Klein-Gordon-Gleichung

Die Klein-Gordon-Gleichung (auch Klein-Fock-Gordon-Gleichung) ist die relativistische Feldgleichung, welche die Kinematik freier skalarer Felder bzw. Teilchen (d. h. Spin 0) bestimmt. Es handelt sich dabei um eine homogene partielle Differentialgleichung zweiter Ordnung, die relativistisch kovariant, das heißt forminvariant unter Lorentz-Transformation ist.

Geschichte

Nach Schrödingers Publikation im Jahre 1926 versuchten viele Physiker, darunter Oskar Klein und Walter Gordon, das relativistische Analogon zur Schrödingergleichung zu finden um Wellenfunktionen zu charakterisieren, die in der Quantenmechanik den Zuständen eines freien Teilchens entsprechen.

Zwar ergibt sich aus der Klein-Gordon-Gleichung die richtige Beziehung zwischen Energie und Impuls, nicht aber der Spin der zunächst untersuchten Teilchen. Bei geladenen Spin-1/2-Teilchen, wie dem Elektron und dem Proton im Wasserstoffatom, stimmen die Bindungsenergien, die man aus der Klein-Gordon-Gleichung herleitet, nicht mit den beobachteten Energien überein, weil sie nicht die Spins beider Teilchen berücksichtigt. Die Klein-Gordon-Gleichung beschreibt als skalare Differentialgleichung spinlose Teilchen, beispielsweise Pionen, die in der Kernphysik ein Yukawa-Potential zwischen den Protonen und Neutronen im Kern bewirken. Die richtige Bewegungsgleichung für Fermionen mit halbzahligem Spin ist die Dirac-Gleichung.

Herleitung

Bei der Herleitung geht man von der Energie-Impuls-Beziehung

$E^2 - \mathbf{p}^2 c^2 = m^2 c^4$

zwischen der Energie E und dem Impuls $\mathbf p$ eines Teilchens der Masse m in der Speziellen Relativitätstheorie aus. Die Erste Quantisierung deutet diese Relation als Gleichung für Operatoren, die auf Wellenfunktionen $\phi(t, \mathbf x)$ wirken. Dabei sind E und $\mathbf p$ die Operatoren

$E = \mathrm i \hbar \frac{\partial}{\partial t}\,,\ \mathbf{p} =-\mathrm i\,\hbar\, \mathbf{\nabla}\,.$

Damit ergibt sich die Klein-Gordon-Gleichung

$\left[ \frac{1}{c^2} \frac{\partial^2}{\partial t^2} - \mathbf{\nabla}^2 + \frac{m^2 c^2}{\hbar^2} \right] \phi(\mathbf{x},t) = 0\,.$

An Stelle der SI-Einheiten verwendet man in der relativistischen Quantentheorie natürliche Einheiten, in denen $\hbar$ und c den Wert 1 haben.

In diesen Einheiten und mit dem D’Alembert-Operator

$\Box := \partial^\mu \partial_\mu = \frac{1}{c^2}\frac{\partial ^2}{\partial t^2} - \mathbf{\nabla}^2= \frac{1}{c^2}\frac{\partial ^2}{\partial t^2} - \frac{\partial ^2}{\partial x^2} - \frac{\partial ^2}{\partial y^2} - \frac{\partial ^2}{\partial z^2}$

und mit der abkürzenden Bezeichnung $x=(t,\mathbf x)$ für die Raumzeitkoordinaten lautet die Klein-Gordon-Gleichung

$\left( \Box + \frac{1}{\lambda_{C}^{2}} \right) \phi(\mathbf{x},t) = 0\,.$

Da der Wellenoperator $\Box := \partial^\mu \partial_\mu$, sowie die Compton-Wellenlänge λ_C sich in der Minkowski-Raumzeit wie skalare Größen transformieren, ist in dieser Darstellung die relativistische Invarianz der skalaren Gleichung offensichtlich.

Lösung der Klein-Gordon-Gleichung

Die ebene Welle

$A \cdot \mathrm e^{\mathrm i \bigl( \mathbf k\cdot \mathbf x - \omega\,t\bigr)}$

ist eine Lösung der Klein-Gordon-Gleichung, wenn die Kreisfrequenz ω gemäß

$\omega(\mathbf k) = \sqrt{m^ 2+\mathbf k^ 2}$

mit dem Wellenvektor $\mathbf k$ zusammenhängt. Ebenso löst die konjugiert komplexe Welle

$A \cdot \mathrm e^{-\mathrm i \bigl( \mathbf k\cdot \mathbf x - \omega\,t\bigr)}$

die Klein-Gordon-Gleichung, denn sie ist reell.

Da die Klein-Gordon-Gleichung linear und homogen ist, sind Summen und komplexe Vielfache von Lösungen ebenso Lösungen. Daher löst

$\phi(x) = \int\!\! \frac{\mathrm{d}^3 k}{(2\pi)^3\,2\, \omega(\mathbf{k})} \left[ a(\mathbf{k})\,\mathrm e^{\mathrm i \bigl( \mathbf k\cdot \mathbf x - \omega(\mathbf k)\,t\bigr)}+ b^\dagger (\mathbf{k})\,\mathrm e^{-\mathrm i \bigl( \mathbf k\cdot \mathbf x -\omega(\mathbf k)\,t\bigr)}\right]$

mit beliebigen fouriertransformierbaren Amplituden $a(\mathbf k)$ und $b^\dagger(\mathbf k)$ die Klein-Gordon-Gleichung. Umgekehrt ist jede fouriertransformierbare Lösung von dieser Form. Der Frequenzterm im Nenner sorgt in der Quantenfeldtheorie für eine kovariante Normierung.

In dieser Darstellung der Lösung ist allerdings nicht ersichtlich, dass sie im Punkt x nur von ihren Anfangswerten auf und im Inneren des Lichtkegels von x abhängt.

In der Quantenfeldtheorie ist ϕ ein Operator. Der Operator $a(\mathbf k)$ vernichtet in Teilchenzuständen mit Spin s = 0, beispielsweise negative Pionen, $b^\dagger(\mathbf k)$ erzeugt die entgegengesetzt geladenen Antiteilchen, positive Pionen. Der adjungierte Operator $\phi^\dagger$ vernichtet dann positive Pionen und erzeugt negative Pionen.

Für ein reelles Feld φ gilt $b^\dagger(\mathbf k) = (a(\mathbf k))^\dagger\,.$ Es ist invariant unter Phasentransformationen und trägt nicht zum elektromagnetischen Strom bei. Die Teilchen, die das reelle Feld vernichtet und erzeugt, sind ungeladen und stimmen mit ihren Antiteilchen, beispielsweise neutralen Pionen, überein.

Lagrangedichte

Eine Lagrangedichte für ein reelles Feld φ, die auf die Klein-Gordon-Gleichung führt, lautet

$\mathcal{L} = \frac{1}{2} \left[ (\partial_t \varphi)^2 - (\partial_x \varphi)^2 - (\partial_y \varphi)^2 - (\partial_z \varphi)^2 - m^2 \varphi^2 \right]\ =\frac{1}{2} \left[ (\partial_\mu \varphi)(\partial^\mu \varphi) - m^2 \varphi^2 \right]\,$

und für ein komplexes Feld ϕ

$\mathcal{L} = \partial_t \phi^\dagger\, \partial_t \phi -\partial_x \phi^\dagger\, \partial_x \phi -\partial_y \phi^\dagger\, \partial_y \phi -\partial_z \phi^\dagger\, \partial_z \phi - m^2 \phi^\dagger \,\phi\, =(\partial_\mu \phi^\dagger)(\partial^\mu \phi) - m^2 \phi^\dagger \phi$

Mit der hier gewählten Normierung der Lagrangedichten ergeben sich in der Quantenfeldtheorie für das komplexe Feld dieselben Propagatoren wie für das reelle.

Kontinuitätsgleichung

Die Lagrangedichte für das komplexe Feld ist invariant unter der kontinuierlichen Schar von Transformationen

$T_\alpha:\ \phi \mapsto \mathrm e^{ \mathrm i \alpha } \phi \,,\ \phi^\dagger \mapsto ( \mathrm e^{\mathrm i \alpha } \phi)^\dagger \ = \mathrm e^{- \mathrm i \alpha } \phi^\dagger \,,$

die das Feld mit einer komplexen Phase $\mathrm e^{\mathrm i \alpha}\,,0\le \alpha < 2\pi\,,$ multiplizieren.

Nach dem Noether-Theorem gehört zu dieser kontinuierlichen Symmetrie ein erhaltener Strom mit Komponenten

$j_\mu = \mathrm i \left( \phi^\dagger\, \partial_\mu \phi - (\partial_\mu \phi^\dagger)\, \phi\right ) \,,\ \mu\in\{0,1,2,3\}\,.$

Die 0-Komponente ist die Dichte der erhaltenen Ladung,

$\rho(x) = j_0(x) = \mathrm i \left( \phi^\dagger\, \partial_t \phi - (\partial_t \phi^\dagger)\, \phi \right)\,.$

Diese Dichte ist nicht positiv definit und kann nicht als Wahrscheinlichkeitsdichte gedeutet werden. Vielmehr wird

$Q = \int \mathrm{d}^3 x \, j_0 = \mathrm i \int \mathrm{d}^3 x \, \left( \phi^\dagger\, \partial_t \phi - (\partial_t \phi^\dagger)\, \phi \right)\,.$

als die elektrische Ladung und j_μ die elektromagnetische Viererstromdichte gedeutet, an die das skalare Potential und das Vektorpotential der Elektrodynamik koppeln.

Siehe auch

• Wellengleichung

Literatur

• N. N. Bogoliubov, D. V. Shirkov: Introduction to the Theory of Quantized Fields. Wiley-Interscience, New York 1959.
• Richard Courant, David Hilbert: Methoden der mathematischen Physik. Band 2. 2. Auflage. Springer, 1968.