섭동 이론 (양자역학)
양자역학에서, 섭동 이론(, 攝動理論) 또는 미동 이론(微動理論)이란 해밀토니언에 작은 항이 더해졌을 때 그 에너지 준위 등이 바뀌는 정도를 다루는 이론이다. 해밀토니언이 직접 풀기에 너무 복잡할 때 사용한다.
대부분의 해밀토니언은 (몇몇 경우를 제외하면) 그 해석적인 해를 구하기 매우 어렵다. 섭동 이론의 목표는 복잡한 해밀토니언을 이미 풀린 단순한 해밀토니언에 비교해, 이미 알려진 해로부터 복잡한 해밀토니언의 에너지 준위와 에너지 고유 상태를 계산하는 것이다.
예를 들어, 어떤 계의 해밀토니언이 formula_1로 주어졌다고 생각해보자. 우리가 만약 이 해밀토니언의 일부분 H에 대한 완비적인 파동함수를 알고, 이 둘의 차이가 작다면 이 둘의 차이에 대한 해밀토니언 λH이 H를 살짝 건드려(섭동하여) 슈뢰딩거 방정식의 해를 보정하는 것으로 볼 수 있다. 여기서 H를 해밀토니언의 비섭동항(非攝動項, ), H을 섭동항(攝動項, )이라 한다.
간단히 다시 말하면, 해밀토니언 formula_1가 다음과 같이 주어져 있고,
H에 대한 완비적인 파동함수를 알 때, H에 대한 슈뢰딩거 방정식의 해를 근사적으로 구하는 것이 섭동 이론이다.
섭동 이론에는 슈뢰딩거 방정식이 시간에 의존하지 않는 경우와 시간에 의존하는 경우 두 종류가 있는 것처럼, 크게 시간 무관 섭동 이론()와 시간 의존 섭동 이론()으로 나뉜다.
시간 무관 섭동 이론은 formula_4과 formula_5 둘 다 (슈뢰딩거 묘사에서) 시간에 따라 바뀌지 않는 경우다. 존 윌리엄 스트럿 레일리가 고전역학에서 다룬 섭동 이론 을 바탕으로 에르빈 슈뢰딩거가 1926년에 도입하였다. 이 때문에 레일리-슈뢰딩거 섭동 이론()라고도 불린다.
비섭동 해밀토니언 H의 에너지 고유 상태를 formula_6, 이에 대응되는 에너지 준위를 formula_7이라고 부르자.
이 비섭동 고유 기저는 정규화되어 있다고 하자. 즉, 식으로 다음과 같다.
여기서 formula_10은 크로네커 델타이다.
시간 무관 섭동 이론의 목표는 해밀토니언에 섭동항 formula_11을 더했을 때, 섭동된 해밀토니언 formula_12의 에너지 고유 상태 formula_13와 에너지 준위 formula_14을 구하는 것이다. 즉, 다음 식을 풀어야 한다.
비섭동 에너지 고유 상태 formula_6는 힐베르트 공간의 완비 기저를 이루므로, 섭동된 에너지 고유 상태 formula_17를 비섭동 에너지 고유 상태 formula_6의 선형결합으로 나타낼 수 있다.
상태 벡터는 임의의 상수를 곱해도 같은 상태를 나타내므로, 편의상 formula_20로 놓는다. (이렇게 하면 일반적으로 formula_21이 된다. 필요하면 섭동 이론 계산을 끝내고 다시 정규화할 수 있다.)
물론, 섭동항이 사라지면 (formula_22) 당연히 formula_23이고, formula_24이 된다.
섭동항이 매우 작다고 가정하면 (formula_25), 섭동된 에너지 준위 formula_14과 섭동된 에너지 고유 상태 formula_13를 formula_28에 대한 테일러 급수로 전개할 수 있다.
여기서 formula_31와 formula_32는 구하고자 하는 테일러 계수이다. 이미 앞에서 formula_33로 놓았으므로, 다음이 성립한다.
이 테일러 급수 전개를 섭동된 시간 무관 슈뢰딩거 방정식에 대입하면 다음을 얻는다.
양변을 임의의 formula_37에 대하여 formula_38의 계수끼리 비교하면 다음과 같은 식들을 얻는다.
섭동된 에너지 준위 formula_32를 구하려면, 양변에 formula_44을 곱해 보자. 그러면 다음을 얻는다.
따라서 formula_48을 안다면 formula_32를 구할 수 있다.
섭동된 에너지 고유 상태 formula_31를 구하려면, 다음과 같은 연산자를 생각해 보자.
이 연산자는 다음 성질을 만족함을 쉽게 확인할 수 있다.
양변에 formula_44 대신 formula_56을 곱하면, 다음을 얻는다.
따라서 formula_60과 formula_61을 알면 formula_62를 구할 수 있다.
테일러 급수 전개의 1차 항은 다음과 같다.
테일러 급수 전개의 2차 항은 다음과 같다.
만약 에너지 준위에서 겹침이 있는 경우 (즉, formula_69이지만 formula_70인 경우)는 formula_56을 위와 같이 정의할 수 없다. 이런 경우에는 기저 formula_6에 다음과 같은 조건을 적용한다. 만약 formula_70이지만 formula_74이라면, 기저 벡터 formula_75과 formula_6를 다음 식을 만족하게 고른다.
이제 이 조건을 만족하는 기저 formula_6를 써서 위와 같이 섭동 이론을 전개하면 된다. 이 때 formula_56은 다음과 같이 바꾼다.
이러한 조건을 만족하는 기저는 다음과 같이 찾을 수 있다. 에너지 준위 formula_81에 총 formula_82개의 상태가 겹쳐 있다고 하자. 그렇다면 formula_81에 해당하는 고유공간 formula_84(즉, formula_85인 모든 formula_86의 집합)은 formula_82차원의 벡터 공간이다. 이 경우, formula_5을 formula_84에 국한시킨 연산자 formula_90를 formula_91 행렬로 표현할 수 있다. 이 행렬을 대각화하면 위 조건을 만족하는 기저를 얻는다. 즉, 겹침이 있는 경우에는 formula_4뿐만 아니라 (고유공간에 국한한) formula_5에 대해서도 고유벡터가 되는 기저를 고른다.
시간 의존 섭동 이론은 비섭동 해밀토니언 formula_4은 시간에 의존하지 않지만, 섭동항 formula_95는 시간 formula_96에 직접적으로 의존하는 경우다. 이런 경우에는 보통 상호작용 묘사에서 다이슨 전개()를 사용한다. 이는 프리먼 다이슨이 양자 전기역학을 다루기 위해 도입하였다.
상호작용 묘사란 상태 벡터는 formula_11을 따라 변화하고, 연산자는 formula_4을 따라 변화하는 묘사이다. 슈뢰딩거 묘사와 하이젠베르크 묘사의 중간으로 볼 수 있다. 즉, 상호작용 묘사에서의 시간 변화 방정식은 다음과 같다.
여기서 formula_101는 슈뢰딩거 묘사에서의 formula_102이다.
다이슨 전개는 상호작용 묘사에서의 시간 변화 연산자를 formula_28에 대한 다항식으로 전개한 것이다. 시각 formula_104의 상태를 시각 formula_96의 상태로 바꾸는 시간 변화 연산자 formula_106는 다음과 같이 시간 순서 행렬 지수()로 나타낼 수 있는데, 이것이 다이슨 전개다.
여기서 formula_109는 시간 순서 기호()로, 연산자의 곱을 시간 순서에 따라 재배열한다. 즉, 만약 formula_110이면,
이다. 주의할 것은, formula_112 자체도 관측가능량이므로 formula_4을 따라 바뀐다. 즉,
이다.