확률 발진기

비조화진동자의 진동에너지 전이에 대한 연구

1차원 조화진동 포텐샬 함수를 사용한 탄성 충돌계에서 조화진동자의 해를 구하는 문제는 가장 간단하면서도 가장 자주 다루게 되는 반응속도론적 동력학의 이론적 문제들 중에 하나이다. 특히 분자 충돌에 의한 진동에너지 전이에 대한 연구에서 조화진동 모델은 비조화성이 크지 않은 이원자분자들의 진동전이 확률을 구하는 다양한 고전 및 양자역학적 계산방법을 개발하고 시험하는 중요한 모델로 사용되어 왔다.1−4 그러나 조화진동 모델은 v= 0→1진동전이에서 조차 큰 비조화성을 보이는 이핵 이원자분자나 비조화성의 영향이 커지는 높은 진동준위의 동핵 이원자분자에 사용하기는 어렵다. 물론, 이원자분자의 진동에너지 전이확률의 계산에 Morse 포텐샬 함수와 같은 비조화성 포텐샬 에너지를 직접 사용하면 이러한 어려움을 피할 수는 있다.5−9 하지만 고전적 또는 양자역학적 해가 너무 어려워져서 복잡한 전산처리 과정을 거쳐야 되고, 수식의 전산처리로 인해 실험현상들을 해석 하거나 전이 반응메카니즘을 이해하는데 어려움이 발생 할 수도 있게 된다. 이런 어려움들을 피하는 방법 중에 하나는 근사적 비조화성 포텐샬 함수와 Schrödinger 방정식의 일반적인 Hamiltonian 연산자 대신 Boson ladder 연산자18를 사용하는 것이다.

Boson ladder 연산자는 충돌입자 간의 상호작용을 간편하게 다룰 수 있도록 해줄 뿐만이 아니라, Schrödinger 방정식을 해석적으로 다룰 수 있는 장점 때문에 다양한 방법으로 사용되어 왔다.510−13 즉, Boson 연산자와 Boson 연산자의 교환관계를 이용한 진동에너지 전이에 대한 이론적 연구는 복잡한 전산 처리과정을 거치지 않고도 실험 현상을 쉽게 해석하고 이해할 수 있는 간단한 방법을 제공할 뿐만 아니라, 물리적으로 합리적인 정성적 및 정량적 통찰력을 제공한다는 장점 때문에 양자역학적 계산방법들과 함께 활발한 연구가 진행되어 왔다. 또한 Boson 연산자와 그들의 교환관계는 진동 스펙트럼을 해석할 때 만나게 되는 각운동량의 고유벡터(eigenvector) 문제에도 유용한 해결책을 제공한다.14−16

하지만 Boson 연산자의 이러한 장점에도 불구하고 충돌분자가 조화진동자일때만 적용할 수 있는 Boson 연산자의 사용 제한조건 때문에, 비조화성이 큰 이원자분자의 전이에서는 Boson 연산자를 직접 사용하기는 어려웠다. 이러한 어려움을 피하기 위하여 이전 연구에서 Levine5에 의해 제안된 비조화 Boson 연산자를 사용하여 비조화성이 큰 이원자분자 충돌계의 진동전이 확률식을 계산하였다.7 이 방법은 Boson 연산자를 사용할 때처럼 파동함수는 조화진동파동함수를 그대로 사용하고 일반적인 Hamiltonian 대신 비조화 Boson 연산자를 사용하여 비조화성이 큰 이원자분자에 대한 진동전이 확률을 구하였다.

이번 연구에서는 비조화성이 큰 이원자분자의 진동에너지 전이확률식을 Boson 연산자와 조화진동 파동함수의 결합으로 만들어진 비조화진동 파동함수를 사용하여 구하였다. 또한 진동전이 확률식을 구하기 위해 비조화성 이원자분자의 포텐샬 에너지를 조화진동 항과 비조화진동 항이 모두 포함된 비조화 포텐샬 에너지식을 사용하였다. 따라서 이 연구의 목적은 이전 연구에서 제안된 비조화 Boson 연산자법 대신 비조화진동 파동함수를 사용하여 구한 비조화진동자의 진동전이 확률식의 유용성을 H2(v=0) + He→ H2(v=1) + He 충돌계에 적용하여 기존의 여러 이론값들과 비교 시험해 보려고 한다.

비조화 진동자의 파동함수와 진동전이 확률

진동자의 평형결합길이 xe로부터 진동자의 진동변위 q = x − xe라고 하면, 비조화진동자의 포텐샬 에너지는 다음과 같이 나타낼 수 있다.

여기서 M과 ω는 각각 비조화진동자의 환산질량과 각진동수이고, α = −Deb3이다. α는 진동자의 종류에 따라 그 값의 크기가 결정되어야 하는 상수로서 비조화진동자에 대한 Morse 포텐샬, U(x) = De2을 급수 전개하여 구하였다. Morse 포텐샬에서 De와 b는 각각 분자의 평형해리에너지와 포텐샬 상수이다. (1)식으로부터 비조화진동자의 진동전이확률식을 구하기 위한 진동자의 비조화진동 파동함수는 섭동이론을 사용하여 다음과 같이 구할 수 있다.17

여기서 K = (α/ħω)(ħ/Mω)확률 발진기 3/2 이고 ϕi는 i 진동준위에서 조화진동자의 진동파동함수이다.

시간 t에 의존하는 비조화진동자와 충돌입자의 상호작용에 대한 섭동항 F'(t)를 포함한 충돌계의 Hamiltonian은 다음과 같다.

여기서 p와 q는 진동자의 운동량과 좌표이다. Boson 연산자(â++â)를 도입하면 Boson 연산자가 포함된 좌표 와 운동량 를 각각 얻을 수 있다. 따라서 이 좌표와 운동량으로부터 다 음과 같은 충돌계의 Hamlitonian를 얻을 수 있다.

여기서 충돌에 의한 섭동항 H'(t) = (ħ/2Mω)1/2 F'(t)(â++â) 이고, Boson 확률 발진기 연산자 â+와 â 는 양자수 v인 조화진동자의 파동함수 ϕv를 각각 â+ϕv=(v+1)1/2ϕv+1 및 â ϕv = v 1/2ϕv−1 로 변화시키는 연산자이다.18

충돌 반응계에 대한 시간의존 Schrödinger 방정식은 다음과 같이 나타낼 수 있다.

여기서 |ψv(t)> 는 충돌과정에서 일어난 섭동으로 인한 비조화진동자의 최종상태를 나타내는 파동함수이다. 충돌 초기(t0 =−∞)에 |ψv(t0)> 상태에 있던 진동자는 충돌시간이 흐름에 따라 섭동에 의한 초기 진동상태의 변화가 일어난다. 즉, 초기에 |ψv (t0)> 상태에 있던 진동자의 파동함수는 충돌이 끝나는 t0 =+∞에서는 ψv (t)> 상태로 파동함수가 변하게 될 것이다. 조화진동자인 경우에는 (5)식 양변에 |ψv>를 조화진동자의 파동함수 상태 |ϕv>로 바꾸어 주면 (5)식은 조화진동자에 대한 시간의존 Schrödinger 방정식으로 사용할 수 있다. (5)식의 해를 구하기 위해 초기 상태 |ψv (t0)>를 최종 상태 |ψv(t)> 로 변화시키는 time evolution 연산자 U0(t, t0)를 도입하면 비조화진동자의 파동함수를 다음 식과 같이 나타낼 수 있다.

여기서 Gi(t)는 허수 값을 갖는 시간의존함수이며, 연산자 Ωi는 각각 â+, â, â+â 및 항등연산자(identity operator) Î 를 나타낸다. 따라서 U0(t, t0)는 다음과 같이 나타낼 수 있다.

(7)식으로부터 초기 상태 |ψv(t0)>에 대한 time evolution 연산을 실시하면 (6)식은

이 된다. (8)식은 진동자가 초기상태 |ψv(t0=-∞)>에서 충돌이 일어난 후에 도달하는 가능한 모든 최종상태 |ψv(t0=-∞)>를 포함하고 있다.

충돌이 일어난 후에 v→f 전이에 대한 전이확률의 일반적 형태는

로 나타낼 수 있다. 따라서 (8)식을 (9)식에 대입하면 다음과 같은 진동전이 확률식을 구할 수 있다.

여기서 v + s > 0이며, ψf(t)는 이다. 따라서 비조화파동함수 항들이 유도된다. 따라서 현재 우리가 계산하려고 하는 H2+ He 충돌계의 0→1 진동전이확률식에서도 다음과 같은 4개의 항들이 나타난다.

이 식이 비조화파동함수를 사용하는 비조화진동자의 진동전이확률식이다. 한편, (7)식에 의한 time evolution 연산자를 사용한 조화진동자의 진동전이 확률은 다음과 같이 나타낼 수 있다.

여기서 l은 v 또는 f보다 작은 값을 갖는다. (12)식에 나타나는 항은 v f인 경우에는 를 사용하는 것을 의미한다.

(12)식은 이미 이러한 진동전이 확률계산에서 널리 사용되고 있는 조화진동자에 대한 다음과 같은 Poisson 분포 확률식과 유사하다.11

여기서 ε은 (7)식과 같은 time evolution 연산자 대신 다음식과 같은 비교적 간단한 근사적 time evolution 연산을 통해 얻어지는 G(t)의 함수로서, ε =G2이다.

여기서 '는 U0–1H′U0이다.19 G(t)는 (14)식의 지수항 안에 time evolution 연산을 실행하여 다음과 같이 구할 수 있다.

여기서 F(t)(ħ/2Mω)1/2 = F′(t)이다. 따라서 (14)와 (15)식으로부터 근사적 time evolution 연산에 의한 비조화진동자의 진동전이 확률식은

로 나타낼 수 있고, H2 + He 충돌계에 대하여 G(t)는 다음과 같이 나타낼 수 있다.2

(10)식에 의한 v→f 진동전이 확률을 구하기 위해 필요한 Gi(t)의 값들은 다음과 같은 미분방정식을 풀어 구할 수 있다.

(18)식의 미분방정식들의 해는 초기조건으로 Gi(t0) = 0로 하고, Range−Kutta 법을 이용하여 수치 해석하여 구하였다.

계산 및 결과

충돌 분자의 비조화진동파동함수와 조화 Boson 연산자의 교환관계로부터 유도된 (10)식으로부터 Morse형 진동자의 진동전이 확률식을 시험하기 위한 반응계로 확률 발진기 H2(v =0)+He→ H2(v = 1) +He를 선택하였고, 두 입자는 선형 충돌을 하는 것으로 가정하였다. 충돌 입자들 사이의 상호작용 포텐샬은 V(z) =Dexp(−z/a)을 선택하였다. 여기서 z는 He 원자와 He 원자와 가까운 수소분자의 H원자 사이의 거리이고, D와 a는 각각 포텐샬 상수들이다. H2 분자의 질량중심과 He 원자 사이의 거리를 R이라고 하면, 거리 z = R−γ(d+q)가 된다. 여기서 수소분자의 질량비 γ=mH/(mH+mH)=1/2이고, d와 q는 각각 H2의 평형결합길이와 진동변위이다. 따라서 충돌입자 사이의 상호작용 포텐샬은

과 같이 쓸 수 있다. (19)식에 exp(γq/a)항을 v→v+1 진동전이를 나타내는 q의 일차 항까지 급수전개하면 다음 식을 얻을 수 있다.

여기서 D′ = Dexp(γd/a) 이다. 따라서 (20)식으로부터 (4) 식의 섭동항 H'(t)에 나타나는 F'(t)=(D'γ/a)exp(−R/a)이 된다.

충돌 반응계에서 충돌시간 경과에 따른 충돌 입자들의 질량중심 간의 거리변화인 충돌궤적 R(t)에 대한 고전역학적 해는 다음과 같은 식으로 잘 알려져 있다.20

여기서 E는 충돌에너지이고 μ는 충돌계의 환산질량이다. 현재의 충돌반응은 낮은 진동에너지 준위에서 높은 에너지 준위로 진동에너지가 전이되는 흡열반응이다. 이러한 진동 전이에너지는 초기 충돌에너지로부터 공급받기 때문에, 진동전이가 일어난 후에는 충돌에너지가 감소하게 될 것이다. 따라서 충돌에너지는 충돌 전과 후의 에너지 차이의 균형을 고려하여 Es= [(E−Ev,i)1/2+ (E−Ev,f)1/2]2/4를 사용하였다. 여기서 Ev,i와 Ev, f는 각각 반응 초기에 낮은 진동준위와 진동전이가 일어난 후의 높은 진동준위를 각각 나타낸다. 실제 확률 발진기 계산에서는 계산의 편의를 위하여 환산충돌에너지 εr = E/ħω를 사용하였다. 계산에 필요한 H2 분자의 분광학적 자료들은 표준적으로 쓰이는 문헌자료들을 이용하였다.21 포텐샬 상수 a는 이러한 충돌모델의 계산에 가장 자주 쓰이는 값인 0.02 nm를 사용하였다.2022

(11)식을 사용한 비조화 진동전이 확률에 대한 계산결과(P)들은 비조화 Boson 연산자를 사용한 계산(PT)7 및 Clark와 Dickinson22에 의한 정확한 양자역학적 계산(PCD)과 잘 일치하고 있다. 이러한 결과들을 보여주기 위하여 환산충돌에너지 εr= 1.0에서의 비조화진동자에 대한 계산결과(PAO)들을 조화진동자에 대한 계산결과(PHO)들과 함께 Table 1에 수록하였다. 아울러서 지금까지 가장 일반적이고 광범위하게 사용되고 있는 근사적 time evolution 연산법으로부터 얻은 단일 G(t) 값에 의존하는 (13)과 (16)식으로부터 구한 비조화진동자와 조화진동자에 대한 확률 (P')들 및 이들 각각의 계산방법에 따른 비조화진동자와 조화진동자에 대한 확률 비(PAO/HO)들도 Table1에 함께 수록하였다. 예를 들면, 0→1 비조화진동전이에 대한 양자역학적 계산결과인 Clark과 Dickinson의 전이확률 PCD 및 비조화 Boson 연산자법에 의한 PT는 각각 2.46×10−4과 2.41×10−4이고, P는 1.56×10−4이다. 또한 0→1전이에 대한 각각의 조화진동 확률들 PT, PCD 및 P는 각각 7.07×10−4, 7.20×10−4, 및 7.07×10−4로 비조화진동 및 조화진동 모두에 대한 결과들이 이들의 결과들과 잘 일치하고 있다. 여기서 조화진동에 대한 PT와 P가 동일한 값을 보이는 것은 (12)식과 비조화 Boson 연산법에 의한 확률식에 나타나는 비조화성 상수 x0=0으로 처리하여 구한 조화진동자의 확률식이 동일하기 때문이다.

Table 1.aExact numerical 확률 발진기 calculation results by Clark and Dickinson (Ref. 22). bAnharmonic Boson operator operator method (Ref. 7). cThis work. dUsed Eqs. (13) and (16).

비조화진동자의 PT, PCD 및 P는 모두 조화진동자의 진동전이확률보다 작은 값을 보이고 있다. 즉, 조화진동과 비조화진동의 진동전이확률의 비 PAO/PHO는 PT, PCD 및 P에 대해 각각 0.34, 0.34 및 0.22의 값들을 보이고 있다. 하지만 단일한 G(t) 값에 의한 근사 time evolution 연산법에 의한 비조화진동확률 P'은 1.15×10−3으로 우리의 계산 결과와 약 10배 정도 큰 값을 보일뿐만 아니라 다른 계산 결과들과는 달리 비조화진동확률(PAO)이 조화진동확률 (P'HO= 1.02×10−3)보다 커서 PAO/PHO가 1.13이란 결과를 보이고 있다. 이것은 P'을 계산하는 과정에서 (14)식에 의한 근사적 time evolution 연산이 (7)식의 time evolution 연산자, U0(t, t0) = exp[G1(t)â+]exp[G2(t)â]exp[G3(t)â+â]exp[G4(t)Î ]와는 다르게 충돌과정에서 발생하는 섭동을 충분히 반영하지 못하기 때문이다. 즉, (15)식에 의한 근사적 time evolution 연산, G(t)(â++â)는 단일한 G(t)를 사용할 뿐만 아니라 (7)식과는 다르게 â+와 â의 단 두 개의 연산자만을 사용 하고 있다. (16)식으로부터 현재의 0→1 전이에 대한 비조 화진동자의 P'은 다음 식과 같다.

여기서 = 0이고, G(t)의 1차, 2차 및 3차 항은 각 각 3.43×10−2, −4.34×10−4 및 1.99×10−5 등의 값을 갖는다. 이 값들로부터 1차, 2차 및 3차 항을 고려한 P'는 각각 1.17×10−3, 1.15×10−3 및 1.15×10−3 등의 값을 보이고 있다. 즉, 3차 항 이상의 (â++â)의 연산은 진동전이확률에 영향을 미치지 못하기 때문에 PAO/PHO가 1.13이란 결과를 보이고 있다. 하지만 비조화진동자에 대한 우리의 계산결과는 (11)식에서 볼 수 있는 것처럼 근사적 time evolution 연산자법과는 다르게 각 항에 나타나는 G1과 G2에 대해 0차부터 최대 7차항이 전체 진동전이확률에 영향을 주고 있다. 예를 들면 항에서 G2에 0차항은 이고, 1차항은 =−0.0162등의 값을 보인다. 따라서 (11)식에 각 항들에 나타나는 Gi의 각 차수 항들은 비조화진동자의 확률을 조화진동의 확률보다 작은 값이 되도록 유도한다. 또한 근사적 time evolution 연산법에서 G는 time evolution 연산을 exp[G(â++Gâ]로 하였기 때문에 (7)식과 비교하면 G(t)는 G1 및 G2과 동일하다. 하지만 진동전이확률을 감소시키는 (7)식 안에 G3와 G4는 근사적 time evolution 연산법을 사용한 확률식에는 반영되지 않고 있다. 환산충돌에너지 εr= 1.0인 경우, (11)식의 각 항에 나 타나는 exp[G3(t)] 및 exp[G4(t)]는 각각 −0.3655 및 0.0143 값을 보인다. 따라서 이들 항들은 비조화진동자의 확률을 크게 감소시키게 된다.

비조화성이 큰 이원자분자의 진동에너지 전이확률식을 Boson 연산자와 비조화진동 파동함수를 확률 발진기 사용하여 구하였다. 또한 비조화진동자의 진동전이 확률식을 구하기 위한 비조화성 이원자분자의 포텐샬 에너지는 조화진동 항과 비조화진동 항이 모두 포함된 비조화 포텐샬 에너지식을 사용하였다.

비조화성이 큰 H2 + He 충돌계에 적용된 우리의 계산결과들은 Clark과 Dickinson에 의한 정확한 양자역학적 계산결과 및 비조화성 Boson 연산자법에 의한 계산결과와 잘 일치하였다. 하지만 이러한 진동전이확률의 계산에 일반적으로 사용되는 이론식인 근사적 time evolution 연산법에 의한 확률과는 커다란 차이를 보이고 있다. 이러한 차이는 우리의 time evolution 연산에서는 4개의 항들이 나타나지만 근사적 time evolution 연산에서는 단일한 1개 의 항만으로 확률식을 구성하기 때문에 충돌시간에 따른 섭동현상을 충분히 확률식에 반영하지 못하기 때문이다.

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Stabilization Model of Receive Sensitivity of Thick Film Oscillation Circuit for Air Explosion Shell

본 논문은 군용 공중폭발탄에 사용하는 고주파 발진기의 수신감도 안정화에 관한 것으로 고도의 정확도와 안정된 동작성능이 발휘되도록 동작시의 에러 확률을 최소화 하여, 그 성능을 극대화시키기 위한 방법의 하나로 시뮬레이션과 매우 유사한 형태인 통계적 모델링 방법을 제안하고, 그것을 증명하였다. 제안된 방법은 실제 사용 환경 하에서도 항상 일정하고 안정된 출력성능이 발휘되도록 회로를 구성하고 있는 각 부품들 중 회로에 가장 큰 영향을 미치는 핵심인자를 선정하여 각각의 상호관계를 고려한 최적 해를 구하고, 구하여진 최적 해를 이용하여 출력.

본 논문은 군용 공중폭발탄에 사용하는 고주파 발진기의 수신감도 안정화에 관한 것으로 고도의 정확도와 안정된 동작성능이 발휘되도록 동작시의 에러 확률을 최소화 하여, 그 성능을 극대화시키기 위한 방법의 하나로 시뮬레이션과 매우 유사한 형태인 통계적 모델링 방법을 제안하고, 그것을 증명하였다. 제안된 방법은 실제 사용 환경 하에서도 항상 일정하고 안정된 출력성능이 발휘되도록 회로를 구성하고 있는 각 확률 발진기 부품들 중 회로에 가장 큰 영향을 미치는 핵심인자를 선정하여 각각의 상호관계를 고려한 최적 해를 구하고, 구하여진 최적 해를 이용하여 출력의 안정화를 꾀할 수 있는 조합조건을 만드는 것으로 실험 모델은 실제 사용 중인 제품을 대상으로 하였으며, 사전 실험 계획법인 DOE(Design of Experiment)에 기초하였고, 그 결과로부터 도출된 데이터와 그것의 통계적인 해석을 통하여 새로운 형태의 방정식을 구하였다. 그리고 그를 바탕으로 각각의 전자 부품을 조합하여 항상 일정한 출력을 구현 할 수 있도록 모델링 하고, 그 결과에 기초하여 제작한 제품의 실험결과를 모델링 데이터와 비교하고, 그 유용성 및 정확도, 정밀도를 입증하였다.

Graphical Representation of the Quantum-Mechanical Two-Dimensional Harmonic-Oscillator Wavefunction

Department of Physics, Kangwon National University, Chunchon 200-701

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Abstract

The wavefunction and the probability density of a proton placed in a two-dimensional harmonicoscillator potential for low-lying states have been visualized into 3D graphic displays. The wavefunction for the (0,0) state is shown to be a Gaussian distribution that is convex upward near the origin, and the probability density, because of the narrow wave width, is definitely more convex than the wavefunction. The wavefunction for the (1,0) state is concave downward to the left of the origin and is convex upward to the right of the origin. The probability density function corresponding to this state is shown to be convex both to the left and the right of the origin with identical heights. The wavefunction for the (1,1) state is found to be convex upward in the first and the third quadrants and to be concave downward in the second and the fourth quadrants while the probability density function corresponding to this state is shown to be convex in the first, second, third, and fourth quadrants with identical heights. The wavefunction for the (2,0) state is concave downward near the origin and to show convex upward to the left and the right of the center of the x-axis. On the other hands, the probability density function corresponding to this state is shown to be more convex to the left and the right of the x=0 axis and to be less convex near the center. Through three-dimensional visualizations of the proton’s wavefunction and its probability density, we have found that, as the angular frequency ratio ($\omega_/\omega_$) changes from 0.5 to 2.0, the horizontal width becomes narrower, but the vertical width becomes wider.

Keywords: Two-dimensional harmonic oscillator, Proton, Wavefunction, Probability density, Java3D

2차원 조화진동자 퍼텐셜 속에 있는 양성자의 낮은 상태에 대한 파동함수와 확률밀도를 3차원 그래픽으로 나타내었다. (0,0) 상태의 파동함수는 원점 근방에서 위로 볼록한 가우스 분포를 나타내었고, 그 확률밀도는 파동폭이 좁아 더욱 볼록한 구조를 나타내었다. (1,0) 상태의 파동함수는 원점의 왼쪽에서 아래로 오목하고 오른쪽에서 위로 볼록한 모양이었다. 반면에 이 상태의 확률밀도 함수는 원점의 좌우에서 똑같은 높이로 볼록하였다. (1,1) 상태의 파동함수는 1상한과 3상한에서 위로 볼록하고, 2상한과 4상한에서 아래로 오목한 모양을 나타내었다. 반면에 그 확률밀도는 1 $\sim$ 4상한에서 각각 똑같은 높이를 갖고 위로 볼록한 사중극 구조를 나타내었다. (2,0) 상태의 파동함수는 원점에서 아래로 오목하고 원점의 왼쪽과 오른쪽에서 위로 볼록한 구조를 갖는 것으로 나타났다. 반면에 이 상태의 확률밀도는 원점의 좌우에서 크게 볼록하고, 중앙에서 작게 볼록한 구조를 나타내었다. 양성자 파동함수와 확률밀도의 3차원 그래픽 표현을 통해, 각진동수 비율 $\omega_/\omega_$가 0.5에서 2.0으로 변함에 따라 이 함수들의 $x$축 방향의 폭은 좁아지고, 반대로 $y$축 방향의 폭은 넓어짐을 발견하였다.