1.4M - Institut für Theoretische Physik der Universität Stuttgart
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s-Wellen-Lösungen <strong>der</strong><br />
Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-<br />
Gleichung<br />
Diplomarbeit von<br />
Markus Knapp<br />
21.Februar.2005<br />
Hauptberichter : Prof. Dr. Günter Wunner<br />
Mitberichter : Prof. Dr. Hans-Rainer Trebin<br />
1. <strong>Institut</strong> <strong>für</strong> <strong>Theoretische</strong> <strong>Physik</strong><br />
<strong>Universität</strong> <strong>Stuttgart</strong><br />
Pfaffenwaldring 57, 70550 <strong>Stuttgart</strong>
Ehrenwörtliche Erklärung<br />
Ich erkläre, dass ich diese Arbeit selbständig verfasst und keine an<strong>der</strong>en<br />
als die angegebenen Quellen und Hilfsmittel benutzt habe.<br />
<strong>Stuttgart</strong>, den 21. Februar 2005 Markus Knapp
Inhaltsverzeichnis<br />
Abbildungsverzeichnis v<br />
Tabellenverzeichnis ix<br />
1 Einführung 1<br />
2 <strong>Theoretische</strong> Grundlagen 3<br />
2.1 Vorbetrachtung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3<br />
2.1.1 Die Newton-Schrödinger-Gleichungen nach Penrose . . . . 5<br />
2.1.1.1 Gedankenexperiment zur Überlagerung von makroskopischen<br />
Zuständen . . . . . . . . . . . . . . 6<br />
2.1.1.2 Energieunschärfe eines Überlagerungszuständes . 7<br />
2.1.1.3 Aufstellen <strong>der</strong> Gleichungen . . . . . . . . . . . . 10<br />
2.1.2 Skizze <strong>der</strong> mathematischen Herleitung . . . . . . . . . . . 11<br />
2.1.3 Die Newton-Schrödinger-Gleichung im Kontext nichtlinearer<br />
Schrödinger-Gleichungen und <strong>der</strong> Bose-Einstein-<br />
Kondensation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11<br />
2.2 Einteilchen-Gleichungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12<br />
2.2.1 Natürliche Einheiten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12<br />
2.2.2 Die sphärisch-symmetrischen Newton-Schrödinger-Gleichungen<br />
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14<br />
2.2.3 Skalierungseigenschaften <strong>der</strong> Gleichungen . . . . . . . . . . 15<br />
2.2.4 Einige spezielle Lösungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16<br />
2.2.4.1 Partikuläre Lösungen . . . . . . . . . . . . . . . . 16<br />
2.2.4.2 Gebundene Lösungen . . . . . . . . . . . . . . . . 17<br />
2.2.5 Asymptotisches Verhalten <strong>für</strong> r −→ 0 . . . . . . . . . . . . 17<br />
2.2.6 Asymptotisches Verhalten <strong>für</strong> r −→ ∞ . . . . . . . . . . . 18<br />
2.3 Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichungen . . . . . . . . . . . 19<br />
2.3.1 Aufstellen <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung 20<br />
2.3.2 Vereinfachung <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-<br />
Gleichung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 20<br />
2.3.2.1 Natürliche Einheiten . . . . . . . . . . . . . . . . 21<br />
i
ii Inhaltsverzeichnis<br />
2.3.2.2 Aufstellen <strong>der</strong> sphärisch-symmetrischen Zweiteilchen-Gleichung<br />
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21<br />
2.4 Verallgemeinerung auf N-Teilchen . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22<br />
2.4.1 Aufstellen <strong>der</strong> N-Teilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung . 22<br />
2.4.2 Vereinfachung <strong>der</strong> N-Teilchen-Gleichung . . . . . . . . . . 23<br />
2.4.3 Skalierungseigenschaften <strong>der</strong> N-Teilchen-Gleichung . . . . 24<br />
3 Numerische Verfahren 25<br />
3.1 Einteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung . . . . . . . . . . . . . 25<br />
3.1.1 Normierung <strong>der</strong> Lösungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . 27<br />
3.2 Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung . . . . . . . . . . . . 28<br />
3.2.1 Ansatz über eine Bosonen-Wellenfunktion . . . . . . . . . 28<br />
3.2.2 Ansatz über eine Produktwellenfunktion . . . . . . . . . . 30<br />
3.2.2.1 Spezialfall: Zweiteilchen-Problem . . . . . . . . . 32<br />
3.2.2.2 Lösung durch einen selbstkonsistenten Algorithmus 33<br />
3.2.3 Ansatz einer (anti-)symmetrischen Wellenfunktion . . . . . 34<br />
4 Zusammenfassung <strong>der</strong> Einteilchen-Ergebnisse 39<br />
4.1 Lösungen <strong>der</strong> Einteilchen-Gleichungen . . . . . . . . . . . . . . . 39<br />
4.2 Darstellung <strong>der</strong> Energieeigenwerte in Form einer Rydbergserie . . 41<br />
4.3 Einige ausgewählte Wellenfunktionen . . . . . . . . . . . . . . . . 43<br />
5 Lösungen <strong>der</strong> Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung 47<br />
5.1 Ansatz über bosonische Wellenfunktionen . . . . . . . . . . . . . . 47<br />
5.1.1 Energieeigenwerte . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 47<br />
5.1.2 Zur Genauigkeit <strong>der</strong> erhaltenen Energieeigenwerte . . . . . 48<br />
5.2 Ansatz über eine Produktwellenfunktion . . . . . . . . . . . . . . 48<br />
5.2.1 Das Zweiteilchen-Problem . . . . . . . . . . . . . . . . . . 49<br />
5.2.1.1 Energieeigenwerte . . . . . . . . . . . . . . . . . 49<br />
5.2.1.2 Einige ausgewählte Wellenfunktionen . . . . . . . 55<br />
5.2.2 Das Dreiteilchen-Problem . . . . . . . . . . . . . . . . . . 60<br />
5.2.2.1 Energieeigenwerte . . . . . . . . . . . . . . . . . 60<br />
5.2.2.2 Einige ausgewählte Wellenfunktionen . . . . . . . 64<br />
5.2.3 Zur Genauigkeit <strong>der</strong> erhaltenen Energieeigenwerte . . . . . 67<br />
5.2.4 Ausblick: Das Zehnteilchen-Problem . . . . . . . . . . . . 67<br />
5.3 Ausblick: Unterschiedliche Massen . . . . . . . . . . . . . . . . . . 70<br />
5.4 Kritik am Penroseschen Ansatz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 72<br />
6 Teilchenzahlabhängige Diskussion <strong>der</strong> verschiedenen Ergebnisse 77<br />
6.1 Vergleich zwischen Einteilchen- und totalsymmetrischen<br />
Mehrteilchen-Ansatz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 77<br />
6.2 Vergleich zwischen den unsymmetrischen Wellenfunktionen . . . . 81
Inhaltsverzeichnis iii<br />
6.3 Vergleich von totalsymmetrischen Ansatz mit unsymmetrischer<br />
Wellenfunktion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 84<br />
7 Zusammenfassung 85<br />
7.1 Ziele <strong>der</strong> Diplomarbeit . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 85<br />
7.2 Ergebnisse <strong>der</strong> Diplomarbeit . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 85<br />
7.3 Ausblick . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 86<br />
A Hermitesche Operatoren 89<br />
B Reihenentwicklung von ψ(r) und V (r) um r = 0 herum. 91<br />
Literatur 97
iv Inhaltsverzeichnis
Abbildungsverzeichnis<br />
2.1 Freies Teilchen: a) in <strong>der</strong> flachen Minkowski-Raum-Zeit und b) in<br />
<strong>der</strong> gekrümmten Raum-Zeit <strong>der</strong> Allgemeinen Relativitätstheorie . 6<br />
2.2 Schematischer Aufbau des Gedankenexperimentes . . . . . . . . . 6<br />
2.3 Zur Überlagerung von verschiedenen Raum-Zeiten . . . . . . . . . 8<br />
3.1 Grundzustandswellenfunktion <strong>der</strong> Einteilchen-Newton-<br />
Schrödinger-Gleichung <strong>für</strong> verschiedene Startwerte <strong>für</strong> V0 . . . . . 26<br />
3.2 Anpassung von E − const<br />
r an die numerischen Werte von V (r) . . 27<br />
3.3 A(r) und B(r) sowie Φ(r) <strong>für</strong> eine Kombination des 2. und 4.<br />
angeregten Zustandes des Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-Systems 33<br />
3.4 Kombination des 4. und 5. angeregten Zustandes sowie das<br />
Produkt bei<strong>der</strong> Zustände <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-<br />
Gleichung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37<br />
3.5 Kombination des 7. und 8. angeregten Zustandes sowie das<br />
Produkt bei<strong>der</strong> Zustände <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-<br />
Gleichung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 38<br />
4.1 Effektive Quantenzahl νn in Abhängigkeit vom Anregungsgrad . . 43<br />
4.2 Grundzustandswellenfunktion (n = 0) und zugehöriges selbstkonsistentes<br />
Potential V (r) = E − Φ(r) <strong>der</strong> Einteilchen-Newton-<br />
Schrödinger-Gleichung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 44<br />
4.3 Dritter angeregter Zustand (n = 3) und zugehöriges selbstkonsistentes<br />
Potential V (r) = E − Φ(r) <strong>der</strong> Einteilchen-Newton-<br />
Schrödinger-Gleichung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 44<br />
4.4 10. angeregter Zustand (n = 10) und zugehöriges selbstkonsistentes<br />
Potential V (r) = E − Φ(r) <strong>der</strong> Einteilchen-Newton-<br />
Schrödinger-Gleichung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 45<br />
4.5 30. angeregter Zustand (n = 30) und zugehöriges selbstkonsistentes<br />
Potential V (r) = E − Φ(r) <strong>der</strong> Einteilchen-Newton-<br />
Schrödinger-Gleichung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 45<br />
v
vi Abbildungsverzeichnis<br />
5.1 Energie des Grundzustandes und des 1. angeregten Zustandes<br />
bei Kombination mit beliebiger an<strong>der</strong>er Wellenfunktion <strong>der</strong><br />
Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung . . . . . . . . . . . . 52<br />
5.2 Energieserien <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung . . 53<br />
5.3 Energieserien <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung mit<br />
angepassten Geraden . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 54<br />
5.4 Einteilchenfunktion des 1. angeregten Zustandes und zugehöriges<br />
selbstkonsistentes Potential <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-<br />
Gleichung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 55<br />
5.5 Einteilchenfunktion des 8. angeregten Zustandes und zugehöriges<br />
selbstkonsistentes Potential <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-<br />
Gleichung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 56<br />
5.6 Einteilchenfunktion des 15. angeregten Zustandes und zugehöriges<br />
selbstkonsistentes Potential <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-<br />
Gleichung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 56<br />
5.7 Einteilchenfunktion des 19. angeregten Zustandes und zugehöriges<br />
selbstkonsistentes Potential <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-<br />
Gleichung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 57<br />
5.8 Einteilchenfunktion des 37. angeregten Zustandes und zugehöriges<br />
selbstkonsistentes Potential <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-<br />
Gleichung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 57<br />
5.9 Einteilchenfunktion des 40. angeregten Zustandes und zugehöriges<br />
selbstkonsistentes Potential <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-<br />
Gleichung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 58<br />
5.10 Einteilchenfunktion des 43. angeregten Zustandes und zugehöriges<br />
selbstkonsistentes Potential <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-<br />
Gleichung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 58<br />
5.11 Einteilchenfunktion des 57. angeregten Zustandes und zugehöriges<br />
selbstkonsistentes Potential <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-<br />
Gleichung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 59<br />
5.12 Einteilchenfunktion des 64. angeregten Zustandes und zugehöriges<br />
selbstkonsistentes Potential <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-<br />
Gleichung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 59<br />
5.13 Energieserien <strong>der</strong> Dreiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung mit<br />
angepassten Geraden . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 62<br />
5.14 Zum Grenzwert <strong>der</strong> Energieeigenwerte bei <strong>der</strong> Dreiteilchen-<br />
Newton-Schrödinger-Gleichung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 63<br />
5.15 Einteilchenwellenfunktion zu k = 5 und zugehöriges selbstkonsistentes<br />
Potential <strong>der</strong> Dreiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung . 64<br />
5.16 Einteilchenwellenfunktion zu k = 30 und zugehöriges selbstkonsistentes<br />
Potential <strong>der</strong> Dreiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung . 65
Abbildungsverzeichnis vii<br />
5.17 Kombination des 4., 5. und 6. angeregten Einteilchen-Zustandes<br />
und zugehöriges selbstkonsistentes Potential <strong>der</strong> Dreiteilchen-<br />
Newton-Schrödinger-Gl. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 65<br />
5.18 Kombination des 1., 4. und 8. angeregten Einteilchen-Zustandes<br />
und zugehöriges selbstkonsistentes Potential <strong>der</strong> Dreiteilchen-<br />
Newton-Schrödinger-Gl. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 66<br />
5.19 Kombination des 2., 6. und 8. angeregten Einteilchen-Zustandes<br />
und zugehöriges selbstkonsistentes Potential <strong>der</strong> Dreiteilchen-<br />
Newton-Schrödinger-Gl. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 66<br />
5.20 Kombination des 6., 7. und 8. angeregten Einteilchen-Zustandes<br />
und zugehöriges selbstkonsistentes Potential <strong>der</strong> Dreiteilchen-<br />
Newton-Schrödinger-Gl. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 67<br />
5.21 Zum Grenzwert <strong>der</strong> Energieeigenwerte <strong>der</strong> Zehnteilchen-Newton-<br />
Schrödinger-Gleichung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 68<br />
5.22 Eine Energieserie <strong>der</strong> Zehnteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung<br />
mit angepasster Gerade . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 69<br />
6.1 2. angeregter Zustand einer totalsymmetrischen Wellenfunktion als<br />
Lösung <strong>der</strong> Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung <strong>für</strong> 1, 3<br />
und 10 Teilchen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 78<br />
6.2 4. angeregter Zustand einer totalsymmetrischen Wellenfunktion als<br />
Lösung <strong>der</strong> Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung <strong>für</strong> 1, 3<br />
und 10 Teilchen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 78<br />
6.3 8. angeregter Zustand einer totalsymmetrischen Wellenfunktion als<br />
Lösung <strong>der</strong> Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung <strong>für</strong> 1, 3<br />
und 10 Teilchen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 79<br />
6.4 Potential <strong>für</strong> eine totalsymmetrische Wellenfunktion als Lösung<br />
<strong>der</strong> Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung <strong>für</strong> 1 Teilchen . . 80<br />
6.5 Potentiale <strong>für</strong> eine totalsymmetrische Wellenfunktion als Lösung<br />
<strong>der</strong> Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung <strong>für</strong> 1 und 3 Teilchen<br />
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 80<br />
6.6 Potentiale <strong>für</strong> eine totalsymmetrische Wellenfunktion als Lösung<br />
<strong>der</strong> Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung <strong>für</strong> 1, 3 und 10<br />
Teilchen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 81<br />
6.7 Zu ψ01, ψ001 und ψ011 gehören<strong>der</strong> Einteilchen-Grundzustand und<br />
zugehöriges Potential . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 82<br />
6.8 Zu ψ01, ψ001 und ψ0 9 1 gehören<strong>der</strong> Einteilchen-Grundzustand . . . 83<br />
6.9 Zu ψ01, ψ001 und ψ 0 9 1 gehören<strong>der</strong> Einteilchen-1. angeregter Zustand 83
viii Abbildungsverzeichnis
Tabellenverzeichnis<br />
2.1 Lebensdauern ∆T bei Masse m und ” Abstand“ d . . . . . . . . . 9<br />
2.2 Gravitative Rydbergenergie ERyd und gravitativer Bohrradius aB<br />
<strong>für</strong> verschiedene Massen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13<br />
4.1 Energieeigenwerte <strong>der</strong> Einteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung 40<br />
4.2 Zur Genauigkeit <strong>der</strong> Energieeigenwerte <strong>der</strong> Einteilchen-Newton-<br />
Schrödinger-Gleichung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41<br />
4.3 Energieeigenwerte und zugehörige effektive Quantenzahl νn und<br />
Quantendefekt µn . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 42<br />
5.1 Energieeigenwerte <strong>der</strong> Ein-, Zwei- und Zehnteilchen-Newton-<br />
Schrödinger-Gleichung <strong>für</strong> totalsymmetrische Wellenfunktionen . . 48<br />
5.2 Energieeigenwerte <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-<br />
Gleichung bei einem Produktansatz . . . . . . . . . . . . . . . . . 51<br />
5.3 Energieserie <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung mit<br />
ϕ2(r2) als Einteilchen-Grundzustand . . . . . . . . . . . . . . . . 51<br />
5.4 Energieserie <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung mit<br />
ϕ2(r2) als vierter angeregter Einteilchenzustand . . . . . . . . . . 52<br />
5.5 Energieeigenwerte <strong>der</strong> Dreiteilchen-Newton-Schrödinger-<br />
Gleichung bei einem Produktansatz . . . . . . . . . . . . . . . . . 61<br />
5.6 Energieserie <strong>der</strong> Dreiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung mit<br />
ϕ2(r2) und ϕ3(r3) als Einteilchen-Grundzustand . . . . . . . . . . 61<br />
5.7 Energieserie <strong>der</strong> Dreiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung mit<br />
ϕ2(r2) als dritter und ϕ3(r3) als vierter angeregter Einteilchenzustand<br />
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 62<br />
5.8 Energieserie zu ϕ2, ϕ3 . . . ϕ10 als Grundzustand . . . . . . . . . . . 68<br />
5.9 Energieeigenwerte <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-<br />
Gleichung <strong>für</strong> m1 = m2 und 2m1 = m2. . . . . . . . . . . . . . . 71<br />
5.10 Energieeigenwerte <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-<br />
Gleichung <strong>für</strong> 3m1 = m2 und 4m1 = m2. . . . . . . . . . . . . . . 72<br />
5.11 Energieeigenwerte <strong>für</strong> den Fall wechselwirken<strong>der</strong> Teilchen . . . . . 74<br />
ix
x Tabellenverzeichnis
Kapitel 1<br />
Einführung<br />
Die Newton-Schrödinger-Gleichung ist die Grundgleichung einer von Penrose<br />
[Penrose (1995)] aufgestellten nicht-relativistischen Theorie <strong>der</strong> Quantengravitation.<br />
Penrose hat sie vorgeschlagen, um den quantenmechanischen Kollaps <strong>der</strong> Wellenfunktion<br />
bei Messprozessen auf eine, im Normalfall vernachlässigbare, selbstgravitative<br />
Wechselwirkung zurückzuführen. Die Newton-Schrödinger-Gleichung<br />
ist vom Typ einer nichtlinearen Schrödinger-Gleichung, die bisher nur bruchstückhaft,<br />
insbeson<strong>der</strong>e <strong>für</strong> ein Teilchen, in <strong>der</strong> Literatur untersucht wurde. Sie steht<br />
daher im Mittelpunkt wissenschaftlicher Anstrengungen im In- und Ausland.<br />
Ziel dieser Arbeit ist es, die Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung <strong>für</strong> verschiedene<br />
Ansätze von Wellenfunktionen und verschiedene Teilchenzahlen, aber<br />
stets im Rahmen <strong>der</strong> s-Wellen-Näherung zu lösen.<br />
Dazu werden in Kapitel 2 zuerst einige Grundlagen zu den Einteilchen-<br />
Gleichungen vorgestellt und ein Teil ihrer Eigenschaften diskutiert. Aus diesen<br />
werden die Mehrteilchen-Gleichungen analog zu [Jones (1995)] aufgestellt und<br />
<strong>der</strong>en Eigenschaften abgeleitet. In Kapitel 3 werden dann verschiedene Ansätze<br />
<strong>für</strong> die Wellenfunktionen vorgestellt und mit diesen die Mehrteilchen-Gleichungen<br />
<strong>für</strong> verschiedene Teilchenzahlen numerisch gelöst. Die dabei verwendeten Verfahren<br />
werden ebenfalls in diesem Kapitel erläutert.<br />
In Kapitel 4 wird, <strong>der</strong> Vollständigkeit halber, zuerst die Einteilchen-Newton-<br />
Schrödinger-Gleichung gelöst und es werden die Ergebnisse mit <strong>der</strong> Literatur<br />
verglichen.<br />
Das nächste Kapitel 5 bildet schließlich das Herzstück dieser Arbeit. In ihm<br />
werden erstmals Energieigenwerte, Wellenfunktionen und zugehörige Potentiale<br />
zur Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung präsentiert. In Kapitel 6 schließt<br />
sich dann eine teilchenzahlabhängige Diskussion <strong>der</strong> Ergebnisse an.<br />
In Kapitel 7 werden abschließend die erzielten Ergebnisse zusammengefasst und<br />
es wird ein kleiner Ausblick auf mögliche weiterführende Arbeiten gegeben.<br />
1
2 Kapitel 1. Einführung<br />
In <strong>der</strong> gesamten Diplomarbeit werden folgende Konventionen verwendet:<br />
• Vektoren werden fettgedruck dargestellt: → r ≡ r<br />
• Bei Einteilchenfunktion bedeutet ϕi(n = 3, ri), dass die Wellenfunktion<br />
ϕi(ri) den dritten angeregten Zustand, also n = 3 beschreibt<br />
• Bei Mehrteilchen-Gesamtwellenfunktionen kennzeichnen die Indizes den<br />
Zustand <strong>der</strong> Einteilchen-Wellenfunktionen, aus denen <strong>der</strong> Gesamtzustand<br />
konstruiert wird. Es bedeutet zum Beispiel ψ01 bei einem Zweiteilchen-<br />
Produktansatz<br />
ψ01 = ϕ1(n1 = 0, r1) · ϕ2(n2 = 1, r2),<br />
also eine Kombination aus dem Grundzustand und dem ersten angeregten<br />
Zustand, o<strong>der</strong> bei einem Dreiteilchen-Produktansatz bedeutet ψ335<br />
ψ335 = ϕ1(n1 = 3, r1) · ϕ2(n2 = 3, r2) · ϕ3(n3 = 5, r3),<br />
also eine Kombination aus zwei dreifach angeregten und einem fünffach<br />
angeregten Zustand.<br />
• Bei großer Teilchenzahl gilt:<br />
ψ00044448888888 ≡ ψ 0 3 4 4 8 7. (1.1)
Kapitel 2<br />
<strong>Theoretische</strong> Grundlagen<br />
In diesem Kapitel sollen die theoretischen Grundlagen <strong>für</strong> diese Arbeit bereitgestellt<br />
werden. Nach einer kurzen Vorbetrachtung werden die Einteilchen-Newton-<br />
Schrödinger-Gleichungen hergeleitet und diese dann auf zwei und schließlich auf<br />
N Teilchen erweitert.<br />
2.1 Vorbetrachtung<br />
In <strong>der</strong> Quantenmechanik wird ein System durch eine, im Allgemeinen komplexe<br />
Wellenfunktion ψ(r, t) beschrieben, <strong>der</strong>en Betragsquadrat<br />
ρ(r, t) = |ψ(r, t)| 2<br />
die Wahrscheinlichkeitsdichte da<strong>für</strong> darstellt, das System zur Zeit t am Ort r vorzufinden.<br />
Die Wellenfunktion wie<strong>der</strong>um ist Lösung einer linearen und homogenen<br />
partiellen Differentialgleichung erster Ordnung in <strong>der</strong> Zeit und zweiter Ordnung<br />
in den Ortskoordinaten, <strong>der</strong> Schrödinger-Gleichung:<br />
Dabei ist H(r, t) <strong>der</strong> Hamiltonoperator:<br />
H(r, t)ψ(r, t) = i ∂<br />
ψ(r, t). (2.1)<br />
∂t<br />
H(r, t) = − 2<br />
∆ + V (r, t). (2.2)<br />
2m<br />
Im Normalfall und vor allem bei den folgenden Problemstellungen ist das<br />
Potential zeitunabhängig. Dann ist es möglich, die stationäre, zeitunabhängige<br />
Schrödinger-Gleichung aufzustellen. Dazu setzt man die Wellenfunktion in <strong>der</strong><br />
Form<br />
iEt<br />
−<br />
ψ(r, t) = e ψ(r) (2.3)<br />
3
4 Kapitel 2. <strong>Theoretische</strong> Grundlagen<br />
in die zeitabhängige Schrödinger-Gleichung ein und erhält die stationäre<br />
Schrödinger-Gleichung<br />
H(r)ψ(r) = Eψ(r). (2.4)<br />
Dies ist eine Eigenwertgleichung mit einem Satz von Eigenfunktionen {ψi(r)}<br />
und den zugehörigen Energieeigenwerten Ei.<br />
Die Bestimmung <strong>der</strong> Energieeigenwerte ist ein Beispiel <strong>für</strong> ein wichtiges und keineswegs<br />
triviales Problem <strong>der</strong> Quantenmechanik: dem Messprozess. Dieser wird<br />
im Allgemeinen durch solch eine Eigenwertgleichung dargestellt;<br />
Â(x)ψ(x) = aψ(x). (2.5)<br />
Dabei ist Â(r) ein hermitescher (d.h. selbstadjungierter) Operator: Â(r) =<br />
 + (r). Eine sehr wichtige Eigenschaft eines hermiteschen Operators ist, dass<br />
die Eigenwerte reell sind (siehe Anhang A).<br />
Wie lässt sich <strong>der</strong> Messprozess quantenmechanisch verstehen? Führt man eine<br />
Messung durch, kollabiert das System in einen Eigenzustand ψi(r) zu dem Operator<br />
des Messprozesses. Dieser Kollaps lässt sich jedoch durch keinen unitären<br />
Operator darstellen.<br />
Um das Problem des Messprozesses zu lösen gibt es verschiedene Ansätze, auf die<br />
im Folgenden eingegangen werden soll (vgl. [Penrose (1995)]).<br />
• Die erste und bekannteste ist die Kopenhagen-Interpretation von Niels<br />
Bohr. Nach dieser beschreibt die Wellenfunktion ψ(r, t) nicht das ganze<br />
System, son<strong>der</strong>n nur unser begrenztes Wissen darüber.<br />
Die Wellenfunktion ist hierbei eigentlich nur ein mathematisches Werkzeug,<br />
welches uns in die Lage versetzt, zu berechnen, was passiert, wenn das System<br />
mit einer klassischen Messapperatur in Kontakt gebracht wird. Der<br />
Kollaps wird also von unserem beschränkten Wissen als ein nicht unitärer<br />
Vorgang interpretiert, obwohl die Realität, die wir nicht wahrnehmen<br />
können, sich eigentlich unitär entwickelt hat.<br />
• Eng mit <strong>der</strong> Kopenhagen-Interpretation verwandt ist ein Ansatz, bei dem<br />
über die Verschränkung mit <strong>der</strong> Umgebung argumentiert wird. Nach dieser<br />
muss man das ” große Ganze“ sehen. Also nicht nur unser kleines System,<br />
son<strong>der</strong>n auch die gesamte Umgebung, vorzugsweise das ganze Universum.<br />
Der Zeitentwicklungsoperator dieses übergeordneten Systems ist dann zwar<br />
unitär. Wenn man jedoch nur ein kleines Teilsystem betrachtet, hat es wie<strong>der</strong><br />
bei <strong>der</strong> Messung einen spontanen, also nicht unitären Kollaps in einen<br />
Eigenzustand gegeben.<br />
• Die ” Viele-Welten-Theorie 1 “ ist schließlich eine weitere Beschreibung, nach<br />
<strong>der</strong> ein System immer in allen möglichen Zuständen vorliegt. Der Beobach-<br />
1 o<strong>der</strong> auch Everett-Interpretation
2.1. Vorbetrachtung 5<br />
ter ist nun eine Überlagerung von mehreren Beobachtern. Dieser übergeordnete<br />
Beobachter sieht immer das gesamte System, während die einzelnen<br />
untergeordneten Beobachter, wenn sie den Zustand messen, sich mit dem<br />
System verschränken und dadurch nur noch einen Teil des Systems sehen,<br />
eben den Eigenzustand in ihrer jeweiligen Realität.<br />
• Demgegenüber steht die Theorie, dass sowohl <strong>der</strong> Kollaps <strong>der</strong> Wellenfunktion<br />
als auch <strong>der</strong>en zeitliche Entwicklung Teile einer übergeordneten großen<br />
Theorie sind. Da solch eine Theorie jedoch im Grenzfall in die uns bekannte<br />
Quantenmechanik übergehen sollte, welche durch heutige Experimente 2<br />
sehr gut überprüft werden kann, darf sich diese Vereinheitlichung nur durch<br />
sehr kleine Korrekturen von <strong>der</strong> heutigen Quantenmechanik unterscheiden.<br />
Insbeson<strong>der</strong>e sollte diese Störung auch heute noch nicht experimentell überprüfbar<br />
sein.<br />
Wenn man sich heutige Experimente zur Quantenmechanik betrachtet,<br />
dann liegt es nahe, die gravitative Wechselwirkung als Korrektur in Betracht<br />
zu ziehen. Diese ist bei den Experimenten so klein, dass man sie<br />
bisher noch nicht messen kann. Auf <strong>der</strong> an<strong>der</strong>en Seite lassen sich in makroskopischen<br />
Systemen, bei denen Gravitation beobachtbar ist, auch noch<br />
keine Quanteneffekte nachweisen.<br />
Im Rahmen dieser Arbeit werden wir uns nun mit einer Theorie <strong>für</strong> die Quantengravitation<br />
beschäftigen, welche ein möglicher Ansatz <strong>für</strong> eine Störung wäre, da<br />
sie klein genug ist, um die bekannten und experimentell überprüfbaren Effekte<br />
<strong>der</strong> Quantenmechanik nicht nachweisbar zu beieinflussen. Allerdings werden wir<br />
dabei auf Schwierigkeiten stoßen, wenn wir versuchen, die Quantenmechanik mit<br />
<strong>der</strong> Allgemeinen Relativitätstheorie zu vereinen.<br />
2.1.1 Die Newton-Schrödinger-Gleichungen nach Penrose<br />
Dies wird schon deutlich, wenn man die verschiedenen Interpretationen <strong>der</strong> Raum-<br />
Zeit betrachtet. In <strong>der</strong> Quantenmechanik wird die Raum-Zeit als flach (minkowskisch)<br />
vorausgesetzt, unabhängig von Massen, die sich in dieser Raum-Zeit<br />
befinden (siehe Abbildung 2.1 a). Ein wesentliches Merkmal <strong>der</strong> Allgemeinen Relativitätstheorie<br />
hingegen ist es, dass Massen die Raum-Zeit verkrümmen (siehe<br />
Abbildung 2.1 b). Dies sollte dann auch auf die Wellenfunktion <strong>der</strong> Masse rückwirken.<br />
In <strong>der</strong> Quantenmechanik wird das freie Teilchen, welches in <strong>der</strong> flachen Raum-<br />
Zeit existiert, durch eine ebene Welle beschrieben, die im ganzen Raum eine<br />
konstante Aufenthaltswahrscheinlichkeit hat. Ist jedoch die Raum-Zeit durch die<br />
Masse des freien Teilchens gekrümmt 3 , wie es die Allgemeine Relativitätstheorie<br />
2 Zum Beispiel das Doppelspaltexperiment.<br />
3 Das Teilchen ist dann allerdings eben nicht mehr frei.
6 Kapitel 2. <strong>Theoretische</strong> Grundlagen<br />
(a)<br />
m<br />
Abb. 2.1: Freies Teilchen: a) in <strong>der</strong> flachen Minkowski-Raum-Zeit und b) in <strong>der</strong><br />
gekrümmten Raum-Zeit <strong>der</strong> Allgemeinen Relativitätstheorie<br />
for<strong>der</strong>t, sollte die Wellenfunktion lokalisiert werden, d.h. sie sollte eine höhere<br />
Aufenthaltswahrscheinlichkeit in <strong>der</strong> Umgebung des klassischen Ortes als weit<br />
entfernt davon haben.<br />
Um die damit zusammenhängenden prinzipiellen theoretischen Probleme zu veranschaulichen,<br />
wollen wir ein Gedankenexperiment diskutieren, welches von Penrose<br />
in [Penrose (1995)] und [Penrose (1998b)] vorgeschlagen wurde. Es beschäftigt<br />
sich mit Überlagerungszuständen <strong>der</strong> Quantenmechanik im gekrümmten<br />
Raum <strong>der</strong> Allgemeinen Relativitätstheorie.<br />
2.1.1.1 Gedankenexperiment zur Überlagerung von makroskopischen<br />
Zuständen<br />
Photonenquelle<br />
Photon<br />
Spiegel<br />
Detektor<br />
¡ ¡<br />
¡ ¡<br />
¡ ¡<br />
¡ ¡<br />
m<br />
(b)<br />
Schieber<br />
massives Objekt<br />
Abb. 2.2: Schematischer Aufbau des Gedankenexperimentes<br />
In Abbildung 2.2 ist dieses Gedankenexperiment zur Überlagerung von zwei Zu-
2.1. Vorbetrachtung 7<br />
ständen eines massiven Objektes dargestellt. Ein Photon wird auf einen halbdurchlässigen<br />
Spiegel geschickt. Wenn es nicht reflektiert wird, trifft es auf einen<br />
Detektor und löst damit eine mechanische Vorrichtung (z.B. einen verschiebbaren<br />
Stempel) aus, welche das Objekt um ein kleines Stück bewegt 4 . Dabei soll es<br />
genau zwei Positionen geben, an denen sich <strong>der</strong> Stempel befinden kann. Da man<br />
jedoch zwecks Schwerpunktserhaltung eine große Bezugsmasse braucht, tritt das<br />
Problem auf, dass das Gravitationsfeld dieser Masse das des zu verschiebenden<br />
Objektes bei weitem überwiegt. Man kann sich, <strong>der</strong> Einfachheit halber, das ganze<br />
Experiment im Zentrum einer großen Hohlkugel aufgebaut vorstellen. Dort verschwindet<br />
das Gravitationsfeld <strong>der</strong> Kugel und man kann die Gravitationseffekte<br />
im Experiment beobachten.<br />
Da sich das Objekt an den zwei möglichen Positionen in Ruhe befindet, kann<br />
man davon ausgehen, dass die Gesamtenergie E des Systems jeweils gleich ist.<br />
Das heißt die beiden Zustände sind Lösungen <strong>der</strong> Schrödinger-Gleichung<br />
H|ψ1〉 = E|ψ1〉 und<br />
H|ψ2〉 = E|ψ2〉.<br />
Solange man noch keine Messung durchgeführt hat, befindet sich das System in<br />
einem Überlagerungszustand <strong>der</strong> entarteten Zustände, also<br />
|ψ〉 = c1|ψ1〉 + c2|ψ2〉. (2.6)<br />
Hierbei tritt jedoch sofort ein Problem auf, wenn man zusätzlich die Gravitation<br />
bzw. die Effekte <strong>der</strong> Allgemeine Relativitätstheorie berücksichtigt.<br />
In <strong>der</strong> ART erzeugt jede Masse <strong>für</strong> sich eine eigene gekrümmte Raum-Zeit. Es<br />
erweist sich dann aber als unmöglich, Punkte zweier verschiedener Raum-Zeiten<br />
miteinan<strong>der</strong> global zu identifizieren. Bei Überlagerung <strong>der</strong> beiden Zustände |ψ1〉<br />
und |ψ2〉 werden daher automatisch auch zwei Raum-Zeiten miteinan<strong>der</strong> überlagert<br />
(Vergleich Abbildung 2.3). Neben <strong>der</strong> Frage, wie diese Überlagerung aus<br />
zwei verschiedenen Raum-Zeiten aussieht, muss man sich auch noch überlegen:<br />
Wie stabil ist ein <strong>der</strong>art präparierter Überlagerungszustand überhaupt, d.h. wie<br />
groß ist seine Lebensdauer?<br />
Diese Frage kann man auch auf eine an<strong>der</strong>e zurückführen: Ist eine Zustandskonfiguration<br />
instabil, hat also nur eine endliche Lebensdauer, dann hat sie auch<br />
eine endliche Energieunschärfe. Wenn man also die Energieunschärfe bestimmen<br />
kann, kann man auch die Lebensdauer abschätzen. Dies soll im folgenden Abschnitt<br />
versucht werden.<br />
2.1.1.2 Energieunschärfe eines Überlagerungszuständes<br />
Da eine exakte Punktidentifikation zwischen zwei Raum-Zeiten in <strong>der</strong> Allgemeinen<br />
Relativitätstheorie nicht möglich ist, muss man sich mit einer ungefähren<br />
4 Dieses Experiment entspricht vom Prinzip her <strong>der</strong> Schrödinger-Katze.
8 Kapitel 2. <strong>Theoretische</strong> Grundlagen<br />
g <br />
m +<br />
=<br />
g´ <br />
Abb. 2.3: Zur Überlagerung von verschiedenen Raum-Zeiten<br />
Abbildung behelfen. Dazu betrachtet man die Newtonsche Gravitation unter dem<br />
Gesichtspunkt <strong>der</strong> Newton-Cartan-Raum-Zeit [Misner u. a. (1973)]. In dieser hat<br />
man eine universelle Zeitkoordinate, die damit einfach zu identifizieren ist.<br />
Um die Energieunschärfe abzuschätzen, führt Penrose in [Penrose (1995)] die<br />
Punktidentifikation auf die lokalen Abweichungen ihrer Metriken zurück. Dazu<br />
betrachtet er die Geodäten einer Testmasse. Diese geben die Freifallbeschleunigung<br />
dieser Testmasse in einem identifizierten Punkt. Seien F 1 und F 2 die Kräfte<br />
pro Masseeinheit in eben diesem Punkt in den beiden verschiedenen Raum-Zeiten.<br />
Dann ist<br />
1<br />
G (F 1 − F 2) 2<br />
m<br />
(2.7)<br />
eine skalare Größe und invariant unter orthogonalen Koordinatentransformationen.<br />
Da es sich bei <strong>der</strong> Gravitation um ein konservatives Kraftfeld handelt, kann<br />
man die Kräfte auch durch die jeweiligen Potentiale Φ1 und Φ2 ausdrücken. Dabei<br />
gilt:<br />
F 1 = −∇Φ1 bzw. F 2 = −∇Φ2. (2.8)<br />
Um die Energieunschärfe ∆E abzuschätzen, wird <strong>der</strong> Skalar (2.7) über den dreidimensionalen<br />
Raum bei konstanter Zeit integriert<br />
∆E = 1<br />
<br />
(∇Φ1 − ∇Φ2)<br />
G<br />
2 d 3 r<br />
= 1<br />
<br />
(∇Φ1 − ∇Φ2)(∇Φ1 − ∇Φ2)d<br />
G<br />
3 r (2.9)<br />
= − 1<br />
<br />
(Φ1 − Φ2)(∇<br />
G<br />
2 Φ1 − ∇ 2 Φ2)d 3 r.
2.1. Vorbetrachtung 9<br />
m [kg] d [m] ∆T [s] Kommentar<br />
10 −30 10 −10 10 25 Elektron mit d = aB<br />
10 −27 10 −10 10 19 Nukleon mit d = aB<br />
10 −18 10 −7 10 4 Wassertropfen mit r = 10 −7 m, berhrend<br />
10 −12 10 −5 10 −6 Wassertropfen mit r = 10 −5 m, berhrend<br />
Tab. 2.1: Lebensdauern ∆T bei Masse m und ” Abstand“ d<br />
Verwendet man nun die gravitative Poisson-Gleichung 5<br />
∆Φi = 4πGρi<br />
(2.10)<br />
mit den Massendichten ρi, dann gilt <strong>für</strong> die Energieunschärfe<br />
<br />
∆E = (Φ1 − Φ2)(ρ1 − ρ2)d 3 r. (2.11)<br />
Schreibt man noch die Poisson-Gleichung in integraler Form<br />
<br />
Φi(r) = G<br />
ρi(˜r)<br />
|r − ˜r| d3˜r (2.12)<br />
erhält man <strong>für</strong> (2.11)<br />
<br />
(ρ1(r) − ρ2(r))(ρ1(˜r) − ρ2(˜r))<br />
∆E =<br />
d<br />
|r − ˜r|<br />
3 rd 3 ˜r. (2.13)<br />
Diese Energieunschärfe entspricht also gerade <strong>der</strong> Wechselwirkungsenergie <strong>der</strong><br />
Differenz <strong>der</strong> Dichteverteilung in ihrem eigenen Gravitationsfeld. Mit <strong>der</strong> Energie-<br />
Zeit-Unschärferelation<br />
ist es nun möglich, die Lebensdauer<br />
∆E∆T ≈ (2.14)<br />
<br />
∆T = (ρ1(r)−ρ2(r))(ρ1(˜r)−ρ2(˜r))<br />
d |r−˜r|<br />
3 rd 3 ˜r<br />
(2.15)<br />
abzuschätzen. In Tabelle 2.1 sind einige Beispiele <strong>für</strong> die Lebensdauern dieser so<br />
präparierten Zustände aufgeführt, wenn sich <strong>der</strong> Ort <strong>der</strong> Masse in den beiden<br />
Raum-Zeiten <strong>der</strong> Eigenzustände um den Abstand d unterscheidet. Man erkennt,<br />
dass die Entartung <strong>der</strong> Zustände schon kleiner Massen, wie zum Beispiel eines<br />
Wassertropfens, nur eine Zeitspanne im Mikrosekundenbereich existiert, bevor<br />
das System in einen Eigenzustand kollabiert.<br />
Für die meisten makroskopischen Objekte ist also die Lebensdauer dieser Entartung<br />
so klein, dass sie nicht mehr messbar ist.<br />
5 Die Poisson-Gleichung ist ja bekanntlich <strong>der</strong> nicht-relativistische Grenzfall <strong>der</strong><br />
Einsteinschen-Feldgleichungen.
10 Kapitel 2. <strong>Theoretische</strong> Grundlagen<br />
2.1.1.3 Aufstellen <strong>der</strong> Gleichungen<br />
Es verbleibt noch die Frage, wie die Eigenzustände bzw. <strong>der</strong> Hamilton-Operator<br />
einer zu dieser Problemstellung gehörenden Schrödinger-Gleichung aussehen. Diese<br />
können offensichtlich nicht die üblichen Lösungen eines freien Teilchens <strong>der</strong><br />
nicht-relativistischen Quantenmechanik sein. Wir haben bereits festgestellt, dass<br />
sich die Energieunschärfe eines Überlagerungszustandes aus zwei Metriken über<br />
die gravitative Selbstwechselwirkung einer Dichteverteilung annähern lässt. Also<br />
liegt es nahe, die potentielle Energie im Hamilton-Operator (2.2)<br />
H(r, t) = − 2<br />
∆ + V (r, t)<br />
2m<br />
durch das Gravitationspotential (2.12) zu ersetzen, welches aus <strong>der</strong> gravitativen<br />
Poisson-Gleichung (2.10) stammt. Dabei geht man üblicherweise davon aus, dass<br />
die Dichte bei einer Punktmasse m eine Diracsche Deltafunktion ist.<br />
ρ(r) = mδ(r − r0) (2.16)<br />
Um die Rückwirkung <strong>der</strong> Krümmung <strong>der</strong> Raum-Zeit durch die Massen zu inkorporieren,<br />
hat Penrose vorgeschlagen, die Massendichte über die quantenmechanische<br />
Aufenthaltswahrscheinlichkeitsdichte<br />
ρ(r) = m|ψ(r)| 2<br />
(2.17)<br />
zu berechnen. Damit sind die Eigenzustände die Lösungen eines Systems von zwei<br />
Differentialgleichungen, welches man die Newton-Schrödinger-Gleichungen<br />
nennt:<br />
bzw. in integraler Form<br />
<br />
Eψ(r) = − 2<br />
<br />
∆ + mΦ(r) ψ(r) und<br />
2m<br />
(2.18)<br />
∆Φ(r) = −4πGm|ψ(r)| 2<br />
(2.19)<br />
2 ∆ψ(r) =<br />
2m<br />
<br />
−E − Gm 2<br />
′ 2 |ψ(r )|<br />
|r − r ′ | d3r ′<br />
<br />
ψ(r). (2.20)<br />
Dieser Ansatz berücksichtigt die Rückwirkung <strong>der</strong> Krümmung <strong>der</strong> Raum-Zeit<br />
durch die Massen auf <strong>der</strong>en Eigenzustände. Formal ist dies eine nichtlineare<br />
Schrödinger-Gleichung, in <strong>der</strong> das Teilchen ein Potential sieht, welches sich aus<br />
seiner Aufenthaltswahrscheinlichkeit ergibt 6 .<br />
6 Dies ist im Sinne <strong>der</strong> Hartree-Näherung <strong>der</strong> Vielteilchen-Quantenmechanik zu verstehen, wo<br />
ein herausgegriffenes Teilchen das über die Aufenthaltswahrscheinlichkeit aller an<strong>der</strong>en Teilchen<br />
gemittelte Potential sieht.
2.1. Vorbetrachtung 11<br />
2.1.2 Skizze <strong>der</strong> mathematischen Herleitung<br />
Man kann die Newton-Schrödinger-Gleichungen auch als Grenzfall einer Quantisierung<br />
<strong>der</strong> Newton-Cartan-Raum-Zeit aus <strong>der</strong> Variation des Wirkungsfunktionals<br />
herleiten [Christian (1997)]:<br />
<br />
I = dt d 3 <br />
1 2<br />
r Φ∆Φ +<br />
8πG 2m δij∂iΨ∂jΨ+ i <br />
2 (Ψ∂tΨ<br />
<br />
− Ψ∂tΨ) − mΨΨΦ . (2.21)<br />
Variation nach dem skalaren Potential Φ ergibt<br />
∆Φ = 4πG<br />
< ψ|ψ > mψψ∗ . (2.22)<br />
Falls die Wellenfunktionen normiert sind, gilt außerdem < ψ|ψ >= 1. Damit<br />
entspricht Gleichung (2.22) <strong>der</strong> Poisson-Gleichung (2.18). Auf <strong>der</strong> an<strong>der</strong>en Seite<br />
liefert die Variation nach dem Materiefeld Ψ die Schrödinger-Gleichung<br />
<br />
i∂tψ = − 2<br />
<br />
∆ + mΦ ψ (2.23)<br />
2m<br />
mit einem externen Gravitationspotential Φ, welche <strong>der</strong> Gleichung (2.19) entspricht.<br />
Die vollständige Herleitung <strong>der</strong> einzelnen Gleichungen würde den Rahmen<br />
dieser Arbeit sprengen.<br />
2.1.3 Die Newton-Schrödinger-Gleichung im Kontext<br />
nichtlinearer Schrödinger-Gleichungen und <strong>der</strong><br />
Bose-Einstein-Kondensation<br />
Betrachten wir die integrale Form <strong>der</strong> Newton-Schrödinger-Gleichung (2.20). Diese<br />
ist Teil einer Klasse nichtlinearer Schrödinger-Gleichungen <strong>der</strong> Form<br />
2 <br />
∆ψ(r) = −E + K(r, r<br />
2m ′ )|ψ(r ′ )| 2 d 3 r ′<br />
<br />
ψ(r). (2.24)<br />
mit dem Integralkern<br />
Wenn man jedoch statt dessen K durch<br />
KNSG(r, r ′ ) = − Gm2<br />
|r − r ′ . (2.25)<br />
|<br />
KBEC(r, r ′ ) = gδ(r − r ′ ) (2.26)
12 Kapitel 2. <strong>Theoretische</strong> Grundlagen<br />
ersetzt, erhält man die Gross-Pitaevskii-Gleichung <strong>der</strong> Bose-Einstein-<br />
Kondensation, falls das in <strong>der</strong> folgenden Gleichung (2.27) zusätzlich auftretende<br />
externe Potential Vext(r) = 0 ist:<br />
<br />
− 2<br />
2m ∆ + Vext(r) − g|ψ(r)| 2<br />
<br />
ψ(r) = i ∂<br />
ψ(r)<br />
∂t<br />
(2.27)<br />
Ein weiterer wichtiger Integralkern K ist<br />
KBEC,dipolar(r, r ′ P2<br />
2<br />
) = 2d<br />
<br />
n r−r′<br />
|r−r ′ <br />
|<br />
|r − r ′ | 3<br />
(2.28)<br />
(dabei ist P2 ein Legendre-Polynom 2.Ordnung). Dieser wurde kürzlich <strong>für</strong> den<br />
Fall von Bose-Einstein-Kondensation in dipolaren Gasen untersucht [Santos u. a.<br />
(2000)].<br />
Vergleichen wir die drei verschiedenen Funktionen K, dann stellen wir fest, dass<br />
es sich bei KBEC um einen Kontaktterm, bei KNSG um einen Monopolterm und<br />
bei KBEC,dipolar um eine Dipolterm handelt. Die Newton-Schrödinger-Gleichung<br />
würde somit ein Bose-Kondensat mit Coulombscher Wechselwirkung beschreiben.<br />
Wenn wir also später das N-Teilchenproblem betrachten, liegt es nahe, uns<br />
dies <strong>für</strong> die Mehrteilchenwellenfunktion zu Nutze zu machen und eine Bosonen-<br />
Wellenfunktion als ersten Ansatz zu wählen.<br />
2.2 Einteilchen-Gleichungen<br />
Hier werden die im vorigen Kapitel aufgestellten Newton-Schrödinger-<br />
Gleichungen soweit vereinfacht, dass es möglich ist, diese, wenn auch nicht analytisch,<br />
so doch wenigstens numerisch zu lösen. Dazu werden zuerst neue Einheiten<br />
gewählt um die Gleichungen in eine dimensionslose Form zu bringen, und<br />
schließlich nur noch radialsymmetrische Lösungen, also s-Wellen betrachtet. Dann<br />
werden einige analytische Eigenschaften <strong>der</strong> Newton-Schrödinger-Gleichung betrachtet.<br />
Dazu gehören spezielle Lösungen sowie das Verhalten <strong>der</strong> Funktionen<br />
<strong>für</strong> r −→ 0 und r −→ ∞.<br />
2.2.1 Natürliche Einheiten<br />
Um die Newton-Schrödinger-Gleichungen dimensionslos zu machen, führen wir,<br />
analog zum quantenmechanischem Wasserstoffproblem, natürliche Energie- und<br />
Längeneinheiten<br />
˜E = E<br />
ERyd<br />
˜r = r<br />
aB
2.2. Einteilchen-Gleichungen 13<br />
ein. Dabei ist ERyd die ” gravitative Rydbergenergie“<br />
und aB <strong>der</strong> ” gravitative Bohrradius“<br />
ERyd = 1<br />
2 α2 Gmc 2<br />
wobei αG die ” gravitative Feinstrukturkonstante“<br />
(2.29)<br />
aB = <br />
, (2.30)<br />
mcαG<br />
αG = Gm2<br />
c<br />
(2.31)<br />
ist. Die Wahl von αG wird im späteren Verlauf des Kapitels noch plausibel werden.<br />
Vorerst kann man mit <strong>der</strong> Analogie zwischen Elektrodynamik und Gra-<br />
vitation argumentieren, bei <strong>der</strong> einfach in <strong>der</strong> Poisson-Gleichung 1<br />
4πɛ0 durch<br />
G und die Ladungsdichte durch die Massendichte ersetzt werden. Dabei ist<br />
−11 Nm2<br />
G = 6, 6726 · 10 kg2 die Gravitationskonstante und = 1, 054573 · 10−34 Js<br />
das Plancksche Wirkungsquantum [Vogel (1999)]. Damit man eine etwas genauere<br />
Vorstellung von <strong>der</strong> Größenordnung von gravitativen Rydbergenergien und<br />
Bohrradien hat, sind in Tabelle 2.2 einige Beispiele aufgeführt, die veranschaulichen<br />
sollen, in welchen Bereichen sich die berechneten Größen befinden, wenn die<br />
Masse m z.B. <strong>der</strong> Elektronenmasse me o<strong>der</strong> <strong>der</strong> Protonenmasse mp o<strong>der</strong> einfach<br />
einem Kilogramm entspricht.<br />
me mP m = 1 kg<br />
ERyd 7, 8354 · 10 −85 eV 1, 6353 · 10 −68 eV 2, 0014 · 10 47 J<br />
aB 2.2049 · 10 32 m 3, 5618 · 10 22 m 1, 6667 · 10 −58 m<br />
Tab. 2.2: Gravitative Rydbergenergie ERyd und gravitativer Bohrradius aB <strong>für</strong><br />
verschiedene Massen<br />
Damit ergeben sich dann die Ersetzungsregeln<br />
∆r = 1<br />
a2 ∆˜r<br />
B<br />
d 3 r = a 3 Bd3˜r ψ(r) = 1<br />
a 3<br />
2<br />
B<br />
ψ(˜r).<br />
Setzen wir dies in Gleichung (2.20) ein, erhalten wir:<br />
2 2<br />
2a 2 B α2 G m2 c 2 ∆˜rψ(˜r) =<br />
<br />
− ˜ E − 2Gm2<br />
aBα 2 G mc2<br />
|ψ(˜r ′ )| 2<br />
|˜r − ˜r ′ | d3 ˜r ′<br />
<br />
. (2.32)
14 Kapitel 2. <strong>Theoretische</strong> Grundlagen<br />
Die linke Seite von Gleichung (2.32) vereinfacht sich, wenn wir den gravitativen<br />
Bohrradius einsetzen, zu:<br />
2 2<br />
2a 2 B α2 G m2 c 2 ∆˜rψ(˜r) = 22 m 2 c 2 α 2 G<br />
2 2 α 2 G m2 c 2 ∆˜rψ(˜r) = ∆˜rψ(˜r).<br />
Die rechte Seite von Gleichung (2.32) wollen wir nun noch einmal genauer anschauen.<br />
Vor allem wollen wir zeigen, dass die Wahl <strong>der</strong> gravitativen Feinstrukturkonstante<br />
in Gleichung (2.31) sinnvoll ist. Dazu setzen wir den Vorfaktor vor<br />
dem Integral<br />
2Gm3cαG α2 = 2<br />
Gmc2 und bestätigen die vermutete Feinstrukturkonstante<br />
αG = Gm2<br />
c .<br />
Der Einfachheit halber werden wir im Folgenden alle ∼ weglassen. Dies bedeutet,<br />
dass ∆ ≡ ∆r = ∆˜r, r = ˜r und E = ˜ E gilt. Damit geht die integrale Newton-<br />
Schrödinger Gleichung (2.20) in die dimensionslose Form<br />
′ 2 |ψ(r )|<br />
∆ψ(r) = −E − 2<br />
|r − r ′ | d3r ′<br />
<br />
ψ(r) (2.33)<br />
über. Man kann natürlich auch die beiden Gleichungen (2.18) und (2.19) auf<br />
dieselbe Art dimensionslos machen, was zu<br />
führt.<br />
∆ψ(r) = (Φ(r) − E)ψ(r) (2.34)<br />
∆Φ(r) = −8π|ψ(r)| 2<br />
(2.35)<br />
2.2.2 Die sphärisch-symmetrischen Newton-Schrödinger-<br />
Gleichungen<br />
Da sich diese Arbeit darauf beschränkt, die Mehrteilchen-Gleichungen in <strong>der</strong><br />
s-Wellen-Näherung zu behandeln und außerdem bisherige Arbeiten über die<br />
Einteilchen-Gleichungen sich beinahe ausschließlich auf radialsymmetrische Probleme<br />
beschränkt haben 7 (siehe hierzu [Epple (2003)] o<strong>der</strong> [Moroz u. a. (1998)]),<br />
werden in diesem Abschnitt die bisherigen drei-dimensionalen Gleichungen (2.34)<br />
7 Es gibt zwar einen Ansatz <strong>für</strong> eine axialsymmetrische Einteilchen-Newton-Schrödinger-<br />
Gleichung [Harrison u. a. (2003)] und auch dazugehörige numerische Lösungen, jedoch gibt es<br />
bisher noch keine Versuche, ein System ohne Symmetrien zu behandeln.
2.2. Einteilchen-Gleichungen 15<br />
und (2.35) zu sphärisch-symmetrischen Gleichungen vereinfacht. Dabei gilt <strong>für</strong><br />
den Laplace-Operator<br />
<br />
2 ∂ 2 ∂<br />
∆r −→ +<br />
∂r2 r ∂r<br />
und somit <strong>für</strong> die Gleichungen (2.34) und (2.35)<br />
<br />
2 ∂ 2 ∂<br />
+ ψ(r) = (Φ(r) − E)ψ(r) (2.36)<br />
∂r2 r ∂r<br />
<br />
2 ∂ 2 ∂<br />
+ Φ(r) = −8π|ψ(r)|<br />
∂r2 r ∂r<br />
2 . (2.37)<br />
Eine letzte Vereinfachung ergibt sich, wenn man<br />
V (r) ≡ E − Φ(r)<br />
definiert. Damit schreiben sich dann die Gleichungen (2.36) und (2.37) als:<br />
<br />
2 ∂ 2 ∂<br />
+ ψ(r) = −V (r)ψ(r) (2.38)<br />
∂r2 r ∂r<br />
<br />
2 ∂ 2 ∂<br />
+ V (r) = −8π|ψ(r)|<br />
∂r2 r ∂r<br />
2 . (2.39)<br />
Diese beiden Differentialgleichungen können nun numerisch, beispielsweise mittels<br />
eines einfachen Runge-Kutta-Verfahrens 4. Ordnung gelöst werden, was in<br />
[Epple (2003)] o<strong>der</strong> [Moroz u. a. (1998)] bzw. [Harrison u. a. (2003)] bereits geschehen<br />
ist.<br />
Im Rahmen dieser Diplomarbeit werden diese Ergebnisse überprüft, bestätigt und<br />
erweitert (siehe Kapitel 4).<br />
Eine etwas an<strong>der</strong>e Herangehensweise, die jedoch auf Grund des deutlich höheren<br />
Speicherbedarfs nicht ganz so genau ist, verwendet einen selbstkonsistenten<br />
Algorithmus und löst direkt die Gleichung (2.33)<br />
∆ψ(r) =<br />
<br />
−E − 8π<br />
∞<br />
0<br />
ψ(r ′ )| 2<br />
|r − r ′ | r′2 dr ′<br />
<br />
ψ(r). (2.40)<br />
Dieses Verfahren wird in <strong>der</strong> späteren Behandlung des Zweiteilchen-Problems die<br />
Methode <strong>der</strong> Wahl sein, um es zu lösen. Deshalb sei <strong>für</strong> eine nähere Betrachtung<br />
auf Kapitel 3.2 verwiesen.<br />
2.2.3 Skalierungseigenschaften <strong>der</strong> Gleichungen<br />
Betrachten wir Gleichung (2.20) 8 und setzen eine mit einem Faktor 1<br />
λ skalierte<br />
Wellenfunktion<br />
˜ψ(r) = 1<br />
ψ(r) (2.41)<br />
λ<br />
8 Es würde auch völlig reichen, die vereinfachte Form zu betrachten, jedoch können die Skalierungseigenschaften<br />
auch <strong>für</strong> den allgemeinen Fall gezeigt werden.
16 Kapitel 2. <strong>Theoretische</strong> Grundlagen<br />
in diese ein. Dann erhalten wir<br />
λ 2<br />
2m ∆ ˜ <br />
ψ(r) = −E − Gm 2<br />
2 λ | ψ(r ˜ ′ 2 )|<br />
|r − r ′ | d3r ′<br />
<br />
λψ(r). (2.42)<br />
Wenn man nun auf beiden Seiten den Faktor λ kürzt, sieht man, dass immer noch<br />
im Integral λ 2 übrig bleibt. Wir verwenden eine Umskalierung <strong>für</strong> den Ortsvektor<br />
<strong>der</strong> Form<br />
˜r = 1<br />
µ r (2.43)<br />
und setzen diese in die um λ gekürzte Gleichung (2.42) ein, :<br />
1<br />
µ 2<br />
2 2m ∆˜r ˜ <br />
ψ(˜r) = −E − Gm 2<br />
2 λ | ψ(˜r ˜ ′ 2 )|<br />
µ|˜r − ˜r ′ | µ3d 3 ˜r ′<br />
<br />
ψ(˜r).<br />
Multiplikation von µ 2 und Einführung <strong>der</strong> Energie ˜ E = µ 2 E liefert<br />
2<br />
2m ∆˜r ˜ ψ(˜r) =<br />
<br />
− ˜ E − Gm 2<br />
4 2 µ λ | ψ(˜r ˜ ′ 2 )|<br />
|˜r − ˜r ′ |<br />
d 3 ˜r ′<br />
<br />
ψ(˜r). (2.44)<br />
Wählt man λ = 1<br />
µ 2 , ist Gleichung (2.44) forminvariant zur Newton-Schrödinger-<br />
Gleichung (2.33). Man sieht also, dass die Skalierungen<br />
˜ψ = µ 2 ψ,<br />
˜Φ = µ 2 Φ bzw. ˜ V = µ 2 V und (2.45)<br />
˜r = 1<br />
µ r<br />
die Newton-Schrödinger-Gleichung forminvariant lassen. Diese Eigenschaft kann<br />
später genutzt werden, um numerisch bestimmte nichtnormierte Lösungen in normierte<br />
Lösungen zu transformieren.<br />
2.2.4 Einige spezielle Lösungen<br />
2.2.4.1 Partikuläre Lösungen<br />
Es existieren partikuläre Lösungen <strong>der</strong> Gleichungen (2.38) und (2.39), <strong>der</strong>en einfachste<br />
die triviale<br />
ψ(r) = 0 und (2.46)<br />
V (r) = const (2.47)
2.2. Einteilchen-Gleichungen 17<br />
ist, welche allerdings physikalisch uninteressant ist. Ebenfalls lösen<br />
ψ(r) ∼ ± 1<br />
und (2.48)<br />
r2 V (r) ∼ − 1<br />
r2 (2.49)<br />
das System. Diese divergieren allerdings <strong>für</strong> r → 0 quadratisch und sind somit<br />
nicht mehr normierbar, also ebenfalls nicht interessant.<br />
2.2.4.2 Gebundene Lösungen<br />
Es existiert eine in [Moroz u. Tod (1999)] gefundene Familie von gebundenen Lösungen.<br />
Diese verhalten sich, wie man es von Lösungen <strong>der</strong> Schrödinger-Gleichung<br />
erwartet. Es existiert ein Grundzustand <strong>für</strong> eine minimale Energie E0 ohne Nullstellen<br />
<strong>der</strong> Wellenfunktion und höhere angeregte Zustände En mit n ∈ N, die n<br />
Nullstellen haben. Allerdings ist die Eindeutigkeit dieser Lösungen bisher noch<br />
nicht analytisch nachgewiesen.<br />
Die Energieeigenwerte streben <strong>für</strong> n −→ ∞ streng monoton gegen Null.<br />
2.2.5 Asymptotisches Verhalten <strong>für</strong> r −→ 0<br />
Beson<strong>der</strong>s interessant ist es, die Ableitung <strong>der</strong> Wellenfunktion <strong>für</strong> r −→ 0 zu<br />
betrachten. Diese wird <strong>für</strong> die spätere numerische Lösung des Problems noch als<br />
Startwert benötigt. Da es sich stets um radialsymmetrische Probleme handelt,<br />
muss immer gelten:<br />
ψ(x, 0, 0) = ψ(−x, 0, 0).<br />
Dies gilt natürlich auch unabhängig <strong>für</strong> die an<strong>der</strong>en kartesischen Koordinaten.<br />
Daraus folgt dann direkt, dass auch die Ableitungen nach den einzelnen Koordinaten<br />
∂<br />
ψ(xi = 0) = 0<br />
∂xi<br />
sein müssen. Und damit folgt automatisch <strong>für</strong> die Radialkoordinate<br />
∂<br />
ψ(r = 0) = 0. (2.50)<br />
∂r<br />
Die gleiche Argumentation gilt <strong>für</strong> das radialsymmetrische Potential. Es gilt also<br />
<strong>für</strong> die Ableitung des Potentials an <strong>der</strong> Stelle r = 0:<br />
∂<br />
Φ(r = 0) = 0. (2.51)<br />
∂r
18 Kapitel 2. <strong>Theoretische</strong> Grundlagen<br />
Bleibt noch das Verhalten <strong>der</strong> Funktionen an sich <strong>für</strong> r −→ 0. Dazu kann man<br />
die Funktionen um Null herum in eine Taylorreihe entwickeln. Dies führt dann<br />
nach einer längeren Rechnung (siehe Anhang B) und <strong>für</strong><br />
zu<br />
ψ(r = 0) = ψ0 = const und (2.52)<br />
V (r = 0) = V0 = const<br />
ψ(r) = ψ0 − 1<br />
6 V0ψ0r 2 + 1<br />
120 (8πψ3 0 + V 2<br />
0 ψ0)r 4 + O(r 6 ) (2.53)<br />
V (r) = V0 − 8π<br />
6 ψ2 0 r2 + 8π<br />
60 V0ψ 2 0 r4 + O(r 6 ). (2.54)<br />
Für kleine r fallen also beide Funktionen proportional zu −r 2 .<br />
2.2.6 Asymptotisches Verhalten <strong>für</strong> r −→ ∞<br />
Nachdem nun <strong>der</strong> Grenzfall r −→ 0 betrachtet wurde, fehlt noch das Verhalten<br />
<strong>der</strong> Lösungen <strong>für</strong> den an<strong>der</strong>en Grenzfall r −→ ∞. Dieser ist insbeson<strong>der</strong>e bei den<br />
später verwendeten selbstkonsistenten Verfahren wichtig, da bei diesen zwischendurch<br />
immer wie<strong>der</strong> Potentiale berechnet werden müssen. Wenn diese dann auf<br />
Grund <strong>der</strong> numerischen Ungenauigkeit ab einem bestimmten Radius divergieren,<br />
sorgt dies da<strong>für</strong>, dass <strong>der</strong> Algorithmus instabil wird.<br />
Um dieses Verhalten zu untersuchen, müssen zuerst die Gleichungen (2.38) und<br />
(2.39) integriert werden [Hartmann (1999)]<br />
∂rψ(r) = − 1<br />
r 2<br />
∂rV (r) = − 1<br />
r 2<br />
Eine weitere Integration liefert dann:<br />
r <br />
ψ(r) = ψ0 −<br />
Wenn man nun (2.58) in<br />
V (r) = V0 −<br />
V (r) = V0 −<br />
r<br />
0<br />
r<br />
0<br />
r<br />
r<br />
0<br />
′2 ψ(r ′ )V (r ′ )dr ′<br />
(2.55)<br />
r<br />
r<br />
0<br />
′2 |ψ(r ′ )| 2 dr ′ . (2.56)<br />
r ′ − r′2<br />
r<br />
<br />
r ′ − r′2<br />
r<br />
umformt, sieht man, dass <strong>für</strong> das Potential gilt:<br />
0<br />
<br />
ψ(r ′ )V (r ′ )dr ′<br />
(2.57)<br />
<br />
|ψ(r ′ )| 2 dr ′ . (2.58)<br />
r ′ |ψ(r ′ )| 2 dr ′ + 1<br />
r<br />
r<br />
r 0<br />
′2 |ψ(r ′ )| 2 dr ′<br />
(2.59)<br />
V (r) r→∞<br />
−→ A + B<br />
. (2.60)<br />
r
2.3. Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichungen 19<br />
Setzt man dies mit V (r) ≡ A in Gleichung (2.38) ein, erhält man sofort das<br />
asymptotische Verhalten von ψ(r):<br />
ψ(r) r→∞<br />
−→ κ<br />
r e−√ |A|r . (2.61)<br />
Das exakte asymptotische Verhalten von ψ(r) erhält man allerdings nur, wenn<br />
man das Potential nicht als konstant, son<strong>der</strong>n als V (r) = A + B<br />
einsetzt. Dies<br />
r<br />
führt dann auf eine Coulomb-Wellenfunktion [Friedrich (1990)]:<br />
ψn,l(r) = 1<br />
<br />
l+1 (n − l − 1)! 2r<br />
L<br />
n aB(n + l)! naB<br />
2l+1<br />
<br />
2r<br />
r<br />
− na<br />
n−l−1 e B , (2.62)<br />
naB<br />
wobei n die Hauptquantenzahl, l die Drehimpulsquantenzahl und L ein Laguerrepolynom<br />
ist. Für ein radialsymmetrisches Problem gilt l = 0 und damit vereinfacht<br />
sich die Wellenfunktion zu<br />
ψn,l=0(r) = 1<br />
<br />
1 (n − 1)! 2r<br />
L<br />
n n!aB naB<br />
1 <br />
2r<br />
r<br />
− na<br />
n−1 e B . (2.63)<br />
naB<br />
Doch in unserem Fall genügt es, von Gleichung (2.61) auszugehen, und damit von<br />
einem exponentiellen Abfall <strong>der</strong> Wellenfunktion <strong>für</strong> r → ∞.<br />
2.3 Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-<br />
Gleichungen<br />
Nachdem das Einteilchen-Problem als Vorarbeit ausführlich behandelt wurde,<br />
wollen wir uns nun dem Zweiteilchen-Problem widmen. Zwar wäre es prinzipiell<br />
möglich, sofort die N-Teilchen-Gleichungen aufzustellen, da sich ein Großteil <strong>der</strong><br />
numerischen Ergebnisse jedoch auf die Zweiteilchen-Gleichungen beziehen, werden<br />
diese noch geson<strong>der</strong>t betrachtet.<br />
Dazu stellen wir zuerst die unsymmetrischen Zweiteilchen-Gleichungen auf und<br />
werden diese dann analog zu den vorhergehenden Kapiteln vereinfachen. In Kapitel<br />
3 werden wir sehen, dass, wie bereits erwähnt, die direkte Integration <strong>der</strong><br />
beiden Gleichungen nicht problemlos zum Ziel führt. Vielmehr werden wir dann<br />
ein selbstkonsistentes Verfahren verwenden, um die ineinan<strong>der</strong> eingesetzten Gleichungen<br />
zu lösen.
20 Kapitel 2. <strong>Theoretische</strong> Grundlagen<br />
2.3.1 Aufstellen <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-<br />
Gleichung<br />
Die Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung lauten nach [Penrose (1998a)] 9 ,<br />
wenn wir von wechselwirkungsfreien 10 Teilchen ausgehen:<br />
<br />
− 2 2<br />
∆r1 − ∆r2<br />
2m1 2m2<br />
+ m1Φ(r1)<br />
<br />
+ m2Φ(r2) ψ(r1, r2) = Eψ(r1, r2)<br />
<br />
(2.64)<br />
∆Φ(r) = −4πG m1 |ψ(r, r2)| 2 d 3 <br />
r2 + m2 |ψ(r1, r)| 2 d 3 <br />
r1 . (2.65)<br />
Anstelle von Gleichung (2.65) kann man auch wie<strong>der</strong> vom Potential in integraler<br />
Form ausgehen<br />
<br />
|ψ(r1, r2)|<br />
Φ(r) = −G m1<br />
2<br />
|r − r1| d3r1d 3 r2<br />
<br />
|ψ(r1, r2)|<br />
+ m2<br />
2<br />
|r − r2| d3r1d 3 <br />
r2 . (2.66)<br />
Setzt man dies in Gleichung (2.64) erhält man:<br />
+m2<br />
<br />
− 2<br />
2m1<br />
|ψ(r ′ 1, r ′ 2)| 2<br />
∆r1 − 2<br />
|r1 − r ′ 2| d3r ′ 1d 3 r ′ 2<br />
′ |ψ(r 1, r ′ 2)| 2<br />
+ m2<br />
<br />
m1<br />
|ψ(r ′ 1, r ′ 2)| 2<br />
∆r2 − Gm1<br />
2m2<br />
′ |ψ(r 1, r<br />
− Gm2 m1<br />
′ 2)| 2<br />
<br />
ψ(r1, r2) = Eψ(r1, r2).<br />
|r2 − r ′ 2| d3 r ′ 1d 3 r ′ 2<br />
|r1 − r ′ 1| d3 r ′ 1d 3 r ′ 2<br />
|r2 − r ′ 1| d3 r ′ 1d 3 r ′ 2 (2.67)<br />
2.3.2 Vereinfachung <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung<br />
Eine erste und sehr wichtige Näherung ist die Annahme, dass beide Massen gleich<br />
groß sind. Dann können die Zwei-Teilchen-Gleichungen analog zur Einteilchen-<br />
Gleichung durch Wahl geeigneter Einheiten dimensionslos gemacht werden. Es<br />
gilt also im Weiteren:<br />
m1 = m2 ≡ m. (2.68)<br />
Schließlich werden auch wie<strong>der</strong> die radialsymmetrischen Gleichungen aufgestellt.<br />
9 http://cgpg.gravity.psu.edu/online/Html/Seminars/Fall1998/Penrose/<br />
10 Ein Vorschlag, eine Wechselwirkung zwischen den Massen zu berücksichtigen wird in Ka-<br />
pitel 5.4 vorgestellt.
2.3. Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichungen 21<br />
2.3.2.1 Natürliche Einheiten<br />
Es werden die natürlichen Energie- und Längeneinheiten<br />
˜E = E<br />
ERyd<br />
˜r = r<br />
aB<br />
eingeführt und in Gleichung (2.67) eingesetzt. Auch hier werden <strong>der</strong> Übersichtlichkeit<br />
halber die ∼ weggelassen. Dies führt auf die Integro-Differentialgleichung:<br />
+<br />
|ψ(r ′ 1, r ′ 2)| 2<br />
(−∆r1 − ∆r2 − 2<br />
<br />
− 2<br />
|r1 − r ′ 2| d3r ′ 1d 3 r ′ 2<br />
′ |ψ(r 1, r ′ 2)| 2<br />
+<br />
|r2 − r ′ 2| d3 r ′ 1d 3 r ′ 2<br />
|ψ(r ′ 1, r ′ 2)| 2<br />
|r1 − r ′ 1| d3r ′ 1d 3 r ′ 2<br />
′ |ψ(r 1, r ′ 2)| 2<br />
|r2 − r ′ 1| d3 r ′ 1d 3 r ′ 2 (2.69)<br />
<br />
ψ(r1, r2) = Eψ(r1, r2).<br />
Analog zu Gleichung (2.69) kann man auch die Gleichungen (2.64) und (2.65) in<br />
dimensionsloser Form darstellen:<br />
(−∆r1 − ∆r2 + Φ(r1) + Φ(r2)) ψ(r1, r2) = Eψ(r1, r2)<br />
<br />
(2.70)<br />
∆Φ(r) = −8π |ψ(r, r2)| 2 d 3 <br />
r2 + |ψ(r1, r)| 2 d 3 <br />
r1 . (2.71)<br />
2.3.2.2 Aufstellen <strong>der</strong> sphärisch-symmetrischen Zweiteilchen-<br />
Gleichung<br />
Wir untersuchen das System in s-Wellen-Näherung. Daraus folgt dann zwangsläufig,<br />
dass auch das Potential radialsymmetrisch ist.<br />
Dabei gilt <strong>für</strong> den radialen Anteil <strong>der</strong> Laplace-Operatoren die gleiche Beziehung<br />
wie beim Einteilchenproblem:<br />
∆ri −→<br />
∂ 2<br />
∂r 2 i<br />
+ 2<br />
Damit schreibt sich Gleichung (2.69) als<br />
2 ∂<br />
Eψ(r1, r2) = −<br />
∂r2 +<br />
1<br />
2<br />
2<br />
∂ ∂<br />
−<br />
r1 ∂r1 ∂r2 +<br />
2<br />
2<br />
<br />
∂<br />
r2 ∂r2<br />
−32π 2<br />
′ |ψ(r 1 , r ′ 2 )|2<br />
′ |ψ(r 1 , r ′ 2 )|2<br />
−32π 2<br />
|r1 − r ′ 1| r′ 1<br />
2 ′ 2 ′<br />
r 2 dr 1dr ′ 2 +<br />
′ |ψ(r 1 , r ′ 2 )|2<br />
|r2 − r ′ 1 | r′ 2 ′ 2 ′<br />
1 r 2 dr 1dr ′ 2 +<br />
ri<br />
∂<br />
∂ri<br />
<br />
.<br />
|r1 − r ′ 2| r′ 1<br />
2 ′ 2 ′<br />
r 2 dr 1dr ′ 2<br />
′ |ψ(r 1 , r ′ 2 )|2<br />
|r2 − r ′ 2 | r′ 2 ′ 2 ′<br />
1 r 2 dr 1dr ′ 2<br />
<br />
<br />
(2.72)<br />
ψ(r1, r2),
22 Kapitel 2. <strong>Theoretische</strong> Grundlagen<br />
wobei<br />
Φ(r) = −32π 2<br />
′ |ψ(r 1 , r ′ 2 )|2<br />
+<br />
|r − r ′ 1| r′ 1<br />
2 ′ 2 ′<br />
r 2 dr 1dr ′ 2<br />
′ |ψ(r 1 , r ′ 2 )|2<br />
|r − r ′ 2| r′ 2 ′ 2 ′<br />
1 r 2 dr 1dr ′ 2<br />
<br />
(2.73)<br />
das dimensionslose radialsymmetrische Zweiteilchen-Potential ist. Die Gleichungen<br />
(2.70) und (2.71) vereinfachen sich zu<br />
2 ∂<br />
−<br />
∂r2 1<br />
+ 2<br />
2<br />
∂ ∂<br />
−<br />
r1 ∂r1<br />
∂r 2 2<br />
+ 2<br />
<br />
2 ∂ 2 ∂<br />
+ Φ(r) = −32π<br />
∂r2 r ∂r<br />
2<br />
<br />
r2<br />
∂<br />
∂r2<br />
<br />
<br />
+ Φ(r1) + Φ(r2) ψ(r1, r2) = Eψ(r1, r2)<br />
|ψ(r, r2)| 2 r2 2 dr2 +<br />
<br />
|ψ(r1, r)| 2 r1 2 dr1<br />
<br />
.<br />
(2.74)<br />
(2.75)<br />
Diese Gleichungen lassen sich <strong>für</strong> spezielle Ansätze <strong>für</strong> die Wellenfunktion<br />
ψ(r1, r2) noch weiter vereinfachen. Näheres hierzu findet sich in Kapitel 3.<br />
2.4 Verallgemeinerung auf N-Teilchen<br />
Nachdem nun die Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung als Spezialfall<br />
<strong>für</strong> die Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung behandelt wurden, wird<br />
jetzt die allgemeinen N-Teilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung betrachtet. Diese<br />
wird wie in den vorhergehenden Abschnitten zuerst aufgestellt und dann vereinfacht.<br />
Abschließend werden noch die Skalierungseigenschaften (2.45) auf N<br />
Teilchen verallgemeinert.<br />
2.4.1 Aufstellen <strong>der</strong> N-Teilchen-Newton-Schrödinger-<br />
Gleichung<br />
Die N-Teilchen-Newton-Schrödinger-Gleichungen lauten:<br />
N <br />
i=1<br />
−4πG<br />
<br />
− 2<br />
∆ri + miΦ(ri)<br />
2mi<br />
N<br />
i=1<br />
mi<br />
<br />
ψ(r1, r2, . . . , rN) = Eψ(r1, r2, . . . , rN) (2.76)<br />
∆Φ(r) =<br />
|ψ(r1, r2, . . . ri−1, r, ri+1, . . . , rN)| 2 d 3 r1 . . . d 3 ri−1d 3 ri+1 . . . d 3 rN<br />
(2.77)
2.4. Verallgemeinerung auf N-Teilchen 23<br />
Man kann wie<strong>der</strong> statt Gleichung (2.77) auch das Potential direkt ausgeben:<br />
<br />
N<br />
Φ(r) = −G<br />
i=1<br />
mi<br />
<br />
|ψ(r1, r2, . . . , rN)| 2<br />
d<br />
|r − ri|<br />
3 r1d 3 r2 . . . d 3 <br />
rN . (2.78)<br />
Setzt man dies in Gleichung (2.76) ein, erhält man eine einzige zu lösende Integro-<br />
Differential-Gleichung:<br />
−Gmi<br />
N <br />
j=1<br />
N<br />
<br />
−<br />
i=1<br />
2<br />
∆ri<br />
2mi<br />
′ |ψ(r 1, r<br />
mj<br />
′ 2, . . . , r ′ N)| 2<br />
d 3 r ′ 1d 3 r ′ 2 . . . d 3 r ′ N<br />
|ri − r ′ j|<br />
ψ(r1, r2, . . . , rN) = Eψ(r1, r2, . . . , rN).<br />
2.4.2 Vereinfachung <strong>der</strong> N-Teilchen-Gleichung<br />
<br />
(2.79)<br />
Analog zur Zweiteilchen-Gleichung wird als erste Vereinfachung davon ausgegangen,<br />
dass es sich um Teilchen gleicher Masse handelt, also<br />
m1 = m2 = . . . = mN ≡ m<br />
gilt. Dann werden wie<strong>der</strong> dimensionslose Energie- und Längeneinheiten eingeführt<br />
und die radialsymmetrischen Gleichungen aufgestellt. Dies führt auf<br />
N <br />
i=1<br />
<br />
−<br />
∂ 2<br />
∂r 2 i<br />
+ 2<br />
ri<br />
∂<br />
∂ri<br />
<br />
2 ∂ 2 ∂<br />
+ Φ(r) = −2(4π)<br />
∂r2 r ∂r<br />
N<br />
<br />
N<br />
Für das Potential gilt dann<br />
<br />
<br />
+ Φ(ri)<br />
<br />
ψ(r1, r2, . . . , rN) = Eψ(r1, r2, . . . , rN)<br />
i=1<br />
<br />
|ψ(r1, r2, . . . ri−1, r, ri+1, . . . , rN)| 2<br />
r1 2 . . . ri−1 2 ri+1 2 . . . rN 2 dr1 . . . dri−1dri+1 . . . drN<br />
Φ(r) = −2(4π) N<br />
<br />
N<br />
<br />
|ψ(r1, r2, . . . , rN)| 2<br />
|r − ri|<br />
i=1<br />
r 2 1 r2 2 . . . r2 N dr1dr2 . . . drN<br />
(2.80)<br />
<br />
. (2.81)<br />
<br />
. (2.82)<br />
Man kann noch die Gleichung (2.82) in Gleichung (2.80) einsetzen, was dann<br />
zu einer einzigen dimensionslosen Gleichung führt. Da dies jedoch keine neuen<br />
Erkenntnisse liefert und auch später nicht benötigt wird, sparen wir uns das an<br />
dieser Stelle.
24 Kapitel 2. <strong>Theoretische</strong> Grundlagen<br />
2.4.3 Skalierungseigenschaften <strong>der</strong> N-Teilchen-Gleichung<br />
Bereits in Kapitel 2.2.3 wurde eine Forminvarianz <strong>für</strong> spezielle Skalierungen <strong>der</strong><br />
Einteilchen-Gleichung diskutiert. Diese werden nun <strong>für</strong> die N-Teilchen-Gleichung<br />
erweitert. Dazu betrachten wir Gleichung (2.79) und skalieren die Wellenfunktion<br />
mit einem Faktor 1<br />
λ<br />
sowie die Ortsvektoren mit einem Faktor 1<br />
µ<br />
˜ψ = 1<br />
ψ (2.83)<br />
λ<br />
˜ri = 1<br />
µ ri. (2.84)<br />
Kürzen von λ, Multiplikation von µ 2 und Einführung einer skalierten Energie<br />
˜E = µ 2 E liefert dann<br />
−Gmi<br />
N <br />
j=1<br />
Wählt man also<br />
mj<br />
<br />
N<br />
i=1<br />
<br />
− 2<br />
∆˜ri<br />
2mi<br />
µ 2 |λ2ψ(˜r ˜ ′<br />
1 , ˜r ′ 2 , . . . , ˜r′ N )|2<br />
µ|˜ri − ˜r ′ j |<br />
µ 3N d 3 ˜r ′ 1d 3 ˜r ′ 2 . . . d 3 ˜r ′ N<br />
˜ψ(˜r1, ˜r2, . . . , ˜rN) = ˜ E ˜ ψ(˜r1, ˜r2, . . . , ˜rN).<br />
λ =<br />
1<br />
µ 3N+1<br />
<br />
(2.85)<br />
(2.86)<br />
so ist Gleichung (2.85) forminvariant mit Gleichung (2.79). Allgemein kann man<br />
also sagen, dass die Skalierungen<br />
˜ψ = µ 3N+1 ψ<br />
˜Φ = µ 2 Φ und (2.87)<br />
˜r = 1<br />
µ r<br />
die N-Teilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung forminvariant lassen. Dies entspricht<br />
<strong>für</strong> N = 1 genau <strong>der</strong> bereits gefundenen Skalierung <strong>für</strong> die Einteilchen-<br />
Newton-Schrödinger-Gleichung in Gleichung (2.45). Eine Verallgemeinerung <strong>der</strong><br />
Skalierungseigenschaften <strong>der</strong> Einteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung ist in<br />
dieser Form in <strong>der</strong> Literatur unseres Wissens nach noch nicht zu finden.
Kapitel 3<br />
Numerische Verfahren<br />
In den folgenden Kapiteln werden die verschiedenen numerischen Verfahren beschrieben,<br />
die verwendet wurden, um die einzelnen radialsymmetrischen Probleme<br />
zu lösen. Zuerst wird, um die bereits aus [Epple (2003)] und [Harrison u. a.<br />
(2003)] bekannten Ergebnisse zu überprüfen, aber auch um eine Referenz <strong>für</strong> die<br />
eigenen neuen Ergebnisse zu haben, das Einteilchen-Problem behandelt. Dann<br />
werden verschiedene Ansätze des Zwei- bzw. Mehrteilchenproblems untersucht.<br />
3.1 Einteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung<br />
Bei <strong>der</strong> Behandlung des Einteilchen-Problems wurden die Gleichungen<br />
<br />
2 ∂ 2 ∂<br />
+ ψ(r) = −V (r)ψ(r) (3.1)<br />
∂r2 r ∂r<br />
<br />
2 ∂ 2 ∂<br />
+ V (r) = −8π|ψ(r)|<br />
∂r2 r ∂r<br />
2<br />
(3.2)<br />
direkt mittels eines Runge-Kutta Verfahrens 4. Ordnung mit adaptiver Schrittweite<br />
gelöst, welches von den Gnu-Scientific-Libraries, kurz GSL-Bibliotheken 1 ,<br />
bereitgestellt wurde.<br />
Da auf Grund <strong>der</strong> Radialsymmetrie (siehe Kapitel 2.2.5) die Ableitungen <strong>der</strong> Wellenfunktion<br />
ψ ′ (r) und des Potentials V ′ (r) an <strong>der</strong> Stelle r = 0 verschwinden und<br />
man auf Grund <strong>der</strong> Skalierungsfreiheit (2.45) den Startwert <strong>der</strong> Wellenfunktion<br />
ψ(r) frei wählen kann, muss man nur noch einen einzigen Startwert, den <strong>für</strong> das<br />
Potential V (r) suchen. Dabei muss noch beachtet werden, dass <strong>der</strong> radialsymmetrische<br />
Laplace-Operator <strong>für</strong> r −→ 0 divergiert, weshalb man nicht direkt bei<br />
r = 0 starten kann. Ein Startwert von r = 10 −19 [aB] ist jedoch so dicht an <strong>der</strong><br />
Null, dass man den dadurch entstehenden Fehler ohne Probleme vernachlässigen<br />
kann.<br />
1 siehe http://www.gnu.org/software/gsl/<br />
25
26 Kapitel 3. Numerische Verfahren<br />
Bei <strong>der</strong> Suche nach dem Startwert <strong>für</strong> das Potential tritt nun das Problem auf,<br />
dass man numerisch den Wert von V0 nicht auf beliebig viele Stellen genau bestimmen<br />
kann. Sei <strong>der</strong> exakte Startwert <strong>für</strong> V (r = 0) = V0. Oberhalb dieses Wertes<br />
divergiert die Wellenfunktion ab einem bestimmten Radius nach +∞. Unterhalb<br />
dieses Wertes divergiert sie nach −∞, und je näher <strong>der</strong> Startwert an V0 herankommt,<br />
desto später tritt diese Divergenz auf. In Abbildung 3.1 ist dies <strong>für</strong><br />
den Grundzustand dargestellt. Bei <strong>der</strong> Wellenfunktion, die als erstes divergiert,<br />
stimmt V0 hierbei nur in den ersten drei Stellen mit dem vom Programm errechneten<br />
Wert überein, die nächste dann in den ersten vier Stellen und so weiter.<br />
Bei <strong>der</strong> letzten Funktion wurde dann <strong>der</strong> Wert maximal möglicher Genauigkeit<br />
verwendet. Dies waren zwölf Stellen.<br />
Dieses Verhalten kann man sich zu Nutze machen, um V0 zu suchen. Mit einem<br />
einfachen Intervallschachtelungsverfahren nähert man sich immer mehr dem<br />
eigentlichen V0, bis eine akzeptable Genauigkeit erreicht ist, indem man <strong>für</strong> den<br />
n-ten angeregten Zustand nach dem Wert <strong>für</strong> V0 sucht, bei dem <strong>der</strong> Wechsel von n<br />
nach n+1 Nullstellen stattfindet. Die Bestimmung <strong>der</strong> Energieniveaus kann dann<br />
ψ(r)<br />
3<br />
2<br />
1<br />
0<br />
-1<br />
-2<br />
-3<br />
0 10 20 30 40<br />
r [aB ]<br />
50 60 70 80<br />
Abb. 3.1: Grundzustandswellenfunktion <strong>der</strong> Einteilchen-Newton-Schrödinger-<br />
Gleichung <strong>für</strong> verschiedene Startwerte <strong>für</strong> V0. Mit wachsen<strong>der</strong> Genauigkeit von<br />
V0 wurde die numerisch bedingte Divergenz zu immer größeren Radien hinausgeschoben.<br />
durch eine Anpassung an das numerisch ermittelte Potential gewonnen werden<br />
(In Abbildung 3.2 ist dies <strong>für</strong> den 4. angeregten Zustand dargestellt.). Allgemein
3.1. Einteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung 27<br />
V(r)<br />
2<br />
1.5<br />
1<br />
0.5<br />
0<br />
-0.5<br />
-1<br />
numerisch ermitteltes Potential<br />
an den Abfall angepasste asymptotische Form<br />
0 20 40 60 80 100<br />
r [aB ]<br />
Abb. 3.2: Anpassung von E − const<br />
r<br />
gilt <strong>für</strong> die numerisch ermittelten Werte<br />
an die numerischen Werte von V (r)<br />
V (r) = E − Φ(r).<br />
Gemäß Kapitel 2.2.6 geht das Potential <strong>für</strong> große r in sein asymptotisches Verhalten<br />
V (r) = E − const<br />
r<br />
über. Durch eine Anpassung solch einer Funktion an die numerischen Daten ist<br />
es also möglich, den Energieeigenwert E zu bestimmen<br />
3.1.1 Normierung <strong>der</strong> Lösungen<br />
Wenn man die beiden Gleichungen (2.38) und (2.39) numerisch gelöst hat, müssen<br />
die erhaltenen Lösungen noch normiert werden. Da es sich bei <strong>der</strong> Newton-<br />
Schrödinger-Gleichung jedoch nicht um eine lineare Differentialgleichung handelt,<br />
ist es nicht ganz so einfach, die Wellenfunktion zu normieren. In Kapitel 2.2.3<br />
haben wir die Skalierungseigenschaften <strong>der</strong> Newton-Schrödinger-Gleichung betrachtet.<br />
Um die Skalierung explizit so zu bestimmen, dass die Wellenfunktionen<br />
normiert sind, gehen wir von <strong>der</strong> Normierungsbedingung<br />
<br />
| ˜ ψ(˜r)| 2 d 3 ˜r = 1 (3.3)
28 Kapitel 3. Numerische Verfahren<br />
aus. Ersetzt man wie<strong>der</strong> ˜r und ˜ ψ, erhält man<br />
1<br />
Damit ergibt sich dann <strong>für</strong><br />
µ =<br />
<br />
=<br />
<br />
=µ<br />
!<br />
=1.<br />
1<br />
|ψ(r)|2<br />
λ2 µ 3 d3r (3.4)<br />
µ 4 2 1<br />
|ψ(r)|<br />
|ψ(r)| 2 d 3 r<br />
µ 3 d3 r<br />
1<br />
<br />
|ψ(r)| 2 3 ≡<br />
d r 1<br />
. (3.5)<br />
ψ2 Wenn man also die numerisch berechneten Größen betrachten will, muss man<br />
immer berücksichtigen, dass man diese noch umskalieren bzw. normieren muss,<br />
und zwar wie folgt:<br />
˜ψ = 1<br />
ψ<br />
ψ4 ˜V = 1<br />
V<br />
ψ4 ˜E = 1<br />
E (3.6)<br />
ψ4 ˜r = ψ 2 r.<br />
3.2 Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-<br />
Gleichung<br />
3.2.1 Ansatz über eine Bosonen-Wellenfunktion<br />
Wie bereits in Abschnitt 2.1.3 erläutert, existiert eine gewisse Verwandschaft<br />
zwischen dem Bose-Einstein-Kondensat und <strong>der</strong> Newton-Schrödinger-Gleichung.<br />
Dies nützen wir aus, indem wir als ersten Ansatz <strong>für</strong> eine Lösung <strong>der</strong> Newton-<br />
Schrödinger-Gleichungen ψ(r1, r2, . . . , rn) eine Produktwellenfunktion <strong>der</strong> Form<br />
ψ(r1, r2, . . . , rN) =<br />
N<br />
ϕ(ri) (3.7)<br />
wählen. Dabei soll es sich bei den Funktionen ϕ(ri) bereits um normierte Funktionen<br />
handeln. Es gilt also:<br />
<br />
|ϕ(r)| 2 d 3 r = 1. (3.8)<br />
i=1
3.2. Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung 29<br />
Setzt man diesen Ansatz in die Mehrteilchen-Gleichung (2.79) ein, erhält man<br />
<br />
N<br />
N −Gm<br />
Multiplikation mit<br />
j=1<br />
mj<br />
i=1<br />
<br />
− 2<br />
2m ∆ri<br />
N 2<br />
| j=1 ϕ(ri)|<br />
|ri − r ′ j|<br />
N<br />
ϕ(ri) = E<br />
i=1<br />
liefert N Einteilchen-Gleichungen<br />
<br />
wobei gilt:<br />
d3 r ′ 1d 3 r ′ 2 . . . d 3 r ′ N<br />
N<br />
ϕ(ri).<br />
i=1<br />
<br />
(3.9)<br />
N i=1 ϕ(ri)<br />
−1 und Abseperation <strong>der</strong> einzelnen Koordinaten<br />
− 2<br />
∆ri + mΦ(ri)<br />
2m<br />
<br />
ϕ(ri) = Eiϕ(ri), (3.10)<br />
N<br />
Ei = E. (3.11)<br />
i=1<br />
Betrachten wir einmal das Potential etwas genauer. Dieses hat <strong>für</strong> den Ansatz<br />
(3.7) die Form<br />
<br />
N<br />
N 2<br />
| j=1 ϕ(ri)|<br />
Φ(r) = −G m<br />
|r − ri|<br />
i=1<br />
d 3 r1d 3 r2 . . . d 3 rN<br />
<br />
. (3.12)<br />
Da es sich bei ϕ(ri) um normierte Lösungen handelt, vereinfacht sich das Potential<br />
zu<br />
′ 2 |ϕ(r )|<br />
Φ(r) = −GNm<br />
|r − r ′ | d3r ′ . (3.13)<br />
Einsetzen von Gleichung (3.13) in Gleichung (3.10) liefert<br />
<br />
− 2<br />
<br />
∆ri − GNm2<br />
2m<br />
′ 2 |ϕ(r )|<br />
|ri − r ′ | d3r ′<br />
<br />
ϕ(ri) = Eiϕ(ri), (3.14)<br />
was, bis auf den Faktor N im Potentialterm, <strong>der</strong> bereits bekannten Einteilchen-<br />
Gleichung 2.20 entspricht. Durch geschickte Wahl <strong>der</strong> Einheiten sollte es also<br />
möglich sein, dieses Problem direkt auf die Lösungen des Einteilchen-Problems<br />
zurückzuführen. Dazu werden wie<strong>der</strong> natürliche Einheiten eingeführt, wobei wir<br />
die gravitative Feinstrukturkonstante αG dieses Mal jedoch offen lassen<br />
<br />
−∆ri − 2GNm3cαG α2 Gmc2 ′ 2 |ϕ(r )|<br />
|r − r ′ | d3r ′<br />
<br />
ϕ(ri) = ˜ Eiϕ(ri). (3.15)
30 Kapitel 3. Numerische Verfahren<br />
Wählt man nun<br />
αG = NGm2<br />
c = NαG,Einteilchen, (3.16)<br />
entspricht Gleichung (3.15) exakt dem Einteilchen-Problem (2.33). Damit entsprechen<br />
formal auch die Wellenfunktionen und Energieeigenwerte denen des<br />
Einteilchen-Problems. Der einzige Unterschied ist, dass die gravitative Feinstrukturkonstante<br />
eine an<strong>der</strong>e ist, was natürlich Auswirkungen auf die Rydbergenergie,<br />
den Bohrradius und damit auch auf die Wellenfunktionen hat:<br />
ERyd = 1<br />
2 α2 Gmc 2 = N 2 ERyd,Einteilchen<br />
aB = <br />
αGmc<br />
ϕ(r) = 1<br />
a 3<br />
2<br />
B<br />
= 1<br />
N aB,Einteilchen<br />
ϕ(˜r) = N 3<br />
2 ϕEinteilchen(r).<br />
(3.17)<br />
Bei diesem Problem kann also genau wie beim Einteilchenproblem vorgegangen<br />
werden, indem man die Gleichungen (3.1) und (3.2) mittels eines adaptiven<br />
Runge-Kutta Verfahrens 4. Ordnung löst. Dies führt dann numerisch zu den gleichen<br />
Energieeigenwerten, jedoch müssen diese noch durch die Zahl <strong>der</strong> Teilchen<br />
modifiziert werden. Dabei gilt nach Gleichungen (3.11) und (3.17)<br />
E = N 3 EEinteilchen. (3.18)<br />
Ebenfalls muss beim Betrachten <strong>der</strong> Wellenfunktionen immer die Skalierung<br />
(3.17) berücksichtigt werden, was auch bei diesen etwas an<strong>der</strong>e Ergebnisse zur<br />
Folge hat.<br />
3.2.2 Ansatz über eine Produktwellenfunktion<br />
Der nächste Schritt, um zu einer etwas allgemeineren Lösung zu kommen, ist es,<br />
eine Produktwellenfunktion anzusetzen, bei <strong>der</strong> nicht mehr alle Einteilchenfunktionen<br />
gleich sein müssen:<br />
ψ(r1, r2, . . . , rN) =<br />
N<br />
ϕi(ri). (3.19)<br />
Auch hier gehen wir davon aus, dass jede <strong>der</strong> Einzelfunktionen <strong>für</strong> sich schon<br />
normiert ist<br />
<br />
|ϕi(r)| 2 d 3 r = 1. (3.20)<br />
i=1
3.2. Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung 31<br />
Setzen wir den Ansatz (3.19) in die Gleichungen (2.80), (2.81) und in das Potential<br />
(2.82) ein, können wir wie<strong>der</strong> durch Abseparation <strong>der</strong> einzelnen Koordinaten N<br />
radialsymmetrische Gleichungen aufstellen, die wir einzeln lösen können.<br />
<br />
−<br />
2 ∂<br />
∂r2 +<br />
i<br />
2<br />
<br />
∂<br />
ri ∂ri<br />
<br />
2<br />
N<br />
∂ 2 ∂<br />
+ Φ(r) = −8π |ϕi(r)|<br />
∂r2 r ∂r<br />
i=1<br />
2<br />
<br />
N<br />
<br />
|ϕi(ri)|<br />
Φ(r) = −8π<br />
2<br />
|r − ri| r2 i dri<br />
<br />
<br />
+ Φ(ri) ϕi(ri) = Eiϕi(ri) (3.21)<br />
i=1<br />
(3.22)<br />
(3.23)<br />
Eine Möglichkeit ist, die ersten beiden Gleichungen (3.21) und (3.22) wie<strong>der</strong> numerisch<br />
zu lösen. Dies hat sich jedoch als äußerst instabil erwiesen. Probleme<br />
hierbei ergeben sich aus <strong>der</strong> adaptiven Schrittweite. Es hat sich bei <strong>der</strong> Lösung<br />
<strong>der</strong> Gleichung (3.22) gezeigt, dass man sämtliche Wellenfunktionen immer <strong>für</strong><br />
die gleichen Stützstellen kennen muss, wenn man die Differentialgleichung mittels<br />
eines Runge-Kutta-Verfahrens lösen will. Diese kann man zwar prinizipiell<br />
aus den bekannten Stützstellen interpolieren, jedoch ist <strong>der</strong> Rechenaufwand hier<strong>für</strong><br />
so hoch, dass die numerische Bestimmung nicht innerhalb akzeptabler Zeiten<br />
durchführbar ist. Ein weiteres Problem war, dass das Potential nur bis auf eine<br />
additive Konstante bestimmt werden kann, wenn man es durch die Gleichung<br />
(3.22) berechnet. Auf Grund dieser Instabilität wurde ein an<strong>der</strong>er Weg eingeschlagen<br />
und das Potential direkt über die Gleichung (3.23) bestimmt.<br />
Um dies numerisch realisieren zu können, entwickelt man das Potential nach Kugelflächenfunktionen.<br />
Es gilt [Fließbach (2000)]<br />
1<br />
= 4π<br />
|r − ri|<br />
∞<br />
l<br />
l=0 m=−l<br />
1<br />
2l + 1<br />
r l <<br />
r l+1<br />
><br />
Y ∗<br />
lm (Ω1)Ylm(Ω2). (3.24)<br />
Hier sind r> und r< die größere bzw. kleinere <strong>der</strong> beiden Radiuskoordinaten r und<br />
ri. Da wir ein radialsymmetrisches Problem betrachten, dürfen keine Winkelanteile<br />
hinzukommen, und da die Kugelflächenfunktionen ein Orthonormalsystem<br />
bilden, dürfen nur winkelunabhängige Funktionen in die Entwicklung mit einflie-<br />
ßen, also nur Y00 = 1<br />
√ 4π . Es überlebt also im Integral aus Gleichung (3.23) von<br />
1<br />
|r−ri|<br />
1<br />
nur <strong>der</strong> Term . Damit kann man das Potential (3.23) umschreiben zu<br />
r><br />
<br />
N<br />
<br />
1<br />
Φ(r) = −8π<br />
r<br />
i=1<br />
r<br />
|ϕi(ri)|<br />
0<br />
2 r 2 i dri<br />
∞<br />
+<br />
r<br />
|ϕi(ri)| 2<br />
ri<br />
r 2 i dri<br />
. (3.25)<br />
Da wir das Problem <strong>für</strong> s-Wellen lösen, ist diese Umformung exakt und keine<br />
Näherung.
32 Kapitel 3. Numerische Verfahren<br />
3.2.2.1 Spezialfall: Zweiteilchen-Problem<br />
Zuerst machen wir einen Produktansatz <strong>für</strong> die Zweiteilchen-Wellenfunktion<br />
ψ(r1, r2) = ϕ1(r1)ϕ2(r2), (3.26)<br />
welcher in die Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung eingesetzt wird:<br />
2 ∂<br />
−<br />
∂r2 +<br />
1<br />
2<br />
<br />
∂<br />
<br />
+ Φ(r1) ϕ1(r1) = E1ϕ1(r1)<br />
r1 ∂r1<br />
2 ∂<br />
−<br />
∂r<br />
(3.27)<br />
2 +<br />
2<br />
2<br />
<br />
∂<br />
<br />
+ Φ(r2) ϕ2(r2) = E2ϕ2(r2)<br />
r2 ∂r2<br />
<br />
1<br />
<br />
Φ(r) = −8π<br />
r<br />
(3.28)<br />
r<br />
|ϕ1(r1)|<br />
0<br />
2 r 2 1dr1 r<br />
+ |ϕ2(r2)|<br />
0<br />
2 r 2 2dr2 <br />
<br />
+<br />
∞<br />
|ϕ1(r1)| 2 ∞<br />
r1dr1 + |ϕ(r2)| 2 <br />
r2dr2<br />
<br />
. (3.29)<br />
Man kann das Potential auch in <strong>der</strong> Form<br />
schreiben, mit<br />
r<br />
<br />
A(r) = 8π<br />
r<br />
0<br />
Φ(r) = A(r)<br />
r<br />
r<br />
+ B(r) (3.30)<br />
|ϕ1(r1)| 2 r 2 1dr1 r<br />
+ |ϕ2(r2)|<br />
0<br />
2 r 2 2dr2 ∞<br />
<br />
und B(r) = 8π<br />
∞<br />
|ϕ1(r1)| 2 r1dr1 +<br />
r<br />
r<br />
|ϕ(r2)| 2 r2dr2<br />
<br />
(3.31)<br />
<br />
. (3.32)<br />
Dies entspricht dem in Gleichung 2.60 hergeleiteten asymptotischen Verhalten des<br />
Potentials <strong>für</strong> r −→ ∞. In Abbildung 3.3 ist <strong>der</strong> Verlauf <strong>der</strong> beiden Funktionen<br />
A(r) und B(r) <strong>für</strong> eine Kombination des 2. und 4. Zustandes dargestellt. Man<br />
sieht hier schon sehr gut, dass B(r) <strong>für</strong> r −→ ∞ verschwindet (Nulllinie ist<br />
gestrichelt eingezeichnet) und A(r) in eine Konstante A0 überrgeht. Damit nimmt<br />
dann das Potential <strong>für</strong> große r seine asymptotische Form<br />
Φ(r) = − A0<br />
r<br />
an (vgl. Abschnitt 2.2.6 2 ). Man erkennt allerdings auch, dass die Funktionen<br />
A(r) und B(r) <strong>für</strong> kleine r einige Stufen aufweisen. Diese treten immer dann<br />
auf, wenn die Wellenfunktionen durch Nullstellen gehen, weil sich dann in diesen<br />
Bereichen die Integrale <strong>der</strong> Funktionen A(r) und B(r) kaum än<strong>der</strong>n. Dies hat<br />
auch Auswirkungen auf den Verlauf des Potentials, welches zwar nicht so stark<br />
ausgeprägte, aber immer noch deutliche Stufen besitzt.<br />
Im folgenden Kapitel diskutieren wir nun die numerische Lösung <strong>der</strong> Gleichungen<br />
(3.27), (3.28) und (3.29).<br />
2 In Abschnitt 2.2.6 wurde natürlich <strong>der</strong> Grenzfall r −→ ∞ <strong>für</strong> V (r) = E − Φ(r) betrachtet.
3.2. Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung 33<br />
0.02<br />
0<br />
-0.02<br />
-0.04<br />
-0.06<br />
-0.08<br />
-0.1<br />
-0.12<br />
-0.14<br />
-0.16<br />
A(r)<br />
B(r)<br />
Φ(r)<br />
0 50 100 150 200<br />
r [a B ]<br />
Abb. 3.3: A(r) und B(r) sowie Φ(r) <strong>für</strong> eine Kombination des 2. und 4. angeregten<br />
Zustandes des Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-Systems<br />
3.2.2.2 Lösung durch einen selbstkonsistenten Algorithmus<br />
Das selbstkonsistente Verfahren, welches in dieser Arbeit verwendet wurde, entspricht<br />
mehr o<strong>der</strong> weniger dem Hartree-Verfahren. Dabei werden zuerst die Gleichungen<br />
(3.27) und (3.28) <strong>für</strong> ein vorgegebens Potential Φ(r) gelöst. Dies kann<br />
im Prinzip wie beim Einteilchenproblem geschehen. Es werden Startwerte <strong>für</strong> die<br />
Wellenfunktionen und <strong>der</strong>en Ableitungen vorgegeben. Auch hier verschwinden<br />
die Ableitungen <strong>für</strong> r = 0, es gilt also ϕ ′ (r = 0) = 0. Die an<strong>der</strong>e Startbedingung<br />
ϕi(r = 0) = 1 kann ohne Beschränkung <strong>der</strong> Allgemeinheit vorgegeben werden,<br />
da die numerisch erhaltenen Wellenfunktionen im Folgenden sowieso normiert<br />
werden müssen. Haben wir jedoch beim Einteilchen-Problem Startwerte <strong>für</strong> das<br />
Potential gesucht, suchen wir nun Startwerte <strong>für</strong> die Energieeigenwerte. Auch hier<br />
gilt natürlich die Einschränkung, dass eine exakte Lösung numerisch unmöglich<br />
ist.<br />
Unterhalb des exakten Wertes divergiert die Wellenfunktion ab einem bestimmten<br />
Radius nach +∞, oberhalb des Wertes nach −∞. Dies kann man sich zu<br />
Nutze machen, um sich mittels einer Intervallschachtelung dem exakten Wert<br />
anzunähern. Auf diese Weise kann man die Schrödinger-Gleichung mittels eines<br />
Runge-Kutta-Verfahrens 4. Ordnung lösen.<br />
Das Problem <strong>der</strong> Divergenz <strong>der</strong> Wellenfunktion <strong>für</strong> große r wird umgangen, in-
34 Kapitel 3. Numerische Verfahren<br />
dem ab einem bestimmten Radius die Wellenfunktion durch einen exponentiellen<br />
Abfall <strong>der</strong> Form<br />
ψ = Ce −λr<br />
(3.33)<br />
angenähert wird. Dies ist möglich, da in Kapitel 2.2.6 gezeigt wurde, dass die<br />
Wellenfunktion <strong>für</strong> große r exponentiell abfällt.<br />
Die so bestimmten Wellenfunktionen werden noch normiert und dann wird aus<br />
ihnen über Gleichung (3.29) ein neues Potential bestimmt. Dieses wird dann<br />
wie<strong>der</strong> in die Gleichungen (3.27) und (3.28) eingesetzt. Dann werden diese wie<strong>der</strong><br />
neu gelöst, die Wellenfunktionen normiert und so weiter, bis zur Konvergenz <strong>der</strong><br />
Wellenfunktion und des Potentials.<br />
Bei diesem Verfahren treten allerdings einige Probleme auf:<br />
i. Das erste Problem ist, dass man kein adaptives Runge-Kutta-Verfahren anwenden<br />
kann. Es ist zwar prinzipiell möglich, aus den adaptiven Stützstellen<br />
jeden Wert <strong>der</strong> Wellenfunktion <strong>für</strong> beliebige Radien zu interpolieren, jedoch<br />
benötigt dies deutlich mehr Zeit, als wenn man das Problem von vorneherein<br />
mit einer konstanten Schrittweite von ∆r angeht (bei unseren Rechnungen<br />
wurde minimal ∆r = 5 · 10 −5 [aB] gewählt).<br />
ii. Das zweite Problem ist, dass man die Werte des Potentials zwischenspeichern<br />
muss. Im verwendeten Algorithmus wurde dies realisiert, indem die<br />
Werte in einen Vektor geschrieben wurden. Dieser hat jedoch nur eine endliche<br />
Anzahl Einträge (hier 4,8 Millionen). Damit war die Hardware, die <strong>für</strong><br />
diese Arbeit zur Verfügung stand, ausgelastet. Dies hatte zur Folge, dass<br />
<strong>für</strong> höhere Ordnungen die Genauigkeit auf ∆r = 10 −4 [aB] reduziert werden<br />
musste. Und diese Genauigkeit ließ sich auch nur dadurch erreichen,<br />
dass ab einem Radius von 200 [aB] <strong>für</strong> ∆r = 5 · 10 −5 [aB] und ab 400 [aB]<br />
<strong>für</strong> ∆r = 10 −4 [aB] die Schrittweite um den Faktor 100 erhöht wurde. In<br />
beiden Fällen war aber immer sichergestellt, dass <strong>der</strong> interessante Bereich<br />
<strong>der</strong> Wellenfunktion im Abschnitt höherer Genauigkeit lag.<br />
iii. Es stellt sich auch noch die Frage, welches Potential man als Startwert<br />
nehmen soll. Erfreulicherweise hat sich <strong>der</strong> Algorithmus als sehr stabil erwiesen.<br />
Man kann im Grund immer das gleiche Potential verwenden. Dieses<br />
konstruiert man einfach, indem man, je nach Teilchenzahl, das totalsymmetrische<br />
N-Teilchen-Problem aus Kapitel 3.2.1 löst, und aus den damit<br />
erhaltenen Wellenfunktionen ein Start-Potential konstruiert.<br />
3.2.3 Ansatz einer (anti-)symmetrischen Wellenfunktion<br />
Der nächste logische Schritt, den Ansatz <strong>für</strong> die Gesamtwellenfunktion zu verallgemeinern,<br />
wäre eine symmetrische bzw. eine antisymmetrische Wellenfunktion.
3.2. Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung 35<br />
Dies wollen wir nun <strong>für</strong> das Zweiteilchenproblem genauer untersuchen. Die Gesamtwellenfunktion<br />
hat dann die Form<br />
ψ(r1, r2) = 1<br />
<br />
<br />
ϕ1(r1)ϕ2(r2) ± ϕ1(r2)ϕ2(r1) . (3.34)<br />
N<br />
Dabei seien N eine Normierungskonstante und ϕ1(r) und ϕ2(r) (o.B.d.A.) reelle<br />
normierte Lösungen einer Einteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung <strong>der</strong> Form<br />
<br />
2 ∂ 2 ∂<br />
<br />
− + + Φ(r) ϕi(r) = E1ϕi(r), (3.35)<br />
∂r2 r ∂r<br />
wobei Φ(r) dem dimensionslosen radialsymmetrischen Potential (2.73) entspricht,<br />
wenn man in dieses den Ansatz (3.34) einsetzt<br />
∞ ∞<br />
|(ϕ1(r<br />
0 0<br />
′ 1)ϕ2(r ′ 2) ± ϕ1(r ′ 2)ϕ2(r ′ 1)| 2<br />
|r − r ′ 1 |<br />
r ′ 2 ′ 2 ′<br />
1 r 2 dr 1dr ′ 2<br />
∞ ∞<br />
|(ϕ1(r<br />
0 0<br />
′ 1)ϕ2(r ′ 2) ± ϕ1(r ′ 2)ϕ2(r ′ 1)| 2<br />
|r − r ′ r<br />
2|<br />
′ 2 ′ 2 ′<br />
1 r 2 dr 1dr ′ <br />
2<br />
Φ(r) = − 32π2<br />
N 2<br />
+<br />
. (3.36)<br />
Da immer über den ganzen Raum integriert wird, sind die beiden Integrale in<br />
(3.36) <strong>für</strong> positives o<strong>der</strong> negatives Vorzeichen identisch. Die Gleichung vereinfacht<br />
sich also zu<br />
Φ(r) = − 64π2<br />
N 2<br />
∞ ∞<br />
0<br />
0<br />
|(ϕ1(r ′ 1 )ϕ2(r ′ 2 ) ± ϕ1(r ′ 2 )ϕ2(r ′ 1 )|2<br />
|r − r ′ r<br />
1|<br />
′ 2 ′ 2 ′<br />
1 r 2 dr 1dr ′ <br />
2 . (3.37)<br />
Wenn man darüber hinaus berücksichtigt, dass ϕ1(r) und ϕ2(r) reell sind, kann<br />
man dies in<br />
Φ(r) = − 64π2<br />
N 2<br />
+ 2<br />
∞ ∞<br />
|(ϕ1(r<br />
0 0<br />
′ 1 )ϕ2(r ′ 2 )|2 + |ϕ1(r ′ 2 )ϕ2(r ′ 1 )|2<br />
|r − r ′ r<br />
1|<br />
′ 2 ′ 2 ′<br />
1 r 2 dr 1dr ′ 2<br />
∞ ∞<br />
| ± (ϕ1(r<br />
0 0<br />
′ 1)ϕ1(r ′ 2)ϕ2(r ′ 2)ϕ2(r ′ 1)|<br />
|r − r ′ 1 |<br />
r ′ 2 ′ 2 ′<br />
1 r 2 dr 1dr ′ <br />
2<br />
(3.38)<br />
umformen. Da ϕ1(r) und ϕ2(r) auch noch normiert sind, vereinfacht sich das<br />
Ganze noch zu<br />
∞<br />
|(ϕ1(r<br />
0<br />
′ 1)| 2<br />
|r − r ′ 1 | r′ ∞<br />
2 ′ |(ϕ2(r<br />
1 dr 1 +<br />
0<br />
′ 2)| 2<br />
|r − r ′ 2 | r′ 2 ′<br />
2 dr 2<br />
∞ ∞<br />
| ± (ϕ1(r<br />
0 0<br />
′ 1 )ϕ1(r ′ 2 )ϕ2(r ′ 2 )ϕ2(r ′ 1 )|<br />
|r − r ′ r<br />
1|<br />
′ 2 ′ 2 ′<br />
1 r 2 dr 1dr ′ <br />
2 .<br />
Φ(r) = − 16π<br />
N 2<br />
+ 8π<br />
Hier zeigt sich, dass sich dieses Potential nur um den Term<br />
Φ12 = 8π<br />
∞ ∞<br />
0<br />
0<br />
| ± (ϕ1(r ′ 1)ϕ1(r ′ 2)ϕ2(r ′ 2)ϕ2(r ′ 1)|<br />
|r − r ′ 1 |<br />
r ′ 2 ′ 2 ′<br />
1 r 2 dr 1dr ′ 2<br />
(3.39)<br />
(3.40)
36 Kapitel 3. Numerische Verfahren<br />
vom Potential des Produktansatzes (3.29) unterscheidet. Betrachten wir diesen<br />
also etwas genauer, indem wir ihn in<br />
Φ12 = 8π<br />
∞<br />
0<br />
|ϕ1(r ′ 2 )ϕ2(r ′ 2 )|r′ 2 ′<br />
2 dr 2<br />
∞<br />
0<br />
| ± (ϕ1(r ′ 1)ϕ2(r ′ 1)|<br />
|r − r ′ 1 |<br />
r ′ 2 ′<br />
1 dr 1<br />
(3.41)<br />
umformen. Nun lässt sich aber zeigen (siehe Anhang A), dass ϕ1 und ϕ2, falls es<br />
sich nicht ausnahmsweise um die gleichen Wellenfunktionen handelt, orthogonal<br />
aufeinan<strong>der</strong> stehen (siehe Anhang A). Dies bedeutet, dass das erste Integral in<br />
Gleichung (3.41) verschwindet und damit auch <strong>der</strong> gesamte Austauschterm (3.40)<br />
Null ist.<br />
Bei einer numerischen Überprüfung wird dies ebenfalls deutlich. In den Abbildungen<br />
3.4 und 3.5 sind exemplarisch einige Einteilchen-Wellenfunktionen sowie<br />
<strong>der</strong>en Produkte dargestellt. Wie man leicht sieht, verschwinden die Produkte beinahe.<br />
Numerisch zeigt sich jedoch, dass das Integral<br />
∞<br />
0<br />
ϕ1(r)ϕ2(r)r 2 dr (3.42)<br />
nicht identisch null wird. Allerdings ist <strong>der</strong> Austauschterm (3.41) um acht bis<br />
zehn Größenordnungen kleiner als alle an<strong>der</strong>en vorkommenden Summanden in<br />
<strong>der</strong> Gleichung <strong>für</strong> das Potential (3.39). Diese Störung ist klein genug, dass man<br />
annehmen kann, dass sie durch numerische Ungenauigkeiten entsteht.<br />
Zum Schluss wollen wir noch die Normierungskonstante bestimmen, um zu überprüfen,<br />
ob es sich sowohl <strong>für</strong> ϕ1 = ϕ2, als auch <strong>für</strong> ϕ1 = ϕ2 um das selbe Problem<br />
wie in Kapitel 3.2.2 handelt. Es muss gelten:<br />
∞ ∞<br />
0<br />
0<br />
|ψ(r1, r2)| 2 d 3 r1d 3 r2<br />
!<br />
= 1. (3.43)<br />
Mit dem Ansatz <strong>für</strong> (anti-)symmetrische Wellenfunktionen (3.34) erhält man<br />
16π2 N 2<br />
∞ ∞<br />
|ϕ1(r1)ϕ2(r2) ± ϕ1(r2)ϕ2(r1)|<br />
0 0<br />
2 r1 2 r2 2 dr1dr2<br />
= 1<br />
N 2<br />
∞ ∞<br />
2 | ± ϕ1(r1)ϕ2(r2)ϕ1(r2)ϕ2(r1)|r1<br />
0 0<br />
2 r2 2 dr1dr2+<br />
∞ ∞<br />
|ϕ1(r1)ϕ2(r2)|<br />
0 0<br />
2 r1 2 r2 2 dr1dr2+<br />
∞ ∞<br />
|ϕ1(r2)ϕ2(r1)|<br />
0 0<br />
2 r1 2 r2 2 <br />
dr1dr2 .<br />
Wenn man wie<strong>der</strong> die Normierung <strong>der</strong> Einzelfunktionen ausnützt, werden die<br />
letzten beiden Integrale zu eins, und man erhält mit <strong>der</strong> Bedingung (3.43) <strong>für</strong> die
3.2. Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung 37<br />
0.005<br />
0.004<br />
0.003<br />
0.002<br />
0.001<br />
0<br />
-0.001<br />
ϕ 1 ⋅ϕ 2<br />
ϕ1<br />
ϕ 2<br />
0 50 100 150 200<br />
r [a B ]<br />
Abb. 3.4: Kombination des 4. und 5. angeregten Zustandes sowie das Produkt<br />
bei<strong>der</strong> Zustände <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung<br />
Normierungskonstante:<br />
N =<br />
<br />
2 + 32π 2 ∞<br />
0 |ϕ1(r1)ϕ2(r1)|r1 2 dr1<br />
= <br />
2 + 32π2 ∞<br />
1<br />
1<br />
0 |ϕ1(r)ϕ2(r)|r 2 dr<br />
2 .<br />
∞<br />
0 | ± ϕ1(r2)ϕ2(r2)|r2 2 dr2<br />
(3.44)<br />
Wenn die beiden Wellenfunktionen ungleich sind, dann verschwindet das Integral<br />
in (3.44) und es gilt <strong>für</strong> die Normierungskonstante<br />
N = 1<br />
√ 2 .<br />
Sind sie hingegen gleich, was natürlich nur <strong>für</strong> den symmetrischen Ansatz sinnvoll<br />
ist, gilt <strong>für</strong> das Integral<br />
4π<br />
∞<br />
0<br />
|ϕ1(r)ϕ2(r)|r 2 dr = 4π<br />
und damit gilt <strong>für</strong> die Normierungskonstante<br />
N = 1<br />
2 .<br />
∞<br />
|ϕ(r)|<br />
0<br />
2 r 2 dr = 1 (3.45)
38 Kapitel 3. Numerische Verfahren<br />
0.002<br />
0.0015<br />
0.001<br />
0.0005<br />
0<br />
-0.0005<br />
ϕ 1 ⋅ϕ 2<br />
ϕ1<br />
ϕ 2<br />
0 50 100 150 200 250 300 350 400 450 500<br />
r [a B ]<br />
Abb. 3.5: Kombination des 7. und 8. angeregten Zustandes sowie das Produkt<br />
bei<strong>der</strong> Zustände <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung<br />
Setzt man nun die beiden Normierungskonstanten in den Ansatz (3.34) ein, dann<br />
erhält man <strong>für</strong> das Potential immer die gleiche Funktion wie wenn man von Anfang<br />
an den Ansatz (3.19) verwendet hätte. Der Grund, weshalb es keinen Unterschied<br />
macht, welchen Ansatz man verwendet, liegt im Potential. Es handelt sich<br />
1<br />
um ein zentralsymmetrisches Potential, ohne die |r1−r2| -Wechselwirkungsterme,<br />
wie sie zum Beispiel in <strong>der</strong> Atomphysik wichtig sind.<br />
Die ganzen Überlegungen, die in diesem Kapitel <strong>für</strong> das Zweiteilchen-Problem<br />
angestellt wurden, lassen sich natürlich unmittelbar auf das N-Teilchen-Problem<br />
erweitern. Auch hier fallen stets die Mischterme weg und man kann das Problem<br />
auf einen einfachen Produktansatz zurückführen.
Kapitel 4<br />
Zusammenfassung <strong>der</strong><br />
Einteilchen-Ergebnisse<br />
Der Vollständigkeit halber werden in diesem Kapitel die Ergebnisse <strong>der</strong> Lösung<br />
<strong>der</strong> Einteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung vorgestellt. Diese Daten wurden<br />
mit dem in Kapitel 3.1 beschriebenen Algorithmus bestimmt. Zuerst werden die<br />
ersten 41 Energieeigenwerte aufgelistet. Dann werden einige Überlegungen zur<br />
Genauigkeit <strong>der</strong> erhaltenen Werte und zu möglichen Gesetzmäßigkeiten, denen<br />
die Eigenwerte gehorchen, gemacht. Im Anschluss werden noch einige ausgewählte<br />
Wellenfunktionen grafisch dargestellt.<br />
4.1 Lösungen <strong>der</strong> Einteilchen-Gleichungen<br />
In Tabelle 4.1 sind die numerisch ermittelten Energieeigenwerte zu den ersten 41<br />
Zuständen angegeben. Dabei bezeichnet <strong>der</strong> Index n = 0 den Grundzustand, n =<br />
1 den ersten angeregten und so weiter. Die Ergebnisse sind immer in Einheiten<br />
<strong>der</strong> gravitativen Rydbergenergie<br />
ERyd = 1 G<br />
2<br />
2m5 2 angegeben.<br />
Sie stimmen in den ersten drei von Null verschiedenen Stellen mit den Ergebnissen<br />
aus [Epple (2003)] und [Harrison u. a. (2003)] 1 überein.<br />
Um die Genauigkeit <strong>der</strong> bestimmten Eigenwerte zu überprüfen wurde wie folgt<br />
vorgegangen. In <strong>der</strong> verwendeten Routine aus den GSL-Bibliotheken gibt es<br />
die Möglichkeit, den absoluten Fehler innerhalb des adaptiven Runge-Kutta-<br />
Verfahrens vorzugeben.<br />
1 Die Tatsache, dass in [Harrison u. a. (2003)] die Eigenwerte halb so groß wie die in dieser<br />
Arbeit erhaltenen sind, liegt daran, dass in dieser Diplomarbeit eine halb so große gravitative<br />
Rydbergenergie (siehe Gleichung (2.29)) als in [Harrison u. a. (2003)] angenommen wurde.<br />
39
40 Kapitel 4. Zusammenfassung <strong>der</strong> Einteilchen-Ergebnisse<br />
n Energieeigenwert n Energieeigenwert<br />
0 -0,325(73) 21 -0,000402(58)<br />
1 -0,0616(29) 22 -0,000367(98)<br />
2 -0,0250(66) 23 -0,000337(65)<br />
3 -0,0135(01) 24 -0,000310(92)<br />
4 -0,00842(23) 25 -0,000287(24)<br />
5 -0,00575(06) 26 -0,000266(17)<br />
6 -0,00417(44) 27 -0,000247(33)<br />
7 -0,00316(74) 28 -0,000230(43)<br />
8 -0,00248(53) 29 -0,000215(21)<br />
9 -0,00200(19) 30 -0,000201(43)<br />
10 -0,00164(70) 31 -0,000188(95)<br />
11 -0,00137(87) 32 -0,000177(58)<br />
12 -0,00117(10) 33 -0,000167(22)<br />
13 -0,00100(69) 34 -0,000157(73)<br />
14 -0,000875(13) 35 -0,000149(03)<br />
15 -0,000767(57) 36 -0,000141(03)<br />
16 -0,000678(69) 37 -0,000133(66)<br />
17 -0,000604(40) 38 -0,000126(85)<br />
18 -0,000541(67) 39 -0,000120(55)<br />
19 -0,000488(22) 40 -0,000114(71)<br />
20 -0,000442(31)<br />
Tab. 4.1: Energieeigenwerte <strong>der</strong> Einteilchen-Newton-<br />
Schrödinger-Gleichung<br />
Um nun die Zahl <strong>der</strong> verwendbaren Nachkommastellen zu bestimmen, kann man<br />
das Verfahren <strong>für</strong> verschiedene vorgegebene absolute Fehler ∆GSL durchführen,<br />
und dann die erhaltenen Ergebnisse miteinan<strong>der</strong> vergleichen. Die Ergebnisse sind<br />
in Tabelle 4.2 zusammengefasst.<br />
Man erkennt, dass trotz <strong>der</strong> hohen Genauigkeit <strong>der</strong> GSL-Bibliotheken die ersten<br />
drei von Null verschiedenen Stellen als gesichert angesehen werden können.<br />
Teilweise mag es so aussehen, dass beim Vergleich von ∆GSL = 10 −19 und<br />
∆GSL = 10 −18 schon die ersten vier gültigen Stellen gesichert sind, jedoch müsste<br />
man dazu eine noch höhere Genauigkeit ansetzen, um dies zu überprüfen. Dies<br />
würde jedoch deutlich längere Rechenzeiten erfor<strong>der</strong>n.<br />
Insgesamt haben wir also die Energieeigenwerte Der Einteilchen-Newton-<br />
Schrödinger-Gleichung auf die ersten drei von Null verschiedenen Ziffern genau<br />
bestimmt.<br />
Davon abgesehen zeigt sich das erwartete Verhalten. Die Eigenwerte steigen <strong>für</strong><br />
größer werdende n streng monoton an und gehen <strong>für</strong> n −→ ∞ gegen Null, ebenso<br />
wie die Zahl <strong>der</strong> Nullstellen <strong>der</strong> Wellenfunktionen zu <strong>der</strong>en Ordnung passt.
4.2. Darstellung <strong>der</strong> Energieeigenwerte in Form einer Rydbergserie 41<br />
absoluter Fehler <strong>der</strong> GSL-Bibliotheken<br />
n 10 −19 10 −18 10 −16 10 −14<br />
0 -0,3257363530 -0,3258322331 -0,3262710823 -0,3273823744<br />
1 -0,0616290628 -0,0616467421 -0,0617270059 -0,0619303530<br />
2 -0,0250660389 -0,0250729491 -0,0251039980 -0,0251824377<br />
3 -0,0135018033 -0,0135053849 -0,0135215395 -0,0135622957<br />
4 -0,0084223783 -0,0084245272 -0,0084342435 -0,0084588132<br />
5 -0,0057506043 -0,0057520328 -0,0057585118 -0,0057749319<br />
10 -0,0016470415 -0,0016474183 -0,0016491250 -0,0016534753<br />
15 -0,0007675782 -0,0007677454 -0,0007685069 -0,0007685069<br />
25 -0,0002872424 -0,0002872967 -0,0002875465 -0,0002882641<br />
40 -0,0001147131 -0,0001147325 -0,0001148240 -0,0001150555<br />
Tab. 4.2: Zur Genauigkeit <strong>der</strong> Energieeigenwerte <strong>der</strong><br />
Einteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung<br />
4.2 Darstellung <strong>der</strong> Energieeigenwerte in Form<br />
einer Rydbergserie<br />
Nach <strong>der</strong> Bohr-Sommerfeld-Quantisierung <strong>für</strong> Potentiale, die nur kurzreichweitig<br />
vom Coulomb-Verhalten abweichen, müssten die Energien einem Gesetz <strong>der</strong> Form<br />
1<br />
En = −<br />
(n + µn) 2 ERyd ≡ − 1<br />
ERyd<br />
(4.1)<br />
gehorchen (siehe [Friedrich (1990)]). Dabei ist n die Quantenzahl (n ∈ N0) und<br />
µn ein Quantendefekt, <strong>der</strong> <strong>für</strong> n −→ ∞ gegen einen endlichen und vor allem konstanten<br />
Grenzwert µ geht. Da alle Energien bereits in Einheiten <strong>der</strong> gravitativen<br />
Rydbergenergie angegeben sind, vereinfacht sich die Gleichung (4.1) zu<br />
En = − 1<br />
ν2 . (4.2)<br />
n<br />
Unsere numerischen Ergebnisse erlauben es, diese Bedingung zu überprüfen. Dazu<br />
betrachten wir Tabelle (4.1) und bestimmen <strong>für</strong> die ersten 21 Energieeigenwerte<br />
sowohl νn, als auch µn.<br />
Das erste, was auffällt, ist, dass µn eindeutig nicht gegen einen konstanten Grenzwert<br />
strebt. Es ist vielmehr so, dass die Differenz aufeinan<strong>der</strong> folgen<strong>der</strong> µn ungefähr<br />
gleich bleibt. In Abbildung 4.1 sieht man dann auch, dass die νn über n<br />
aufgetragen linear ansteigen und durch die Ausgleichsgerade<br />
sehr gut angenähert werden können.<br />
ν 2 n<br />
νn = 1.75 + 2.29 · n. (4.3)
42 Kapitel 4. Zusammenfassung <strong>der</strong> Einteilchen-Ergebnisse<br />
n Energieeigenwert νn µn<br />
0 -0,325(73) 1,752132 1,752132<br />
1 -0,0616(29) 4,028165 3,028164<br />
2 -0,0250(66) 6,316218 4,316218<br />
3 -0,0135(01) 8,606055 5,606055<br />
4 -0,00842(23) 10,896390 6,896390<br />
5 -0,00575(06) 13,186917 8,186917<br />
6 -0,00417(44) 15,477560 9,477560<br />
7 -0,00316(74) 17,768211 10,768211<br />
8 -0,00248(53) 20,058926 12,058926<br />
9 -0,00200(19) 22,349666 13,349666<br />
10 -0,00164(70) 24,640399 14,640399<br />
11 -0,00137(87) 26,931174 15,931174<br />
12 -0,00117(10) 29,221924 17,221924<br />
13 -0,00100(69) 31,512718 18,512718<br />
14 -0,000875(13) 33,803491 19,803491<br />
15 -0,000767(57) 36,094305 21,094305<br />
16 -0,000678(69) 38,385106 22,385106<br />
17 -0,000604(40) 40,675889 23,675889<br />
18 -0,000541(67) 42,966709 24,966709<br />
19 -0,000488(22) 45,257478 26,257478<br />
20 -0,000442(31) 47,548317 27,548317<br />
Tab. 4.3: Energieeigenwerte und zugehörige effektive<br />
Quantenzahl νn und Quantendefekt µn<br />
Bei einem konvergierenden Quantendefekt µn müsste diese Gerade jedoch <strong>für</strong><br />
große n die Steigung 1 haben. Wir finden also <strong>für</strong> die Energieeigenwerte <strong>der</strong> radialsymmetischen<br />
Einteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung eine quadratische Abhängigkeit<br />
von <strong>der</strong> Quantenzahl n <strong>der</strong> Form:<br />
1<br />
En −<br />
(1, 75 + 2, 29 · n) 2<br />
= − 1 1<br />
·<br />
. (4.4)<br />
(2, 29) 2 (n + 0, 764) 2<br />
Die Energiewerte bilden somit eine Rydbergserie mit konstantem Quantendefekt,<br />
1<br />
En ∼ −<br />
(n + 0, 764) 2<br />
wenn man die Energieskalen zusätzlich mit dem Faktor 1<br />
(2,29) 2 reskaliert. Der<br />
Grund <strong>für</strong> die Notwendigkeit dieser Renormierung ist Gegenstand einer parallel
4.3. Einige ausgewählte Wellenfunktionen 43<br />
ν n<br />
50<br />
45<br />
40<br />
35<br />
30<br />
25<br />
20<br />
15<br />
10<br />
5<br />
0<br />
0 5 10 15 20<br />
n<br />
ν n<br />
1,75+2,29n<br />
Abb. 4.1: Effektive Quantenzahl νn in Abhängigkeit vom Anregungsgrad. Das<br />
lineare Anwachsen wird durch die eingezeichnete Ausgleichsgerade gut wie<strong>der</strong>gegeben.<br />
angefertigten Diplomarbeit [Greiner (2005)] und wird dort ausführlich untersucht.<br />
Damit ist es erstmals gelungen, die Energieeigenwerte <strong>der</strong> radialsymmetrischen<br />
Newton-Schrödinger-Gleichung <strong>für</strong> alle n ∈ N0 anzugeben.<br />
4.3 Einige ausgewählte Wellenfunktionen<br />
In den Abbildungen 4.2 bis 4.5 sind einige ausgewählte Wellenfunktionen mit<br />
ihren zugehörigen selbstkonsistenten Potentialen V (r) dargestellt. Dabei ist zu<br />
bedenken, dass die gezeichneten Funktionen nur auf Grund <strong>der</strong> numerischen Ungenauigkeit<br />
<strong>für</strong> große r divergieren. Die exakten Lösungen folgen natürlich dem<br />
in Kapitel 2.2.6 hergeleiteten asymptotischen Verlauf.<br />
Ansonsten erkennt man den erwarteten Verlauf, also immer eine <strong>der</strong> Ordnung<br />
entsprechende Zahl an Nullstellen, in <strong>der</strong> Umgebung des Ursprungs einen quadratischen<br />
Abfall <strong>der</strong> Wellenfunktion, sowie vor <strong>der</strong> numerisch bedingten Divergenz<br />
einen exponentiellen Abfall.
44 Kapitel 4. Zusammenfassung <strong>der</strong> Einteilchen-Ergebnisse<br />
0.4<br />
0.3<br />
0.2<br />
0.1<br />
0<br />
-0.1<br />
-0.2<br />
-0.3<br />
0 10 20 30 40 50 60 70<br />
r [a B ]<br />
V(r)<br />
ψ(r)<br />
Abb. 4.2: Grundzustandswellenfunktion (n = 0) und zugehöriges selbstkonsistentes<br />
Potential V (r) = E − Φ(r) <strong>der</strong> Einteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung<br />
0.025<br />
0.02<br />
0.015<br />
0.01<br />
0.005<br />
0<br />
-0.005<br />
-0.01<br />
-0.015<br />
0 100 200 300 400 500<br />
r [a B ]<br />
V(r)<br />
ψ(r)<br />
Abb. 4.3: Dritter angeregter Zustand (n = 3) und zugehöriges selbstkonsistentes<br />
Potential V (r) = E − Φ(r) <strong>der</strong> Einteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung
4.3. Einige ausgewählte Wellenfunktionen 45<br />
0.0035<br />
0.003<br />
0.0025<br />
0.002<br />
0.0015<br />
0.001<br />
0.0005<br />
0<br />
-0.0005<br />
-0.001<br />
-0.0015<br />
0 500 1000 1500 2000 2500<br />
r [a B ]<br />
V(r)<br />
ψ(r)<br />
Abb. 4.4: 10. angeregter Zustand (n = 10) und zugehöriges selbstkonsistentes<br />
Potential V (r) = E − Φ(r) <strong>der</strong> Einteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung<br />
0.0005<br />
0.0004<br />
0.0003<br />
0.0002<br />
0.0001<br />
0<br />
-0.0001<br />
0 2000 4000 6000 8000 10000 12000 14000<br />
r [a B ]<br />
V(r)<br />
ψ(r)<br />
Abb. 4.5: 30. angeregter Zustand (n = 30) und zugehöriges selbstkonsistentes<br />
Potential V (r) = E − Φ(r) <strong>der</strong> Einteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung
46 Kapitel 4. Zusammenfassung <strong>der</strong> Einteilchen-Ergebnisse
Kapitel 5<br />
Lösungen <strong>der</strong> Mehrteilchen-<br />
Newton-Schrödinger-Gleichung<br />
<strong>für</strong> verschiedene Teilchenzahlen<br />
Nachdem die Ergebnisse <strong>für</strong> die Einteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung aufgeführt<br />
worden sind, werden hier die neu gewonnenen Erkenntnisse zur<br />
Mehrteilchen-Problematik aufgeführt.<br />
5.1 Ansatz über bosonische Wellenfunktionen<br />
5.1.1 Energieeigenwerte<br />
Bei <strong>der</strong> numerischen Berechnung <strong>der</strong> Energieeigenwerte <strong>der</strong> Newton-Schrödinger-<br />
Gleichung <strong>für</strong> den totalsymmetrischen Ansatz<br />
ψ(r1, r2, . . . , rN) =<br />
N<br />
ϕ(ri)<br />
haben sich die in Kapitel 3.2.1 in Gleichung (3.18) erwarteten Energieeigenwerte<br />
i=1<br />
E = N 3 EEinteilchen<br />
im Rahmen <strong>der</strong> möglichen Genauigkeit bestätigt. Dies erkennt man deutlich beim<br />
Vergleich von einem und zehn Teilchen (siehe Tabelle 5.1). Hier sieht man sofort,<br />
ohne großen Rechenaufwand, dass die Eigenwerte <strong>der</strong> Zehnteilchen-Newton-<br />
Schrödinger-Gleichung gerade 1000 mal so groß sind wie die <strong>der</strong> Einteilchen-<br />
Gleichung.<br />
Die grafische Darstellung <strong>der</strong> Wellenfunktionen wird auf Kapitel 6.1 verschoben<br />
(vgl. Abbildungen 6.1 bis 6.3).<br />
47
48 Kapitel 5. Lösungen <strong>der</strong> Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung<br />
n En(N = 1) En(N = 2) En(N = 10)<br />
0 -0,325(74) -2,60(59) -325,(74)<br />
1 -0,0616(29) -0,493(03) -61,6(29)<br />
2 -0,0250(66) -0,200(53) -25,0(66)<br />
3 -0,0135(02) -0,108(01) -13,5(02)<br />
4 -0,00842(24) -0,0673(79) -8,42(24)<br />
5 -0,00575(06) -0,0460(05) -5,75(06)<br />
6 -0,00417(44) -0,0333(95) -4,17(44)<br />
7 -0,00316(75) -0,0253(40) -3,16(75)<br />
8 -0,00248(53) -0,0198(83) -2,48(53)<br />
9 -0,00200(20) -0,0160(16) -2,00(20)<br />
10 -0,00164(70) -0,0131(76) -1,64(70)<br />
11 -0,00137(88) -0,0110(30) -1,37(88)<br />
12 -0,00117(11) -0,00936(86) -1,17(11)<br />
13 -0,00100(70) -0,00805(60) -1,00(70)<br />
14 -0,000875(14) -0,00700(11) -0,875(14)<br />
15 -0,000767(58) -0,00614(06) -0,767(58)<br />
16 -0,000678(69) -0,00542(96) -0,678(69)<br />
17 -0,000604(40) -0,00483(52) -0,604(40)<br />
18 -0,000541(67) -0,00433(33) -0,541(67)<br />
19 -0,000488(22) -0,00390(58) -0,488(22)<br />
20 -0,000442(31) -0,00353(85) -0,442(31)<br />
Tab. 5.1: Energieeigenwerte <strong>der</strong> Ein-, Zwei- und<br />
Zehnteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung <strong>für</strong> totalsymmetrische<br />
Wellenfunktionen<br />
5.1.2 Zur Genauigkeit <strong>der</strong> erhaltenen Energieeigenwerte<br />
Da sich das Verfahren im Prinzip nicht vom Algorithmus <strong>der</strong> Einteilchen-Newton-<br />
Schrödinger-Gleichung unterscheidet, hat sich hier auch nichts an <strong>der</strong> Genauigkeit<br />
verän<strong>der</strong>t. Es gilt weiterhin, dass nur die ersten drei von null verschiedenen Ziffern<br />
als gesichert angesehen werden können, während sich schon die vierte, speziell bei<br />
höheren Ordnungen, mit unterschiedlichen Genauigkeiten än<strong>der</strong>t.<br />
5.2 Ansatz über eine Produktwellenfunktion<br />
Bei <strong>der</strong> numerischen Berechnung <strong>der</strong> Energieeigenwerte <strong>der</strong> Newton-Schrödinger-<br />
Gleichung <strong>für</strong> den Ansatz<br />
N<br />
ψ(r1, r2, . . . , rN) = ϕi(ri) (5.1)<br />
i=1
5.2. Ansatz über eine Produktwellenfunktion 49<br />
wurden die Energieeigenwerte und Wellenfunktionen <strong>für</strong> verschiedene Teilchenzahlen<br />
berechnet. Das Prinzip ist immer das gleiche. Allerdings ergeben sich <strong>für</strong><br />
höhere Teilchenzahlen auch mehr Kombinationsmöglichkeiten <strong>der</strong> Zustände. Deshalb<br />
wurden hier nur noch einige ausgewählte Kombinationen berechnet.<br />
5.2.1 Das Zweiteilchen-Problem<br />
Zuerst wurde das Zweiteilchen-Problem behandelt. Für dieses wurden Kombinationen<br />
aus den ersten zehn angeregten Zuständen berechnet, was insgesamt 66<br />
verschiedenen Produktzuständen entspricht.<br />
5.2.1.1 Energieeigenwerte<br />
In Tabelle 5.2 sind die Energieeigenwerte <strong>der</strong> verschiedenen Kombinationen von<br />
Einteilchenwellenfunktionen aufgeführt. Dabei gibt die Zahl k in <strong>der</strong> ersten Spalte<br />
eine Art ” Anregungsstufe“ an, die es erleichtern soll, später einzelne Lösungen <strong>der</strong><br />
Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung zu klassifizieren. n1 und n2 sind die<br />
zu den jeweiligen Einteilchen-Wellenfunktionen gehörigen Anregungsgrade sowie<br />
E1 und E2 die zugehörigen Energien. Die letzte, etwas abgesetzte Spalte beinhaltet<br />
die Gesamtenergie<br />
Eges = E1 + E2. (5.2)<br />
k n1 n2 E1 E2 Eges<br />
0 0 0 -1,30(22) -1,30(22) -2,60(44)<br />
1 0 1 -0,698(84) -0,384(14) -1,08(29)<br />
2 1 1 -0,246(38) -0,246(37) -0,492(75)<br />
3 0 2 -0,521(77) -0,189(25) -0,711(02)<br />
4 1 2 -0,176(74) -0,130(06) -0,306(80)<br />
5 2 2 -0,100(21) -0,100(20) -0,200(41)<br />
6 0 3 -0,446(35) -0,113(89) -0,560(24)<br />
7 1 3 -0,140(02) -0,0818(05) -0,221(82)<br />
8 2 3 -0,0800(62) -0,0649(97) -0,145(05)<br />
9 3 3 -0,0539(78) -0,0539(77) -0,107(95)<br />
10 0 4 -0,407(32) -0,0763(60) -0,483(67)<br />
11 1 4 -0,118(50) -0,0568(08) -0,175(30)<br />
12 2 4 -0,0669(17) -0,0459(97) -0,112(91)<br />
13 3 4 -0,0455(78) -0,0389(04) -0,0844(82)<br />
14 4 4 -0,0336(71) -0,0336(70) -0,0673(41)<br />
15 0 5 -0,384(54) -0,0548(34) -0,439(36)<br />
16 1 5 -0,104(78) -0,0420(13) -0,146(79)<br />
17 2 5 -0,0579(85) -0,0345(13) -0,0924(98)
50 Kapitel 5. Lösungen <strong>der</strong> Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung<br />
k n1 n2 E1 E2 Eges<br />
18 3 5 -0,0394(70) -0,0295(37) -0,0690(07)<br />
19 4 5 -0,0294(07) -0,0258(81) -0,0552(88)<br />
20 5 5 -0,0229(89) -0,0229(88) -0,0459(77)<br />
21 0 6 -0,370(10) -0,0413(11) -0,411(41)<br />
22 1 6 -0,0954(95) -0,0324(53) -0,127(94)<br />
23 2 6 -0,0516(49) -0,0269(88) -0,0786(37)<br />
24 3 6 -0,0349(44) -0,0233(00) -0,0582(44)<br />
25 4 6 -0,0260(88) -0,0205(85) -0,0466(73)<br />
26 5 6 -0,0205(36) -0,0184(51) -0,0389(88)<br />
27 6 6 -0,0166(87) -0,0166(87) -0,0333(75)<br />
26 0 7 -0,360(38) -0,0322(49) -0,392(63)<br />
29 1 7 -0,0889(10) -0,0258(80) -0,114(79)<br />
30 2 7 -0,0469(85) -0,0217(58) -0,0687(44)<br />
31 3 7 -0,0315(07) -0,0189(21) -0,0504(28)<br />
32 4 7 -0,0234(88) -0,0168(19) -0,0403(07)<br />
33 5 7 -0,0185(39) -0,0151(69) -0,0337(09)<br />
34 6 7 -0,0151(50) -0,0138(15) -0,0289(65)<br />
35 7 7 -0,0126(63) -0,0126(63) -0,0253(27)<br />
36 0 8 -0,353(52) -0,0258(77) -0,379(40)<br />
37 1 8 -0,0840(71) -0,0211(49) -0,105(22)<br />
38 2 8 -0,0434(52) -0,0179(59) -0,0614(11)<br />
39 3 8 -0,0288(39) -0,0157(15) -0,0445(54)<br />
40 4 8 -0,0214(21) -0,0140(40) -0,0354(61)<br />
41 5 8 -0,0169(12) -0,0127(22) -0,0296(35)<br />
42 6 8 -0,0138(57) -0,0116(43) -0,0255(01)<br />
43 7 8 -0,0116(34) -0,0107(29) -0,0223(64)<br />
44 8 8 -0,00993(95) -0,00993(95) -0,0198(79)<br />
45 0 9 -0.348(50) -0.0212(25) -0.369(73)<br />
46 1 9 -0.0804(17) -0.0176(25) -0.0980(42)<br />
47 2 9 -0.0406(98) -0.0151(02) -0.0558(02)<br />
48 3 9 -0.0267(27) -0.0132(95) -0.0400(23)<br />
49 4 9 -0.0197(60) -0.0119(34) -0.0316(95)<br />
50 5 9 -0.0155(75) -0.0108(54) -0.0264(29)<br />
51 6 9 -0.0127(89) -0.00998(00) -0.0227(69)<br />
52 7 9 -0.0107(69) -0.00923(51) -0.0200(04)<br />
53 8 9 -0.00923(49) -0.00859(22) -0.0178(27)<br />
54 9 9 -0.00802(52) -0.00802(52) -0.0160(50)<br />
55 0 10 -0.344(73) -0.0177(27) -0.362(45)<br />
56 1 10 -0.0775(69) -0.0149(22) -0.0924(92)<br />
57 2 10 -0.0385(30) -0.0128(95) -0.0514(26)
5.2. Ansatz über eine Produktwellenfunktion 51<br />
k n1 n2 E1 E2 Eges<br />
58 3 10 -0.0250(32) -0.0114(15) -0.0364(47)<br />
59 4 10 -0.0183(92) -0.0102(82) -0.0286(74)<br />
60 5 10 -0.0144(61) -0.00938(15) -0.0238(43)<br />
61 6 10 -0.0118(81) -0.00865(76) -0.0205(38)<br />
62 7 10 -0.0100(07) -0.00803(06) -0.0180(38)<br />
63 8 10 -0.00860(55) -0.00749(93) -0.0161(04)<br />
64 9 10 -0.00750(32) -0.00703(04) -0.0145(33)<br />
65 10 10 -0.00660(25) -0.00660(25) -0.0132(05)<br />
Tab. 5.2: Energieeigenwerte Ei und Anregungsgrade ni<br />
<strong>der</strong> Einteilchenwellenfunktionen sowie die Gesamtenergie<br />
<strong>für</strong> den Produktansatz <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-<br />
Schrödinger-Gleichung<br />
Hier bestätigt sich die Theorie, dass die Energieeigenwerte in den einzelnen Energieserien<br />
streng monoton steigen. Beson<strong>der</strong>s deutlich zeigt sich dies, wenn man<br />
z.B. alle berechneten Kombinationen mit dem Grundzustand (n2 = 0) betrachtet<br />
(siehe hierzu Tabelle 5.3)<br />
n1 n2 E1 E2 Eges<br />
0 0 -1,30(22) -1,30(22) -2,60(44)<br />
1 0 -0,384(14) -0,698(83) -1,08(29)<br />
2 0 -0,189(25) -0,521(77) -0,711(02)<br />
3 0 -0,113(89) -0,446(34) -0,560(24)<br />
4 0 -0,0763(60) -0,407(31) -0,483(67)<br />
5 0 -0,0548(34) -0,384(53) -0,439(36)<br />
6 0 -0,0413(11) -0,370(10) -0,411(41)<br />
7 0 -0,0322(49) -0,360(38) -0,392(63)<br />
8 0 -0,0258(77) -0,353(52) -0,379(40)<br />
9 0 -0.0212(25) -0.348(50) -0.369(72)<br />
10 0 -0.0177(27) -0.344(73) -0.362(45)<br />
Tab. 5.3: Energieserie <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-<br />
Schrödinger-Gleichung mit ϕ2(r2) als Einteilchen-<br />
Grundzustand<br />
o<strong>der</strong> alle Kombinationen mit dem vierten Zustand als (n2 = 4) (siehe hierzu<br />
Tabelle 5.4).
52 Kapitel 5. Lösungen <strong>der</strong> Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung<br />
E 2<br />
n1 n2 E1 E2 Eges<br />
0 4 -0,407(31) -0,0763(60) -0,483(67)<br />
1 4 -0,118(49) -0,0568(08) -0,175(30)<br />
2 4 -0,0669(16) -0,0459(97) -0,112(91)<br />
3 4 -0,0455(77) -0,0389(04) -0,0844(82)<br />
4 4 -0,0336(70) -0,0336(70) -0,0673(41)<br />
5 4 -0,0258(81) -0,0294(07) -0,0552(88)<br />
6 4 -0,0205(84) -0,0260(88) -0,0466(73)<br />
7 4 -0,0168(19) -0,0234(88) -0,0403(07)<br />
8 4 -0,0140(40) -0,0214(21) -0,0354(61)<br />
9 4 -0.0119(34) -0.0197(60) -0.0316(95)<br />
10 4 -0.0102(82) -0.0183(92) -0.0286(74)<br />
Tab. 5.4: Energieserie <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-<br />
Schrödinger-Gleichung mit ϕ2(r2) als vierter angeregter<br />
Einteilchenzustand<br />
0<br />
-0.2<br />
-0.4<br />
-0.6<br />
-0.8<br />
-1<br />
-1.2<br />
-1.4<br />
E 2 (n 2 =0)<br />
Grundzustand, Einteilchen<br />
E 2 (n 2 =1)<br />
1.ang. Zustand, Einteilchen<br />
0 2 4 6 8 10<br />
Abb. 5.1: Energie des Grundzustandes und des 1. angeregten Zustandes bei<br />
Kombination mit beliebiger an<strong>der</strong>er Wellenfunktion <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-<br />
Schrödinger-Gleichung<br />
n 1
5.2. Ansatz über eine Produktwellenfunktion 53<br />
-1/2<br />
-E1 14<br />
12<br />
10<br />
8<br />
6<br />
4<br />
2<br />
0<br />
0 2 4 6 8 10<br />
Abb. 5.2: Energieserien <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung<br />
Neben <strong>der</strong> Monotonie fällt noch etwas an<strong>der</strong>es auf. Betrachten wir den Wert <strong>der</strong><br />
Eigenenergie E2, <strong>der</strong>en Ordnung festgelassen wird. In Abbildung 5.1 ist diese <strong>für</strong><br />
den Grundzustand und den 1. angeregten Zustand dargestellt, wenn die Ordnung<br />
n1 <strong>der</strong> an<strong>der</strong>en Wellenfunktion immer frei wählbar ist.<br />
Zusätzlich eingezeichnet sind noch die Energien <strong>der</strong> beiden Zustände <strong>für</strong> den Fall,<br />
dass es sich um Lösungen <strong>der</strong> Einteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung handelt.<br />
Man erkennt recht deutlich, dass die festen Energien <strong>für</strong> hohe Ordnungen<br />
<strong>der</strong> frei wählbaren Energie gegen den Einteilchenwert strebt. Dies ist eigentlich<br />
auch nicht an<strong>der</strong>s zu erwarten, denn <strong>für</strong> n −→ ∞ geht E1,n −→ 0 und damit die<br />
Gesamtenergie gegen E2. Ebenfalls wird die Wellenfunktion immer flacher. Es ist<br />
deswegen klar, dass <strong>für</strong> n1 ≫ n2 überwiegend ϕ2(r2) <strong>für</strong> den interessanten Bereich<br />
des Potentials verantwortlich ist, während ϕ1(r1) kaum noch einen Einfluss hat.<br />
Für den Fall, dass die Ordnung eines <strong>der</strong> Energieeigenwerte fest gelassen wird,<br />
kann man auch noch eine Aussage über den frei wählbaren Eigenwert treffen. Es<br />
zeigt sich, dass dieser Eigenwert, wie beim Einteilchenproblemm einer quadratischen<br />
Abhängigkeit <strong>der</strong> Form<br />
n 1<br />
E = − 1<br />
1<br />
bzw. ν = <br />
ν2 |E|<br />
mit ν = (n+µn) gehorcht. In Abbildung 5.2 ist dies <strong>für</strong> verschiedene Serien dargestellt.<br />
Von unten nach oben sind hier die Serien {E0, En}, {E1, En}, bis {E10, En}<br />
dargestellt. Man sieht hier recht deutlich, dass die Funktionen <strong>für</strong> Ordnungen, die
54 Kapitel 5. Lösungen <strong>der</strong> Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung<br />
größer sind, als die Ordnung des festgehaltenen Eigenwertes, in Geraden übergehen.<br />
In Abbildung 5.3 wurden <strong>für</strong> die Serien {E0, En} bis {E4, En} folgende<br />
Geraden an die Punkte angepasst:<br />
f0(n1) = 1, 01 + 0, 651 · n1<br />
f1(n1) = 1, 52 + 0, 669 · n1<br />
f2(n1) = 1, 93 + 0, 690 · n1<br />
f3(n1) = 2, 30 + 0, 708 · n1<br />
f4(n1) = 2, 65 + 0, 723 · n1<br />
Die Steigungen <strong>der</strong> Geraden sind also immer von 1 verschieden. Hier kann man<br />
-E 1 -1/2<br />
10<br />
9<br />
8<br />
7<br />
6<br />
5<br />
4<br />
3<br />
2<br />
1<br />
0<br />
f 0 (n 1 )<br />
f 1 (n 1 )<br />
f 2 (n 1 )<br />
f 3 (n 1 )<br />
f 4 (n 1 )<br />
0 2 4 6 8 10<br />
Abb. 5.3: Energieserien <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung mit angepassten<br />
Geraden<br />
wie<strong>der</strong> die gleichen Überlegungen anstellen, wie bereits in Kapitel 4.2 zum Einteilchenproblem,<br />
was dann wie<strong>der</strong> auf eine Renormierung <strong>der</strong> Energien <strong>der</strong> Form<br />
n 1<br />
˜En = c 2 n En<br />
(5.3)<br />
hinausläuft. Dann ergeben sich wie<strong>der</strong> ” reine“ Rydbergserien En = − 1<br />
n+µ mit<br />
konstantem Quantendefekt µ, die vom Anregungsgrad n des an<strong>der</strong>en Teilchens<br />
abhängt.
5.2. Ansatz über eine Produktwellenfunktion 55<br />
5.2.1.2 Einige ausgewählte Wellenfunktionen<br />
In den Abbildungen 5.4 bis 5.12 sind einige ausgewählte Wellenfunktionen mit ihren<br />
zugehörigen selbstkonsistenten Potentialen dargestellt, wobei sich immer die<br />
Anregungsstufe auf das in Tabelle 5.4 eingeführte m bezieht. In jedem <strong>der</strong> Bil<strong>der</strong><br />
werden die Wellenfunktionen ϕi(ri), die Lösungen <strong>der</strong> zugehörigen Einteilchen-<br />
Newton-Schrödinger-Gleichung (3.23) sind, über <strong>der</strong> entsprechenden Radiuskoordinate<br />
ri aufgetragen. Zusätzlich ist noch das zugehörige Potential mit in die<br />
Graphen aufgenommen worden. Dabei ist zu beachten, dass, <strong>der</strong> besseren Übersichtlichkeit<br />
wegen, das Potential durch den Faktor 20 geteilt wurde. Auch wurde<br />
nicht <strong>der</strong> gesamte Radiusbereich geplottet, da sonst <strong>der</strong> eigentlich interessante<br />
Bereich zu sehr ” zusammen gestaucht“ worden wäre.<br />
0.1<br />
0.08<br />
0.06<br />
0.04<br />
0.02<br />
0<br />
-0.02<br />
-0.04<br />
-0.06<br />
-0.08<br />
ϕ 1 (n=0,r 1 )<br />
ϕ 2 (n=1,r 2 )<br />
Φ(r)/20<br />
0 10 20 30 40 50 60 70 80<br />
r i [a B ]<br />
Abb. 5.4: Einteilchenfunktion des 1. angeregten Zustandes und zugehöriges selbstkonsistentes<br />
Potential <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung
56 Kapitel 5. Lösungen <strong>der</strong> Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung<br />
0.015<br />
0.01<br />
0.005<br />
0<br />
-0.005<br />
-0.01<br />
ϕ 1 (n=2,r 1 )<br />
ϕ 2 (n=3,r 2 )<br />
Φ(r)/20<br />
0 20 40 60 80 100 120 140 160 180<br />
r i [a B ]<br />
Abb. 5.5: Einteilchenfunktion des 8. angeregten Zustandes und zugehöriges selbstkonsistentes<br />
Potential <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung<br />
0.08<br />
0.06<br />
0.04<br />
0.02<br />
0<br />
-0.02<br />
-0.04<br />
ϕ 1 (n=0,r 1 )<br />
ϕ 2 (n=5,r 2 )<br />
Φ(r)/20<br />
0 20 40 60 80 100 120 140<br />
r i [a B ]<br />
Abb. 5.6: Einteilchenfunktion des 15. angeregten Zustandes und zugehöriges<br />
selbstkonsistentes Potential <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung
5.2. Ansatz über eine Produktwellenfunktion 57<br />
0.005<br />
0.004<br />
0.003<br />
0.002<br />
0.001<br />
0<br />
-0.001<br />
-0.002<br />
-0.003<br />
-0.004<br />
ϕ 1 (n=4,r 1 )<br />
ϕ 2 (n=5,r 2 )<br />
Φ(r)/20<br />
0 50 100 150 200 250 300<br />
r i [a B ]<br />
Abb. 5.7: Einteilchenfunktion des 19. angeregten Zustandes und zugehöriges<br />
selbstkonsistentes Potential <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung<br />
0.015<br />
0.01<br />
0.005<br />
0<br />
-0.005<br />
-0.01<br />
ϕ 1 (n=1,r 1 )<br />
ϕ 2 (n=8,r 2 )<br />
Φ(r)/20<br />
0 50 100 150 200 250 300<br />
r i [a B ]<br />
Abb. 5.8: Einteilchenfunktion des 37. angeregten Zustandes und zugehöriges<br />
selbstkonsistentes Potential <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung
58 Kapitel 5. Lösungen <strong>der</strong> Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung<br />
0.004<br />
0.003<br />
0.002<br />
0.001<br />
0<br />
-0.001<br />
-0.002<br />
-0.003<br />
ϕ 1 (n=4,r 1 )<br />
ϕ 2 (n=8,r 2 )<br />
Φ(r)/20<br />
0 50 100 150 200 250 300 350 400 450 500<br />
r i [a B ]<br />
Abb. 5.9: Einteilchenfunktion des 40. angeregten Zustandes und zugehöriges<br />
selbstkonsistentes Potential <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung<br />
0.002<br />
0.0015<br />
0.001<br />
0.0005<br />
0<br />
-0.0005<br />
-0.001<br />
-0.0015<br />
-0.002<br />
ϕ 1 (n=7,r 1 )<br />
ϕ 2 (n=8,r 2 )<br />
Φ(r)/20<br />
0 100 200 300 400 500 600 700 800<br />
r i [a B ]<br />
Abb. 5.10: Einteilchenfunktion des 43. angeregten Zustandes und zugehöriges<br />
selbstkonsistentes Potential <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung
5.2. Ansatz über eine Produktwellenfunktion 59<br />
0.008<br />
0.006<br />
0.004<br />
0.002<br />
0<br />
-0.002<br />
-0.004<br />
-0.006<br />
ϕ 1 (n=2,r 1 )<br />
ϕ 2 (n=10,r 2 )<br />
Φ(r)/20<br />
0 50 100 150 200 250 300 350 400 450 500<br />
r i [a B ]<br />
Abb. 5.11: Einteilchenfunktion des 57. angeregten Zustandes und zugehöriges<br />
selbstkonsistentes Potential <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung<br />
0.0015<br />
0.001<br />
0.0005<br />
0<br />
-0.0005<br />
-0.001<br />
-0.0015<br />
ϕ 1 (n=9,r 1 )<br />
ϕ 2 (n=10,r 2 )<br />
Φ(r)/20<br />
0 100 200 300 400 500 600 700 800<br />
r i [a B ]<br />
Abb. 5.12: Einteilchenfunktion des 64. angeregten Zustandes und zugehöriges<br />
selbstkonsistentes Potential <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung
60 Kapitel 5. Lösungen <strong>der</strong> Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung<br />
5.2.2 Das Dreiteilchen-Problem<br />
Neben dem Zweiteilchen-Problem wurde auch das Dreiteilchen-Problem mit dem<br />
Produktansatz (5.1) bearbeitet. Für dieses wurden allerdings nur aus den ersten<br />
vier angeregten Zuständen und dem Grundzustand alle möglichen Kombinationen<br />
gebildet. Für einige spezielle Bil<strong>der</strong> sowie <strong>für</strong> die benötigten Energieserien<br />
wurden allerdings noch einige höhere Ordnungen mit berücksichtigt. Der einzige<br />
Grund, weshalb auf eine vollständige Betrachtung auch <strong>der</strong> höheren Ordnungen<br />
verzichtet wurde, ist <strong>der</strong>, dass es eine große Anzahl an verschiedenen Kombinationsmöglichkeiten<br />
gibt. Dies ist auch <strong>der</strong> Grund, weshalb darauf verzichtet wurde,<br />
größere Teilchenzahlen vollständig zu untersuchen.<br />
5.2.2.1 Energieeigenwerte<br />
In Tabelle 5.5 sind die Energieeigenwerte <strong>der</strong> verschiedenen Wellenfunktionen aufgeführt.<br />
Die letzte, etwas abgesetzte Spalte beinhaltet wie<strong>der</strong> die Gesamtenergie<br />
Eges = E1 + E2 + E3. (5.4)<br />
Die ni sind die Anregungsgrade und die Ei die Energieeigenwerte <strong>der</strong> zum entsprechenden<br />
Dreiteilchen-Zustand gehörenden Einteilchenwellenfunktionen, während<br />
k dessen ” Anregungsstufe“ angibt.<br />
k n1 n2 n3 E1 E2 E3 Eges<br />
0 0 0 0 -2,93(00) -2,93(00) -2,93(00) -8,790(07)<br />
1 0 0 1 -1,95(66) -1,95(66) -0,990(28) -4,90(36)<br />
2 0 1 1 -1,25(45) -0,748(20) -0,748(20) -2,75(10)<br />
3 1 1 1 -0,554(34) -0,554(34) -0,554(34) -1,66(30)<br />
4 0 0 2 -1,64(88) -1,648(84) -0,506(59) -3,80(42)<br />
5 0 1 2 -1,00(98) -0,611(85) -0,407(06) -2,02(88)<br />
6 0 2 2 -0,807(96) -0,349(82) -0,349(82) -1,50(76)<br />
7 1 1 2 -0,444(94) -0,444(94) -0,318(64) -1,20(85)<br />
8 1 2 2 -0,355(19) -0,268(38) -0,268(38) -0,891(95)<br />
9 2 2 2 -0,225(46) -0,225(46) -0,225(46) -0,676(40)<br />
10 0 0 3 -1,51(59) -1,51(59) -0,309(07) -3,34(09)<br />
11 0 1 3 -0,896(16) -0,537(80) -0,258(17) -1,69(21)<br />
12 0 2 3 -0,708(21) -0,306(67) -0,227(99) -1,24(28)<br />
13 0 3 3 -0,622(02) -0,205(55) -0,205(55) -1,03(31)<br />
14 1 1 3 -0,383(56) -0,383(56) -0,209(30) -0,976(42)<br />
15 1 2 3 -0,302(74) -0,232(50) -0,180(74) -0,715(99)<br />
16 1 3 3 -0,257(44) -0,160(76) -0,160(76) -0,578(97)<br />
17 2 2 3 -0,194(21) -0,194(21) -0,155(51) -0,543(95)<br />
18 2 3 3 -0,167(07) -0,137(46) -0,137(46) -0,442(00)
5.2. Ansatz über eine Produktwellenfunktion 61<br />
k n1 n2 n3 E1 E2 E3 Eges<br />
19 3 3 3 -0,121(44) -0,121(44) -0,121(44) -0,364(34)<br />
20 0 0 4 -1,44(69) -1,44(69) -0,208(44) -3,10(23)<br />
21 0 1 4 -0,834(75) -0,494(42) -0,179(00) -1,50(81)<br />
22 0 2 4 -0,652(07) -0,277(65) -0,160(93) -1,09(06)<br />
23 0 3 4 -0,571(21) -0,186(41) -0,147(44) -0,905(07)<br />
24 0 4 4 -0,526(27) -0,136(18) -0,136(18) -0,798(63)<br />
25 1 1 4 -0,346(53) -0,346(53) -0,149(01) -0,842(08)<br />
26 1 2 4 -0,270(08) -0,208(27) -0,130(85) -0,609(20)<br />
27 1 3 4 -0,228(24) -0,144(72) -0,118(11) -0,491(08)<br />
28 1 4 4 -0,202(28) -0,108(17) -0,108(17) -0,418(64)<br />
29 2 2 4 -0,172(78) -0,172(78) -0,114(37) -0,459(94)<br />
30 2 3 4 -0,148(00) -0,123(14) -0,102(54) -0,373(69)<br />
31 2 4 4 -0,131801) -0,0933(82) -0,0933(82) -0,317(78)<br />
32 3 3 4 -0,108(52) -0,108(52) -0,0918(60) -0,308(90)<br />
33 3 4 4 -0,0969(35) -0,0834(20) -0,0834(20) -0,290(80)<br />
34 4 4 4 -0,0757(58) -0,0757(58) -0,0757(58) -0,227(27)<br />
Tab. 5.5: Energieeigenwerte Ei und Anregungsgrade ni<br />
<strong>der</strong> Einteilchenwellenfunktionen sowie die Gesamtenergie<br />
<strong>der</strong> Dreiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung<br />
Auch bei <strong>der</strong> Dreiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung zeigt sich, wie schon<br />
bei <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung, <strong>der</strong> monotone Anstieg <strong>der</strong><br />
Energieeigenwerte in einer Energieserie. Dabei ist allerdings zu beachten, dass<br />
immer die Quantenzahlen zweier Zustände fest gelassen werden müssen.<br />
n1 n2 n3 E1 E2 E3 Eges<br />
0 0 0 -2,93(00) -2,93(00) -2,93(00) -8,790(07)<br />
1 0 0 -0,990(28) -1,95(66) -1,95(66) -4,90(36)<br />
2 0 0 -0,506(59) -1,64(88) -1,64(88) -3,80(42)<br />
3 0 0 -0,309(07) -1,51(59) -1,51(59) -3,34(09)<br />
4 0 0 -0,208(44) -1,44(69) -1,44(69) -3,10(23)<br />
5 0 0 -0.150(11) -1.40(66) -1.40(66) -2.96(35)<br />
6 0 0 -0.113(26) -1.38(11) -1.38(11) -2.87(55)<br />
7 0 0 -0.0884(99) -1.36(39) -1.36(39) -2.81(63)<br />
8 0 0 -0.0710(54) -1.35(17) -1.35(17) -2.77(46)<br />
9 0 0 -0.0583(02) -1.34(29) -1.34(29) -2.74(41)<br />
Tab. 5.6: Energieserie <strong>der</strong> Dreiteilchen-Newton-<br />
Schrödinger-Gleichung mit ϕ2(r2) und ϕ3(r3) als<br />
Einteilchen-Grundzustand
62 Kapitel 5. Lösungen <strong>der</strong> Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung<br />
In Tabelle 5.6 ist die Energieserie <strong>für</strong> (n2 = 0) und (n3 = 0) als Grundzustand<br />
aufgeführt, während in Tabelle 5.7 die Energieserie <strong>für</strong> (n2 = 3) und (n3 = 4)<br />
dargestellt ist.<br />
-1/2<br />
-E1 n1 n2 n3 E1 E2 E3 Eges<br />
0 3 4 -0,571(21) -0,186(41) -0,147(44) -0,905(07)<br />
1 3 4 -0,228(24) -0,144(72) -0,118(11) -0,491(08)<br />
2 3 4 -0,148(00) -0,123(14) -0,102(54) -0,373(69)<br />
3 3 4 -0,108(52) -0,108(52) -0,0918(60) -0,308(90)<br />
4 3 4 -0,0834(20) -0,096(93) -0,0834(20) -0,290(80)<br />
5 3 4 -0.0661(01) -0.0879(93) -0.0763(27) -0.230(42)<br />
6 3 4 -0.0537(89) -0.0810(96) -0.0706(42) -0.205(52)<br />
7 3 4 -0.0447(27) -0.0757(15) -0.0660(99) -0.186(54)<br />
8 3 4 -0.0378(48) -0.0714(51) -0.0624(38) -0.171(73)<br />
9 3 4 -0.0324(89) -0.0680(21) -0.0594(54) -0.159(96)<br />
Tab. 5.7: Energieserie <strong>der</strong> Dreiteilchen-Newton-<br />
Schrödinger-Gleichung mit ϕ2(r2) als dritter und<br />
ϕ3(r3) als vierter angeregter Einteilchenzustand<br />
6<br />
5.5<br />
5<br />
4.5<br />
4<br />
3.5<br />
3<br />
2.5<br />
2<br />
1.5<br />
1<br />
0.5<br />
f 00 (n 1 )<br />
f 01 (n 1 )<br />
f 02 (n 1 )<br />
f 34 (n 1 )<br />
0 1 2 3 4 5 6 7 8 9<br />
Abb. 5.13: Energieserien <strong>der</strong> Dreiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung mit angepassten<br />
Geraden<br />
n 1
5.2. Ansatz über eine Produktwellenfunktion 63<br />
In Abbildung 5.13 sind Geraden an die entsprechenden Energien angepasst worden.<br />
Dabei handelt es sich um die beiden in den Tabellen 5.6 und 5.7 aufgeführten<br />
Serien und um die Energien zu Kombinationen mit dem Grundzustand sowie entwe<strong>der</strong><br />
dem 1. o<strong>der</strong> 2. angeregten Zustand. Dabei kennzeichnen die Indizes i, j <strong>der</strong><br />
E 2 ,E 3<br />
0<br />
-0.5<br />
-1<br />
-1.5<br />
-2<br />
-2.5<br />
-3<br />
E 2 (n 2 =0,n 3 =0)<br />
Grundzustandsenergie zu ψ 00<br />
E 2 (n 2 =0,n 3 =1)<br />
Grundzustandsenergie zu ψ 01<br />
E 3 (n 2 =0,n 3 =1)<br />
Energie des 1. ang. Zustandes zu ψ 01<br />
0 1 2 3 4 5 6 7 8 9<br />
Abb. 5.14: Zum Grenzwert <strong>der</strong> Energieeigenwerte bei <strong>der</strong> Dreiteilchen-Newton-<br />
Schrödinger-Gleichung<br />
Geraden fij die Anregungsstufe <strong>der</strong> beiden ” festen“ Zustände. Auch hier sieht<br />
man, dass die Energien dem Gesetz<br />
n 1<br />
1<br />
| − E| = c1 + c2,n1n1<br />
gehorchen. Für die Energieserien in Abbildung 5.13 ergaben sich als Geraden<br />
f00(n1) = 0, 6260 + 0, 3908 · n1<br />
f01(n1) = 0, 7887 + 0, 3928 · n1<br />
f02(n1) = 0, 9191 + 0, 3932 · n1<br />
f34(n1) = 1, 8025 + 0, 4170 · n1.<br />
(5.5)<br />
Betrachten wir nun noch, wie bereits beim Zweiteilchenproblem, das Verhalten<br />
<strong>der</strong> Energien <strong>für</strong> festes n2 und n3. Dies ist in Abbildung 5.14 dargestellt.<br />
Man erkennt, dass die drei Energiefunktionen gegen die entsprechenden Energien
64 Kapitel 5. Lösungen <strong>der</strong> Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung<br />
des Zweiteilchenproblems laufen. Beson<strong>der</strong>s deutlich wird dies, wenn man die<br />
beiden Energieserien zu ψn01 betrachtet. E2 strebt gegen -0,699 [ERyd] und E3<br />
gegen -0,384 [ERyd], was den Energien aus Tabelle 5.2 entspricht.<br />
Dies lässt bei einer größeren Teilchenzahl ein analoges Verhalten erwarten. Ein<br />
Ausblick auf weiterführende Arbeiten befindet sich in Kapitel 5.2.3.<br />
5.2.2.2 Einige ausgewählte Wellenfunktionen<br />
In den Abbildungen 5.15 bis 5.20 sind wie<strong>der</strong> einige ausgewählte Lösungen <strong>der</strong><br />
Dreiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung aufgezeigt. Auch hier wurde wie<strong>der</strong><br />
das Potential um den Faktor 20 verkleinert und <strong>der</strong> Radiusbereich etwas eingeschränkt,<br />
um eine bessere Darstellung zu ermöglichen.<br />
Auch bei diesen Lösungen zeigen sich die erwarteten Merkmale. Die Einteilchen-<br />
Wellenfunktionen fallen quadratisch <strong>für</strong> kleine und exponentiell <strong>für</strong> große r ab.<br />
Außerdem entspricht die Ordnung <strong>der</strong> Zustände ihrer Zahl an Nullstellen.<br />
0.15<br />
0.1<br />
0.05<br />
0<br />
-0.05<br />
-0.1<br />
ϕ 1 (n=0,r 1 )<br />
ϕ 2 (n=1,r 2 )<br />
ϕ 3 (n=2,r 3 )<br />
Φ(r)/20<br />
0 10 20 30 40 50 60 70<br />
r i [a B ]<br />
Abb. 5.15: Einteilchenwellenfunktion zu k = 5 und zugehöriges selbstkonsistentes<br />
Potential <strong>der</strong> Dreiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung
5.2. Ansatz über eine Produktwellenfunktion 65<br />
0.02<br />
0.015<br />
0.01<br />
0.005<br />
0<br />
-0.005<br />
-0.01<br />
-0.015<br />
-0.02<br />
ϕ 1 (n=2,r 1 )<br />
ϕ 2 (n=3,r 2 )<br />
ϕ 3 (n=4,r 3 )<br />
Φ(r)/20<br />
0 50 100 150 200<br />
r i [a B ]<br />
Abb. 5.16: Einteilchenwellenfunktion zu k = 30 und zugehöriges selbstkonsistentes<br />
Potential <strong>der</strong> Dreiteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung<br />
0.008<br />
0.006<br />
0.004<br />
0.002<br />
0<br />
-0.002<br />
-0.004<br />
-0.006<br />
-0.008<br />
ϕ 1 (n=4,r 1 )<br />
ϕ 2 (n=5,r 2 )<br />
ϕ 3 (n=6,r 3 )<br />
Φ(r)/20<br />
0 50 100 150 200 250<br />
r i [a B ]<br />
Abb. 5.17: Kombination des 4., 5. und 6. angeregten Einteilchen-Zustandes und<br />
zugehöriges selbstkonsistentes Potential <strong>der</strong> Dreiteilchen-Newton-Schrödinger-Gl.
66 Kapitel 5. Lösungen <strong>der</strong> Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung<br />
0.025<br />
0.02<br />
0.015<br />
0.01<br />
0.005<br />
0<br />
-0.005<br />
-0.01<br />
-0.015<br />
-0.02<br />
ϕ 1 (n=1,r 1 )<br />
ϕ 2 (n=4,r 2 )<br />
ϕ 3 (n=8,r 3 )<br />
Φ(r)/20<br />
0 50 100 150 200<br />
r i [a B ]<br />
Abb. 5.18: Kombination des 1., 4. und 8. angeregten Einteilchen-Zustandes und<br />
zugehöriges selbstkonsistentes Potential <strong>der</strong> Dreiteilchen-Newton-Schrödinger-Gl.<br />
0.012<br />
0.01<br />
0.008<br />
0.006<br />
0.004<br />
0.002<br />
0<br />
-0.002<br />
-0.004<br />
-0.006<br />
-0.008<br />
-0.01<br />
ϕ 1 (n=2,r 1 )<br />
ϕ 2 (n=6,r 2 )<br />
ϕ 3 (n=8,r 3 )<br />
Φ(r)/20<br />
0 50 100 150 200 250<br />
r i [a B ]<br />
Abb. 5.19: Kombination des 2., 6. und 8. angeregten Einteilchen-Zustandes und<br />
zugehöriges selbstkonsistentes Potential <strong>der</strong> Dreiteilchen-Newton-Schrödinger-Gl.
5.2. Ansatz über eine Produktwellenfunktion 67<br />
0.004<br />
0.003<br />
0.002<br />
0.001<br />
0<br />
-0.001<br />
-0.002<br />
-0.003<br />
-0.004<br />
-0.005<br />
ϕ 1 (n=6,r 1 )<br />
ϕ 2 (n=7,r 2 )<br />
ϕ 3 (n=8,r 3 )<br />
Φ(r)/20<br />
0 50 100 150 200 250 300 350 400<br />
r i [a B ]<br />
Abb. 5.20: Kombination des 6., 7. und 8. angeregten Einteilchen-Zustandes und<br />
zugehöriges selbstkonsistentes Potential <strong>der</strong> Dreiteilchen-Newton-Schrödinger-Gl.<br />
5.2.3 Zur Genauigkeit <strong>der</strong> erhaltenen Energieeigenwerte<br />
Um zu überprüfen, wie genau die berechneten Ergebnisse sind, wurde wie<strong>der</strong> die<br />
Genauigkeit des Runge-Kutta-Verfahrens geän<strong>der</strong>t. Dabei hat sich gezeigt, dass<br />
<strong>für</strong> eine Schrittweite von 10 −4 [aB] und 5 · 10 −5 [aB] die ersten drei, machmal auch<br />
vier, von null verschiedenen Ziffern identisch waren. Bei niedrigerer Genauigkeit<br />
wurden auch diese instabil. Man kann also die ersten drei gültigen Ziffern als<br />
gesichert ansehen. Damit erzielt also auch dieses Verfahren eine mit dem Algorithmus<br />
des Einteilchen-Problems vergleichbare Genauigkeit. Das Hauptproblem<br />
bei Verkleinerung <strong>der</strong> Schrittweite bestand darin, dass die Anzahl <strong>der</strong> Werte, die<br />
zwischengespeichert werden konnten, auf 4,8 Millionen beschränkt war.<br />
5.2.4 Ausblick: Das Zehnteilchen-Problem<br />
Um einen ersten Eindruck von größeren Teilchenzahlen zu bekommen, wird in<br />
diesem Kapitel noch auf die Newton-Schrödinger-Gleichungen <strong>für</strong> zehn Teilchen<br />
eingegangen. In Tabelle 5.8 ist eine Energieserie <strong>für</strong> Kombinationen von neun<br />
Grundzuständen mit einem beliebigen an<strong>der</strong>en Zustand dargestellt.
68 Kapitel 5. Lösungen <strong>der</strong> Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung<br />
n1 n2, n3 . . . n10 E1 E2, E3 . . . E10 Eges<br />
0 0 -32.5(66) -32.5(66) -325.(66)<br />
1 0 -13.1(05) -28.9(97) -274.(08)<br />
2 0 -6.93(80) -27.7(74) -256.(91)<br />
3 0 -4.27(68) -27.2(40) -249.(44)<br />
4 0 -2.89(59) -26.9(62) -245.(56)<br />
5 0 -2.08(94) -26.8(00) -243.(29)<br />
6 0 -1.57(81) -26.6(96) -241.(85)<br />
7 0 -1.23(38) -26.6(27) -240.(88)<br />
8 0 -0.990(93) -26.5(78) -240.(19)<br />
9 0 -0.813(31) -26.5(42) -239.(69)<br />
Tab. 5.8: Energieserie zu ϕ2, ϕ3 . . . ϕ10 als Grundzustand<br />
Auch hier zeigen sich die gleichen Eigenschaften, die bereits <strong>für</strong> zwei bzw. drei<br />
Teilchen aufgeführt wurden. Betrachten wir die Eigenwerte E2 bis E10, stellen<br />
wir fest, dass sie gegen den Eigenwert eines Neunteilchen-Problems E =<br />
−26, 3(79) [ERyd] gehen, wenn wir dort ein Produkt aus neun Grundzuständen<br />
als Gesamtwellenfunktion ansetzen. Dies ist in Abbildung 5.21 grafisch dargestellt.<br />
Ebenfalls hat sich die These bestätigt, dass bei höheren Teilchenzahlen die<br />
E 2 bis E 10<br />
-26<br />
-27<br />
-28<br />
-29<br />
-30<br />
-31<br />
-32<br />
-33<br />
E 2 bis E 10 (n 2 =n 3 =...=n 10 =0)<br />
Grundzustand, neun Teilchen<br />
0 1 2 3 4 5 6 7 8 9<br />
Abb. 5.21: Zum Grenzwert <strong>der</strong> Energieeigenwerte <strong>der</strong> Zehnteilchen-Newton-<br />
Schrödinger-Gleichung<br />
n 1
5.2. Ansatz über eine Produktwellenfunktion 69<br />
Energien dem Gesetz<br />
1<br />
| − E| = ν1<br />
mit ν1 = (n1 + µn1) gehorchen. Die erhaltene Gerade ist in Abbildung 5.22 dargestellt.<br />
Für sie gilt:<br />
f(n1) = 0, 1710 + 0, 1042 · n1. (5.6)<br />
Man erkennt, dass sich alle Energieeigenwerte <strong>der</strong>art erhaltener Lösungen inner-<br />
-E 1 -1/2<br />
1.2<br />
1.1<br />
1<br />
0.9<br />
0.8<br />
0.7<br />
0.6<br />
0.5<br />
0.4<br />
0.3<br />
0.2<br />
0.1<br />
f(n 1 )<br />
0 1 2 3 4 5 6 7 8 9<br />
Abb. 5.22: Eine Energieserie <strong>der</strong> Zehnteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung mit<br />
angepasster Gerade<br />
halb solcher Energieserien gleich verhalten:<br />
• Sie steigen streng monoton an, und streben <strong>für</strong> n −→ ∞ gegen Null.<br />
• Wird die Ordnung aller bis auf einen Energieeigenwert fest gelassen, dann<br />
gehorcht <strong>der</strong> Eigenwert mit variabler Ordnung einem Gesetz, welches gleich<br />
aussieht wie bei dem auf kurzen Skalen modifizierten Coulomb-Problem,<br />
also<br />
n 1<br />
En = − c2nERyd ν2 .
70 Kapitel 5. Lösungen <strong>der</strong> Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung<br />
Dabei ist cn jedoch eine von eins verschiedene Renormierungskonstante und<br />
ν = (n + µ) die um einen Quantendefekt µ modifizierte Quantenzahl des<br />
Zustandes.<br />
• Die zu den Wellenfunktionen konstanter Ordnung gehörenden Energieeigenwerte<br />
hingegen streben <strong>für</strong> den Fall, dass die variable Ordnung sehr groß<br />
wird, gegen einen konstanten Wert. Dieser entspricht dann dem Fall, dass<br />
man ein Teilchen weniger und die restlichen Teilchen alle in den entsprechenden<br />
Anregungszuständen hat. Beispielsweise konvergieren die Energien<br />
des Problems ψ34n→∞ gegen die Eigenwerte des Problems ψ34.<br />
5.3 Ausblick: Unterschiedliche Massen<br />
Eine wichtige Vereinfachung war bisher, dass alle Massen gleich groß sind. Was<br />
passiert aber, wenn dies nicht mehr so ist? In diesem Kapitel wird ein kurzer<br />
Ausblick auf diesen Fall gegeben. Zuerst einmal müssen wir uns überlegen, wie<br />
sich unterschiedliche Massen auf das zu lösende Gleichungssystem auswirken.<br />
Dazu gehen wir zurück zu den Gleichungen (2.64) und (2.66) bzw. zur Gleichung<br />
(2.67). Nun werden diese wie<strong>der</strong> etwas vereinfacht, indem wir ” natürliche“ Einheiten<br />
wählen, allerdings sollen diese diesmal massenunabhängig sein:<br />
ERyd = 1<br />
2 α2 Gc2 , (5.7)<br />
aB = <br />
und (5.8)<br />
cαG<br />
αG = G<br />
. (5.9)<br />
c<br />
Mit diesen Einheiten vereinfacht sich dann Gleichung (2.67) zu<br />
<br />
− 1<br />
′ 1<br />
|ψ(r 1, r<br />
∆r1 − ∆r2 − 2m1 m1<br />
m1 m2<br />
′ 2)| 2<br />
|r1 − r ′ 1| d3r ′ 1d 3 r ′ 2<br />
′ |ψ(r 1, r<br />
+ m2<br />
′ 2)| 2<br />
|r1 − r ′ 2| d3r ′ 1d 3 r ′ ′ |ψ(r 1, r<br />
2 − 2m2 m1<br />
′ 2)| 2<br />
′ |ψ(r 1, r<br />
+ m2<br />
′ 2)| 2 <br />
ψ(r1, r2) = Eψ(r1, r2)<br />
|r2 − r ′ 2| d3 r ′ 1d 3 r ′ 2<br />
|r2 − r ′ 1| d3 r ′ 1d 3 r ′ 2 (5.10)<br />
Durch einen Produktansatz <strong>für</strong> die Wellenfunktion und Abseperation <strong>der</strong> einzelnen<br />
Koordinaten erhalten wir dann zwei Einteilchengleichungen <strong>der</strong> Form:<br />
<br />
− 1<br />
′ |ψ(r 1, r<br />
∆ri − 2mi m1<br />
mi<br />
′ 2)| 2<br />
|ri − r ′ 1| d3r ′ 1d 3 r ′ 2<br />
′ |ψ(r 1, r<br />
+ m2<br />
′ 2)| 2 <br />
ϕ(ri) = Eϕ(ri), (5.11)<br />
|ri − r ′ 2| d3 r ′ 1d 3 r ′ 2
5.3. Ausblick: Unterschiedliche Massen 71<br />
bzw. <strong>für</strong> den radialsymmetrischen Fall:<br />
2 1 ∂<br />
mi<br />
+ 2<br />
<br />
∂<br />
ϕi(ri) = (miΦ(ri) − E) ϕi(ri).<br />
ri ∂ri<br />
(5.12)<br />
∂r 2 i<br />
Diese Gleichungen wurden <strong>für</strong> den Spezialfall m1 = m2 bereits gelöst und werden<br />
im Folgenden noch <strong>für</strong> die Fälle 2m1 = m2, 3m1 = m2 und 4m1 = m2 behandelt.<br />
Der Einfachheit halber wird m1 = 1 angenommen. Es ist allerdings problemlos<br />
möglich, auch beliebige Massen anzunehmen. Es wird allerdings nur exemplarisch<br />
die Energieserie {E0, En} betrachtet. Diese Energieserie ist in den Tabellen 5.9<br />
und 5.10 aufgeführt.<br />
m1 = m2<br />
2m1 = m2<br />
n1 n2 E1 E2 E1 E2<br />
0 0 -1,30(22) -1,30(22) -4,89(24) -16,7(93)<br />
0 1 -0,384(15) -0,698(84) -2,52(81) -4,64(93)<br />
0 2 -0,189(26) -0,5217(72) -1,60(87) -2,23(86)<br />
0 3 -0,113(89) -0,446(35) -1,17(08) -1,33(75)<br />
0 4 -0,0763(61) -0,407(32) -0,927(24) -0,898(47)<br />
0 5 -0,0548(34) -0,384(54) -0,776(75) -0,649(37)<br />
0 6 -0,0413(11) -0,370(10) -0,676(81) -0,493(35)<br />
0 7 -0,0322(50) -0,360(38) -0,606(91) -0,388(63)<br />
0 8 -0,0258(78) -0,353(52) -0,556(02) -0,314(65)<br />
0 9 -0,0212(25) -0,348(50) -0,517(80) -0,260(30)<br />
Tab. 5.9: Energieeigenwerte <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-<br />
Schrödinger-Gleichung <strong>für</strong> m1 = m2 und 2m1 = m2.<br />
Wenn man verschiedene Massen zulässt, ist das Verhalten <strong>der</strong> einzelnen Energieeigenwerte<br />
erst einmal gleich wie <strong>für</strong> den Fall, dass alle Massen gleich sind. Sie<br />
steigen streng monoton an und gehen <strong>für</strong> n −→ ∞ gegen Null.<br />
Ebenfalls zeigt sich bei einem Vergleich mit dem Fall gleicher Massen, dass die<br />
Eigenwerte bei unterschiedlichen Massen deutlich größer sind. Dies liegt daran,<br />
dass das Potential deutlich stärker bindet,wenn eine <strong>der</strong> Massen schwerer wird.<br />
In Tabelle 5.9 fällt auf, dass <strong>für</strong> den Fall 2m1 = m2 <strong>der</strong> zu m2 gehörende Energieeigenwert<br />
<strong>für</strong> niedrige Quantenzahlen größer ist als <strong>der</strong> zu m1 gehörende Eigenwert.<br />
Dieses Verhalten kehrt sich jedoch ab n2 = 4 um. Auch bei den an<strong>der</strong>en<br />
Massenverhältnissen deutet sich an, dass bei großen n2 die zu m2 gehörenden<br />
Energieeigenwerte kleiner werden als die von m1.
72 Kapitel 5. Lösungen <strong>der</strong> Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung<br />
3m1 = m2<br />
4m1 = m2<br />
n1 n2 E1 E2 E1 E2<br />
0 0 -11,2(86) -96,2(25) -19,9(51) -365,(81)<br />
0 1 -6,59(38) -24,1(26) -13,4(13) -84,0(11)<br />
0 2 -4,20(32) -11,3(50) -8,89(66) -38,6(89)<br />
0 3 -2,96(18) -6,67(72) -6,31(39) -22,5(27)<br />
0 4 -2,24(36) -4,43(13) -4,75(00) -14,8(34)<br />
0 5 -1,79(03) -3,17(32) -3,73(90) -10,5(52)<br />
0 6 -1,48(42) -2,39(40) -3,04(59) -7,91(18)<br />
0 7 -1,26(73) -1,87(65) -2,55(21) -6,17(09)<br />
0 8 -1,10(73) -1,51(42) -2,18(57) -4,95(79)<br />
0 9 -0,985(51) -1,24(99) -1,90(57) -4,07(73)<br />
Tab. 5.10: Energieeigenwerte <strong>der</strong> Zweiteilchen-Newton-<br />
Schrödinger-Gleichung <strong>für</strong> 3m1 = m2 und 4m1 = m2.<br />
5.4 Kritik am Penroseschen Ansatz<br />
Penrose geht in seinem Ansatz zur Mehrteilchen-Gleichung in [Penrose (1998a)]<br />
nicht auf die direkte Wechselwirkung zwischen den Teilchen ein. In seinem Ansatz<br />
ist diese Wechselwirkung bereits in <strong>der</strong> Defomierung <strong>der</strong> Metrik durch die Wellenfunktion<br />
und damit im Potential enthalten. Hier soll nun eine Korrektur <strong>der</strong><br />
Energieeigenwerte durch einen konventionellen Wechselwirkungsterm <strong>der</strong> Form<br />
∆E12 = −Gm1m2<br />
∞ ∞<br />
0<br />
0<br />
|ψ(r1, r2)| 2<br />
|r1 − r2| d3 r1d 3 r2<br />
(5.13)<br />
berechnet werden. Dies liefert eine Abschätzung da<strong>für</strong>, wie stark sich eine direkte<br />
Wechselwirkung zwischen den Teilchen auf die Energieeigenwerte auswirken würde.<br />
Um ∆E12 numerisch zu berechnen, führt man zuerst wie<strong>der</strong> natürliche Einheiten<br />
ein, und betrachtet das System <strong>für</strong> eine Produktwellenfunktion in s-Wellen-<br />
Näherung. Damit vereinfacht sich die Energie (5.13) zu<br />
mit<br />
∆E12 = 16π 2<br />
∞<br />
dr1r<br />
0<br />
2 ∞<br />
2 1<br />
1 |ϕ1(r1)| |ϕ2(r2)|<br />
0 r><br />
2 r 2 2dr2 = 16π 2<br />
∞<br />
0<br />
r 2 1 |ϕ1(r1)| 2 C(r1)dr1<br />
C(r1) = 1<br />
r1<br />
r1 0<br />
|ϕ2(r2)| 2 r 2 2dr2 ∞<br />
+<br />
r1<br />
(5.14)<br />
|ϕ2(r2)| 2 r2dr2. (5.15)
5.4. Kritik am Penroseschen Ansatz 73<br />
In Tabelle 5.11 sind die um ∆E12 korrigierten Energien Ekorr zusammengefasst.<br />
In <strong>der</strong> Tabelle wurde wie<strong>der</strong> in <strong>der</strong> ersten Spalte die Anregungsstufe k des Zweiteilchenzustandes<br />
und in den beiden folgenden Spalten die Anregungsgrade n1<br />
und n2 <strong>der</strong> entsprechenden Einteilchenzustände eingetragen. ˜ Eges ist die in Kapitel<br />
5.2.1.1 bestimmte Zweiteilchen-Energie.<br />
Es zeigt sich, dass man, wenn man über (5.13) wechselwirkende Massen betrachtet,<br />
eine nicht zu vernachlässigende Energiekorrektur erhält. Insbeson<strong>der</strong>e weiterführende<br />
Arbeiten sollten daher selbstkonsistent die gravitative Wechselwirkung<br />
zwischen den Teilchen berücksichtigen.<br />
k n1 n2<br />
˜Eges ∆E12 Ekorr<br />
0 0 0 -2,60(44) -0,43(44) -2,17(00)<br />
1 0 1 -1,08(29) -0,15(99) -0,92(30)<br />
2 1 1 -0,492(75) -0,082(13) -0,410(62)<br />
3 0 2 -0,711(02) -0,085(72) -0,625(30)<br />
4 1 2 -0,306(80) -0,049(54) -0,257(26)<br />
5 2 2 -0,200(41) -0,033(41) -0,167(00)<br />
6 0 3 -0,560(24) -0,053(86) -0,506(38)<br />
7 1 3 -0,221(82) -0,033(60) -0,188(22)<br />
8 2 3 -0,145(05) -0,023(83) -0,121(22)<br />
9 3 3 -0,107(95) -0,017(99) -0,089(96)<br />
10 0 4 -0,483(67) -0,037(09) 0,446(58)<br />
11 1 4 -0,175(30) -0,024(50) 0,150(80)<br />
12 2 4 -0,112(91) -0,017(97) 0,094(94)<br />
13 3 4 -0,0844(82) -0,0139(67) 0,0705(15)<br />
14 4 4 -0,0673(41) -0,0112(23) 0,0561(18)<br />
15 0 5 -0,439(36) -0,027(12) -0,412(22)<br />
16 1 5 -0,146(79) -0,018(76) -0,128(03)<br />
17 2 5 -0,0924(98) -0,0141(16) -0,0783(82)<br />
18 3 5 -0,0690(07) -0,0111(93) -0,0578(14)<br />
19 4 5 -0,0552(88) -0,0091(65) -0,0461(23)<br />
20 5 5 -0,0459(77) -0,0076(62) -0,0383(15)<br />
21 0 6 -0,411(41) -0,020(69) -0,390(72)<br />
22 1 6 -0,127(94) -0,014(86) -0,113(08)<br />
23 2 6 -0,0786(37) -0,0114(26) -0,067211<br />
24 3 6 -0,0582(44) -0,0092(02) -0,0490(42)<br />
25 4 6 -0,0466(73) -0,0076(40) -0,0390(33)<br />
26 5 6 -0,0389(88) -0,0064(73) -0,032515<br />
27 6 6 -0,0333(75) -0,0055(62) -0,027813<br />
26 0 7 -0,392(63) -0,016(31) -0,376(32)<br />
29 1 7 -0,114(79) -0,012(09) -0,102(70)<br />
30 2 7 -0,0687(44) -0,0094(65) -0,0592(79)
74 Kapitel 5. Lösungen <strong>der</strong> Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung<br />
k n1 n2<br />
˜Eges ∆E12 Ekorr<br />
31 3 7 -0,0504(28) -0,0077(21) -0,0427(07)<br />
32 4 7 -0,0403(07) -0,0064(80) -0,0338(27)<br />
33 5 7 -0,0337(09) -0,0055(47) -0,0281(62)<br />
34 6 7 -0,0289(65) -0,0048(14) -0,0241(51)<br />
35 7 7 -0,0253(27) -0,0042(20) -0,0211(07)<br />
36 0 8 -0,379(40) -0,013(19) -0,366(21)<br />
37 1 8 -0,105(22) -0,010(03) -0,095(19)<br />
38 2 8 -0,0614(11) -0,0079(85) -0,0534(26)<br />
39 3 8 -0,0445(54) -0,0065(86) -0,0379(68)<br />
40 4 8 -0,0354(61) -0,0055(78) -0,0298(83)<br />
41 5 8 -0,0296(35) -0,0048(13) -0,0248(22)<br />
42 6 8 -0,0255(01) -0,0042(09) -0,0212(92)<br />
43 7 8 -0,0223(64) -0,0037(19) -0,0186(45)<br />
44 8 8 -0,0198(79) -0,0033(10) -0,0165(69)<br />
45 0 9 -0,369(73) -0,010(88) -0,358(85)<br />
46 1 9 -0,0980(42) -0,0084(70) -0,0895(72)<br />
47 2 9 -0,0558(02) -0,0068(35) -0,0489(67)<br />
48 3 9 -0,0400(23) -0,0056(94) -0,0343(29)<br />
49 4 9 -0,0316(95) -0,0048(60) -0,0268(35)<br />
50 5 9 -0,0264(29) -0,0042(21) -0,0222(08)<br />
51 6 9 -0,0227(69) -0,0037(15) -0,0190(54)<br />
52 7 9 -0,0200(04) -0,0033(04) -0,01967(36)<br />
53 8 9 -0,0178(27) -0,0029(59) -0,0148(68)<br />
54 9 9 -0,0160(50) -0,0026(63) -0,0133(87)<br />
55 0 10 -0,362(45) -0,0091(33) -0,36153(67)<br />
56 1 10 -0,0924(92) -0,0072(46) -0,0852(46)<br />
57 2 10 -0,0514(26) -0,0059(23) -0,0455(03)<br />
58 3 10 -0,0364(47) -0,0049(79) -0,0314(68)<br />
59 4 10 -0,0286(74) -0,0042(78) -0,0243(96)<br />
60 5 10 -0,0238(43) -0,0037(38) -0,0201(05)<br />
61 6 10 -0,0205(38) -0,0033(07) -0,0172(31)<br />
62 7 10 -0,0180(38) -0,0029(53) -0,0150(85)<br />
63 8 10 -0,0161(04) -0,0026(63) -0,0134(41)<br />
64 9 10 -0,0145(33) -0,0024(10) -0,0121(23)<br />
65 10 10 -0,0132(05) -0,0021(94) -0,0110(11)<br />
Tab. 5.11: Energieeigenwerte <strong>für</strong> den Fall wechselwirken<strong>der</strong><br />
Teilchen<br />
Die Energiekorrektur (5.13) stellt nur eine Möglichkeit dar, solch eine Wechselwirkung<br />
zu berechnen. In [Jones (1995)] wird eine an<strong>der</strong>e Korrektur vorgestellt.
5.4. Kritik am Penroseschen Ansatz 75<br />
Diese hat <strong>für</strong> zwei Teilchen mit <strong>der</strong> Wellenfunktion ψ(r1, r2) = 1<br />
N ϕ1(r1)ϕ2(r2)<br />
die Form<br />
∞ ∞<br />
∆E12 =<br />
0 0<br />
d 3 r1d 3 r2d 3 ˜r1d 3 ˜r2<br />
<br />
1<br />
2<br />
2<br />
i,j=1<br />
Gm 2<br />
|ri − ˜rj|<br />
und wird in <strong>der</strong> Schrödinger-Gleichung wie folgt berücksichtigt:<br />
<br />
− 2<br />
∆r1 −<br />
2m1<br />
2<br />
∆r2 + m1Φ(r1) + m2Φ(r2) − ∆E12<br />
2m2<br />
<br />
ψ 2 (r1, r2)ψ 2 (˜r1, ˜r2)<br />
(5.16)<br />
<br />
ψ(r1, r2) = Eψ(r1, r2).<br />
(5.17)<br />
Diese Form <strong>der</strong> Wechselwirkung beinhaltet zwar die von uns vorgeschlagenen Korrekturen,<br />
erweitert sie jedoch noch um eine gravitative Selbstwechselwirkung <strong>der</strong><br />
Einteilchenwellenfunktionen mit sich selbst. Weiterführende Untersuchungen zu<br />
diesen über die Newton-Schrödinger-Gleichung hinausgehenden Ansätzen werden<br />
durch die vorliegende Arbeit angeregt und dürften sich als lohnend erweisen.
76 Kapitel 5. Lösungen <strong>der</strong> Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung
Kapitel 6<br />
Teilchenzahlabhängige Diskussion<br />
<strong>der</strong> verschiedenen Ergebnisse<br />
In diesem Kapitel werden noch die in den vorhergehenden Kapiteln vorgestellten<br />
Ergebnisse miteinan<strong>der</strong> verglichen.<br />
6.1 Vergleich zwischen Einteilchen- und totalsymmetrischen<br />
Mehrteilchen-Ansatz<br />
Zuerst werden die beiden einfachsten Fälle betrachtet. Wie wir bereits in Gleichung<br />
(3.18) gesehen haben, sind die Energieeigenwerte bei totalsymmetrischen<br />
Wellenfunktionen als Lösungen <strong>der</strong> Mehrteilchen-Newton-Schrödinger Gleichung<br />
abhängig von <strong>der</strong> Teilchenzahl:<br />
E = N 3 EEinteilchen.<br />
Dies hat sich in Tabelle 5.1 sehr klar gezeigt. Aber wie verhalten sich die Wellenfunktionen?<br />
Dazu betrachten wir als Beispiele den zweiten (siehe Abbildung<br />
6.1), den vierten (siehe Abbildung 6.2) und den achten (siehe Abbildung 6.3) angeregten<br />
Zustand. (In den Graphen wurde die Zehnteilchen-Wellenfunktion <strong>der</strong><br />
Übersicht halber oberhalb eines bestimmten Wertes abgeschnitten.)<br />
Je mehr Teilchen zum Potential beitragen, desto geringer ist die Breite <strong>der</strong> Wellenfunktionen.<br />
Ein einzelnes Teilchen ist über einen recht großen Bereich ” verschmiert“,<br />
während eine größere Zahl von Teilchen stärker im klassischen Massenzentrum<br />
lokalisiert sind. Sehr schön ist dies bei zehn Teilchen zu sehen, die<br />
eine beson<strong>der</strong>s große Aufenthaltswahrscheinlichkeit um ihren klassichen Ort herum<br />
haben 1 .<br />
1 In Tabelle 2.1 hat sich gezeigt, dass große Massen sehr schnell in einen Eigenzustand kollabieren<br />
und sich dann keine quantenmechanischen Effekte mehr bemerkbar machen.<br />
77
78 Kapitel 6. Teilchenzahlabhängige Diskussion <strong>der</strong> verschiedenen Ergebnisse<br />
ϕ i (r)<br />
0.06<br />
0.04<br />
0.02<br />
0<br />
-0.02<br />
-0.04<br />
Einteilchenfunktion<br />
Dreiteilchenfunktion<br />
Zehnteilchenfunktion<br />
0 10 20 30 40<br />
r [aB ]<br />
50 60 70 80<br />
Abb. 6.1: 2. angeregter Zustand einer totalsymmetrischen Wellenfunktion als Lösung<br />
<strong>der</strong> Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung <strong>für</strong> 1, 3 und 10 Teilchen<br />
ϕ i (r)<br />
0.02<br />
0.015<br />
0.01<br />
0.005<br />
0<br />
-0.005<br />
-0.01<br />
-0.015<br />
Einteilchenfunktion<br />
Dreiteilchenfunktion<br />
Zehnteilchenfunktion<br />
0 50 100<br />
r [aB ]<br />
150 200<br />
Abb. 6.2: 4. angeregter Zustand einer totalsymmetrischen Wellenfunktion als Lösung<br />
<strong>der</strong> Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung <strong>für</strong> 1, 3 und 10 Teilchen
6.1. Vergleich zwischen Einteilchen- und totalsymmetrischen Mehrteilchen-Ansatz79<br />
ϕ i (r)<br />
0.005<br />
0.004<br />
0.003<br />
0.002<br />
0.001<br />
0<br />
-0.001<br />
-0.002<br />
-0.003<br />
-0.004<br />
Einteilchenfunktion<br />
Dreiteilchenfunktion<br />
Zehnteilchenfunktion<br />
0 50 100 150 200<br />
r [aB ]<br />
250 300 350 400<br />
Abb. 6.3: 8. angeregter Zustand einer totalsymmetrischen Wellenfunktion als Lösung<br />
<strong>der</strong> Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung <strong>für</strong> 1, 3 und 10 Teilchen<br />
Dieses Verhalten lässt sich durch das Potential erklären. Betrachten wir hierzu<br />
die Abbildungen 6.4 bis 6.6. In diesen sind die Mehrteilchen-Potentiale <strong>für</strong> ein<br />
einzelnes Teilchen, <strong>für</strong> drei Teilchen und schließlich noch <strong>für</strong> zehn Teilchen im<br />
Grundzustand dargestellt.<br />
Man erkennt, dass die Potentiale <strong>für</strong> mehr Teilchen vom Betrag her deutlich<br />
tiefer sind. (Dies war auch nicht an<strong>der</strong>s zu erwarten, da eine größere Masse auch<br />
ein stärker anziehendes Gravitationspotential erzeugt.) Die Folge ist dann eine<br />
viel stärkere Lokalisierung <strong>der</strong> Wellenfunktion im Zentrum.
80 Kapitel 6. Teilchenzahlabhängige Diskussion <strong>der</strong> verschiedenen Ergebnisse<br />
Φ N (r)<br />
0<br />
-0.1<br />
-0.2<br />
-0.3<br />
-0.4<br />
-0.5<br />
-0.6<br />
-0.7<br />
Einteilchen-Potential<br />
0 5 10 15<br />
r [aB ]<br />
20 25 30<br />
Abb. 6.4: Potential <strong>für</strong> eine totalsymmetrische Wellenfunktion als Lösung <strong>der</strong><br />
Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung <strong>für</strong> 1 Teilchen<br />
Φ N (r)<br />
0<br />
-1<br />
-2<br />
-3<br />
-4<br />
-5<br />
-6<br />
Einteilchen-Potential<br />
Dreiteilchen-Potential<br />
0 5 10 15<br />
r [aB ]<br />
20 25 30<br />
Abb. 6.5: Potentiale <strong>für</strong> eine totalsymmetrische Wellenfunktion als Lösung <strong>der</strong><br />
Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung <strong>für</strong> 1 und 3 Teilchen
6.2. Vergleich zwischen den unsymmetrischen Wellenfunktionen 81<br />
Φ N (r)<br />
0<br />
-20<br />
-40<br />
-60<br />
-80<br />
-100<br />
-120<br />
-140<br />
-160<br />
-180<br />
Einteilchen-Potential<br />
Dreiteilchen-Potential<br />
Zehnteilchen-Potential<br />
0 5 10 15<br />
r [aB ]<br />
20 25 30<br />
Abb. 6.6: Potentiale <strong>für</strong> eine totalsymmetrische Wellenfunktion als Lösung <strong>der</strong><br />
Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung <strong>für</strong> 1, 3 und 10 Teilchen<br />
6.2 Vergleich zwischen den unsymmetrischen<br />
Mehrteilchen-Wellenfunktionen<br />
Ebenfalls von Interesse ist <strong>der</strong> Vergleich zwischen den unsymmetrischen Wellenfunktionen<br />
2 . Dazu betrachten wir zuerst die Energieeigenwerte. Es ist zwar etwas<br />
schwierig, sie direkt zu vergleichen, aber eine gewisse Tendenz lässt sich trotzdem<br />
ablesen. Die Dreiteilchen-Energieeigenwerte sind deutlich kleiner 3 als die<br />
Zweiteilchen-Energieeigenwerte. Dies ist nicht wirklich überraschend, denn mehr<br />
Teilchen bedeuten ein stärkeres Potential, was wie<strong>der</strong>um kleinere Energien bedeutet.<br />
Dies macht sich auch bei den Wellenfunktionen bemerkbar. Wenn man z.B. die<br />
Einteilchenwellenfunktionen <strong>der</strong> Gesamtwellenfunktionen ψ01 mit denen von ψ011<br />
vergleicht, dann haben die Einteilchenfunktionen von ψ001 eine geringere Breite<br />
2 Formal werden damit auch gleich die symmetrischen und antisymmetrischen Wellenfunktionen<br />
behandelt, da sich, wie in Kapitel 3.2.3 gezeigt, die Einteilchenprobleme, auf die das<br />
Mehrteilchen-Problem zurückgeführt wird, nicht von dem unsymmetrischen Produktansatz unterscheiden.<br />
3 Vom Betrag her ist das Potential natürlich deutlich größer.
82 Kapitel 6. Teilchenzahlabhängige Diskussion <strong>der</strong> verschiedenen Ergebnisse<br />
(siehe hierzu Abbildung 6.7) als die von ψ011, welche aber wie<strong>der</strong>um eine geringere<br />
Breite haben als die aus ψ01. Einerseits sorgt also wie<strong>der</strong>, wie in Kapitel<br />
6.1, eine höhere Zahl von Teilchen auf Grund des größeren Potentials da<strong>für</strong>, dass<br />
die Einteilchenfunktionen stärker lokalisiert sind. An<strong>der</strong>erseits ist es aber auch<br />
entscheidend, welche Einteilchen-Wellenfunktionen am Gesamtzustand beteiligt<br />
sind. Der Grund da<strong>für</strong> ist offensichtlich. Sind z.B. wie hier zwei Grundzustands-<br />
0.25<br />
0.2<br />
0.15<br />
0.1<br />
0.05<br />
0<br />
-0.05<br />
-0.1<br />
-0.15<br />
-0.2<br />
ϕ(n=0) aus ψ 01<br />
Φ/20 zu ψ 01<br />
ϕ(n=0) aus ψ 011<br />
Φ/20 zu ψ 011<br />
ϕ(n=0) aus ψ 001<br />
Φ/20 zu ψ 001<br />
0 5 10 15 20 25<br />
r [a B ]<br />
Abb. 6.7: Zu ψ01, ψ001 und ψ011 gehören<strong>der</strong> Einteilchen-Grundzustand und zugehöriges<br />
Potential<br />
Wellenfunktionen statt nur einer an einem Gesamtzustand beteiligt, dann wird<br />
das Potential aus Gleichung (3.29) in <strong>der</strong> Nähe des Zentrums stärker, da <strong>der</strong><br />
Grundzustand im Vergleich zum 1. angeregten eine viel höhere Aufenthaltswahrscheinlichkeit<br />
in <strong>der</strong> Nähe des Ursprungs hat (siehe auch hierzu die Abbildung<br />
6.7).<br />
Dies wird auch beson<strong>der</strong>s deutlich, wenn man einen direkten Vergleich von Zwei-,<br />
Drei- und Zehnteilchenfunktionen betrachtet, was in den Abbildungen 6.8 und 6.9<br />
dargestellt ist. Hier zeigt sich ebenfalls <strong>für</strong> beide dargestellten Zustände, dass eine<br />
höhere Teilchenzahl eine stärkere Lokalisierung <strong>der</strong> Zustände bedeutet. Die zugehörigen<br />
Potentiale verhalten sich im Prinzip gleich wie die in den Abbildungen<br />
6.4 - 6.6 aufgeführten Potentiale.
6.2. Vergleich zwischen den unsymmetrischen Wellenfunktionen 83<br />
ϕ i (r i )<br />
1.8<br />
1.6<br />
1.4<br />
1.2<br />
1<br />
0.8<br />
0.6<br />
0.4<br />
0.2<br />
0<br />
Grundzustand zu ψ 01<br />
Grundzustand zu ψ 001<br />
Grundzustand zu ψ 0 9 1<br />
0 2 4 6 8 10<br />
ri [aB ]<br />
Abb. 6.8: Zu ψ01, ψ001 und ψ 0 9 1 gehören<strong>der</strong> Einteilchen-Grundzustand<br />
ϕ i (r i )<br />
1.2<br />
1<br />
0.8<br />
0.6<br />
0.4<br />
0.2<br />
0<br />
-0.2<br />
1. angeregter Zustand zu ψ 01<br />
1. angeregter Zustand zu ψ 001<br />
1. angeregter Zustand zu ψ 0 9 1<br />
0 2 4 6 8 10 12 14 16 18<br />
ri [aB ]<br />
Abb. 6.9: Zu ψ01, ψ001 und ψ 0 9 1 gehören<strong>der</strong> Einteilchen-1. angeregter Zustand
84 Kapitel 6. Teilchenzahlabhängige Diskussion <strong>der</strong> verschiedenen Ergebnisse<br />
6.3 Vergleich von totalsymmetrischen Ansatz<br />
mit unsymmetrischer Wellenfunktion<br />
Dieser Vergleich ist eigentlich schon abgeschlossen, da die totalsymmetrischen<br />
Wellenfunktionen eine Teilmenge des Raums <strong>der</strong> unsymmetrischen Wellenfunktionen<br />
bilden. Deren Verhalten wurde an Hand <strong>der</strong> Zweiteilchen- bzw. Dreiteilchenwellenfunktionen<br />
bereits untersucht.<br />
Bei den <strong>für</strong> diese Fälle aufgeführten Energieserien ist immer auch ein totalsymmetrischer<br />
Zustand dabei. So ist zum Beispiel bei <strong>der</strong> Serie {E0, En} eine Kombination<br />
aus zwei Grundzuständen Teil <strong>der</strong> Serie bzw. eine Kombination aus zwei<br />
4. angeregten Zuständen bei <strong>der</strong> Serie {E4, En}.<br />
Es werden also keine neuen Erkenntnisse gewonnen, wenn wir näher auf diesen<br />
speziellen Vergleich eingehen.
Kapitel 7<br />
Zusammenfassung<br />
Im Folgenden sollen noch einmal kurz Ziele und Ergebnisse dieser Diplomarbeit<br />
zusammengefasst werden. Am Ende des Kapitels folgt noch ein kleiener Ausblick<br />
auf zukünftige Problemstellungen.<br />
7.1 Ziele <strong>der</strong> Diplomarbeit<br />
• Das erste Ziel war es, die bereits vorhandenen Lösungen zur Einteilchen-<br />
Newton-Schrödinger-Gleichung zu überprüfen, um Referenzwerte zu erhalten<br />
und dann noch gegebenenfalls zu erweitern.<br />
• Danach sollte ein numerisches Verfahren entwickelt werden, mit dessen Hilfe<br />
man Lösungen <strong>für</strong> die Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichungen findet.<br />
• Eine weitere Aufgabe war es, mit den so erzielten Datensätzen Gesetzmäßigkeiten<br />
zu finden, um gegebenenfalls Aussagen über numerisch noch nicht<br />
bestimmbare Lösungen zu machen.<br />
7.2 Ergebnisse <strong>der</strong> Diplomarbeit<br />
• In dieser Arbeit wurden, unseres Wissens nach, die ersten Ergebnisse<br />
zur Mehrteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichungen aufgezeigt. Diese wurden<br />
durch einen selbstkonsistenten Algorithmus bestimmt, welcher ähnlich<br />
wie das Hartree-Verfahren abläuft.<br />
• Es hat sich gezeigt, dass die Energieeigenwerte des Mehrteilchenproblems<br />
ähnlichen Gesetzen gehorchen wie sie bereits <strong>für</strong> das Einteilchenproblem<br />
gefunden wurden. Dies gilt jedoch nur innerhalb <strong>der</strong> einzelnen Energieserien,<br />
bei denen die Ordnung aller bis auf einen Energieeigenwert festgehalten wird<br />
85
86 Kapitel 7. Zusammenfassung<br />
(Man hat es also immer mit einem ” freien“ und N − 1 ” festen“ Eigenwerten<br />
zu tun.).<br />
i. Sie streben, streng monoton steigend <strong>für</strong> n −→ ∞ gegen Null.<br />
ii. Der ” freie“ Eigenwert gehorcht einem Gesetz, welches die gleiche Form<br />
hat wie ein auf kurzen Skalen modifiziertes Coulomb-Problem, also<br />
En = − c2nERyd ν2 , (7.1)<br />
wobei ERyd hier die gravitative Rydbergenergie, cn eine von eins verschiedene<br />
Renormierungskonstante und ν = (n + µ) die um den Quantendefekt<br />
µ modifizierte Ordnung des betrachteten Zustandes ist.<br />
iii. Die ” festen“ Eigenwerte nähern sich <strong>für</strong> den Fall, dass die variable<br />
Ordnung sehr groß wird, einem Eigenwert, welcher dem Fall entspricht,<br />
dass man ein Teilchen weniger und die gleichen Ordnungen hat.<br />
• Es lassen sich außerdem noch einige qualitative Aussagen treffen:<br />
i. Eine höhere Teilchenzahl bedeuten bei vergleichbaren Zuständen deutlich<br />
niedrigere Energieeigenwerte, was vor allem daran liegt, dass eine<br />
höhere Teilchenzahl auch ein stärkeres Potential erzeugt.<br />
ii. Ebenfalls zeigte sich, dass die Lösungen bei Mehrteilchen-Problemen<br />
stärker lokalisiert sind, wenn es mehr Teilchen sind. Dies liegt wie<strong>der</strong>um<br />
am stärker anziehenden Potential.<br />
• Ansonsten wurden auch noch die in [Epple (2003)] o<strong>der</strong> [Moroz u. a. (1998)]<br />
gefundenen Einteilchen-Lösungen überprüft, bestätigt und erweitert.<br />
7.3 Ausblick<br />
• In <strong>der</strong> Zukunft wird man sich vor allem damit beschäftigen müssen, bestehende<br />
Algorithmen zu verbessern. Insbeson<strong>der</strong>e muss versucht werden,<br />
die Genauigkeit zu erhöhen ohne einen größeren Bedarf an Hardware zu<br />
benötigen. Dies kann man vielleicht durch die Methode <strong>der</strong> Finiten Elemente<br />
erreichen, bei <strong>der</strong> <strong>der</strong> Definitionsbereich in n Teilbereiche, die finiten<br />
Elemente, unterteilt wird. In einem solchen Element werden dann<br />
die Lösungen <strong>der</strong> Differentialgleichung nach lokalen Basisfunktionen, zum<br />
Beispiel B-Splines, entwickelt. Diese Methode hat sich bei Hartree-Fock-<br />
Rechungen als sehr schnell erwiesen [Klews (2003)]. Ihre Verwendbarkeit<br />
bei <strong>der</strong> Newton-Schrödinger-Gleichung muss noch überprüft werden.<br />
• Dann kann man die erste Vereinfachung, dass alle Massen gleich groß sind,<br />
weglassen. Dies wurde bereits in Kapitel 5.3 angedeutet. Dazu müsste noch
7.3. Ausblick 87<br />
ein vollständiger Satz von Eigenwerten und Eigenfunktionen bestimmt werden.<br />
• Ebenfalls könnte man eine Wechselwirkung <strong>der</strong> Teilchen wie in Kapitel 5.4<br />
genauer untersuchen, und vor allem <strong>für</strong> beliebige Teilchenzahlen berechnen.<br />
Dies wird insbeson<strong>der</strong>e dann interessant, wenn die Genauigkeit <strong>der</strong> Energieeigenwerte<br />
besser ist.<br />
• Die wichtigste Verallgemeinerung, die jedoch bei weitem komplizierter sein<br />
dürfte als alle bisherigen Rechnungen, ist es, sich von den radialsymmetrischen<br />
Problemen zu lösen. Es gibt zwar bereits Vorschläge, axialsymmetrische<br />
Probleme [Harrison u. a. (2003)] zu bearbeiten, jedoch wäre es<br />
natürlich das endgültige Ziel, ein vollkommen unsymmetrisches Problem zu<br />
lösen.
88 Kapitel 7. Zusammenfassung
Anhang A<br />
Hermitesche Operatoren<br />
Es sollen nun zwei wichtige Eigenschaften von hermiteschen Operatoren überprüft<br />
werden. Als erstes wird gezeigt, dass ihre Eigenwerte reell sind und als zweites,<br />
dass ihre Eigenfunktionen orthogonal aufeinan<strong>der</strong> stehen.<br />
Sei H(x) ein hermitescher Operator, es gelte also:<br />
H(x) = H + (x).<br />
Sei h1 Eigenwert zur Eigenfunktion |ψ〉 von H(x), dann gilt<br />
〈ψ |H ψ〉 = h1〈ψ|ψ〉 = h1<br />
= 〈ψH + |ψ〉 = h ⋆ 1 〈ψ|ψ〉 = h⋆ 1 .<br />
Also gilt h1 = h⋆ 1 , was nur erfüllt ist, wenn die Eigenwerte zu H(x) reell sind.<br />
Sei nun noch h2 Eigenwert zur Eigenfunktion |χ〉 von H(x), wobei |χ〉 = |ψ〉 ist,<br />
dann gilt<br />
〈χ| H ψ〉 = h1〈χ|ψ〉<br />
= 〈χH + |ψ〉 = h2〈χ|ψ〉.<br />
Dies soll <strong>für</strong> beliebige h1 und h2 gelten, was nur dann möglich ist, wenn<br />
〈χ|ψ〉 = 0<br />
gilt, falls |χ〉 = |ψ〉 erfüllt ist. Also sind die Eigenfunktionen zu verschiedenen<br />
Eigenwerten eines hermiteschen Operators orthogonal.<br />
89
90 Anhang A. Hermitesche Operatoren
Anhang B<br />
Reihenentwicklung von ψ(r) und<br />
V (r) um r = 0 herum.<br />
Um die Wellenfunktion ψ(r) und das Potential V (r) <strong>der</strong> radialsymmetrischen<br />
Einteilchen-Newton-Schrödinger-Gleichung um den Ursprung herum in eine<br />
Taylor-Reihe zu entwickeln, schreiben wir zuerst die Gleichungen (2.38) und (2.39)<br />
in<br />
∂ 2<br />
(rψ(r))= − rV (r)ψ(r) und (B.1)<br />
∂r2 (rψ(r)) ≡ ∂2 r<br />
∂2 ∂r2 (rV (r)) ≡ ∂2 r (rV (r))= − 8πrψ2 (r) (B.2)<br />
um. Zur Vereinfachung des Systems führen wir<br />
˜V (r) ≡ rV (r) und<br />
˜ψ(r) ≡ rψ(r) (B.3)<br />
ein, und lassen von jetzt an immer die Koordinatenabhängigkeit weg. Damit<br />
schreiben sich die Gleichungen (B.1) und (B.2) als:<br />
Mit den Bedingungen (2.50), (2.51) und (2.52)<br />
∂ 2 r ˜ ψ = − 1<br />
r ˜ V ˜ ψ und (B.4)<br />
∂ 2 r ˜ V = − 8π<br />
r ˜ ψ 2 . (B.5)<br />
∂rψ = 0<br />
∂rV = 0<br />
ψ(0) = ψ0<br />
V (0) = V0<br />
91<br />
(B.6)
92 Anhang B. Reihenentwicklung von ψ(r) und V (r) um r = 0 herum.<br />
kann man dann damit beginnen, ˜ ψ(r) und ˜ V (r) in Taylorreihen<br />
˜ψ(r) = ˜ ψ(0) + ∂r ˜ ψ(0) r + ∂ 2 r ˜ ψ(0) r 2 + ∂ 3 r ˜ ψ(0) r 3 + . . . (B.7)<br />
˜V (r) = ˜ V (0) + ∂r ˜ V (0) r + ∂ 2 r ˜ V (0) r 2 + ∂ 3 r ˜ V (0) r 3 + . . . (B.8)<br />
zu entwickeln. Dazu müssen aber zuerst die ganzen Ableitungen von ˜ ψ und ˜ V an<br />
<strong>der</strong> Stelle r = 0 bestimmt werden. Da man <strong>für</strong> höhere Ableitungen <strong>der</strong> beiden<br />
Funktionen auch immer Ableitungen <strong>der</strong> jeweils an<strong>der</strong>en Funktion benötigt, werden<br />
die Ableitungen parallel bestimmt. Beginnen wir mit den Funktionen selbst:<br />
Dann folgen die ersten Ableitungen:<br />
Dann die zweiten Ableitungen:<br />
∂ 2 r ˜ ψ (0) (B.4)<br />
=<br />
∂ 2 r ˜ V (0) (B.5)<br />
=<br />
˜ψ(0) = rψ (0)= 0 (B.9)<br />
˜V (0) = rV (0)= 0. (B.10)<br />
<br />
∂r ˜ ψ (0) = ψ + r(∂rψ) (0) = ψ0<br />
(B.11)<br />
<br />
∂r ˜ V (0) = V + r(∂rV ) (0)= V0. (B.12)<br />
<br />
− 1<br />
r ˜ ψ ˜ <br />
V (0) (B.3)<br />
= − rψV (0) = 0 (B.13)<br />
<br />
− 8π<br />
r ˜ ψ 2<br />
<br />
(0) (B.3)<br />
= − 8πrψ 2 )(0) = 0. (B.14)<br />
Ab jetzt werden <strong>der</strong> Übersichtlichkeit halber die einzelnen Funktionen getrennt<br />
betrachtet. Also kommt nun die dritte Ableitung zuerst von ˜ ψ(r):<br />
<br />
3 (B.4)<br />
∂ ˜<br />
r ψ (0) = ∂r − 1<br />
r ˜ ψ ˜ <br />
V (0)<br />
<br />
= − 1<br />
r ( ˜ ψ∂r ˜ V + ˜ V ∂r ˜ ψ) + 1<br />
r2 ˜ V ˜ <br />
ψ (0)<br />
<br />
(B.3)<br />
= − 1<br />
r (rψ∂r ˜ V + rV ∂r ˜ ψ) + 1<br />
<br />
rV rψ (0)<br />
r2 (B.6)<br />
= −ψ0V0 − V0ψ0 + V0ψ0<br />
= −V0ψ0<br />
(B.15)
und dann die dritte Ableitung von ˜ V (r):<br />
<br />
<br />
3 (B.5)<br />
∂ ˜<br />
1<br />
r V (0) = −8π∂r<br />
r ˜ ψ 2<br />
<br />
(0)<br />
<br />
= −8π − 1<br />
r2 ˜ ψ 2 + 2<br />
r ˜ ψ∂r ˜ <br />
ψ (0)<br />
<br />
(B.3) 1<br />
= −8π<br />
r2 r2ψ 2 + 2<br />
r rψ∂r ˜ <br />
ψ (0)<br />
(B.6)<br />
= −8π(−ψ 2 0 + 2ψ 2 0 )<br />
93<br />
= −8πψ 2 0. (B.16)<br />
Jetzt braucht man noch die vierte Ableitung von ˜ ψ(r):<br />
<br />
4 (B.15)<br />
∂ ˜<br />
r ψ (0) = ∂r − 1<br />
r ( ˜ ψ∂r ˜ V + ˜ V ∂r ˜ ψ) + 1<br />
r2 ˜ V ˜ <br />
ψ (0)<br />
<br />
1<br />
=<br />
r2 ( ˜ ψ∂r ˜ V + ˜ V ∂r ˜ ψ) − 1<br />
r ( ˜ ψ∂ 2 r ˜ V + 2(∂r ˜ V )(∂r ˜ ψ) + V ∂ 2 r ˜ ψ)<br />
+ 1<br />
r2 ( ˜ ψ∂r ˜ V + ˜ V ∂r ˜ ψ) − 2<br />
r3 ˜ V ˜ <br />
ψ (0)<br />
<br />
(B.3)<br />
= − 2 2<br />
rV rψ +<br />
r3 r2 (rψ∂r ˜ V + rV ∂r ˜ ψ)<br />
− 1<br />
r (rψ∂2 r ˜ V + 2(∂r ˜ V )(∂r ˜ ψ) + rV ∂ 2 r ˜ <br />
ψ) (0)<br />
<br />
(B.13) 2<br />
<br />
= −V ψ + ψ∂r<br />
(B.14) r<br />
˜ V + V ∂r ˜ ψ − (∂r ˜ ψ)(∂r ˜ <br />
V )<br />
<br />
(0)<br />
<br />
(B.6) 2<br />
=<br />
r (−V0ψ0<br />
<br />
+ 2V0ψ0 − V0ψ0)<br />
r=0<br />
= 0 (B.17)<br />
und die vierte Ableitung von ˜ V (r):<br />
<br />
<br />
4 (B.16)<br />
∂ ˜<br />
r V (0) = −8π∂r − 1<br />
r2 ˜ ψ 2 + 2<br />
r ˜ ψ∂r ˜ <br />
ψ (0)<br />
<br />
2<br />
= −8π<br />
r3 ˜ ψ 2 − 4<br />
r2 ˜ ψ∂r ˜ ψ − 2<br />
<br />
˜ψ∂ 2<br />
r ψ ˜ + (∂r<br />
r<br />
˜ ψ) 2<br />
(0)<br />
(B.3)<br />
=<br />
(B.13) −8π<br />
<br />
2<br />
r ψ2 − 4<br />
r ψ∂r ˜ ψ + 2<br />
r (∂r ˜ ψ) 2<br />
<br />
(0)<br />
<br />
(B.6) 2 <br />
2<br />
= −8π ψ0 − 2ψ<br />
r<br />
2 0 + ψ2 <br />
0<br />
<br />
r=0<br />
= 0. (B.18)
94 Anhang B. Reihenentwicklung von ψ(r) und V (r) um r = 0 herum.<br />
Schließlich wird noch die fünfte Ableitung von ˜ ψ(r) benötigt:<br />
<br />
5 (B.17)<br />
∂ ˜<br />
r ψ (0) = ∂r − 2<br />
r3 ˜ V ˜ ψ + 2<br />
r2 ( ˜ ψ∂r ˜ V + ˜ V ∂r ˜ ψ)<br />
− 1<br />
r ( ˜ ψ∂ 2 r ˜ V + 2(∂r ˜ V )(∂r ˜ ψ) + ˜ V ∂ 2 r ˜ <br />
ψ) (0)<br />
<br />
6<br />
=<br />
r4 ˜ ψ ˜ V − 6<br />
r3 <br />
˜ψ∂r ˜ V + ˜ V ∂ ˜ <br />
ψ<br />
+ 3<br />
r2 <br />
˜ψ∂ 2 ˜<br />
r V + 2(∂r ˜ V )(∂r ˜ ψ) + ˜ V ∂ 2 r ˜ <br />
ψ<br />
− 1<br />
<br />
˜ψ∂ 3<br />
r V ˜ + 3(∂r<br />
r<br />
˜ V )(∂ 2 r ˜ ψ) + 3(∂r ˜ ψ)(∂ 2 r ˜ V ) + ˜ V ∂ 3 r ˜ <br />
ψ<br />
<br />
(0)<br />
<br />
(B.3) 6 6<br />
= ψV −<br />
r2 r2 <br />
ψ∂r ˜ V + V ∂ ˜ <br />
ψ<br />
+ 3<br />
r2 <br />
rψ∂ 2 r ˜ V + 2(∂r ˜ V )(∂r ˜ ψ) + rV ∂ 2 r ˜ <br />
ψ<br />
− 1<br />
<br />
rψ∂<br />
r<br />
3 r ˜ V + 3(∂r ˜ V )(∂ 2 r ˜ ψ) + 3(∂r ˜ ψ)(∂ 2 r ˜ V ) + rV ∂ 3 r ˜ <br />
ψ<br />
<br />
(0)<br />
<br />
6<br />
=<br />
r2 ψ0V0 − 12<br />
r2 ψ0V0 + 6<br />
r2 ψ0V0 + 3<br />
r (ψ0∂ 2 r ˜ V + V0∂ 2 r ˜ ψ)<br />
<br />
+8πψ 3 0<br />
= 8πψ 3 0<br />
3<br />
−<br />
r (ψ0∂ 2 r ˜ V + V0∂ 2 r ˜ ψ) + ψ0V 2<br />
0<br />
+ ψ0V 2<br />
0<br />
sowie die fünfte Ableitung von ˜ V (r):<br />
r=0<br />
(B.19)<br />
<br />
5 (B.18)<br />
∂ ˜<br />
2<br />
r V (0) = −8π∂r<br />
r3 ˜ ψ 2 − 4<br />
r2 ˜ ψ∂r ˜ ψ + 2<br />
<br />
˜ψ∂ 2<br />
r ψ ˜ + (∂rψ)<br />
r<br />
2<br />
(0)<br />
<br />
6<br />
= −8π<br />
r4 ˜ ψ 2 + 12<br />
r3 ˜ ψ∂r ˜ ψ − 6<br />
r2 ( ˜ ψ∂ 2 r ˜ ψ + (∂r ˜ ψ) 2 )<br />
+ 2<br />
r ( ˜ ψ∂ 3 r ˜ ψ + 3(∂ 2 r ˜ ψ)(∂r ˜ <br />
ψ)) (0)<br />
<br />
= −8π − 6<br />
r2 ψ2 4<br />
0 +<br />
r2 ψ2 8<br />
0 +<br />
r2 ψ2 4<br />
0 −<br />
r2 ψ2 2<br />
0 −<br />
r2 ψ2 0 − 2V0ψ 2 <br />
0<br />
r=0<br />
= 16πV0ψ 2 0. (B.20)<br />
Die sechsten Ableitungen verschwinden wie<strong>der</strong>. Dies kann man entwe<strong>der</strong> nachrechnen<br />
o<strong>der</strong> aber man verwendet, dass die Funktionen ψ und V ungerade, und<br />
damit die Funktion ˜ ψ und ˜ V gerade sind. Deshalb verschwinden alle Ableitungen
mit gera<strong>der</strong> Ordnung, was sich bisher auch bestätigt hat. Also gilt:<br />
∂ 6 r ˜ ψ (0) = 0 (B.21)<br />
∂ 6 r ˜ V (0) = 0. (B.22)<br />
Insgesamt bekommt man dann <strong>für</strong> die Taylorreihenentwicklung von ˜ ψ und ˜ V :<br />
˜ψ(r) = ψ0r − 1<br />
6 V0ψ0r 3 + 1<br />
120 (8πψ3 0<br />
95<br />
+ V 2<br />
0 ψ0)r 5 + O(r 7 ) (B.23)<br />
˜V (r) = V0r − 8π<br />
6 ψ2 0 r3 + 8π<br />
60 V0ψ 2 0 r5 + O(r 7 ). (B.24)<br />
Um noch die Taylorreihenentwickung von ψ und V zu erhalten, teilt man einfach<br />
die Gleichungen (B.23) und (B.24) durch r. Damit erhält man dann:<br />
ψ(r) = ψ0 − 1<br />
6 V0ψ0r 2 + 1<br />
120 (8πψ3 0 + V 2<br />
0 ψ0)r 4 + O(r 6 ) (B.25)<br />
V (r) = V0 − 8π<br />
6 ψ2 0r 2 + 8π<br />
60 V0ψ 2 0r 4 + O(r 6 ). (B.26)
96 Anhang B. Reihenentwicklung von ψ(r) und V (r) um r = 0 herum.
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Vogel 1999<br />
Vogel, Helmut: Gerthsen <strong>Physik</strong>. 20. Auflage. Springer-Verlag, 1999
Danksagung<br />
Ich möchte mich an dieser Stelle bei all den Personen bedanken, ohne die ich<br />
nicht in <strong>der</strong> Lage gewesen wäre, das <strong>Physik</strong>studium zu absolvieren und damit<br />
auch diese Diplomarbeit anzufertigen.<br />
Insbeson<strong>der</strong>e gilt mein Dank den folgenden Personen:<br />
• Herrn Prof. Dr. G. Wunner <strong>für</strong> die ausgezeichnete Betreuung während meiner<br />
Diplomarbeit und die Anfertigung des Hauptberichts. Sie sind mir immer<br />
mit hilfreichen Gesprächen zur Seite gestanden und Ihre Anregungen<br />
und Vorschläge haben mir immer wie<strong>der</strong> geholfen, wenn ich nicht mehr<br />
weiter wusste.<br />
• Herrn Prof. Dr. H.-R. Trebin <strong>für</strong> die Anfertigung des Mitberichts und <strong>für</strong><br />
die vielen Jahre, in denen Sie mir in Ihrer Mentorengruppe durchs Studium<br />
geholfen haben.<br />
• Den Herren Steffen Bücheler und Dirk Engel, ohne <strong>der</strong>en administrative<br />
Tätigkeiten diese Arbeit sicher nicht so problemlos anzufertigen gewesen<br />
wäre. Auch <strong>für</strong> die freundliche Aufnahme am <strong>Institut</strong> möchte ich den beiden<br />
danken.<br />
• Ebenfalls möchte ich mich bei Sabine Latzel, Holger Cartarius, Ralf Peter<br />
und Ulrich Raitzsch bedanken, die mich durch das ganze Studium begleitet<br />
haben, und mir auch in Fragen zu C++ und Latex immer weiterhelfen<br />
konnten.<br />
• Dann möchte ich mich noch bei Daniel Greiner <strong>für</strong> die vielen anregenden<br />
Gespräche bedanken, die wir führten, während wir uns mit verschiedenen<br />
Aspekten <strong>der</strong> Newton-Schrödinger-Gleichung beschäftigten.<br />
• Mein ganz beson<strong>der</strong>er Dank gilt meinen Eltern, Rolf und Sieglinde Knapp,<br />
ohne die ich dieses Studium niemals hätte vollenden können.