WKB近似

在量子力学里，WKB近似是一种半经典计算方法，可以用来解析薛定谔方程。乔治·伽莫夫使用这方法，首先正确地解释了阿尔法衰变。WKB近似先将量子系统的波函数，重新打造为一个指数函数。然后，半经典展开。再假设波幅或相位的变化很慢。通过一番运算，就会得到波函数的近似解。

简略历史

WKB近似以三位物理学家格雷戈尔·文策尔、汉斯·克喇末和莱昂·布里渊姓氏字首命名。于1926年，他们成功地将这方法发展和应用于量子力学。不过早在1923年，数学家哈罗德·杰弗里斯就已经发展出二阶线性微分方程的一般的近似法。薛定谔方程也是一个二阶微分方程。可是，薛定谔方程的出现稍微晚了两年。三位物理学家各自独立地在做WKB近似的研究时，似乎并不知道这个更早的研究。所以物理界提到这近似方法时，常常会忽略了杰弗里斯所做的贡献。这方法在荷兰称为KWB近似，在法国称为BWK近似，只有在英国称为JWKB近似^[1]。

数学概念

一般而言，WKB近似专门计算一种特殊微分方程的近似解。这种特殊微分方程的最高阶导数项目的系数是一个微小参数${\displaystyle \epsilon \,\!}$。给予一个微分方程，形式为

${\displaystyle \epsilon {\frac {d^{n}y}{dx^{n}}}+a(x){\frac {d^{n-1}y}{dx^{n-1}}}+\cdots +k(x){\frac {dy}{dx}}+m(x)y=0\,\!}$。

假设解答的形式可以展开为一个渐近级数：

${\displaystyle y(x)\sim \exp \left[{\frac {1}{\delta }}\sum _{n=0}^{\infty }\delta ^{n}S_{n}(x)\right]\,\!}$。

将这拟设代入微分方程。然后约去相同指数函数因子。又取${\displaystyle \delta \rightarrow 0\,\!}$的极限。这样，就可以从${\displaystyle S_{0}(x)\,\!}$开始，一个一个的解析这渐近级数的每一个项目${\displaystyle S_{n}(x)\,\!}$。

通常${\displaystyle y(x)\,\!}$的渐近级数会发散。当${\displaystyle n\,\!}$大于某值后，一般项目${\displaystyle \delta ^{n}S_{n}(x)\,\!}$会开始增加。因此WKB近似法造成的最小误差，约是最后包括项目的数量级。

数学例子

设想一个二阶齐次线性微分方程

${\displaystyle \epsilon ^{2}{\frac {d^{2}y}{dx^{2}}}=Q(x)y\,\!}$；

其中，${\displaystyle Q(x)\neq 0\,\!}$。

猜想解答的形式为

${\displaystyle y(x)=\exp \left[{\frac {1}{\delta }}\sum _{n=0}^{\infty }\delta ^{n}S_{n}(x)\right]\,\!}$。

将猜想代入微分方程，可以得到

${\displaystyle \epsilon ^{2}\left[{\frac {1}{\delta ^{2}}}\left(\sum _{n=0}^{\infty }\delta ^{n}S_{n}'\right)^{2}+{\frac {1}{\delta }}\sum _{n=0}^{\infty }\delta ^{n}S_{n}''\right]=Q(x)\,\!}$。

取${\displaystyle \delta \rightarrow 0\,\!}$的极限，最重要的项目是

${\displaystyle {\frac {\epsilon ^{2}}{\delta ^{2}}}S_{0}'^{2}\sim Q(x)\,\!}$。

我们可以察觉，${\displaystyle \delta \,\!}$必须与${\displaystyle \epsilon \,\!}$成比例。设定${\displaystyle \delta =\epsilon \,\!}$，则${\displaystyle \epsilon \,\!}$的零次幂项目给出

${\displaystyle \epsilon ^{0}:\qquad S_{0}'^{2}=Q(x)\,\!}$。

我们立刻认出这是程函方程。解答为

${\displaystyle S_{0}(x)=\pm \int _{x_{0}}^{x}{\sqrt {Q(t)}}\,dt\,\!}$。

检查${\displaystyle \epsilon \,\!}$的一次幂项目给出

${\displaystyle \epsilon ^{1}:\qquad 2S_{0}'S_{1}'+S_{0}''=0\,\!}$。

这是一个一维传输方程。解答为

${\displaystyle S_{1}(x)=-{\frac {1}{4}}\ln \left(Q(x)\right)+k_{1}\,\!}$；

其中，${\displaystyle k_{1}\,\!}$是任意常数。

我们现在有一对近似解（因为${\displaystyle S_{0}\,\!}$可以是正值或负值）。一般的一阶WKB近似解是这一对近似解的线性组合：

${\displaystyle y(x)\approx c_{1}Q^{-{\frac {1}{4}}}(x)\exp \left[{\frac {1}{\epsilon }}\int _{x_{0}}^{x}{\sqrt {Q(t)}}dt\right]+c_{2}Q^{-{\frac {1}{4}}}(x)\exp \left[-{\frac {1}{\epsilon }}\int _{x_{0}}^{x}{\sqrt {Q(t)}}dt\right]\,\!}$。

检查${\displaystyle \epsilon \,\!}$的更高幂项目（${\displaystyle n>2\,\!}$）可以给出：

${\displaystyle 2S_{0}'S_{n}'+S''_{n-1}+\sum _{j=1}^{n-1}S'_{j}S'_{n-j}=0\,\!}$。

薛定谔方程的近似解

解析一个量子系统的薛定谔方程，WKB近似涉及以下步骤：

1. 将波函数重写为一个指数函数，
2. 将这指数函数代入薛定谔方程，
3. 展开指数函数的参数为约化普朗克常数的幂级数，
4. 匹配约化普朗克常数同次幂的项目，会得到一组方程，
5. 解析这些方程，就会得到波函数的近似。

一维不含时薛定谔方程为

${\displaystyle -{\frac {\hbar ^{2}}{2m}}{\frac {\mathrm {d} ^{2}}{\mathrm {d} x^{2}}}\psi (x)+V(x)\psi (x)=E\psi (x)\,\!}$；

其中，${\displaystyle \hbar \,\!}$是约化普朗克常数，${\displaystyle m\,\!}$是质量，${\displaystyle x\,\!}$是坐标，${\displaystyle V(x)\,\!}$是位势，${\displaystyle E\,\!}$是能量，${\displaystyle \psi \,\!}$是波函数。

稍加编排，重写为

${\displaystyle \hbar ^{2}{\frac {\mathrm {d} ^{2}}{\mathrm {d} x^{2}}}\psi (x)=2m\left(V(x)-E\right)\psi (x)\,\!}$。(1)

假设波函数的形式为另外一个函数${\displaystyle \phi \,\!}$的指数（函数${\displaystyle \phi \,\!}$与作用量有很密切的关系）：

${\displaystyle \psi (x)=e^{\phi (x)/\hbar }\,\!}$。

代入方程(1)，

${\displaystyle \hbar \phi ''(x)+\left[\phi '(x)\right]^{2}=2m\left(V(x)-E\right)\,\!}$；(2)

其中，${\displaystyle \phi '\,\!}$表示${\displaystyle \phi \,\!}$随着${\displaystyle x\,\!}$的导数。

${\displaystyle \phi '\,\!}$可以分为实值部分与虚值部分。设定两个函数${\displaystyle A(x)\,\!}$与${\displaystyle B(x)\,\!}$：

${\displaystyle \phi '(x)=A(x)+iB(x)\,\!}$。

注意到波函数的波幅是${\displaystyle \exp \left[\int ^{x}A(x')dx'/\hbar \right]\,\!}$，相位是${\displaystyle \int ^{x}B(x')dx'/\hbar \,\!}$。将${\displaystyle \phi '\,\!}$的代表式代入方程(2)，分别匹配实值部分、虚值部分，可以得到两个方程：

${\displaystyle \hbar A'(x)+A(x)^{2}-B(x)^{2}=2m\left(V(x)-E\right)\,\!}$，(3)

${\displaystyle \hbar B'(x)+2A(x)B(x)=0\,\!}$。(4)

半经典近似

将${\displaystyle A(x)\,\!}$与${\displaystyle B(x)\,\!}$展开为${\displaystyle \hbar \,\!}$的幂级数：

${\displaystyle A(x)=\sum _{n=0}^{\infty }\hbar ^{n}A_{n}(x)\,\!}$，

${\displaystyle B(x)=\sum _{n=0}^{\infty }\hbar ^{n}B_{n}(x)\,\!}$。

将两个幂级数代入方程(3)与(4)。${\displaystyle \hbar \,\!}$的零次幂项目给出：

${\displaystyle A_{0}(x)^{2}-B_{0}(x)^{2}=2m\left(V(x)-E\right)\,\!}$，

${\displaystyle A_{0}(x)B_{0}(x)=0\,\!}$。

假若波幅变化地足够慢于相位（${\displaystyle A_{0}(x)\ll B_{0}(x)\,\!}$），那么，我们可以设定

${\displaystyle A_{0}(x)=0\,\!}$，

${\displaystyle B_{0}(x)=\pm {\sqrt {2m\left(E-V(x)\right)}}\,\!}$。

只有当${\displaystyle E\geq V(x)\,\!}$的时候，这方程才成立。经典运动只会允许这种状况发生。

更精确一点，${\displaystyle \hbar \,\!}$的一次幂项目给出：

${\displaystyle A_{0}'+2A_{0}A_{1}-2B_{0}B_{1}=-2B_{0}B_{1}=0\,\!}$，

${\displaystyle B_{0}'+2A_{0}B_{1}+2B_{0}A_{1}=B_{0}'+2B_{0}A_{1}=0\,\!}$。

所以，

${\displaystyle B_{1}=0\,\!}$，

${\displaystyle A_{1}=-{\frac {B_{0}'}{2B_{0}}}={\frac {d}{dx}}lnB_{0}^{-1/2}\,\!}$。

波函数的波幅是 ${\displaystyle \exp \left[\int ^{x}A(x')dx'/\hbar \right]={\frac {1}{\sqrt {B_{0}}}}\,\!}$。

定义动量${\displaystyle p(x)={\sqrt {2m\left(E-V(x)\right)}}\,\!}$，则波函数的近似为

${\displaystyle \psi (x)\approx {\cfrac {C_{\pm }}{\sqrt {p(x)}}}e^{\pm i\int _{x_{0}}^{x}p(x')\mathrm {d} x'/\hbar }\,\!}$；(5)

其中，${\displaystyle C_{+}\,\!}$和${\displaystyle C_{-}\,\!}$是常数，${\displaystyle x_{0}\,\!}$是一个任意参考点的坐标。

换到另一方面，假若相位变化地足够慢于波幅（${\displaystyle B_{0}(x)\ll A_{0}(x)\,\!}$），那么，我们可以设定

${\displaystyle A_{0}(x)=\pm {\sqrt {2m\left(V(x)-E\right)}}\,\!}$，

${\displaystyle B_{0}(x)=0\,\!}$。

只有当${\displaystyle V(x)\geq E\,\!}$的时候，这方程才成立。经典运动不会允许这种状况发生。只有在量子系统里，才会发生这种状况，称为量子隧穿效应。类似地计算，可以求得波函数的近似为

${\displaystyle \psi (x)\approx {\frac {C_{\pm }}{\sqrt {p(x)}}}e^{\pm \int _{x_{0}}^{x}p(x')\mathrm {d} x'/\hbar }\,\!}$；(6)

其中，${\displaystyle p(x)={\sqrt {2m\left(V(x)-E\right)}}\,\!}$。

连接公式

显而易见地，我们可以从分母观察出来，在经典转向点${\displaystyle E=V(x)\,\!}$，这两个近似方程(5)和(6)会发散，无法表示出物理事实。我们必须正确地找到波函数在经典转向点的近似解答。设定${\displaystyle x_{1}<x<x_{2}\,\!}$是经典运动允许区域。在这区域内，${\displaystyle E>V(x)\,\!}$，波函数呈振动形式。其它区域${\displaystyle x<x_{1}\,\!}$和${\displaystyle x_{2}<x\,\!}$是经典运动不允许区域，波函数呈指数递减形式。假设在经典转向点附近，位势足够的光滑，可以近似为线性函数。更详细地说，在点${\displaystyle x_{2}\,\!}$附近，将 ${\displaystyle {\frac {2m}{\hbar ^{2}}}\left(V(x)-E\right)\,\!}$展开为一个幂级数：

${\displaystyle {\frac {2m}{\hbar ^{2}}}\left(V(x)-E\right)=U_{1}(x-x_{2})+U_{2}(x-x_{2})^{2}+\cdots \,\!}$；

其中，${\displaystyle U_{1},\,U_{2},\,\cdots \,\!}$是常数值系数。

取至一阶，方程(1)变为

${\displaystyle {\frac {\mathrm {d} ^{2}}{\mathrm {d} x^{2}}}\psi (x)=U_{1}(x-x_{2})\psi (x)\,\!}$。

这微分方程称为艾里方程，其解为著名的艾里函数：

${\displaystyle \psi (x)=C_{2A}{\textrm {Ai}}\left({\sqrt[{3}]{U_{1}}}(x-x_{2})\right)+C_{2B}{\textrm {Bi}}\left({\sqrt[{3}]{U_{1}}}(x-x_{2})\right)\,\!}$。

匹配艾里函数和在${\displaystyle x<x_{2}\,\!}$的波函数，在${\displaystyle x_{2}<x\,\!}$的波函数，经过一番繁杂的计算，可以得到在${\displaystyle x_{2}\,\!}$附近的连接公式（connection formula）^[1]：

${\displaystyle \psi (x)={\begin{cases}{\cfrac {2C_{2}}{\sqrt {p(x)}}}\sin \left({\cfrac {1}{\hbar }}\int _{x}^{x_{2}}p(x')dx'+{\cfrac {\pi }{4}}\right)&{\mbox{if }}x<x_{2}\\{\cfrac {C_{2}}{\sqrt {|p(x)|}}}\exp \left(-\int _{x_{2}}^{x}|p(x')|dx'/{\hbar }\right)&{\mbox{if }}x_{2}<x\end{cases}}\,\!}$ 。

类似地，也可以得到在${\displaystyle x_{1}\,\!}$附近的连接公式：

${\displaystyle \psi (x)={\begin{cases}{\cfrac {C_{1}}{\sqrt {|p(x)|}}}\exp \left(-\int _{x}^{x_{1}}|p(x')|dx'/{\hbar }\right)&{\mbox{if }}x<x_{1}\\{\cfrac {2C_{1}}{\sqrt {p(x)}}}\sin \left({\cfrac {1}{\hbar }}\int _{x_{1}}^{x}p(x')dx'+{\cfrac {\pi }{4}}\right)&{\mbox{if }}x_{1}<x\end{cases}}\,\!}$ 。

量子化规则

在经典运动允许区域${\displaystyle x_{1}<x<x_{2}\,\!}$内的两个连接公式也必须匹配。设定角变量

${\displaystyle \theta _{1}=-{\frac {1}{\hbar }}\int _{x_{1}}^{x}p(x')dx'-{\frac {\pi }{4}}\,\!}$，

${\displaystyle \theta _{2}=~{\frac {1}{\hbar }}\int _{x}^{x_{2}}p(x')dx'+{\frac {\pi }{4}}\,\!}$，

${\displaystyle \alpha =\int _{x_{1}}^{x_{2}}p(x)dx/\hbar \,\!}$。

那么，

${\displaystyle \alpha =\theta _{2}-\theta _{1}-\pi /2\,\!}$，

${\displaystyle -C_{1}\sin \theta _{1}=C_{2}\sin \theta _{2}=C_{2}\sin(\theta _{1}+\alpha +\pi /2)\,\!}$。

立刻，我们可以认定${\displaystyle |C_{1}|=|C_{2}|\,\!}$。匹配相位，假若${\displaystyle C_{1}=C_{2}\,\!}$，那么，

${\displaystyle \alpha +\pi /2=(2m-1)\pi ,\qquad m=1,\,2,\,3,\,\dots \,\!}$。

所以，

${\displaystyle \alpha =(2m-3/2)\pi ,\qquad m=1,\,2,\,3,\,\dots \,\!}$。

假若${\displaystyle C_{1}=-C_{2}\,\!}$，那么，

${\displaystyle \alpha +\pi /2=2m\pi ,\qquad m=1,\,2,\,3,\,\dots \,\!}$。

所以，

${\displaystyle \alpha =(2m-1/2)\pi ,\qquad m=1,\,2,\,3,\,\dots \,\!}$。

总结，量子系统必须满足量子化守则：

${\displaystyle \int _{x_{1}}^{x_{2}}p(x)dx=(n-1/2)\pi \hbar ,\qquad n=1,\,2,\,3,\,\dots \,\!}$。

范例

考虑一个量子谐振子系统，一个质量为${\displaystyle m\,\!}$的粒子，运动于谐振位势${\displaystyle V(x)={\frac {1}{2}}m\omega ^{2}x^{2}\,\!}$；其中，${\displaystyle \omega \,\!}$是角频率。求算其本征能级${\displaystyle E_{n}\,\!}$？

能量为${\displaystyle E\,\!}$的粒子，其运动的经典转向点${\displaystyle x_{t}\,\!}$为

${\displaystyle E={\frac {1}{2}}m\omega ^{2}x_{t}^{2}\,\!}$。

所以，

${\displaystyle x_{t}=\pm {\sqrt {\frac {2E}{m\omega ^{2}}}}\,\!}$。

粒子的动量为

${\displaystyle p(x)={\sqrt {2m\left(E-{\frac {1}{2}}m\omega ^{2}x^{2}\right)}}\,\!}$。

将这些变量代入量子化守则：

${\displaystyle \int _{-2E/m\omega ^{2}}^{2E/m\omega ^{2}}\,{\sqrt {2m\left(E-{\frac {1}{2}}m\omega ^{2}x^{2}\right)}}\,dx=(n-1/2)\pi \hbar ,\qquad n=1,\,2,\,3,\,\dots \,\!}$。

经过一番运算，可以得到本征能量

${\displaystyle E_{n}=(n-1/2)\omega \hbar ,\qquad n=1,\,2,\,3,\,\dots \,\!}$。

借由以上之计算，发现近似解与精确解完全一样。

参阅

• 摄动理论 (量子力学)
• 量子隧穿效应
• 旧量子论

参考文献

现代文献

1. Griffiths, David J. Introduction to Quantum Mechanics (2nd ed.). Prentice Hall. 2004. ISBN 0-13-111892-7.

• Liboff, Richard L. Introductory Quantum Mechanics (4th ed.). Addison-Wesley. 2003. ISBN 0-8053-8714-5.
• Sakurai, J. J. Modern Quantum Mechanics. Addison-Wesley. 1993. ISBN 0-201-53929-2.
• Bender, Carl; Orszag, Steven. Advanced Mathematical Methods for Scientists and Engineers. McGraw-Hill. 1978. ISBN 0-07-004452-X.

历史文献

• Jeffreys, Harold. On certain approximate solutions of linear differential equations of the second order. Proceedings of the London Mathematical Society. 1924, 23: 428–436 [2008-11-19]. （原始内容存档于2013-05-03）.
• Brillouin, Léon. La mécanique ondulatoire de Schrödinger: une méthode générale de resolution par approximations successives. Comptes Rendus de l'Academie des Sciences. 1926, 183: 24–26.
• Kramers, Hendrik A. Wellenmechanik und halbzählige Quantisierung. Zeitschrift der Physik. 1926, 39: 828–840.^{[永久失效链接]}
• Wentzel, Gregor. Eine Verallgemeinerung der Quantenbedingungen für die Zwecke der Wellenmechanik. Zeitschrift der Physik. 1926, 38: 518–529.^{[永久失效链接]}