Квантовая механика и интегралы по траекториям

Поскольку обе эти траектории должны совпадать в начальной и конечной точках, то y(t_a) = y(t_b) = 0. Между этими крайними точками функция y(t) может иметь любой вид. Так как классическая траектория полностью фиксирована, то любое изменение альтернативной траектории x(t) эквивалентно соответствующей вариации разностной функции y(t). Поэтому в интеграле по траекториям дифференциал Dx(t) можно заменить на Dy(t), а траекторию x(t) — на x(t) + y(t).

При интегрировании по траекториям величина x(t) остаётся в этом случае постоянной. Кроме того, описывающая траекторию новая переменная y(t) ограничена тем, что в крайних точках она равна нулю. Указанная подстановка приводит к интегралу по траекториям, не зависящему от положения крайних точек a и b.

В каждый момент времени t переменные x и y различаются на постоянную величину x (конечно, для разных моментов времени эта постоянная различна). Поэтому dx_i=dy_i для каждой выделенной точки t_i. В общем можно сказать, что Dx(t)=Dy(t).

Интеграл действия можно записать в виде

S[x(t)]=

S[

x

(t)+y(t)]=

t_b

t_a

[a(t)+(

x

^2+

2

x

y+

y^2)+…]dt.

(3.48)

Если сгруппировать все члены, не содержащие y, то в результате интегрирования получим S[x(t)]=S_кл. Интеграл от суммы членов, пропорциональных первой степени y, равен нулю. Это может быть проверено непосредственным интегрированием (для этого требуется выполнить интегрирование по частям), однако такое вычисление не обязательно, так как мы уже знаем, что результат правилен. Действительно, функция x(t) выбрана таким образом, что вариации траектории в первом порядке вблизи x(t) не изменяют действие S. Все, что остаётся, имеет второй порядок по у и легко отделяется, так что можно написать

S[x(t)]=

S

_кл

[b,a]+

t_b

t_a

[a(t)y^2+

b(t)yy+

c(t)y^2]dt.

(3.49)

Интеграл по траекториям не зависит от вида классической траектории, поэтому ядро можно представить в виде

K(b,a)=

exp

i

h

S

_кл

[b,a]

x

x

₀

⁰

exp

t_b

t_a

[a(t)y^2+

b(t)yy+

c(t)y^2]dt

Dy(t).

(3.50)

Так как в начальных и конечных точках всех траекторий y=0, то интеграл по траекториям может быть представлен функцией только от моментов времени в конечных точках. Это означает, что ядро можно записать в виде

K(b,a)=

e

^{(i/h)S_кл[b,a]}

F(t

_a

,t

_b

),

(3.51)

т.е. оно определяется с точностью до функции, зависящей от t_a и t_b. В частности, его зависимость от пространственных переменных x_a и x_b оказывается полностью выясненной. Необходимо отметить, что зависимость ядра от коэффициентов при линейных членах d(t) и e(t) от свободного члена f(t) также полностью известна.

Такое положение представляется характерным для различных методов вычисления интегралов по траекториям; при помощи общих приёмов могут быть получены многие результаты, однако оказывается, что часто не удаётся полностью определить экспоненциальный коэффициент. Он должен отыскиваться из других известных свойств решения, например посредством соотношения (2.31).

Интересно отметить, что приближённое выражение K~exp(iS_кл/h) является точным в случае, когда S представляет собой квадратичную форму.

Задача 3.6. Учитывая, что лагранжиан свободной частицы является квадратичной формой, покажите, что

K(b,a)=

F(t

_a

,t

_b

)

exp

im(x_b-x_a)^2

2h(t_b-t_a)

(3.52)

(см. задачу 2.1), и приведите соображения в пользу того, что функция F может зависеть только от разности F=F(t_b-t_a).

Задача 3.7. Дальнейшая информация о функции F может быть получена на основе свойства, выраженного равенством (2.31). Прежде всего заметим, что результаты решения задачи 3.6 позволяют записать функцию F(t_b-t_a) как F(t), где t — интервал времени (t_b-t_a). Используя это представление функции F в выражении (3.52) и подставляя последнее в равенство (2.31), выразите функцию F(t+s) через F(t) и F(s), где t=t_b-t_c и s=t_c-t_a. Покажите, что если функцию F записать в виде

F(t)=

m

2iht

1/2

f(t),

(3.53)

то новая функция f(t) должна удовлетворять уравнению

f(t+s)

=

f(t)f(s).

(3.54)

Это означает, что f(t) должна иметь вид

f(t)=e

^at

,

(3.55)

где a может быть комплексной величиной, т.е. a=+i. Из изложенных до сих пор принципов трудно получить большую информацию о функции f(t). Однако специальный выбор нормировочной константы A, как это указано в (2.21), означает, что в первом приближении по функция f=1. Это соответствует тому, что величина a в выражении (3.55) полагается равной нулю. Окончательный вид функции F(t) согласуется с выражением (3.3).

Из этого примера ясно, каким образом можно установить важные свойства интегралов по траекториям, даже если подынтегральные выражения являются весьма сложными функциями. Во всех случаях, когда подынтегральное выражение представляет собой экспоненциальную функцию, зависящую от траектории в степени не выше второго порядка, можно получить полное решение, исключая, может быть, лишь некоторые простые множители. Это остаётся верным независимо от числа переменных. Так, например, интеграл по траекториям вида

_b

^a

_d

^c

…

_l

^k

exp{E[x(t),y(t),…,z(t)]}

Dx(t)Dy(t)…Dz(t)

(3.56)