量子諧振子

在量子力學裏，量子諧振子（）是古典諧振子的延伸。其為量子力學中數個重要的模型系統中的一者，因為一任意勢在穩定平衡點附近可以用諧振子勢來近似。此外，其也是少數幾個存在簡單解析解的量子系統。量子諧振子可用來近似描述分子振動。

一維諧振子
哈密頓算符與能量本徵態
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在一維諧振子問題中，一個質量為m的粒子，受到一位勢V(x)=\frac{1}{2}m\omega^2x^2。此粒子的哈密頓算符為
:H = \frac{p^2}{2m} + \frac{1}{2} m \omega^2 x^2

其中x為位置算符，而p為動量算符\left(p = -i \hbar {d \over dx} \right)。第一項代表粒子動能，而第二項代表粒子處在其中的位能。為了要找到能階以相對應的能量本徵態，必須解所謂的「定态薛丁格方程式」：
: H \left| \psi \right\rangle = E \left| \psi \right\rangle .

在座標基底下可以解這個微分方程式，用到冪級數方法。可以見到有一族的解：
: \left\langle x | \psi_n \right\rangle = \sqrt{\frac{1}{2^n\,n!}} \cdot \left(\frac{m\omega}{\pi \hbar}\right)^{1/4} \cdot \exp
\left(- \frac{m\omega x^2}{2 \hbar} \right) \cdot H_n\left(\sqrt{\frac{m\omega}{\hbar}} x \right)
: n = 0, 1, 2, \ldots

前8个解（n = 0到7）如右圖。函數H_n為埃爾米特多項式：
:H_n(x)=(-1)^n e^{x^2}\frac{d^n}{dx^n}e^{-x^2}

注意到不應將之與哈密頓算符搞混，儘管哈密頓算符也標作H。相應的能階為
: E_n = \hbar \omega \left(n + {1\over 2}\right)。

值得注意的是能譜，理由有三。首先，能量被「量子化」（quantized），而只能有離散的值——即\hbar\omega乘以1/2, 3/2, 5/2……等等。這是許多量子力學系統的特徵。在爾後的「階梯算符」段落，將對此現象做更詳細的檢視。再者，可有的最低能量（當n = 0）不為零，而是\hbar\omega/2，被稱為「基態能量」或零點能量。在基態中，根據量子力學，一振子執行所謂的「零振動」（null oscillations）且其平均動能是正值。這樣的現象意義重大但並不那麼顯而易見，因為通常能量的零點並非一個有意義的物理量，因為可以任意選擇；有意義的是能量差。雖然如此，基態能量有許多的意涵，特別是在量子重力。最後一個理由為能階值是等距的，不像波耳模型或盒中粒子問題那樣。

注意到基態的機率密度集中在原點。這表示粒子多數時間處在勢阱的底部，合乎對於一幾乎不帶能量之狀態的預期。當能量增加時，機率密度變成集中在「古典轉向點」（classical turning points），其中狀態能量等同於勢能。這樣的結果與古典諧振子相一致；古典的描述下，粒子多數時間處在（而更有機會被發現在）轉向點，因為在此處粒子速度最慢。因此滿足對應原理。

階梯算符方法
前述的冪級數解雖然直觀，但顯得相當繁複。階梯算符方法起自保羅·狄拉克，允許抽像求得能量本徵值，而不用直接解微分方程式。此外，此法很容易推廣到更複雜的問題，尤其是在量子場論中。跟從此方法，定義算符a與其伴隨算符（adjoint）a†：

:\begin{matrix}
a &=& \sqrt{m\omega \over 2\hbar} \left(x + {i \over m \omega} p \right) \\
a^{\dagger} &=& \sqrt{m \omega \over 2\hbar} \left( x - {i \over m \omega} p \right)
\end{matrix}

算符a並非厄米算符（Hermitian），因其與伴隨算符a†並不相同。

算符a與a†有如下性質：
:\begin{matrix}
a \left| \phi _n \right\rangle &=& \sqrt{n} \left| \phi _{n-1} \right\rangle \\
a^{\dagger} \left| \phi _n \right\rangle &=& \sqrt{n+1} \left| \phi _{n+1} \right\rangle
\end{matrix}

在推導a†形式的過程中，已用到算符x與p（代表可觀測量）為厄米算符這樣的事實。這些可觀測量算符可以被表示為階梯算符的線性組合：
:\begin{matrix}
x &=& \sqrt{\hbar \over 2m\omega} \left( a^{\dagger} + a \right) \\
p &=& i \sqrt{{\hbar}m\omega \over 2} \left( a^{\dagger} - a \right)
\end{matrix}

x與p算符遵守下面的等式，稱之為正則對易關係：
: \left[x , p \right] = i\hbar .

方程式中的方括號是常用的標記機器，稱為交換子、交換算符或對易算符，其定義為
:\left[A , B \right] \ \stackrel{\mathrm{def}}{=}\ AB - BA.

利用上面關係，可以證明如下等式：
: H = \hbar \omega \left(a^{\dagger}a + 1/2\right)
:\left[a , a^{\dagger} \right] = 1.

將a†a以哈密頓算符表示：
:\left\langle\psi_E \right| {H \over \hbar \omega} - {1 \over 2} \left|\psi_E\right\rangle = \left({E \over \hbar \omega} - {1 \over 2} \right) \ge 0，

因此E \ge \hbar \omega / 2。注意到當（a \left| \psi_E \right \rangle）為零右括向量（亦即：長度為零的右括向量），則不等式飽和而E = \hbar \omega / 2。很直觀地，可以檢查到存在有一狀態滿足此條件——前面段落所提到的基態（n = 0）。

利用上面等式，可以指出a及a†與H的對易關係：
:\begin{matrix}
\left[H , a \right] &=& - \hbar \omega a \\
\left[H , a ^\dagger\right] &=& \hbar \omega a^\dagger
\end{matrix}.

因此要是（a \left| \psi_E \right \rangle）並非零右括向量，
:\begin{matrix}
H(a \left| \psi_E \right\rangle)
&=&(\left[H,a\right] + a H)\left|\psi_E\right\rangle \\
&=&(- \hbar\omega a + a E)\left|\psi_E\right\rangle \\
&=&(E - \hbar\omega)(a\left|\psi_E\right\rangle)
\end{matrix}.

類似地，也可以指出
:H (a^\dagger \left| \psi_E \right\rangle) = (E + \hbar\omega) (a^\dagger \left| \psi_E \right\rangle).

換句話說，a作用在能量為E的本徵態，而產生出——還多了一個常數乘積——另一個能量為
E - \hbar \omega的本徵態，而a†作用在能量為E的本徵態，產生出另一個能量為E + \hbar \omega的本徵態。因為這樣，a稱作降算符而a†稱作升算符。兩者合稱階梯算符。在量子場論中，a與a†也分別稱作消滅算符與創生算符，以其分別摧毀與創造粒子——對應於能量量子。

給定任何能量本徵態，可以拿降算符a作用在其上，產生了另一個能量少了\hbar \omega的本徵態。重複使用降算符，似乎可以產生能量本徵態其能量低到E = −∞。不過這樣就就與早先的要求E \ge \hbar \omega / 2相違背。因此，必須有一最底的能量本徵態——基態，標示作\left| 0 \right \rangle（勿與零右括向量混淆），使得
:a \left| 0 \right\rangle = 0（即a對\left| 0 \right\rangle作用後產生零右括向量（zero ket））。

在這情況下，繼續使用降算符只會產生零右括向量，而不是產生額外的能量本徵態。此外，還指出了
:H \left|0\right\rangle =(\hbar\omega/2)\left|0\right\rangle。

最後，透過將升算符作用在\left| 0 \right \rangle上，並且乘上適當的歸一化因子，可以產生出一個能量本徵態的無限集合\left\{\left| 0 \right \rangle, \left| 1 \right \rangle, \left| 2 \right \rangle, ... , \left| n \right \rangle, ...\right\}使得
: H \left|n\right\rangle = \hbar\omega (n + 1/2) \left|n\right\rangle ，這與前段所給的能譜相符合。

這方法也能夠用來很快地找到量子諧振子的基態波函數。只要將消滅算符作用於基態，a \left| 0 \right\rangle = 0 變為
: x\psi_0(x) + \frac{\hslash}{m \omega} \frac{d \psi_0 (x)}{dx} = 0 。

所以，
: \frac{d\ln \psi_0 (x)}{dx}= - \frac{\hslash}{m \omega} x + \text{ Constant} 。

這個方程式的解為，經過歸一化，
:\psi_0(x)= \left({m\omega \over \pi\hbar}\right)^{1 \over 4}e^{ - m\omega x^2/2\hbar}。

自然長度與能量尺度
量子諧振子擁有自然長度與自然能量兩個自然尺度，可以用來簡化問題。這可以透過無因次化來得到。結果是如果以\hbar \omega為單位來測量能量，以及\left(\hbar / \left(m \omega\right)\right)^{1/2}為單位來測量距離，則薛丁格方程式變成：
: H = - {1\over2} {d^2 \over du^2 } + {1 \over 2} u^2，

且能量本徵態與本徵值變成
:\left\langle x | \psi_n \right\rangle = {1 \over \sqrt{2^n n!}} \pi^{-1/4} \hbox{exp} (-u^2 / 2) H_n(u)

:E_n = n + {1\over 2}.

為了避免混淆，在此文中不採用這些自然單位。不過，這用法在執行運算上總會因便利性而遲早被使用。

案例：雙原子分子
在雙原子分子中，自然頻率可以發現為[http://hyperphysics.phy-astr.gsu.edu/hbase/quantum/hosc.html] ：
:\omega = \sqrt{\frac{k}{m_r}}
其中
:\omega = 2 \pi f 為角頻率，
:k是共價鍵勁度係數
:m_r是約化質量。

N維諧振子
一維諧振子很容易地推廣到N維。在一維中，粒子的位置是由單一座標x來指定的。在N維中，這由N個位置座標所取代，以x_1,\,x_2,\,\dots,\,x_N標示。對應每個位置座標有個動量，標示為p1, ..., pN。這些算符之間的正則對易關係為
:\begin{matrix}
\left[x_i , p_j \right] &=& i\hbar\delta_{i,j} \\
\left[x_i , x_j \right] &=& 0 \\
\left[p_i , p_j \right] &=& 0
\end{matrix}.

系統的哈密頓算符為
: H = \sum_{i=1}^N \left( {p_i^2 \over 2m} + {1\over 2} m \omega^2 x_i^2 \right)。

從這個哈密頓量的形式，可以發覺，N維諧振子明確地可比擬為N個質量相同，彈性常數相同，獨立的一維諧振子。在這案例裏，變數x_1,\,x_2,\,\dots,\,x_N是N個粒子的位置坐標。這是反平方連心位勢的一個優良的特性，允許位勢被分離為N個項目，每一個項目只跟一個位置坐標有關。

這觀察使得問題的解答變的相當簡單。對於一個集合的量子數\{n\}，一個N維諧振子的能量本徵函數\langle \mathbf{x}|\psi_{\{n\}}\rangle等於N個一維本徵函數\langle x_i|\psi_{n_i} \rangle的乘積：
:\langle \mathbf{x}|\psi_{\{n\}}\rangle=\prod_{i=1}^N\langle x_i|\psi_{n_i} \rangle。

採用階梯算符方法，定義N組階梯算符，
:a_i = \sqrt{m\omega \over 2\hbar} \left(x_i + {i \over m \omega} p_i \right) ，
:a^{\dagger}_i = \sqrt{m \omega \over 2\hbar} \left( x_i - {i \over m \omega} p_i \right)。

類似前面所述的一維諧振子案例，可以證明每一個a_i與a^{\dagger}_i算符將能量分別降低或升高\hbar\omega。哈密頓量是
:H = \hbar \omega \, \sum_{i=1}^N \left(a_i^\dagger \,a_i + \frac{1}{2}\right)。

這量子系統的能階E是
: E = \hbar \omega \left[(n_1 + \cdots + n_N) + {N\over 2}\right]；

其中，正整數n_i是|\psi_{n_i} \rangle的量子數。

如同一維案例，能量是量子化的。N維基態能階是一維基態能階的N倍。只有一點不同，在一維案例裏，每一個能階對應於一個單獨的量子態。在N維案例裏，除了底態能階以外，每一個能階都是簡併的，都對應於多個量子態。

簡併度可以很容易地計算出來。例如，思考三維案例，設定n=n_1+n_2+n_3。每一個n相同的量子態，都會擁有相同的能量。給予n，首先選擇一個n_1。那麼，n_2+n_3=n - n_1，有n - n_1+1個值，從0到n - n_1，可以選擇為n_2的值。n_3的值自動的設定為n - n_1 - n_2。因此，簡併度是
:d_n = \sum_{n_1=0}^n n - n_1 + 1 = \frac{(n+1)(n+2)}{2}。

對於N維案例，
:d_n = \binom{N+n-1}{n}。

案例：三維均向諧振子
:參閱三維均向諧振子

球對稱的三維均向諧振子可以用分離變數法來求解。這方法類似於氫原子問題裏的方法，只有球對稱位勢不一樣：
:V(r) = {1\over 2} \mu \omega^2 r^2；

其中，\mu是這問題的質量。由於m會被用來標記磁量子數，所以，用\mu來標記質量。

這問題的薛丁格方程式為
: - \frac{\hbar^2}{2\mu}\nabla^2\psi + {1\over 2} \mu \omega^2 r^2\psi=E\psi。

薛丁格方程式的全部解答寫為
:\psi_{klm}(r,\theta,\phi) = N_{kl} r^{l}e^{-\nu r^2}{L_k}^{(l+{1\over 2})}(2\nu r^2) Y_{lm}(\theta,\phi)；
其中，
:N_{kl}=\sqrt{\sqrt{\frac{2\nu ^{3}}{\pi }}\frac{2^{k+2l+3}\;k!\;\nu ^{l}}{
(2k+2l+1)!!}}是歸一常數，
:\nu \equiv {\mu \omega \over 2 \hbar}
:{L_k}^{(l+{1\over 2})}(2\nu r^2)是k階广义拉盖尔多项式 ()，k是個正整數，
:Y_{lm}(\theta,\phi)\,是球諧函數，
:\hbar是約化普朗克常數。

能量本徵值是
:E=\hbar \omega (2k+l+{3\over 2})。

能量通常可以用一個量子數n來描述：
:n\equiv 2k+l。

由於k是個正整數，假若n是偶數，那麼，角量子數也是偶數：
:l=0,\,2,\,\dots,\,n - 2,\,n；

假若n是奇數，那麼，角量子數也是奇數：
:l=1,\,3,\,\dots,\,n - 2,\,n。

磁量子數m滿足不等式
:-l \le m \le l。

對於每一個n與l，存在2l+1個不同的量子態。每一個量子態都有不同的磁量子數m。因此，n的兼併度是
:\sum_{l=i,\,i+2,\,\ldots,\,n - 2,\,n}(2l+1) = {(n+1)(n+2)\over 2}；

其中，總和的指數l的初始值是i=n\ mod\ 2。

這結果與先前的方程式相同。

耦合諧振子
設想N個相同質量的質點，以彈簧連結為一條一維的線形鏈條。標記每一個質點的離開其平衡點的位置為x_1,\,x_2,\,\dots,\,x_N（也就是說，假若一個質點k位於其平衡點，則x_k=0）。整個系統的哈密頓量是
: H = \sum_{i=1}^N {p_i^2 \over 2m} + {1\over 2} m \omega^2\sum_{1\le i\le N} (x_i - x_{i-1})^2；

其中，x_0=0。

這個問題可以用坐標變換來變換成一組獨立的諧振子，每一個獨立的諧振子對應於一個獨特的晶格集體波震動。這些波震動表現出類似粒子般的性質，稱為聲子。許多固體的離子晶格都會產生聲子。在固態物理學裏，這方面的理論對於許多現象的研究與了解是非常重要的。

參閱

自由粒子
無限深方形阱
有限深方形阱
有限位勢壘
球對稱位勢
Delta位勢壘
真空災變
盎魯效應

參考文獻
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外部連結

國立交通大學物理系視聽教學：[http://140.113.8.88/pub/pubdrm/qm961/320k/961121.wmv 量子諧振子]
喬治亞州州立大學（）線上物理網頁：[http://hyperphysics.phy-astr.gsu.edu/hbase/quantum/hosc.html 量子諧振子]

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