昇降演算子のソースを表示

[[量子力学]]において、'''昇降演算子'''（しょうこうえんざんし、{{lang-en-short|ladder operator}}）とは、[[演算子 (物理学)|演算子]]として表現される物理量の[[固有状態]]を、異なる[[固有値]]を持つ別の固有状態に写す演算子{{sfn|J.J Sakurai|1993}}。特に固有値を増加させる演算子は'''上昇演算子'''（じょうしょうえんざんし、{{lang-en-short|raising operator}}）、固有値を減少させる演算子は'''下降演算子'''（かこうえんざんし、{{lang-en-short|lowering operator}}）と呼ばれる。ある[[物理量]]に対応する昇降演算子を構成することで、全ての固有状態を調べ上げることが可能となる。昇降演算子が応用される代表的な例としては、量子力学における[[角運動量]]、[[アイソスピン]]、[[調和振動子]]が挙げられる。昇降演算子を用いて、固有状態を求めることは、[[交換関係]]で規定される[[リー代数]]の[[既約表現]]を構成することに対応する{{sfn|Georgi|1999| loc=chapter.6}}{{sfn|Fuchs|2003}}。特に最高ウェイト状態を用いた[[リー代数の表現]]は、昇降演算子と密接に関連する。一方、位置座標によって、[[量子状態|状態ベクトル]]を座標表示すれば、昇降演算子は同種の系列である[[特殊関数]]同士を結びつける。こうした特殊関数に作用する昇降演算子はリー代数、[[リー群]]の表現論により、統一的に扱うことができる。

== 一般的な定式 ==
2つの演算子''X''、''N''が次の[[交換関係 (量子力学)|交換関係]]を満たすと仮定する。
:<math>[N,X] = cX</math>

ここで ''c'' はスカラー量。 <math>|n\rangle</math> を演算子 ''N'' の固有状態とする。
:<math>N|n\rangle = n|n\rangle</math>

このとき演算子 ''X'' が <math>|n\rangle</math> 作用すると固有値を ''c'' だけシフトする。
:<math>
\begin{align}
NX|n\rangle
&= (XN+[N,X])|n\rangle\\
&= XN|n\rangle + [N,X]|n\rangle\\
&= Xn|n\rangle + cX|n\rangle\\
&= (n+c)X|n\rangle.
\end{align}
</math>

つまり<math>|n\rangle</math>が ''N'' の固有値 ''n'' における固有状態であるとき、 <math>X|n\rangle</math> は固有値 ''n'' + ''c をもつ N の固有状態である。''演算子 ''X'' は ''c'' が正の実数であるとき ''N'' の'''上昇演算子'''、 ''c'' が負の実数であるとき ''N'' の'''下降演算子'''という。

もし ''N'' が[[エルミート作用素|エルミート演算子]] のとき、''c'' は実数でなければならず、''X''の[[随伴作用素|エルミート随伴]] は次の交換関係を満たす。
:<math>[N,X^\dagger] = -cX^\dagger.</math>

特に ''X'' が ''N'' の下降演算子のときの ''X''<sup>†</sup> は ''N'' の上昇演算子であり、その逆も成り立つ。

== 角運動量 ==
{{main|軌道角運動量}}
昇降演算子は、[[角運動量]]の[[量子力学]]的な取り扱いで用いられる。 一般的な角運動量ベクトル '''''J'''''（各成分は ''J<sub>x</sub>'', ''J<sub>y</sub>'', ''J<sub>z</sub>'' ）から、2つの昇降演算子''J<sub>+</sub>'' 、''J<sub>–</sub>''が定義できる。<ref name="Pena">{{cite journal |last = de Lange|first = O. L.|authorlink = |author2 = R. E. Raab|year = 1986|title = Ladder operators for orbital angular momentum|journal = [[American Journal of Physics]]|volume = 54|issue = 4|pages = 372–375|doi = 10.1119/1.14625|bibcode = 1986AmJPh..54..372D}}</ref>
:<math>J_{\pm} = J_x \pm iJ_y</math>

ここで ''i'' は[[虚数単位]]。

[[直交座標系]]での各成分は、次の交換関係を満たす。
:<math>[J_i,J_j] = i\hbar\epsilon_{ijk}J_k</math>

ここで''ε<sub>ijk</sub>'' は[[レヴィ=チヴィタ記号]]、 ''i'', ''j'', ''k'' は ''x'', ''y,'' ''zのいずれか。''よって昇降演算子と''J<sub>z</sub>'' の交換関係は
:<math>\begin{align}
\left[ J_z, J_\pm \right] &= \pm\hbar J_\pm, \\
\left[ J_+, J_- \right]   &= 2\hbar J_z.
\end{align}</math>

昇降演算子を演算子 ''J<sub>z</sub>'' にかけると

:<math>
\begin{align}
J_zJ_\pm|j, m\rangle &= \left(J_\pm J_z + \left[J_z, J_\pm\right] \right) |j, m\rangle\\
&= \left(J_\pm J_z \pm \hbar J_\pm\right)|j, m\rangle\\
&= \hbar\left(m \pm 1\right)J_\pm|j, m\rangle.
\end{align}
</math>

この結果と

:<math>J_z|j, m\pm 1\rangle = \hbar(m \pm 1)|j, m \pm 1\rangle</math>

を比較すると、 <math>J_\pm|j, m\rangle</math> は <math>|j, m \pm 1\rangle</math>のスカラー倍となる。

これは量子数を増減させるという昇降演算子の性質を表している。 
:<math>\begin{align}
J_+|j, m\rangle &= \alpha|j, m + 1 \rangle, \\
J_-|j, m\rangle &= \beta| j, m - 1 \rangle.
\end{align}</math>

''α'' と ''β'' の値を求めるために、''J''<sub>+</sub>と ''J''<sub>&minus;</sub> の[[随伴作用素|エルミート共役]](<math>J_\pm = J_\mp^\dagger</math>)の関係から、それぞれの演算子のノルムを考えると、
:<math>\begin{align}
\langle j, m | J_+^\dagger J_+ | j, m \rangle &= \langle j, m | J_- J_+ | j, m \rangle = \langle j, m+1 | \alpha^* \alpha |j, m+1 \rangle = |\alpha|^2, \\
\langle j, m | J_-^\dagger J_- | j, m \rangle &= \langle j, m | J_+ J_- | j, m \rangle = \langle j, m-1 | \beta^* \beta   |j, m-1 \rangle = |\beta|^2 .
\end{align}</math>

昇降演算子の積は ''J''<sup>2</sup> と''J<sub>z</sub>''の交換関係で表される。
:<math>\begin{align}
J_-J_+ &= (J_x - iJ_y)(J_x + iJ_y) = J_x^2 + J_y^2 + i[J_x,J_y] = J^2 - J_z^2 - \hbar J_z, \\
J_+J_- &= (J_x + iJ_y)(J_x - iJ_y) = J_x^2 + J_y^2 - i[J_x,J_y] = J^2 - J_z^2 + \hbar J_z.
\end{align}</math>

このように |''α''|<sup>2</sup> と|''β''|<sup>2</sup> を ''J''<sup>2</sup> と ''J<sub>z</sub>''<sub> </sub>の[[固有値]]で表現することができる。 

:<math>\begin{align}
|\alpha|^2 &= \hbar^2j(j+1) - \hbar^2m^2 - \hbar^2m = \hbar^2(j-m)(j+m+1), \\
|\beta|^2  &= \hbar^2j(j+1) - \hbar^2m^2 + \hbar^2m = \hbar^2(j+m)(j-m+1).
\end{align}</math>

''α'' と ''β'' の位相は物理的に意味はないので実数に選ぶと次のようになる{{sfn|J.J Sakurai|1993}}。

:<math>\begin{align}
J_+ |j, m\rangle &= \hbar \sqrt{(j-m)(j+m+1)} | j, m+1 \rangle = \hbar \sqrt{j(j+1)-m(m+1)} | j, m+1 \rangle, \\
J_- |j, m\rangle &= \hbar \sqrt{(j+m)(j-m+1)} | j, m-1 \rangle = \hbar \sqrt{j(j+1)-m(m-1)} | j, m-1 \rangle.
\end{align}</math>

''m'' は ''j'' (<math>-j \leq m \leq j</math>) に制限されるので
:<math>J_+ | j, j \rangle = J_- |j, -j \rangle = 0.</math>

=== 原子・分子への応用 ===
原子系や分子系のハミルトニアンは角運動量の[[ドット積|内積]]を含む。例えば[[超微細構造|超微細構造ハミルトニアンの磁気双極子項]]がある<ref name="Woodgate2">{{cite book |url = https://books.google.co.jp/books?id=nUA74S5Y1EUC&dq=woodgate+atomic+structure&printsec=frontcover&redir_esc=y&hl=ja#PPA170,M1|title = Elementary Atomic Structure|accessdate = 2009-03-03|last = Woodgate|first = Gordon K.|work = |publisher = |date = 1983-10-06|isbn = 978-0-19-851156-4}}</ref>
:<math>\hat{H}_\mathrm{D} = \hat{A} \boldsymbol{I} \cdot \boldsymbol{J},</math>

ここで''I'' は核スピンである。 角運動量代数は[[球面テンソル|球面基底]]で再計算することで単純化できる。 [[球面テンソル演算子]]の記法を用いることで、 '''''J'''''<sup>(1)</sup> ≡ '''''J''''' の"&minus;1"、"0"、"+1" 成分は<ref name="Virginia">{{cite web |title = Angular Momentum Operators|url = http://galileo.phys.virginia.edu/classes/751.mf1i.fall02/AngularMomentum.htm|work = Graduate Quantum Mechanics Notes|publisher = [[University of Virginia]]|accessdate = 2009-04-06}}</ref>
:<math>
\begin{align}
J_{-1}^{(1)} &= \dfrac{1}{\sqrt{2}}(J_x - iJ_y) = \dfrac{J_-}{\sqrt{2}}, \\
J_0^{(1)} &= J_z, \\
J_{+1}^{(1)} &= -\frac{1}{\sqrt{2}}(J_x + iJ_y) = -\frac{J_+}{\sqrt{2}}.
\end{align}
</math>
これらの定義から、上記の内積を展開できる。
:<math>\boldsymbol{I}^{(1)} \cdot \boldsymbol{J}^{(1)} = \sum_{n=-1}^{+1}(-1)^nI_{n}^{(1)}J_{-n}^{(1)} = I_0^{(1)}J_0^{(1)} - I_{-1}^{(1)}J_{+1}^{(1)} - I_{+1}^{(1)}J_{-1}^{(1)},</math>

この展開は、状態が  ''m<sub>i</sub>'' = ±1 と''m<sub>j</sub>'' = {{Unicode|∓}}1 だけ量子数が異なる項と結合している状態を表している

== 調和振動子 ==
{{main|調和振動子}}
昇降演算子の別の応用として、量子力学的な調和振動子がある{{sfn|J.J Sakurai|1993}}。質量{{mvar|m}}、角振動数{{mvar|ω}}の1次元調和振動子に対し、その[[ハミルトニアン]]は

:<math> H=\frac{m \omega^2 \hat{x}^2}{2} + \frac{\hat{p}^2}{2m} </math>

で与えられる。ここで{{mvar|{{hat|x}}}} は位置演算子、{{mvar|{{hat|p}}}}は運動量演算子であり、次の[[正準交換関係]]を満たす。

:<math> [\hat{x}, \hat{p}]=i \hbar </math>

昇演算子 {{math|''a''<sup>&dagger;</sup>}} と降演算子 {{math|''a''}} を次のように定義する。

:<math>
\begin{align}
a &=\sqrt{m\omega \over 2\hbar} \left(\hat x + {i \over m \omega} \hat p \right) \\
a^{\dagger} &=\sqrt{m \omega \over 2\hbar} \left(\hat x - {i \over m \omega} \hat p \right)
\end{align}
</math>

これらは次の交換関係を満たす。

:<math> [a, a^{\dagger}]=1</math>

このとき、ハミルトニアン{{mvar|H}}は昇降演算子により、

:<math> H=\hbar \omega \biggl( a^{\dagger}a+\frac{1}{2} \biggr ) </math>

と表すことができ、交換関係

:<math> [H, a^{\dagger}]= \hbar \omega a^{\dagger}, \quad  [H, a]=  -\hbar \omega a</math>

を満たす。すなわち、{{math|''a''<sup>&dagger;</sup>}} はハミルトニアンのエネルギー固有状態を {{math|&#8463;&omega;}} だけエネルギーが高い固有状態に移し、{{math|''a''}} は {{math|&#8463;&omega;}} だけ低い固有状態に移す。これらを導入することで系の微分方程式を直接に解くことなくエネルギー固有値を抽出することができる。

== 関連項目 ==
* [[生成消滅演算子]]
* [[調和振動子]]

== 脚注 ==
{{Reflist|1}}

== 参考文献 ==
* {{cite book|last1=Fuchs|first1=Juergen|last2=Schweigert|first2=Christoph|title=Symmetries, Lie Algebras and Representations: A Graduate Course for Physicists|publisher= Cambridge University Press|series= Cambridge Monographs on Mathematical Physics|year=2003|isbn=978-0521541190}}
* {{cite book|last=Georgi|first=Howard|title=Lie Algebras In Particle Physics: from Isospin To Unified Theories|edition = 2nd|publisher=Westview Press|year=1999|isbn=978-0738202334}}
* {{cite book|author=J.J. Sakurai|title=Modern Quantum Mechanics|edition = Revised|publisher=Addison Wesley|year=1993|isbn=978-0201539295}}

{{物理学の演算子}}
[[Category:量子力学]]
[[Category:線型代数学]]
[[Category:作用素論]]
[[Category:数学に関する記事]]
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