の波動関数
が、どのような値をとっているかをグラフで表わしたものである。この図の上下方向は ψ であって、3 次元的な「波動関数の形」を書いたものではないので注意しよう。
0

n=1

n=2

n=3

4

「s」は”sharp” の略。分光学からくる。分子の出す光のうち、鋭いピークを持つ成分という意味であり、後にこれが s 状態の出す光だとわかった。「「球 (spherical) 対称」なので「s 波状態」と言うのは、覚え方としては便利だが、歴史とは違う。
5
これは運動量の固有状態である ψ = eikx の場合も確率密度 ψ ∗ ψ が空間にも時間にもよらない一定値になるのと同じである。

18.2. 水素原子のシュレーディンガー方程式

n=1

211

n=2

=1

=1

=0

m=0

m=1

z

z

yz面

z

yz面

yz面

yz面

同様に n = 3 について書いた図が以下のようになる。

n=3
=1

=0

=1

m=0

m=1

z

z

yz面

=2

=2

=2

m=0

yz面

yz面

m=2

m=1

yz面

yz面

yz面

水素原子の持つエネルギーは主量子数 n だけで決まる。n が決まると、` は 0 から n − 1 までの数
字をとり、それに応じて n0 の値が決まる。n, ` が決まっても、` 6= 0 ならば m の値が −` から ` まで、
2` + 1 段階に変化できる。それゆえ、主量子数 n の状態が何個あるかを数えると、
n−1
X(2` + 1) = n2

`=0

となる。

(18.31)

212

第 18 章 水素原子

つまり、主量子数 n の状態は n2 重に縮退している。電子にはスピンという自転に対応する自由度が~ と同様の性質を持っていて、その z 成分の固有値が Sz = 1 h̄ と Sz = − 1 h̄ある。スピンは角運動量 L22の二つある。それゆえスピンも考慮すると状態の数が２倍となり、主量子数 n の状態は 2n2 個あることになる。
n = 1 の状態は 2 個、n = 2 の状態は 8 個、n = 3
n=1
n=2
n=3
原子番号
元素記号
`=0
`=0
`=1
`=0
`=1
` = 2 の状態は 18 個ある。n が小さいほどエネルギーが低1H
1いので、電子が原子の回りに束縛される時には、な
2
He
2
3
Li
2
1
4
Be
2
2
るべく n の小さい状態を占めようとする。ところが
5
B
2
2
1
6
C
2
2
2
電子には (この講義では説明していないが)「パウリ
7
N
2
2
3
8
O
2
2
4
の排他律」という法則が働いて、すでに電子が入っ
9
F
2
2
5
10
Ne
2
2
6
ている状態にはそれ以上電子が存在できないため、
11
Na
2
2
6
1
12
Mg
2
2
6
2
13
Al
2
2
6
2
1
電子は下の方の状態から順に「詰まって行く」こと
14
Si
2
2
6
2
2
15
P
2
2
6
2
3
になる。原子番号の小さい方から、電子が順に詰まっ
16
S
2
2
6
2
4
17
Cl
2
2
6
2
5
て行く様子を表したのが左の表である。` = 0, 1, 2
18
Ar
2
2
6
2
6
19
K
2
2
6
2
6
1
の箱には、それぞれ 2 個、6 個、10 個までの電子が
20
Ca
2
2
6
2
6
2
入ることができる。実際の原子では、電子と電子の間の相互作用などの関係で、主量子数 n が等しくてもエネルギーが同じとは限らない6 。実際には同
じ n どうしでは ` が大きいほどエネルギーが高くなるので、表のように ` の小さい方から順に詰まっていく。
これを見ると、不活性元素 (He,Ne,Ar) は、くぎりのいいところまでの電子状態がぴったりと埋められていることがわかる。また、アルカリ金属 (Li,Na,K) には「ぴったり埋まった状態に、さらに電子が 1 個だけ入っている」という共通点があるし、ハロゲン (B,Cl) には「あとひとつ電子を足せばちょうど埋まる」という共通点がある。電子の状態が物質の化学的性質 (アルカリ金属は電子を放出
して陽イオンになりやすい、ハロゲンは電子を獲得して陰イオンになりやすい、など) を決めている
ことがわかる。
以上のように、量子力学によって水素原子の構造を解いていくことができた。現実に存在するもの
は水素原子のような簡単なもの (これでも「簡単」なのである！) ばかりではない。原子の回りの電子も一つではないことの方が多いし、複数の原子があつまって分子をつくったりもする。このような場合については適当な近似を行わないと計算はできない。しかし、量子力学的な計算を行うことで原子や分子の構造や性質を解き明かしていくことができるのである。

6

この章で行った計算では、電子は一個として考えていて、電子と電子の間の力は考慮されていない。

213

付 録A

（量子力学を学習するための）解析力学の復習

この付録では、量子力学のために必要な解析力学の知識をまとめておく。あくまで「量子力学のために必要な」部分だけをまとめたものであるし、説明も短くなっているので、まじめに解析力学を復習したい人はそれ相応の本を読んで勉強するように。

A.1

最小作用の原理

通常のニュートン力学では運動方程式

m

d2~x
= F~
dt2

(A.1)

が中心的役割を果たすが、解析力学においては、「作用」と呼ばれる量が重要な役割を果たす1 。作用は「作用が極値をとるべし」という条件が運動方程式を導くように作る。
この章では１次元の質点系で考えよう。運動方程式がmとなる場合の作用は

Z tf

S=
ti

d2 x
dV (x)
=−
2
dt
dx


Ã

1
dx
dt  m
2
dt

(A.2)


!2

− V (x)

(A.3)

である。よく「なぜこんなものが極値になるということから運動方程式が出てくるのか？」という質問を受けるが、話は逆で「運動方程式が成立するときに極値になるようなものを探したらこれだった」と考えるべきである。
では、作用が極値である時に運動方程式が出ることを確認しよう。極値であるということは「ほんの少し
x(t) を変化させた時に、I の値が変化しない」という S
極値
こと (実際にはとても図には書けないのだが、無理矢理書いたのが右の図。極値である場所の x(t) では、「傾
実際はもちろん、１次元の軸で表せるようなものではない!
き」すなわち変化率が 0 になっている) だから、x(t) →平坦＝微分が0x(t) + δx(t) と変化させたとして (もちろん δx(t) は微x(t)少量として、２次以上は無視する)、
Z tf



Ã

!2





Ã

Z tf
1
d(x + δx)
dx
1


δS =
m
− V (x + δx) −dt
dt  m
2
dt
2
dt
ti
ti
!
Z tf Ã
dx d(δx)− δx∂x V (x)
=
m
dt dt
ti
1

困ったことに、「作用・反作用の法則」の「作用」とは何の関係もない。

!2

− V (x)
(A.4)

214

付 録A

（量子力学を学習するための）解析力学の復習"#tと作用の変化量が計算できるが、第１項
Z tf Ã
ti

!

Ã

!

Z tf
f
dx d(δx)d2 x
dx
mm 2 δx dt
dt = m δx −
dt dt
dt
dt
ti
ti

(A.5)

のように部分積分することで、
Z

δS =

Ã

!

d2 x
dtδx −m 2 − ∂x V (x)
dt
"

(A.6)

#t

f
dx
とまとめることができる。ただし、いわゆる表面項（ m δx ）は、両端（t = ti および t = tf ）dtti
では δx が０であるとしてないことにした。
δx は微小で、両端で 0 になるという境界条件を満たせばどんな関数であってもよい。δx がどんな関数であっても δS = 0 になるためには、

−m

d2 x
− ∂x V (x) = 0
dt2

(A.7)

でなくてはならない。すなわち、運動方程式が再現された。
ここで、「運動方程式が再現された！」などと喜んでいてはいけない。そうなるように作ったのだから当然なのである。喜ぶべきことはそこではなく、これによって運動方程式をこれまでとは違う形で導くことができるようになったことである。その「違う形」のメリットを知ってから、そこを喜んでほしい。
作用を使うメリットの一つは、「座標変換に強い」ということがある。たとえば直交座標で書かれた運動方程式を極座標に直せ、と言われるとこれはかなりめんどくさい作業が必要になる。しかし、いったん作用が書けてしまえば、その作用を極座標で表現することは比較的容易である（容易になる
理由は運動方程式がベクトルの方程式なのに対し、作用がスカラーであることが大きい）。
そしてもう一つのメリットが、量子力学との対応がわかりやすいということがある。
このようにして「作用が極値になるのが実現する運動である」と考える力学を「ラグランジュ形
式の力学」と言う。またこの考え方を「最小作用の原理」と呼ぶ。なお、実際には「最小」ではなく「極値」なのだが、なぜか昔から「最小作用の原理」と呼ばれている。

A.2

オイラー・ラグランジュ方程式

ラグランジュ形式の力学では、

Z

S=

Ldt

(A.8)

としてラグランジアン L を定義してやると、運動方程式にあたるものは∂Ld−∂xi dt

Ã

∂L
∂ ẋi

!

=0

(A.9)

である（オイラー・ラグランジュ方程式）。この式は前節のような計算をやればすぐ出せる。具体的には、L を、xi , ẋi の関数と見て、Z

δS =L (xi + δxi , ẋi + δ ẋi ) dt −Z

L (xi , ẋi ) dt

(A.10)

A.3. 具体例

215

として変分を考えると、
Z

δS =
=
上同様に部分積分(L (xi + δxi , ẋi + δ ẋi ) − L (xi , ẋi )) dt
!
∂L
∂L
δxi +
δ ẋi dt
∂xi
∂ ẋi
i

Z XÃ

Z

Z
∂L
d
δ ẋi = −
∂ ẋi
dt

Ã

(A.11)

!

∂L
δxi
∂ ẋi

(A.12)を行い（やはり表面項は無視）、

δS =

Z XÃ
i

d
∂L
−
∂xi dt

Ã

∂L
∂ ẋi

!!

δxi dt(A.13)となるので、方程式 (A.9) が出る。

A.3

具体例

いくつかの具体例で、作用の極値が実際の運動となることを確かめておこう。簡単のため、落体の運動を考える。重力の位置エネルギーは mgx と表すことができるので（x 座標は上向きを正と取った）、作用は¶Z µ
12I=m (ẋ) − mgx dt(A.14)
2である。ここで、t = 0（出発時点）と t = T （到着時点）で x = 0 とする（つまりは単純な投げ上げ運動をして、T 後に物体が元の高さに戻ってきたということ）。
途中、どんな運動するか、考えるだけならいろいろと考えることができる。しかし、作用の値が極値になるような運動こそが「本当に起こる運動」である。
最小作用の原理の精神からすると、ありとあらゆる経路を考えてその中で作用の値が極値になっていることを示す必要があるが、それはとってもたいへんなことなので、特に簡単な経路の場合を考えて確かに極値となっていることを示そう。これは厳密な証明ではもちろんないが、雰囲気をつかむにはいいだろう。
簡単な経路として、
x(t) = at(T − t)
(A.15)という関数を使おう。これは２次関数であって、t = 0, t = T で 0 になるという条件を満たしている関数である。この経路の場合の作用を計算してみる。まず、

ẋ(t) = a(T − 2t)(A.16)

1
12であるから、運動エネルギーは m (ẋ) = ma2 (T −2t)2 である。位置エネルギーは mgx = mgat(T −
2
2

付 録A

216

（量子力学を学習するための）解析力学の復習t) であるから、作用を計算すると、
Z Tµ

¶

1 2
ma (T − 2t)2 − mgat(T − t) dt
2
0
"
Ã
!#T
1 2 (T − 2t)3
t2 t3
=
ma
mga T −
2
−6
2
3 0
2 3
ma T
mgaT 3
=
−
6 }
6 }
| {z
| {z
=
µ

運動エネルギーからくる部分´
mT 3 ³ 2

6(A.17)

位置エネルギーからくる部分

a − ga¶1 2 1
1
ここで、a − ga = a − g − g 2 であることから、a = g の時作用の値が最小となることがわか
2
4
2る。実現する経路は
11
1x(t) = gt(T − t) = gT t − gt2(A.18)
22
21であるから、これは初速度 gT 、加速度 −g の等加速度運動である。つまり、実現する運動である。
22

運動エネルギー
作用
作用＝運エネ−位エネ
位置エネルギーa

ゆっくりなので運動エネルギー小位置エネルギーも小実現する
運動

速い動きなので運動エネルギー大位置エネルギーも大

この作用の値を見てみると、実現する運動より a が大きくとも小さくとも、作用の値は大きくなる。a が大きくなるとき、運動エネルギーも増えるし位置エネルギーも増える。作用はこの引き算であるから、ちょうど運動エネルギーの増加と位置エネルギーの増加が打ち消し合うところが極値と
なる。

A.4

なぜ位置エネルギーを引くのか？？

「どうして位置エネルギーを足さずに引くんですか？」ということが気になる人が多いようなので、これ対する答を書いておこう。何度も書いているように、作用というのは「最小であるという条A.5. なぜ最小作用の原理が必要なのか？

217

件が運動方程式になるように」作るのだから、これの答としては「ちゃんと運動方程式出すためにはマイナス符号がついてちょうどいいんだよ！」と言ってしまえばそれで終わりではある。
しかし、どうせなら図なりなんなり、目に見える形で納得したいというのも人情であろう。そこで、こう考えると納得できるかもしれない説明を以下に書く。実は、下向きの力によって、経路は上向きに引っ張られる。
のである。
そんなばかなと思うかもしれないが、「ばかな」という前によく考えて欲しいのは、ここで考えている経
重力のある
場合の運動
路は「出発点と到着点を固定して、いろいろな経路を考えると」という前提つきの「経路」なのだ、ということである。
重力などの外力がなければ、出発点と到着点を固定したら、そこをまっすぐにつないだ経路（つまりは、等
速直線運動）が実現する経路である。では重力があっ
重力のない
たら？？？
場合の運動
その場合、
「いったん上に登って、また落ちてくる」という経路が実現する。その経路は、等速直線運動に比べ、上方向にずれていることになる。「経路は上向きに引っ張られる」と書いたのはそういう意味である。
だから、普通の力学の場合で考えているのとは位置エネルギーの役割が逆になり、作用に入る位置
エネルギーの前にマイナス符号が入ることになるのである。
以上から、作用というものを少しでもイメージしたかったら、こんなふうに考えるとよいだろう。
まず上のような x-t グラフに書かれた経路をゴムひものようなものと考える。そしてそのゴムひもの両端を固定する。ゴムひものようなものだから、他に力がなければまっすぐの直線になるだろう。
もし力が働いたとしたら、力は経路を「力の働く向き」とは逆に引っ張るので、上に書いた図のよ
うに、経路が「いったん位置エネルギーの大きいところ（↑）に行ってまた帰ってくる」という形になる。
「経路をゴムひもと考えた時の弾性エネルギー」と「通常とは逆向きに働く力による位置エネル
ギー」の和が「作用」である。これが極値になるような経路が、実際に実現する運動になる。

A.5

なぜ最小作用の原理が必要なのか？

さて、この最小作用の原理、これまた多い疑問が「なぜこんなことを考えなくてはいけないのですか？」ということだ。今までの話からすると、結局は運動方程式を出すためらしい。しかしそれなら最初から運動方程式を出せばいいじゃないか、と思うかもしれない。わざわざ遠回り（に見える）
作用なるものを導入するのはなぜなのか。
まず、最初から運動方程式を出す、というのがそんなに簡単ではない場合がよくある、ということ。これは実際に難しい問題をラグランジュ形式で解いてみると実感できる。
もう一つは、（静力学のポテンシャルと同じだが）座標変換に強いということ。直交座標から極座標へというような座標変換はもちろんのこと、もっと複雑怪奇な座標変換に対しても、ラグランジュ
形式（最小作用の原理）は強い。

付 録A

218

（量子力学を学習するための）解析力学の復習

たとえば、２次元面上で中心力 F (r) が働く場合の運動方程式は、極座標で表現すると、
Ã

d2 r
dθ
m 2 = F (r) + mr
dt
dt

!2

Ã

dθ
d
mr2
dt
dt

,

!

=0

(A.19)なのだが、これを力と加速度の考察から求めるのは、ごちゃごちゃして見通しのよくない計算になる。しかし、ラグランジアンÃ1dr
L = m
2
dt

!2

Ã

+ r2

dθ
dt

!2 
 − U (r)(A.20)からオイラー・ラグランジュ方程式を使って求めると、ほとんど頭を使うことなく機械的に上の式がdU得られる（ただし、F = −という関係がある）。
dr
そしてもう一つは、作用の形からいろんなことがわかったりするということ。作用の不変性から何かの保存則が導かれたり（たとえば運動量保存則が作用の形から導かれたりする）、作用の形が似ていることから違う物理現象を同じ方法で調べることができたり。一般的に現象を記述する方法として便利だということが言える。
何にせよ、簡単な問題を考えている限りは、最小作用の原理のありがたみはわかりにくいかもしれない。しかしいつか難問に立ち向かう時に、いろんな手助けをしてくれるのが最小作用の原理なので
ある。

A.6

一般運動量

∂L
1 X
∂L
という量に着目する。L = m(ẋi )2 − V (x) の場合であれば、= mẋi となり、
∂ ẋi
2
∂ ẋi
i
運動量である。作用は別の形であることもあるので、この量が常に mẋi になるわけではない。しかし、運動量みたいなものではあるので、これを「一般座標 xi に対応する一般運動量」と呼ぶ (以下では pi と書こう)。
たとえば、質量 m の物体が半径 r の円運動を行っている時、その回転角度を θ とすれば、円運動³ ´21の速度は rθ̇ であり、運動エネルギーは mr2 θ̇ であるから、角度 θ に対応する一般運動量は
2
ここで、

∂
∂ θ̇

µ

¶

1 2 ³ ´2
mr θ̇
= mr2 θ̇2

(A.21)である。これは角運動量そのものである。
座標と、それに対応する運動量は「互いに共役な量」と呼ばれる。量子力学においては、座標 x に∂対し、それに対応する運動量は −ih̄と置き換えられることになる。
∂x
Ã
!
d ∂L
dpi
もし、ラグランジアン L が xi をふくまなければ、上の式から、== 0 となる。つまdt ∂ ẋidt
り、ラグランジアンが xi をふくまないならば、pi は保存する。
このような座標を「循環座標」と呼ぶ (別に循環してなくてもこう呼ぶ)。

A.7. 作用と保存則の関係

A.7

219

作用と保存則の関係

積分の上限・下限にあたる端点を固定するという条件のもとで作用を変分して０になるということから運動方程式が出る。端点を動かさないのは当然で、そんなことをしたら運動自体が変わってしまう（大砲の弾丸を撃つとき、目標位置が違えば最初から弾丸の運動は違ってくる）。両端を止めて「どんな運動が実現するか？」と問うからこそ、運動方程式が出てくるのである。
では、端点を動かすと、作用はどう変化するのか、ということを考えていこう。
一次元の粒子の運動を考えて、t = ti , x = xi から出発した粒子が t = tf , x = xf に到着するという状況を考える。ここで、到着x
点 (tf , xf ) を少しずらしてみる。まず tf を変えずに xf を xf + ²
xfに変化させてみる。こうすることで二つの経路ができることになる。このどちらの経路も、運動方程式を満たしているとしよう。
通常、作用という量を考えるときは、中に代入される x(t) は運
xi
動方程式の解とは限らない（作用の変分原理から運動方程式が出tてくるのだから、運動方程式を出す前の作用に入っている x(t) はtitf
運動方程式を満たしているとは限らない）。一方、以下で考える
作用で、経路が運動方程式を満たしていると考えている場合は文
字を変えて S̄ と書こう。S̄ は「x(t) が運動方程式を満たしている」という条件のもとで計算した作用の値である。S は経路全体 x(t) (ti < t < tf ) の関数（関数の関数）であったが、S̄ は出発点 xi = x(ti )と到着点 xf = x(tf ) のみの関数である（この２点を決まれば、間の運動は決まるはずなので）。
二つの経路を x(t) という関数と x(t) + δ(t) という関数で表したとする (当然 δx(tf ) = ²)。するとこの二つの経路の作用の差は
Z

L(x(t) + δ(t), ẋ(t) + δ̇(t))dt −Zであり、テイラー展開してまとめると、

Z Ã

∂L
d
である。ここで運動方程式から
=
∂x
dt
Z Ã

d
dt

Ã

L(x(t), ẋ(t))dt
!

∂L
∂L
δ̇(t)
δ(t) +∂x∂ ẋ

Ã(A.22)(A.23)

!

∂L
を使うと、
∂ ẋ

!

!

Z
∂L
∂L
d
δ(t) +
δ̇(t) =
∂ ẋ
∂ ẋ
dt

Ã

!

∂L
δ(t) dt∂ ẋ

(A.24)とまとめることができる。この式は「t #で微分してから t で積分する」という形になっているので、"t∂L f
積分がすぐに実行できて、結果はδ である。δ(ti ) = 0 であることを考えれば、結果は∂ ẋ ti∂L∂L|t=tf δ(tf ) =|² = p|t=tf ²∂ ẋ
∂ ẋ t=tf(A.25)である。以上から「経路が運動方程式の解であるという条件をつけて、作用を到着点の x 座標で微分した答は、その時刻での運動量である」ということ、式で表せば、

p(tf ) =∂S̄(xi , xf )∂xf(A.26)

付 録A

220（量子力学を学習するための）解析力学の復習がわかる。
ここで、同じことを到着点ではなく出発点で行ったとすると、答はやはり運動量であるが、出発点は積分の下限なので、マイナス符号がつき2 、p(ti ) = −∂S̄(xi , xf )∂xi

(A.27)となる。
では、到着点と出発点を同じ量 ² だけずらしたらどうなるだろう。その時の作用の変化は
Ã

!

³
´
∂
∂
+
S(xi , xf )² = p|t=tf − p|t=ti ²∂xf∂xi(A.28)となる。もし「到着点と出発点を同じだけずらしても、作用の値が変化しない」すなわち、
ÃS̄(xi + ², xf + ²) = S̄(xi , xf ) または

!

∂
∂
+
S(xi , xf ) = 0∂xf∂xi(A.29)

が成立する（このような状況を「作用が空間並進に対して不変である」と言う）とすれば、その場合
1
2
は p|t=tf = p|t=ti となり、運動量が保存することが言える。たとえば L = m (ẋ) − V の時、位置エ2
ネルギー V が x によらなければ、作用の値は x の平行移動によって不変である。その場合、運動量は保存する。作用が座標 x をあらわに含んでいない場合（つまり x が循環座標な場合）は「到着点と出発点を同じだけずらしても、作用の値が変化しない」という状況になる。この場合は運動量が保存するのは上でも説明した通りである。
さて、次に到着点の時刻をずらす（tf → tf + ²）と作用がどう変化するかを考えよう。
xdxxf
この時は積分域も変化する。積分域の変化による作用の
Z
dt

tf +²

変化は

Ldt であるから、² が小さい場合はtf²L|t=tfxi(A.30)tと考えてよい。一方、ti < t < tf の範囲についても（図に示したように）経路が変わっている。経路の変化は「t = tf
dxの場所での x が −²だけ変化している」と考えてやれば
dtdx
計算できて、それはさっきの xf を変化させる計算で変化量を −²とすればよいので、
dt
ti

tf

−²
この二つを足して、Ãdx ∂Ldt ∂ ẋ(A.31)!

dx−² p −Ldt
Z b2

f (x)dx は f (x) の原始関数を F (x) とすると F (b) − F (a) と書けることに注意。

積分a(A.32)

A.7. 作用と保存則の関係221∂Lを使った。マイナス符号を前に出しているのは、その方∂ ẋ
が我々にとってなじみのある量に一致するからである。作用が空間並進で不変なときに運動量が保存
dx
したように、作用が時間並進で不変な時にはこの量 p− L が保存する。
dt
Ã
!2
1
dx
dx
これは何であるかを L = m− V (x) の場合で計算してみる。まずこの場合 p = m であ2dtdt
る。ゆえに、


Ã
!2
Ã
!2
dx dx  1
dx
dx
1
m ×
(A.33)−m− V (x) = m+ V (x)
dt
dt
2
dt
2
dt
とまとめることができる。ここで、p =となる。これはエネルギー（運動エネルギー＋位置エネルギー）である。
つまり、作用の時間並進不変性は、エネルギー保存則を導く。なお、作用に何か連続的な変換に対する不変性がある時は、対応する保存量がある、という一般的定理（ネーターの定理と呼ばれる）があり、ここで示したのはその一例である。他にも角運動量保存則や電荷保存則が、それぞれ回転の不変性、位相変換の不変性から導かれる。
dx− L をハミルトニアンと呼び、H という記号で表す。L が x, ẋ の
なお、解析力学ではこの量 pdt関数であったのに対し、H は x, p の関数である（この関係はルジャンドル変換と呼ばれる関係であるが、その説明はここでは省略）。
Ã
!2
dx
1
− V (x) の場合、
H(x, p) = pẋ − L(x, ẋ) は p と x の関数として表されるので、L = m2
dtH=と書かれる。
作用は

1 2
p + V (x)2m

Z tf Ã
tiとなるが、pdx
dt = pdx だから、
dt

Z xf

S̄ =
xi

!

dx
p − H dt
dt

S=(A.34)

pdx −(A.35)

Z tf

Hdt(A.36)

∂ S̄
= −H
∂tf

(A.37)tiと書き直すことが出来る。この式から、

∂ S̄
= p,
∂xf

となる。つまり作用を終端点の位置座標で微分すれば運動量が、終点の時間座標で微分すれば（マイナス符号つきで）エネルギーが出る。このような関係を、「運動量と座標は互いに共役である」とか「エネルギーと時間は互いに共役である」などと言う。量子力学を学ぶうちに、この「運動量 ↔ 空間」という対応、「エネルギー ↔ 時間」という対応の持つ意味の深さがわかってくると思う。また、
この対応はあたかも、「時間方向の運動量がエネルギーである」と言わんばかりであるが、相対論を学ぶと、まさにその通りであることがわかる。量子力学や相対論よりもずっと前に作られた解析力学
において、すでにそのような対応がわかっていたということは面白い。

付 録A

222

A.8

（量子力学を学習するための）解析力学の復習

正準方程式

オイラー・ラグランジュ方程式は、作用が極値を取るという条件から導かれたが、ハミルトニアン!
Z Ãdxを使って書き直すことができる。作用をp − H(x, p) dt と書いて、これにたいして x およびdt
p が一つの力学変数であるかのごとく考えて変分をとって極値になる条件を出す。x に関しては、


Ã






!

!


Ã


∂
dx
dx
d  ∂
p − H(x, p) − − H(x, p) 
 ³ dx ´ p
 =0
∂x
dt
dt  ∂
dt



|

dt

(A.38)


}

{z

答えは p

p に関しては




Ã




Ã
!


d  ∂
dx

−  ³ dp ´ p − H(x, p)  = 0dt  ∂
dt

| dt
{z
}

!

∂
dx
p − H(x, p)∂p
dt(A.39)

dpはないから答えは 0dtとなって、結果は

dp
∂H
= −
dt
∂x
dx
∂H
=
dt
∂p

(A.40)(A.41)という二つの対称性のいい方程式になる。これを正準方程式と呼ぶ。量子力学のシュレーディンガー方程式では、この正準方程式が期待値の意味で実現する。
別の書き方で正準方程式を書くと、

d
dt

Ã

x
p

!

Ã

=

0 1
−1 0

となるが、これがもし、ddtÃのように行列

0 1
−1 0

Ã

x
p

!

!



!





∂H
 ∂x 
 ∂H 
∂p(A.42)

∂H
 ∂x 
= ∂H 
∂p(A.43)

を含まないものだったとすると、x や p の変化する方向は H の勾配の方向
Ã

!

0 1
(H が標高だとすると、坂を登っていく方向) だということになる。しかし実際には行列−1 0
3がはさまれており、この行列は 90 度回転の行列 だから、勾配と直交する方向、すなわち H が変化
しない方向を向いている。(x, p) は H を変化させない方向へ運動していくことになる。つまり位相空間での「運動」によって、H は保存する（念のために書いておくと、H が t をあらわに含む場合はこの限りではない）。
µ

3

cos θ
− sin θ

sin θ
cos θ

¶

に、θ =

π
を代入したもの。
2

A.9. 位相空間

A.9

223

位相空間

「位相空間」の定義をちゃんと述べよう。

t

t
x

x

位相空間で同じ点ならば、必ず(位相空間で)同じ点に到着する。

p

x

x

同じ座標から出発しても同じ場所に到着するとは限らないp

座標 x と運動量 p を一組にして考えた 2 次元の空間を「位相空間」（phase space）と呼ぶ。ここでは1 次元の運動しか考えてないので位相空間は 2 次元だが、3 次元で座標を x, y, z 、運動量を px , py , pzとしたならば位相空間の次元は 6 である（一般に N 次元の自由度を持つ力学系に対して 2N 次元の位相空間がある）。
なぜ位相空間というものを考えるかというと、ある時刻に粒子のいる座標だけを決めたのでは、物体がその後どっちに動くかはわかtらないからである。出発点が同じでも初速度が違えば、後の運動は
x
全く違う（逆に、到着点が同じでもたどってきた履歴が違うということもある）。
座標だけでなく運動量も定めてやると、その後の運動がすべて決まる。x と p の両方が決まれば、後は一階微分方程式である正準方p
程式に従って時間発展していくだけなので、以後の運動は一意的に決まる。つまり、位相空間の上では運動が互いに交わらない線で表すことができる（交わってしまったら、その一点から後の運動が２x 種類あり得ることになってしまう）。つまり、ある時刻における位相空間一点一点が、それぞれ少しつず違う運動をして、結果として未来の時刻においてはそれぞれ違う（１対１対応の）位相空間の一点に達するということになる。左図のように、位相空間上の１塊の物理的状態が時間発展していくことを思い浮かべてほしい。位相空p間の面白い（そしてありがたい）性質の一つは、今考えた「位相空間の塊」の面積4 が時間がたっても変化しないことである。
4

もちろん、「面積」と呼んでいいのは位相空間が 2 次元の時だけで、もっと一般的には 2N 次元体積ということにな
る。

付 録A

224

（量子力学を学習するための）解析力学の復習

今、ある時刻 t に (x〜x + ∆x, p〜p + ∆p) の範囲にある系の状態を追跡するとする。ある時刻で位相空間の場所が違う点は、必ず後の時刻でも違う点に移るので、この状態の占める面積はまた別の位相空間の一部へと移動することになる。
最初 (x, p) という場所にいた粒子は、δt 後にはdxdp∂H(x, p)∂H(x, p)
δt, p + δt) = (x +δt, p −
δt)
dt
dt
∂p
∂x

(x +

(A.44)の位置にいる（右辺では正準方程式を使って書き直しを行った）。
同様に考えると、最初 (x + ∆x, p) にいた粒子は∂H(x + ∆x, p)∂H(x + ∆x, p)
δt, p −
δt)∂p
∂x
∂H(x, p)∂ 2 H(x, p)∂H(x, p)∂ 2 H(x, p)
∆xδt)
δt +
∆xδt, p −δt += (x + ∆x +
∂p
∂p∂x
∂x
∂x2
∂H(x, p)∂H(x, p)∂ 2 H(x, p)∂ 2 H(x, p)= (x +
δt, p −
δt) + (∆x +
∆xδt,
∆xδt)
∂p
∂x
∂p∂x
∂x2
(x + ∆x +(A.45)の場所にいることになる。最初の位置では (x, p) にいた粒子と (x + ∆x, p) にいた粒子の位置のずれ∂ 2 H(x, p)∂ 2 H(x, p)∆xδt,∆xδt) に変わっているわけである。
は (∆x, 0) であったが、δt 後には (∆x +∂p∂x∂x2∂ 2 H(x, p)同様の計算を (x, p + ∆p) の場所にいた粒子に対して行えば、位置のずれは、(−∆pδt, ∆p −∂p2
∂ 2 H(x, p)∆pδt) になる。この二つのずれの外積を計算すると、δt の 1 次のオーダーまでを考えれば、∂p∂x
Ã

∂ 2 H(x, p)
∆x +
∆xδt
∂p∂x

!Ã

!

Ã

∂ 2 H(x, p)∂ 2 H(x, p)∆p −∆pδt −
∆xδt
∂p∂x
∂x2

!Ã

!

∂ 2 H(x, p)−∆pδt = ∆x∆p∂p2
(A.46)となって最初の時刻での外積と一致する。つまり、位相空間内の体積（今は 2 次元なので面積だが）は時間がたっても変化しないのである。
この「ある状態が位相空間内で占める体積は時間変化しない」という定理（リウビルの定理と呼ばれる）は、量子力学で大事な役割を果たす。なぜなら、量子力学における不確定性関係は位相空間の言葉を使うと以下のように表現できるのである。
古典的な系の状態が位相空間内では「点」であるのに対して、量子力学的な「一つの状態」は位相空間の中でちょうど h の体積を占めている。
I

これはすなわち、δxδp = h を意味している。また、この式はゾンマーフェルトの量子条件

pdx = nhとも関連している。
この体積が時間変化してしまったら、不確定性の積 ∆xδp は時間によって違う値になるということになり、不確定性関係を崩してしまう。
また、正準変換と呼ばれる変換を用いて座標変換を行うと、変換の前後で位相空間の体積が変化しないことを、リウビルの定理と同様に証明することができる。物理的状態の「数」などというものは座標変換によって変わってはいけないはずなので、位相空間の考え方が非常に基本的なものであることがわかるだろう。

A.10. ハミルトン・ヤコビの方程式

A.10

225

ハミルトン・ヤコビの方程式

量子力学の「運動方程式」に対応するシュレーディンガー方程式と密接な関係にあるハミルトン・
ヤコビの方程式を出しておく。歴史的には、ド・ブロイやシュレーディンガーはハミルトン・ヤコビの方程式を手がかりにシュレーディンガー方程式を作ったのである。
既に述べたように、S̄ を「経路が運動方程式を満たしている時の作用積分の値」とすると、エネル
∂ S̄
∂ S̄
ギーは −
に、運動量はに置き換えられる。一方エネルギーとはハミルトニアンのことである
∂t
∂x
∂ S̄
∂ S̄
から、−
= H(p.x) である。H は p, x の関数であるが、その p はに置き換えられるのだから、
∂t
∂x

∂ S̄
−
=H
∂t

Ã

∂ S̄
,x
∂x

!

(A.47)と書くことができる。この方程式は S̄ が求められている（その前提として当然、運動方程式を満たす
ような経路がすでに知られている）として導いたわけであるが、逆にこの方程式を手がかりにして、S̄ を求め、結果として運動方程式を満足するような経路をみつける、という手順で力学の問題を解くこともできる。この方程式がハミルトン・ヤコビの方程式である。ハミルトン・ヤコビ方程式はただ１本の方程式であり、オイラー・ラグランジュ方程式や正準方程式のような連立方程式ではない。
よって力学系全体を見通しながら問題を解くのに適している。
なお、この方程式で特にエネルギー E が保存量になるような場合は、

S̄(x, t) = W (x) − Et

(A.48)という形の解となることが知られている。この場合は
Ã

E=H

dW
,x
dx

!

という形になるが、これもハミルトン・ヤコビ方程式と呼ばれる。ハミルトニアンが1であれば、上の式の右辺は
2m

Ã

dW
dx

!2

(A.49)
p2+ V の形2m+ V であるから、
qdW= ± 2m(E − V (x))
dx

(A.50)となる。複号は＋を取ることにすると、これから、
Z q

W =

2m(E − V (x))dx(A.51)という式が出る。いろんな経路の中で W が極値になるような経路が実現するわけだが、これと光学におけるフェルマーの定理との類似は古典力学の時代から知られていた。場所 x における光の速さ
が u(x) であったとすれば、
Z b
1dx(A.52)a u(x)

付 録A

226（量子力学を学習するための）解析力学の復習

は a から b まで光の進むのに要する時間であり、これが極値になるのが実現する光路であるというのがフェルマーの定理である。ゆえに、波と見た時の速度との間にu(x) = qk2m(E − V (x))(A.53)という関係式が出る（k は比例定数）。速さ u(x) = νλ(x) のように振動数×波長で書かれていたとす
れば、
qk(A.54)= 2m(E − V (x))νλ(x)という式が出る。右辺は古典的運動量であるから、k = hν とすれば、これはまさにド・ブロイの関係式なのである。
ここでは実際にこの方程式を解くことはせず、シュレーディンガー方程式との関連を述べるにとどめる。シュレーディンガー方程式では、エネルギーは ih̄× 時間微分に、運動量は −ih̄× 空間微分に置き換えられて、Ã!
∂∂ih̄ ψ = H −ih̄ , x ψ(A.55)
∂t
∂x
µ

¶

i
となる。上の式との類似性は明らかであろう。ψ = exp
S という関係5 があるとすると、この二h̄
つの式はほぼ対応する式になる。シュレーディンガーはこのような類推から波動方程式を作った。

A.11

ポアッソン括弧x と p の関数である A(x, p) を時間微分するとどうなるかを考えると、d∂A dx ∂A dp
A(x, p) =
+
dt
∂x dt
∂p dt
∂A ∂H ∂A ∂H
=
−
∂x ∂p
∂p ∂x

(A.56)となる。ポアッソン括弧 {A, B}P.B. を{A, B}P.B. =∂A ∂B ∂A ∂B
−
∂x ∂p
∂p ∂x

(A.57)と定義すれば、dA(x, p) = {A(x, p), H}P.B.
(A.58)
dtと書くことができる。このポアッソン括弧は、ハミルトニアンを使った解析力学の計算のあちこちで顔を出す式なのだが、量子力学ではこれが交換関係に置き換えられる。
ポアッソン括弧を使って書くと、ハミルトニアン（エネルギー）が時間に依存しないことは、
dH= {H, H}P.B. = 0
dt(A.59)または S = −ih̄ log ψ 。シュレーディンガーはこの式が Boltzmann の式 S = k log W （こっちの S はエントロピーである）に似ていることに何か意味があると考えていたらしい。
5

A.11. ポアッソン括弧227のようにして示すことができる。ポアッソン括弧は定義により反対称 ({A, B} = − {B, A}) だから、
これは自明な式である。これも、量子力学においてハミルトニアンが自分自身と交換することと同じである。
また一つの例として、ポアッソン括弧の右側に H ではなく運動量 p を入れた場合を考えると、{A, p}P.B. =∂A ∂p ∂A ∂p
∂A
−
=
∂x ∂p
∂p ∂x
∂x

(A.60)となる。つまり p とのポアッソン括弧を取るということは、x 微分するということと同じである。ここでも「エネルギーは時間と、運動量は空間と対応する」という形になっている。特に大事なことは、{x, p}P.B = 1(A.61)であることで、これは量子力学では [x, p] = ih̄ に対応する式なのである。
ポアッソン括弧を使って、{A, H}P.B. とすることで A の時間微分が計算できるのだから、{A, H} = 0となるような量 A は保存量である。

229

付 録B

量子力学の歴史図
1665
光の回折の発見（グリマルディ）
なぜか無視

1600年代後半
ホイヘンスVSニュートン
光は波か粒子か？

1801
ヤングの実験

波派の勝利

光は電磁波

1869
メンデレーエフの周期表
1884
バルマーの公式

1876
陰極線（ゴルトシュタイン）1884
ステファン・ボルツマンの法則
1892
光の圧力
（レーベデフ）

再び、
光は粒子に

1887
電磁波を確認（ヘルツ）1887
光電効果（ヘルツ）

1895
X線発見

1893
ウィーンの輻射の法則

1895
無線通信（マルコーニ）

1900
β線が電子であることを確認（ベクレル）

1905
光量子仮説（アインシュタイン）1906
X線は電磁波（バークラ）

1911
素電荷の測定（ミリカン）

1911
ラザフォードによる原子核の発見

1913
ボーアの原子模型
1914
フランク・ヘルツの実験
1915
ゾンマーフェルトの量子条件

1912
X線回折（ラウエ）1916
ミリカン、光電効果の電子のエネルギーの式を確認。
1920頃
ラムザウアー効果

1919
原子核反応（N+He→H+O)（ラザフォード）
1923
コンプトン効果

1923
ド・ブロイの物質波
1925
パウリの排他律

1926
シュレーディンガー方程式
1927
電子線回折
（ダヴィッソン・ガーマー）

1897
ウランから放射線（ベクレル）

1897
トムソン、電子を発見

1902
光電効果は電子が出ていることを確認（レナルト）

1900
プランクの黒体輻射

1865
マックスウェル方程式

1925
行列力学
（ハイゼンベルク）

1926
確率解釈（ボルン）

量子力学が完成するまでの歴史を図で表現したもの。

1927
不確定性原理1901
放射エネルギー発見（P.キュリー）230

索引
Bloch の条件, 143
Bloch の定理, 143
Legendre 多項式, 196
Rodrigues の公式, 196
アインシュタイン, 5位相速度, 96
ウィグナー, 68
エネルギーギャップ, 146
エルザッサー, 42
エルミート演算子, 80
エルミート多項式, 155
γ線顕微鏡, 51
期待値, 75
禁止帯, 145
空洞輻射, 9クライン・ゴルドン方程式, 62
交換関係, 92
光子, 3
光子の運動量, 22
光電効果, 21
光量子, 22黒体輻射, 1, 9
コンプトン効果, 25
最小作用の原理, 45
シュレーディンガー方程式, 61
主量子数, 209
シュレーディンガーの猫, 68
多世界解釈, 69
ダヴィッソン・ガーマーの実験, 42超関数, 101
Dirac のデルタ関数, 100
ディラック方程式, 62デルタ関数, 100等分配の法則, 9
動径量子数, 209
ド・ブロイ, 41
二重スリット, 3
ハイゼンベルク, 51
波動力学, 46
反交換関係, 94
バンド構造, 145
標準偏差, 106
フーリエ級数, 55
フェルマーの原理, 46
不確定性関係, 51
フランク・ヘルツの実験, 35
ブロッホの条件, 143
分散, 105
分散関係, 98
プランク, 1, 9
ヘルツ, 21
ボーア, 6, 31, 33
ボルン, 27
ヤングの実験, 3
ラザフォード, 31
量子条件, 33
零点振動, 159
レナルト, 21
ロドリーグの公式, 196