クライン-ゴルドン方程式

クライン–ゴルドン方程式 (クライン–ゴルドンほうていしき、英: Klein–Gordon equation) は、スピン0の相対論的な自由粒子を表す場（クライン–ゴルドン場）が満たす方程式である。スウェーデン人物理学者オスカル・クラインとドイツ人物理学者ヴァルター・ゴルドンにちなんで名づけられた。 質量m の自由粒子を表すクライン–ゴルドン場を ϕ ( x , t ) {\displaystyle \phi ({\boldsymbol {x}},t)} とすると、クライン–ゴルドン方程式は [ 1 c 2 ∂ 2 ∂ t 2 − ∇ 2 + ( m c ℏ ) 2 ] ϕ ( x , t ) = 0 {\displaystyle \left[{\frac {1}{c^{2}}}{\frac {\partial ^{2}}{\partial t^{2}}}-\nabla ^{2}+{\biggl (}{\frac {mc}{\hbar }}{\biggr )}^{2}\right]\phi ({\boldsymbol {x}},t)=0} と表される。但し、∇2はラプラス作用素、c は光速度、 ℏ {\displaystyle \hbar } はプランク定数を2πで割った定数(ディラック定数)である。クライン–ゴルドン方程式は、ローレンツ変換に対して形を変えない、相対論的に不変な方程式である。 ここで、ダランベールの演算子 ◻ ≡ 1 c 2 ∂ 2 ∂ t 2 − ∇ 2 {\displaystyle \square \equiv {\frac {1}{c^{2}}}{\frac {\partial ^{2}}{\partial t^{2}}}-\nabla ^{2}} と新たな量 μ ≡ m c ℏ {\displaystyle \mu \equiv {\frac {mc}{\hbar }}} を導入すれば、クライン–ゴルドン方程式は ( ◻ + μ 2 ) ϕ ( x , t ) = 0 {\displaystyle (\square +\mu ^{2})\phi ({\boldsymbol {x}},t)=0} と簡明に表すことができる。 なお、クライン–ゴルドン方程式の記述においては、 c = 1 , ℏ = 1 {\displaystyle c=1,\hbar =1} とする自然単位系が採用されることも多い。 量子論の形成において、相対論的波動方程式は波動力学の基礎を築いたエルヴィン・シュレーディンガーによって、最初に考察された。シュレーディンガーは、波動力学の基礎方程式を導出する過程の中で、相対論的な方程式を考えたが、これは水素原子のスペクトル構造を正しく与えることができず、1926年に非相対論的なシュレーディンガー方程式を導くに至った。また、ルイ・ド・ブロイはド・ブロイ波の理論の中で、粒子性と波動性を持つ物質場を相対論的に論じた。 シュレーディンガー方程式による量子力学の定式化が成功を収めて間もなく、非相対論的なシュレーディンガー方程式の相対論的な方程式への拡張として、クライン–ゴルドン方程式がオスカル・クライン、ヴァルター・ゴルドンによって提案された。また、同時期にウラジミール・フォック、J. Kudar、テオフィル・ド・ドンデらも同様な提案を行った。 しかしながら、当初、クライン–ゴルドン方程式が記述する ϕ ( x , t ) {\displaystyle \phi ({\boldsymbol {x}},t)} は波動関数として解釈されたため、いくつかの問題を抱えていた。 ϕ ( x , t ) {\displaystyle \phi ({\boldsymbol {x}},t)} を波動関数と見なした場合、クライン–ゴルドン方程式は時間について二階の微分方程式であり、確率密度が負の値を取りうるため、量子力学における確率解釈が困難であった。また、正のエネルギーの解に加えて、負のエネルギーの解が現れるため、粒子が安定な状態をとれない問題を抱えていた。こうした問題から、クライン–ゴルドン方程式は一旦、理論から放棄されることとなった。 1928年にポール・ディラックは、この確率解釈の困難を解消すべく、クライン–ゴルドン方程式に代わる基礎方程式として、時間について一階の微分方程式であるディラック方程式を導いた。ディラック方程式にも負のエネルギーが現れるものの、これは波動関数ではなく、正負の電荷をもつスピン1/2のフェルミ粒子の場（ディラック場）を記述する方程式と理解され、相対論的量子力学の基礎方程式と位置付けられるようになった。 ディラック方程式のみならず、クライン–ゴルドン方程式が、相対論的な場が満たす正しい方程式であることは、1934年にウォルフガング・パウリとヴィクター・ワイスコップによって示された。パウリとワイスコップは、正準量子化したスピン0のボース粒子の場の満たす方程式がクライン–ゴルドン方程式であることを明らかにした。後に、クライン–ゴルドン方程式を満たすスカラー場の理論は、パイ中間子の理論の発展に寄与することとなった。 相対論的な粒子のエネルギーを ϵ {\displaystyle \epsilon } 、運動量をp とすると、 ϵ 2 = m 2 c 4 + c 2 p 2 {\displaystyle \epsilon ^{2}=\,m^{2}c^{4}+c^{2}p^{2}} が成り立つ。ただし、m は粒子の静止質量、c は光速度である。ここで、非相対論的量子力学とのアナロジーによって、 p → = − i ℏ ∇ {\displaystyle {\vec {p}}=-i\hbar \nabla } 及び ϵ = i ℏ ∂ ∂ t {\displaystyle \epsilon =i\hbar {\partial \over {\partial t}}} という置き換えをすると、 ( i ℏ ∂ ∂ t ) 2 = m 2 c 4 + c 2 ( − i ℏ ∇ ) 2 {\displaystyle \left(i\hbar {\partial \over {\partial t}}\right)^{2}=m^{2}c^{4}+c^{2}(-i\hbar \nabla )^{2}} となる。この式を、クライン-ゴルドン場 ϕ ( x , t ) {\displaystyle \phi ({\boldsymbol {x}},t)} に作用する演算子に対する等式とみなすと、 − ℏ 2 ∂ 2 ∂ t 2 ϕ ( x , t ) = − ℏ 2 c 2 ∇ 2 ϕ ( x , t ) + m 2 c 4 ϕ ( x , t ) {\displaystyle -\hbar ^{2}{\partial ^{2} \over {\partial t^{2}}}\phi ({\boldsymbol {x}},t)=-\hbar ^{2}c^{2}\nabla ^{2}\phi ({\boldsymbol {x}},t)+m^{2}c^{4}\phi (\mathbf {x} ,t)} を得る。上式の両辺を ℏ 2 c 2 {\displaystyle \hbar ^{2}c^{2}} で割り、整理すると、クライン–ゴルドン方程式が得られる。 物理における他の基礎方程式と同様に、クライン–ゴルドン方程式も作用積分に対する変分から導くことができる（変分原理）。 クライン–ゴルドン方程式において、作用積分 I = ∫ d 4 x L ( x ) ( x = ( t , x ) ) {\displaystyle I=\int d^{4}x\,{\mathcal {L}}(x)\quad (x=(t,\mathbf {x} )\,)} のラグランジアン密度は、 L ( x ) = ℏ 2 2 ( ∂ μ ϕ ) ( ∂ μ ϕ ) − 1 2 m 2 c 2 ϕ 2 {\displaystyle {\mathcal {L}}(x)={\frac {\hbar ^{2}}{2}}(\partial _{\mu }\phi )(\partial ^{\mu }\phi )-{\frac {1}{2}}m^{2}c^{2}\phi ^{2}} = ℏ 2 2 { 1 c 2 ( ∂ ϕ ∂ t ) 2 − ( ∂ ϕ ∂ x ) 2 − ( ∂ ϕ ∂ y ) 2 − ( ∂ ϕ ∂ z ) 2 } − 1 2 m 2 c 2 ϕ 2 {\displaystyle ={\frac {\hbar ^{2}}{2}}\left\{{\frac {1}{c^{2}}}{\biggl (}{\frac {\partial \phi }{\partial t}}{\biggr )}^{2}-{\biggl (}{\frac {\partial \phi }{\partial x}}{\biggr )}^{2}-{\biggl (}{\frac {\partial \phi }{\partial y}}{\biggr )}^{2}-{\biggl (}{\frac {\partial \phi }{\partial z}}{\biggr )}^{2}\right\}-{\frac {1}{2}}m^{2}c^{2}\phi ^{2}} で与えられる。但し、添え字μについてはアインシュタインの記法に従った和を取るものとする。このとき、場の量に対するオイラー＝ラグランジュ方程式 ∂ L ∂ ϕ − ∂ μ ( ∂ L ∂ ( ∂ μ ϕ ) ) = 0 {\displaystyle {\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial \phi }}-\partial _{\mu }{\biggl (}{\frac {\partial {\mathcal {L}}}{\partial (\partial _{\mu }\phi )}}{\biggr )}=0} より、上述のクライン–ゴルドン方程式が導かれる。 ^ O. Klein, "Elektrodynamik und Wellenmechanik vom Standpunkt des Korrespondenzprinzips," Z. Phys., 41, 407 (1927) doi:10.1007/BF01400205 ^ W. Gordon, "Der Comptoneffekt nach der Schrödingerschen Theorie," Z. Phys., 40, 117 (1926) doi:10.1007/BF01390840 ^ V. Fock, "Zur Schrödingerschen Wellenmechanik"Z. Phys., 38, 242 doi:10.1007/BF01399113(1926) ^ J. Kudar, "Zur vierdimensionalen Formulierung der undulatorischen Mechanik" Ann.der Phys. 386, 632 (1926) doi:10.1002/andp.19263862208 ^ De Donder, Th. (7 1926). “La quanification deduite de la Gravifique einsteinienne” (フランス語). fr:Comptes-rendus de l'Académie des Sciences 183: 22. BNF 343481087. https://gallica.bnf.fr/ark:/12148/bpt6k3136h/f22.image.r=de%20donder 2021年7月21日閲覧。.  ^ P.A.M. Dirac, "The Quantum Theory of the Electron", Proc. R. Soc. A, 117, 610 (1928) doi:10.1098/rspa.1928.0023 ^ W. Pauli and V. Weisskopf, "Über die Quantisierung der skalaren relativistischen Wellengleichung," Helv. Phys. 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