微擾理論 (量子力學)

量子力學的微擾理論（perturbation theory）引用一些數學的微扰理论的近似方法於量子力學。當遇到比較複雜的量子系統時，這些方法試著將複雜的量子系統簡單化或理想化，變成為有精確解的量子系統，再應用理想化的量子系統的精確解，來解析複雜的量子系統。微扰理论从可以获得精确解或易于得到近似解的相对简单体系出发，在這簡單系統的哈密頓量(Hamiltonian)裏，加上一個很弱的微擾，變成了較複雜系統的哈密頓量。假若這微擾不是很大，複雜系統的許多物理性質（例如，能級，量子態）可以表達為簡單系統的物理性質加上一些修正。這樣，從研究比較簡單的量子系統所得到的知識，可以進而研究比較複雜的量子系統。

微擾理論可以分為兩類，不含時微擾理論(Time-independent perturbation theory)與含時微擾理論(Time-dependent perturbation theory)。在不含時微擾理論中，哈密顿量的微扰项不显含時間；而含時微擾理論的微擾哈密頓量含時間，詳見含時微擾理論。本篇文章只講述不含時微擾理論。此後凡提到微擾理論，皆指不含時微擾理論。

微擾理論應用

微擾理論是量子力學的一個重要的工具。因為，物理學家發覺，甚至對於中等複雜度的哈密頓量，也很難找到其薛定谔方程（Schrödinger Equation) 的精確解。物理學家所知道的就只有幾個量子模型有精確解，像氫原子、量子諧振子、與盒中粒子。這些量子模型都太過理想化，無法適當地描述大多數的量子系統。應用微擾理論，可以將這些理想的量子模型的精確解，用來生成一系列更複雜的量子系統的解答。例如，通過添加一個微擾的電位於氫原子的哈密頓量，可以計算在電場的作用下，氫原子譜線產生的微小偏移（參閱斯塔克效應(Stark's effect)）。又如，在哈密顿量中引入磁场的微扰，即可以解释塞曼效应（Zeeman's effect)。

應用微擾理論而得到的解答並不是精確解，但是，這方法可以計算出相當準確的解答。假若使展開的參數$\lambda$變得非常的小，得到的解答會很準確。通常，解答是用有限數目的項目的$\lambda$的冪級數來表達。

歷史

埃爾溫·薛定谔在創立了奠定基石的量子波力學理論後，經過短短一段時間，於1926年，他又在另一篇論文裏，發表了微擾理論。在這篇論文裏，薛定谔提到約翰·斯特拉特，第三代瑞利男爵先前的研究。瑞利勳爵曾經在弦的諧振動的微擾研究，得到突破性的結果。現今，微擾理論時常又被稱為瑞利-薛定谔微擾理論。

一階修正

設想一個不含時間的零微擾哈密頓量$H_0$，有已知的本徵值能級$E_n^{(0)}$和已知的本徵態$|n^{(0)}⟩$。它們的關係可以用不含時薛丁格方程式表達為

$H_0|n^{(0)}⟩=E_n^{(0)}|n^{(0)}⟩,n=1,2,3,\cdots$。

為了簡易起見，假設能級是離散的。上標$(0)$標記所有零微擾系統的物理量與量子態。

現在添加一個微擾於哈密頓量。讓微擾$V$代表一個很微弱的物理擾動，像外場產生的位能。設定$\lambda$為一個無因次的參數。它的值可以從$0$變化到$1$。含微擾哈密頓量$H$表達為

$H=H_0+\lambda V$。

含微擾哈密頓量的能級$E_n$和本徵態$|n⟩$由薛丁格方程式給出：

$(H_0+\lambda V)|n⟩=E_n|n⟩$。

在這裏，主要目標是用零微擾能級和零微擾量子態表達出$E_n$和$|n⟩$。假若微擾足夠的微弱，則可以將它們寫為$\lambda$的冪級數：

$E_n=E_n^{(0)}+\lambda E_n^{(1)}+{\lambda }^2{E}_n^{(2)}+\cdots$，

$|n⟩=|n^{(0)}⟩+\lambda |n^{(1)}⟩+{\lambda }^2|n^{(2)}⟩+\cdots$；

其中，

$E_n^{(k)}=\frac{1}{k!}\frac{d^k{E}_n}{d{\lambda }^k}$，

$|n^{(k)}⟩=\frac{1}{k!}\frac{d^k|n⟩}{d{\lambda }^k}$。

當$\lambda =0$時，$E_n$和$|n⟩$分別約化為零微擾值，級數的第一個項目，$E_n^{(0)}$和$|n^{(0)}⟩$。由於微擾很微弱，含微擾系統的能級和量子態應該不會與它們的零微擾值相差太多，高階項目應該會很快地變小。

將冪級數代入薛丁格方程式，

$\begin{array}{c}(H_0+\lambda V)(|n^{(0)}⟩+\lambda |n^{(1)}⟩+\cdots )\\ =(E_n^{(0)}+\lambda E_n^{(1)}+{\lambda }^2{E}_n^{(2)}+\cdots )(|n^{(0)}⟩+\lambda |n^{(1)}⟩+\cdots )\end{array}$。

展開這公式，匹配每一個$\lambda$齊次的項目，可以得到一組無窮級數的聯立的方程式。零次$\lambda$的方程式就是零微擾系統的薛丁格方程式。一次$\lambda$的方程式即

$H_0|n^{(1)}⟩+V|n^{(0)}⟩=E_n^{(0)}|n^{(1)}⟩+E_n^{(1)}|n^{(0)}⟩$。(1)

將$⟨n^{(0)}|$ 內積於這方程式：

$⟨n^{(0)}|H_0|n^{(1)}⟩+⟨n^{(0)}|V|n^{(0)}⟩=⟨n^{(0)}|E_n^{(0)}|n^{(1)}⟩+⟨n^{(0)}|E_n^{(1)}|n^{(0)}⟩$。

這方程式的左手邊第一個項目與右手邊第一個項目相抵去（回憶零微擾哈密頓量是厄米算符）。這導致一階能級修正：

$E_n^{(1)}=⟨n^{(0)}|V|n^{(0)}⟩$。

在量子力學裏，這是最常用到的方程式之一。試著解釋這方程式的內涵，$E_n^{(1)}$是系統處於零微擾狀態時，其哈密頓量微擾$V$的期望值。假若微擾被施加於這系統，但繼續保持系統於量子態$|n^{(0)}⟩$。雖然，$|n^{(0)}⟩$不再是新哈密頓量的本徵態，它仍舊是一個物理允許的量子態。施作的微擾使得這量子態的平均能量增加$⟨n^{(0)}|V|n^{(0)}⟩$。可是，正確的能量修正稍微不同，因為含微擾系統的本徵態並不是$|n^{(0)}⟩$。必須等待二階和更高階的能量修正，才能給出更精密的修正。

現在計算能量本徵態的一階修正$|n^{(1)}⟩$。請先注意到，由於所有的零微擾本徵態$|k^{(0)}⟩$形成了一個正交基，$|n^{(0)}⟩$可以表達為

$|n^{(0)}⟩=\sum _k|k^{(0)}⟩⟨k^{(0)}|n^{(0)}⟩$。

所以，單位算符可以寫為所有密度矩陣的總合：

$\sum _k|k^{(0)}⟩⟨k^{(0)}|=1$。

應用這恆等關係，

$\begin{array}{cc}V|n^{(0)}⟩& =(|n^{(0)}⟩⟨n^{(0)}|)V|n^{(0)}⟩+(\sum _{k\ne n}|k^{(0)}⟩⟨k^{(0)}|)V|n^{(0)}⟩\\ & =E_n^{(1)}|n^{(0)}⟩+\sum _{k\ne n}|k^{(0)}⟩⟨k^{(0)}|V|n^{(0)}⟩\\ \end{array}$。

將這公式代入公式(1)，稍加編排，可以得到

$(E_n^{(0)}-H_0)|n^{(1)}⟩=\sum _{k\ne n}|k^{(0)}⟩⟨k^{(0)}|V|n^{(0)}⟩$。(2)

將$⟨m^{(0)}|,m\ne n$ 內積於這方程式：

$⟨m^{(0)}|(E_n^{(0)}-H_0)|n^{(1)}⟩=\sum _{k\ne n}⟨m^{(0)}|k^{(0)}⟩⟨k^{(0)}|V|n^{(0)}⟩=⟨m^{(0)}|V|n^{(0)}⟩$。

暫時假設零微擾能級沒有簡併。也就是說，在系統裏，抽取任意兩個不同的能量本徵態，其能級必不相等。那麼，

$⟨m^{(0)}|n^{(1)}⟩=\frac{⟨m^{(0)}|V|n^{(0)}⟩}{(E_n^{(0)}-E_m^{(0)})}$。(3)

為了避免分母可能會等於零，必須設定零微擾能級沒有簡併。稍後，會講述簡併系統的解法．

由於所有的$|n^{(0)}⟩$形成了一個正交基，$|n^{(1)}⟩$可以表達為

$|n^{(1)}⟩=\sum _k{c}_k|k^{(0)}⟩$。

這總合表達式包括了$c_n|n^{(0)}⟩$項目，假設$|n^{(1)}⟩$滿足公式(2)，則對於任意變數$\alpha$，必定$|n^{(1)}⟩+\alpha |n^{(0)}⟩$也滿足公式(2)。設定$\alpha =-c_n$，那麼，$|n^{(1)}⟩=\sum _{k\ne n}{c}_k|k^{(0)}⟩$也滿足公式(2)。所以，

$|n^{(1)}⟩=\sum _{k\ne n}⟨k^{(0)}|n^{(1)}⟩|k^{(0)}⟩=\sum _{k\ne n}\frac{⟨k^{(0)}|V|n^{(0)}⟩}{E_n^{(0)}-E_k^{(0)}}|k^{(0)}⟩$。(4)

對公式(4)的意義稍微解釋。含微擾能量本徵態$|n⟩$的一階修正$|n^{(1)}⟩$，總合了每一個零微擾能量本徵態$|k^{(0)}⟩,k\ne n$的貢獻。每一個貢獻項目跟$⟨k^{(0)}|V|n^{(0)}⟩$成正比，是微擾作用於本徵態$|n^{(0)}⟩$而產生的量子態，這量子態處於本徵態$|k^{(0)}⟩$的機率幅；每一個貢獻項目又跟能量本徵值$E_n^{(0)}$與能量本徵值$E_k^{(0)}$的差值成反比，這意味的是，假若$E_n^{(0)}$附近有更多的本徵態，微擾對於量子態修正$|n^{(1)}⟩$會造成更大的影響。還有，假若有任何量子態的能量與$|n^{0)}⟩$的能量相同，這個表達式會變為奇異的（Template:Lang）。這就是為什麼先前設定簡併不存在。

原本的零微擾能量本徵態滿足歸一性：

$⟨n^{(0)}|n^{(0)}⟩=1$。

加上了一階修正，是否仍舊滿足歸一性？取至一階，

$⟨n|n⟩=⟨n^{(0)}|n^{(0)}⟩+\lambda ⟨n^{(0)}|n^{(1)}⟩+\lambda ⟨n^{(1)}|n^{(0)}⟩$。

可是，

$⟨n^{(0)}|n^{(1)}⟩=⟨n^{(1)}|n^{(0)}⟩=0$。

所以，答案是肯定的。取至一階，$|n⟩$滿足歸一性：

$⟨n|n⟩=1$。

二階與更高階修正

使用類似的程序，可以找出更高階的修正，雖然現在採用的這種表述，會使計算變得相當的冗長。取至二階，能量本徵值與歸一化的本徵態分別為

$E_n=E_n^{(0)}+⟨n^{(0)}|V|n^{(0)}⟩+\sum _{k\ne n}\frac{|⟨k^{(0)}|V|n^{(0)}⟩{|}^2}{E_n^{(0)}-E_k^{(0)}}+\cdots$，

$|n⟩=|n^{(0)}⟩+\sum _{k\ne n}|k^{(0)}⟩\frac{⟨k^{(0)}|V|n^{(0)}⟩}{E_n^{(0)}-E_k^{(0)}}+\sum _{k\ne n}\sum _{\ell \ne n}|k^{(0)}⟩\frac{⟨k^{(0)}|V|{\ell }^{(0)}⟩⟨{\ell }^{(0)}|V|n^{(0)}⟩}{(E_n^{(0)}-E_k^{(0)})(E_n^{(0)}-E_{\ell }^{(0)})}$

$-\sum _{k\ne n}|k^{(0)}⟩\frac{⟨n^{(0)}|V|n^{(0)}⟩⟨k^{(0)}|V|n^{(0)}⟩}{(E_n^{(0)}-E_k^{(0)}{)}^2}-\frac{1}{2}\sum _{k\ne n}|n^{(0)}⟩\frac{⟨n^{(0)}|V|k^{(0)}⟩⟨k^{(0)}|V|n^{(0)}⟩}{(E_k^{(0)}-E_n^{(0)}{)}^2}$。

繼續延伸這程序，三階能量修正可以計算出來：

$E_n^{(3)}=\sum _{k\ne n}\sum _{m\ne n}\frac{⟨n^{(0)}|V|m^{(0)}⟩⟨m^{(0)}|V|k^{(0)}⟩⟨k^{(0)}|V|n^{(0)}⟩}{(E_m^{(0)}-E_n^{(0)})(E_k^{(0)}-E_n^{(0)})}$

$-⟨n^{(0)}|V|n^{(0)}⟩\sum _{m\ne n}\frac{|⟨n^{(0)}|V|m^{(0)}⟩{|}^2}{{(E_m^{(0)}-E_n^{(0)})}^2}$。

簡併

假設兩個以上的能量本徵態是簡併的，也就是說，它們的能量本徵值相同，則其一階能量修正不是良好定義的（Template:Lang），因為沒有唯一方法來確定一個零微擾本徵態正交基。一階本徵態修正的計算也會遇到嚴峻的問題，因為假若本徵態$|n^{(0)}⟩$與本徵態$|k^{(0)}⟩$是簡併的，則公式(3)的分數內的分母$E_n^{(0)}-E_k^{(0)}=0$，這造成公式(4)無解。

對於某個能級$E_n^{(0)}$，將其所有簡併的量子態生成的子空間標記為$D$。藉著選擇生成本徵態的不同的線性組合，可以為$D$構造一個不同的正交基。含微擾系統的量子態可以表達為

$|n⟩=\sum _{k\in D}{\alpha }_{nk}|k^{(0)}⟩+\lambda |n^{(1)}⟩$；

其中，${\alpha }_{nk}$是常數。

對於一階微擾，必須在簡併子空間$D$內，同時與近似地計算，哈密頓量微擾對於每一個簡併的本徵態的作用：

$V|n^{(0)}⟩={ϵ}_n|n^{(0)}⟩,\mathrm{\forall }|n^{(0)}⟩\in D$；

其中，${ϵ}_n$是微擾所造成的能級分裂

這是一個本徵值問題，等價於對角化以下矩陣：

$\left[\begin{array}{ccc}& \cdots & \\ ⋮& ⟨k^{(0)}|V|l^{(0)}⟩& ⋮\\ & \cdots & \end{array}\right]=\left[\begin{array}{ccc}& \cdots & \\ ⋮& V_{kl}& ⋮\\ & \cdots & \end{array}\right],\mathrm{\forall }|k^{(0)}⟩,|l^{(0)}⟩\in D$。

通常，簡併能量的分裂${ϵ}_n$可以在實驗中被測量出來。雖然，與簡併量子態的能級本身相比，分裂值可能很小，但這對了解諸如精細結構、核磁共振等物理現象，仍然是非常重要的。

別的不簡併本徵態造成的修正也可以用不簡併方法找到：

$(E_n^{(0)}-H_0)|n^{(1)}⟩=\sum _{k\in ̸D}⟨k^{(0)}|V|n^{(0)}⟩|k^{(0)}⟩$。

當作用於$D$以外的本徵態時，這方程式左手邊的算符並不奇異（Template:Lang）。所以，這方程式可以寫為

$|n^{(1)}⟩=\sum _{k\in ̸D}\frac{⟨k^{(0)}|V|n^{(0)}⟩}{E_n^{(0)}-E_k^{(0)}}|k^{(0)}⟩$。

近簡併量子態也應該使用前面講述的方法來解析，因為，在近簡併量子態的子空間內，能級的相差很可能是微擾的量級。近自由電子模型是一個標準案例，即便是對於很小的微擾，正確的近簡併計算也能給出能隙。

參閱

• 斯塔克效應
• 塞曼效應
• 自旋-軌道作用
• 精細結構
• 超精細結構
• 蘭姆位移

外部連結

• 圣地牙哥加州大学物理系量子力学視聽教學：微擾理論