\bigd\mathbf{r} L[\;\mathbf{r}',\mathbf{r},t\;](t'\,) \[ \[ \lim_{n\to \infty} \[ \(K(\mathbf{r}',\mathbf{r},t)\)は演算子\(\exp\left(\frac{\hat{H}}{i\hbar}t\right)\)の位置基底表現による行列である。 \label{kei1} æ°å¦ã使ããã¨ãªãç´æçã«ãã¡ã¤ã³ãã³ã®ã¯ã¤ãºãè¦äºã«è§£ãåç©ãã¡. \int_{\mathbf{r}''}\big\bigd\mathbf{r}''\notag\\ I[x]=\int_0^tL(x,\dot{x},t')dt' K_x=\frac{1}{2\pi\hbar}\exp\frac{i}{\hbar}\left[\frac{m}{2}\frac{(x'-x)^2}{t}\right] \int_0^{t/2} L[\;\mathbf{r}'',\mathbf{r},t/2\;](t'\,)dt'\right) \phi_0(\mathbf{r}) \right]\Bigg) K_x=\frac{1}{2\pi\hbar}\sqrt{\frac{2m\hbar}{t}}\exp\frac{i}{\hbar}\left[\frac{m}{2}\frac{(x'-x)^2}{t}\right] \right] \end{equation} &=& \] \(K(\mathbf{r}_n,\mathbf{r}_0,t)\)というのは, \begin{equation} \] \[ \[ \exp \sum_{p_y}\frac{1}{L}\exp\frac{i}{\hbar}\left(p_y(y'-y)-\frac{p_y^2}{2m}t\right)\cdot K(\mathbf{r}',\mathbf{r},t)= K(\mathbf{r}',\mathbf{r},t)&=& \exp\left[\frac{t}{i\hbar}\frac{p_x^2+p_y^2+p_z^2}{2m}\right]\frac{1}{\sqrt{L^3}}\exp\left[\frac{i}{\hbar}(p_x x'+p_y y'+p_z z')\right]\cdot \], となる。ここで積分変数を\(p_x\)から \] \sqrt{\frac{m}{2\pi i\hbar (t/2)}}^{\;3\cdot 2}\int\exp\left[\frac{i}{\hbar} \left(\int_0^t すると\(K(\mathbf{r}',\mathbf{r},t)\)は ã¿ã¤ãã«ï¼ å
¬è¡¨ç¹è¨±å
¬å ±(a)_ä¾ãã°AIDSã¾ãã¯ã¢ã«ããã¤ãã¼ã®æ²»çã®ããã®æ²»çå¤ã¨ãã¦ã®Î²âã¡ã©ããããã³ã®ä½¿ç¨ \sqrt{\frac{m}{2\pi i\hbar (t/2)}}^{\;3}\exp\left[\frac{i}{\hbar}\int_0^{t/2} L[\;\mathbf{r''},\mathbf{r},t/2\;](t'\,)dt' \int_{t/2}^{t} L[\;\mathbf{r}',\mathbf{r}'',t/2\;](t'\,)dt' \[ \] \begin{equation} \big\notag\\ dp_x と置き換えればよい。式(\ref{kei41})(\ref{kei42})から, \[ K(\mathbf{r}',\mathbf{r},t) ã¢ããã¼åå¿æ§æ¯; é«åååå¦; å
±éåä½; æ¡ç°æ³; å
±éå; 横軸; 縦軸; 仿¥ã®ãã¼ã¯ã¼ã æ±äº¬ã¿ã¯ã¼. \phi_i(\mathbf{r})=\frac{1}{\sqrt{L^3}}\exp\left[\frac{i}{\hbar}(p_x x+p_y y+p_z z)\right] ポテンシャルのある系のプロパゲーター\(K(\mathbf{r}',\mathbf{r},t)\)は という公式を使うと \sum_{\mathbf{p}} \begin{eqnarray} = = ãã¡ã¤ã³ãã³-ãã¹æ³ ï¼èªã¿ï¼ãã¡ã¤ã³ãã³ãã¹ ... ãããããè¨ç®ã§æ±ãï¼ããããæ¨ªè»¸ã¨ç¸¦è»¸ã«ãããããããã¨ã«ããåéä½ã®åå¿æ§æ¯ r 1 ï¼r 2 ãæ±ããããï¼ åºå
¸ 森ååºçãåå¦è¾å
¸ï¼ç¬¬2çï¼ãåå¦è¾å
¸ 第2çã«ã¤ã㦠æ
å ±. である。 \] これは変分法の知識が物理の理解に役立つ数少ない例である。 となる。だから, 3次元自由粒子のプロパゲーターは と表せるのである。このことはこの論文では自由粒子で証明しただけであるが、一般のポテンシャルでも成り立つようである。古典軌道は\(\int_0^t L dt'\)の停留関数である。すなわち多少軌道が変化しても\(\int_0^t L dt'\)の値はあまり変化しない。ということは経路和で効くのは古典軌道の近辺である。他の軌道は打ち消し合って和に寄与しない。だからある点からある点へある時間で移る遷移成分を計算するのに古典軌道のみを考慮すればいい近似になるということである。非常に面白い話なのだが、このことが量子力学のある極限が古典力学になるということを示しているわけでは全くない。. となる。\(x,y,z\)成分とも同じなので、\(K_x\)だけ計算しよう。まず\(\exp\)の中を\(p_x\)の完全平方にする。すなわち \] A\exp\left[\frac{i}{\hbar}\int_0^t L_3 dt'\right]+ \] νμðâ ð æ£ä¹±ã§ããã£ã¦ã¿ã å5. \[ \] &=& K(\mathbf{r}_n,\mathbf{r}_{n-1},t/n)\cdot K(\mathbf{r}_{n-1},\mathbf{r}_{n-2},t/n)\cdots \] 2018å¹´5æãã¢ã¡ãªã«ã®ä½å®¶ã»ãã£ãªããã»ãã¹ãä¸ãå»ã£ããæ¬è¨äºã¯ãã¹è¿½æ¼ã®ããéãããèªæ¸ä¼ããã¹ããä¼ãã§ç§ãããã¹ã£ããã¼ãã¼ãå
ã«ãªã£ã¦ããã èª²é¡æ¸ ãã£ãªããã»ãã¹ä½ã»æ´ç°å
幸訳ãããããã»ã¢ã²ã³ã¹ãã»ã¢ã¡ãªã«âããã¢ã¡ãªã«ãâ¦âãï¼éè±ç¤¾ã2014ãåè2004ï¼ ããããã»ã¢ã²ã³ã¹ãã»ã¢ã¡ãªã« ãã⦠+ ここで\(A\)は軌道と無関係な数であり + \end{equation} \int \] \cdot\Delta \mathbf{r}_{n-1}\Delta \mathbf{r}_{n-2}\cdots\Delta \mathbf{r}_{1} ということは、その軌道をわずかにずらしても、この積分の値はほとんど変わらないということである。ということは ããã«ããã®ã¯ãã¨ãã¨æ¬è¬åº§ã®å¦çåãã®è¦ãæ¸ããããã¯ãã¼ã«ã¨ãã¦ä½æãããã®ã§ããåéã®éãæ¹ã«ã¨ã£ã¦ã¯åèã«ãªããªããã¨ãããããããã¾ããããæè¦ãç°ãªãæ¹ãããã£ãããã¨æãã¾ãããä½ãã®åèã«ãªãã°ã¨æããããã«ã¢ãããã¾ãã ãåãã¨ããããå§ã¾ããæææã¨ããã®ã¯ããæ¦åãããã®å¸ã«ä½ãã§ãã人ã
ã«èãã¦ã¿ãã°ããåãããã ãããã¯ã£ããã¨ã⦠K(\mathbf{r}',\mathbf{r},t)&=& A\exp\left[\frac{i}{\hbar}\int_0^t L_2 dt'\right]+ 東京都港区芝公園にある放送用鉄塔。高さ 333m。1958年12月23日竣工。正方形の断面をもった立体トラスの鋼構造で,地上 145mと 150mに大展望台があり,250mの特別展望台は観光名所ともな... 「コトバンク」は朝日新聞社の登録商標です。「コトバンク」のサイトの著作権は(株)朝日新聞社及び(株)VOYAGE MARKETINGに帰属します。 K(\mathbf{r}',\mathbf{r},t)&=& \sqrt{\frac{m}{2\pi i\hbar (t/2)}}^{\;3}\exp\left[\frac{i}{\hbar}\int_{t/2}^{t} L[\;\mathbf{r}',\mathbf{r''},t/2\;](t'\,)dt'\right] \big\notag\\ \[ である。 \notag \[ \end{eqnarray} = K(\mathbf{r}',\mathbf{r},t) A\exp\left[\frac{i}{\hbar}\int_0^t L_1 dt'\right]+ \] ©The Asahi Shimbun Company / VOYAGE MARKETING, Inc. All rights reserved. \[ p_x(x'-x)-\frac{p_x^2}{2m}t=-\frac{t}{2m}\left(p_x-\frac{m(x'-x)}{t}\right)^2+\frac{m}{2}\frac{(x'-x)^2}{t} \] \right] \frac{1}{\sqrt{L^3}}\exp\left[\frac{i}{\hbar}(-p_x x-p_y y-p_z z)\right]\notag\\ \exp\left(\frac{\hat{H}}{i\hbar}t\right)\big|\phi_0\big> は\(\mathbf{r}(0)\to \mathbf{r}''(t/2)\to \mathbf{r}'(t)\)を通る軌道のラグランジアンの時間積分であり、基本的には力学の法則を満たさない軌道である。\(\mathbf{r}''\)が変われば軌道も変わるので、 と置こう。 \] となる。 と決まる。そして\(\mathbf{r}'\)での時間\(t\)経過後の波動関数\(\phi(\mathbf{r}',t)\)は さて、これを式(\ref{gut})に入れてプロパゲーターを計算しよう。これからは退屈な作業なので、特に計算を追う必要はないであろう。結果だけみればいいと思う。, \begin{eqnarray} A\exp\left[\frac{i}{\hbar}\int_0^t L_2 dt'\right]+ ã¥ã¬ãã£ã³ã¬ã¼æ¹ç¨å¼ã«å¾ãéåç¶æ
ã¨ãããã®ã¯ãåæç¶æ
|Ï0â©ãä¸ããããã°ãæétçµéå¾ã®ç¶æ
ã¯exp(ËHiât)|Ï0â©ã¨æ±ºã¾ããããã¦râ²ã§ã®æétçµéå¾ã®æ³¢å颿°Ï(râ²,t)ã¯Ï(râ²,t)=â¨râ²|exp(ËHiât)|Ï0â©ã§ãããå³è¾ºã«|râ©â¨r|drãæãã§ç©åããã¨Ï(râ²,t)=â«râ¨râ²|exp(ËHiât)|râ©â¨r|Ï0â©drã¨ãªããK(râ²,r,t)â¡â¨râ²|exp(ËHiât)|râ©ã¨ããã°Ï(râ²,t)=â«rK(râ²,r,t)Ï0(r)drã¨æ¸ãããããã§Ï0(r)ã¯â¨r|Ï0â©ã®ãã¨ã§åæç¶æ
ã®æ³¢å颿°ã§ããããã®K(râ²,r,t)ããããã²ã¼ã¿ã¼ã¨å¼ã¶ãå®ç¾©ãããããããã«ãããã¯æéçºå±æ¼ç®åã®ä½ç½®åºåºè¡¨ç¾ã§ãããæ â¦ \] ãã¡ã¤ã³ãã³æµ ç©çããããã³ã å¢è£ç f book ââ // ãªã³ã¯ 第äºã®ååã¯ãçè§£ã§ããã¯ãã®ãã®ã¨ãããã¾ã§ã«æãããã¨ããã¯çè§£ã§ããªãã¯ãã®ãã®ã¨ã®åºå¥ãã¯ã£ãããããªããã°ãªããªãã¨ãããã¨ã \frac{m}{2} +\frac{(z'-z)^2}{t} \exp\left(\frac{\hat{H}}{i\hbar}t\right)|\phi_0\big> \frac{p_x}{\hbar}=\frac{2\pi}{L}n になる。別の記号で書けば \label{kei42} と書ける。, さて、プロパゲーターは時間を分割して経路の和で表すことが出来たのであった。例えば式(\ref{kei21})のように時間を2等分した場合、 K(\mathbf{r}',\mathbf{r},t)=K_x\cdot K_y\cdot K_z K(\mathbf{r}',\mathbf{r},t) \] \sum_{p_x}\quad\Longrightarrow\quad\frac{L}{2\pi \hbar}\int_\infty^\infty dp_x ç©çå¦ï¼ã¶ã¤ããããphysicsï¼ã¯ãèªç¶ç§å¦ã®ä¸åéã§ãããèªç¶çã«è¦ãããç¾è±¡ã«ã¯ã人éã®æ£æçãªè§£éã«ä¾ããªãæ®éçãªæ³åãããã¨èããèªç¶çã®ç¾è±¡ã¨ãã®æ§è³ªããç©è³ªã¨ãã®éã«åãç¸äºä½ç¨ã«ãã£ã¦çè§£ãããã¨ï¼åå¦ççè§£ï¼ãããã³ç©è³ªãããåºæ¬çãªè¦ç´ ã«éå
ãã¦çè§£ãããã¨ï¼ååè«ççè§£ï¼ãç®çã¨ããã \[ \[ =\int それぞれの軌道のラグランジアンを指標\(\lambda\)で区別して、時間\(t\)の関数としての\(L_\lambda(t)\)と書こう。 \] K(\mathbf{r}_n,\mathbf{r}_0,t) (d\mathbf{r})^{n-1}\sum_\lambda \exp\left[\frac{i}{\hbar}\int_0^tL_\lambda(t')dt'\right] (-is^2) \big \frac{(x'-x)^2}{t}+\frac{(y'-y)^2}{t}+\frac{(y'-y)^2}{t} である。さてこの中で これを位置表示したものが \], と変形できる。 \exp d\mathbf{r} A\exp\left[\frac{i}{\hbar}\int_0^t L_1 dt'\right]+ 式(\ref{kei44})を使うと、これは, \[ A= この章での経路というのはただの空間の経路ではなく、第7章と同様の時間の関数としての空間経路である。第8章で扱ったような空間経路という意味ではない。この章は量子力学のブラケットの取扱の知識を前提とした。ここでの説明は、JJ桜井の現代の量子力学(吉岡書店)で得た知識を元に記述している。, シュレディンガー方程式に従う量子状態というものは、初期状態\(\big|\phi_0\big>\)が与えられれば、時間\(t\)経過後の状態は \[ \[ ã§ã³ãï¼âLinear Method for Determining Monomer Reactivity Ratios in Copolymerization"ï¼ï¼ã¾ãã¯F.Rã¡ã¤ã¨ã¼ï¼Mayoï¼ã¨C.ã¦ã©ã¼ãªã³ã°ï¼Wallingï¼ï¼ã«ããã±ã ï¼ã¬ ⦠\left[ K(\mathbf{r}',\mathbf{r}'',t/2)\cdot K(\mathbf{r}'',\mathbf{r},t/2)\Delta \mathbf{r}'' ds L_\lambda(t')dt'\right)\right] \begin{equation} èªæ¸ç¶æ³ èªã¿çµãã£ã [2020å¹´5æ3æ¥] ã«ãã´ãª book. \sqrt{\frac{m}{2\pi i\hbar (t/n)}}^{\;3n}\int\exp\left[\frac{i}{\hbar}\int_0^tL_\lambda(t')dt'\right] \sqrt{\frac{m}{2\pi i\hbar (t/2)}}^{\;3\cdot 2}\exp\left[\frac{i}{\hbar} \left(\int_{t/2}^{t} L[\;\mathbf{r}',\mathbf{r''},t/2\;](t'\,)dt' \(K(\mathbf{r}',\mathbf{r},t)\)は この\(K\)は時間の関数としての経路の和で表せる。経路の和で表せるので経路積分と言おう。, ここまではどうってことない話である。ところがこの経路和というのが \right] \[ \int_0^{t/2} L[\;\mathbf{r}'',\mathbf{r},t/2\;](t'\,)dt' =s とする。離散和\(\sum_{p_x}\)では計算できないので、\(L\to \infty\) となる。, \(\mathbf{r}\)から\(\mathbf{r}'\)へ時間\(t\)で動く力学の法則を満たす軌道のラグランジアンを時間\(t'\)の関数という意味で \sum_{p_z}\frac{1}{L}\exp\frac{i}{\hbar}\left(p_x(z'-z)-\frac{p_z^2}{2m}t\right) \Delta \mathbf{r}'' \int_0^t L[\;\mathbf{r}',\mathbf{r},t\;](t'\,)dt' であり、固有関数は条件を使い周期を\(L\)として \big\notag\\ \end{eqnarray} である。これを使うと, 3次元自由粒子のプロパゲーターは \left(p_x-\frac{m(x'-x)}{t}\right) \] \cdot d \mathbf{r}_{n-1} d \mathbf{r}_{n-2}\cdots\ d \mathbf{r}_{1} \end{eqnarray}, となる。 \] これが変分法とファインマンの経路積分との関係である。思わぬところで古典力学と量子力学の関係があるものであり、おもしろいと思う次第である。しかしながら、このことが古典力学と量子力学の橋渡しになっているのかというと、少なくとも私には明瞭ではない。, シュレディンガー方程式の時間発展は初期状態\(|\phi_0\big>\)が決まれば一意的である。時間\(t\)経過後の状態は \quad é¢é£èªããããã¦èª¿ã¹ã. \frac{p_x}{\hbar}=\frac{2\pi}{L}n ã«ä¸ããå度ä¸ã«ç»ãã ãã¹ã»ã«ãã¹ããã³ã¬ãã«åãã1937年以åã®ã«ã¼ã66. E_i=\frac{p_x^2+p_y^2+p_z^2}{2m} \sqrt{\frac{t}{2m\hbar}} \] となる。 \label{gut} \(K(\mathbf{r}',\mathbf{r},t)\)は \big となる。自由粒子の場合、エネルギー固有値は \Longleftrightarrow である。右辺に\(\big|\mathbf{r}\big>\big n=\frac{Lp_x}{2\pi \hbar} \] K(\mathbf{r}',\mathbf{r},t) A\exp\left[\frac{i}{\hbar}\int_0^t L_3 dt'\right]+ 高分子化学におけるモノマー反応性比を算出する方法の一つ.種々のモノマー混合比で共重合を行い,生成した共重合体の組成比と,モノマー混合比の関係からモノマー反応性比を計算する方法である.一般に,M1,M2 の2種類の単量体の共重合では,次の四通りの成長反応がある., いま,活性末端~M1*,~M2* に対し,定常状態法を適用すると,次に示すメイヨー-ルイス式が得られる., をそれぞれ計算で求め,これらを横軸と縦軸にプロットすることにより単量体の反応性比 r1,r2 が求められる.. という数を、\(\mathbf{r}''\)を動かして、すべての経路について足し合わせれば良いのであった。 \] è¤éã«ãããã ããããã¯æ½æ ¹åä»ãããã®ã ããããã¤ãããè¬ã¯æçµçã«ååããããã解決ããªãã æ¾ãã ããããªçµããæ¹ãªã®ã§ã¹ãããªè§£æ±ºãããã¹ããªãèªã¿ãã人ã«ã¯ããããã§ããªããã©ãå人çã«ã¯ãããããããã®æ®ãã¨ã³ãã£ã³ã°ã¯å«ããããªããå¤ç½ªäºä»¶ã¨ããä¸çç¸ã§ã¯ãããªããã¼ããæ±ã£ã¦ãã以ä¸ã宿ãªãããã¼ã¨ã³ãã«ãããã +\frac{(y'-y)^2}{t} \[ の停留関数であった(定理7-4)。 \[ \[ \] ã¹ãã ããã¡ã¤ã«ããã¸ã¡ã³ãããã±ã¼ã¸ããã¡ã¤ã«ãã¼ã¯ããã¡ã¤ã«è¦åºãã©ãã«ããã¡ã¤ã«åçæããã¡ã¤ã«ã¡ã¢ãªããã¡ã¤ã«ã¡ã³ããã³ã¹ããªã©ã®ç¨èªãããã¾ãã ç®èå±ããã好ããããªããåè«ã§ããããã¡ã¤ã³ãã³ãããã«ããã¨ããã³ããã¿ã³è¨ç»ï¼åç製é ï¼ã«éé²ä¸ã®ãã¹ã¢ã©ã¢ã¹ç ç©¶æã§ã¯ãæ§ã
ãªãããªã¢ã«ãåãæ±ããã¦ããããã©ããã¦ã©ã³ããã«ããã¦ã ã¯ãããã«ã¡ã¢æ¸ããã¦æ¾ãåºãã¦ãã£ãç±ã ç©çå¦è
ã°ãããªã®ã§ãè¨çéã¯è§£ã£ã¦ããããåé¡ãªãã£ãç±ã éå¡ã«è³ã£ã¦ã¯é£ãã³ãããã®ãã®ã� &=& \] d\mathbf{r} \(\mathbf{r}=(x,y,z)\)から\(\mathbf{r}'=(x',y',z')\)へ時間\(t\)で動き、力学の法則を満たす軌道の、今の場合等速直線運動する軌道の、ラグランジアンの時間積分は K_x\equiv と\(s\)に変換すると でなければならない。\(p_y,p_z\)も同様である = \sum_i \phi_i(\mathbf{r}')\phi^*_i(\mathbf{r})\exp\left(\frac{E_i}{i\hbar}t\right) &=& \int_\infty^\infty\exp \right] æ¦è¦ ã¹ã¼ãã¼ã«ããªã«ã³ãï¼skï¼ã¯ãã¥ã¼ããªãæ¤åºå¨ã¨ãã¦1996å¹´ãã観測ãéå§ãã ãã¾ã§ã«ãã¥ã¼ããªãèªä½ã®æ§ã
ãªæ§è³ªããã¥ã¼ããªããç¨ããç´ ç²åãå®å®åéã®ç ç©¶ \(|\phi_i\big>\)を\(\hat{H}\)のエネルギー固有状態、\(E_i\)をそのエネルギー固有値とすると、\(K(\mathbf{r}',\mathbf{r},t)\)は また、当サイトで提供する用語解説の著作権は、(株)朝日新聞社及び(株)朝日新聞出版等の権利者に帰属します。 &=& \] \big K_x=\sqrt{\frac{m}{2\pi i\hbar t}}\exp\frac{i}{\hbar}\left[\frac{m}{2}\frac{(x'-x)^2}{t}\right] \begin{eqnarray} \] \sum_{i,j} \int_\infty^\infty \sqrt{\frac{m}{2\pi i\hbar t/n}}^{\;3n} \lim_{n\to \infty} \end{equation} \begin{equation} νeâνe æ£ä¹±ã®å¾®åæ£ä¹±æé¢ç©ãæ±ããï¼ãã®ã°ã©ããæã å3. になる。, 積分の部分は \] として積分に置き換える。周期境界条件より ® ä¸é ä¸é 1.ç¡ 1.é£ .867 .350 .150 1.584 2.æ 3.533 .631 2.240 4.827 2.æ 1.é£ 1.133 .350 .416 1.850 2.æ 2.867 .631 1.573 4.160 ã¨ãããã®ãåºã¾ããããããã¯ãã¾ãé¢ä¿ãªãã®ã§ããããï¼ \int_\mathbf{r} K(\mathbf{r}',\mathbf{r},t)= \[ ä¸è¨ããæ£ä¹±æé¢ç© ð
ð=2 ð ðº 2ð [(ðð¿ 2+ð 2 3)ð¸ðâðð¿ðð
ð 2] ãå°ã å4. \sqrt{\frac{m}{2\pi i\hbar t}}^{\;3}\exp\Bigg(\frac{i}{\hbar}\frac{m}{2}\left[\frac{(x'-x)^2}{t} という数を、\(\mathbf{r}''\)を動かして、すべての経路について足し合わせたものになっている。今は時間を2等分したが、これは何等分でもいいわけで、一般に\(n\)等分としたら ããããããã®ç¹ããããããããã¨ãã¯å ´æã¨æéã®ã©ã¡ããããã¦ãããèªè
ããããã¨åæããç¹ã極éãªã®ããããã¨ãã¾ã åæå
ãããã®ãã夿ããææããªãããã§ã¢ã¼ãããªãã¨æãã¾ãã â ã¨ãã (@tomomo_saito) 2016å¹´3æ6æ¥. (-is^2) ¨ãæãä¸ã§ã®æ¡ä»¶ã§ããã 2020å¹´5æ3æ¥. &=& とおけば K(\mathbf{r}_n,\mathbf{r}_0,t) 一体どういう経路がその和に寄与するのだろうか。力学の法則を満たす軌道というのは汎関数 \] \[ である。\(p_x\)は周期境界条件のため、\(n\)を整数として \(K_y,K_z\)も同様に置く。すると \[ \[ \int_{\mathbf{r}''}K(\mathbf{r}',\mathbf{r}'',t/2)\cdot K(\mathbf{r}'',\mathbf{r},t/2)d\mathbf{r}'' \sqrt{\frac{m}{2\pi i\hbar (t/n)}}^{\;3n}(d\mathbf{r})^{n-1}\sum_\lambda \exp\left[\frac{i}{\hbar}\int_0^tL_\lambda(t')dt'\right] K(\mathbf{r}_{1},\mathbf{r}_{0},t/n)\cdot d \mathbf{r}_{n-1} d\mathbf{r}_{n-2}\cdots d\mathbf{r}_{1} \label{kei44} d \mathbf{r}'' に近い値を多く足すということである。\(L_{cl}\)は力学の法則を満たす軌道のラグランジアンである。, 図9-2 \(\exp\left[\frac{i}{\hbar}\int _0^t Ldt'\right]\)を複素平面で表した図。, だから図9-2にあるように、位相の近いものの和は、プロパゲーターへの寄与が大きい。一方古典軌道からはずれると、\(\int_0^tLdt'\)は軌道をわずかにずらしても大きく変化する。ということは位相が大きく変化するのでプロパゲーターへの寄与は小さい。すなわち、力学の法則を満たす軌道とその周辺のみの軌道だけが寄与するということである。古典軌道から少しでもずれると\(\int_0^tLdt'\)が大きく変化するような系では古典軌道からの寄与が大きい。古典軌道から大きくずれても\(\int_0^tLdt'\)があまり変化しない系なら、そういう軌道もプロパゲーターに寄与するので、古典軌道からの寄与は小さくなる。同じポテンシャルで同じ軌道では、質量がより大きい粒子の方が古典軌道からの寄与が大きくなる。 K(\mathbf{r}',\mathbf{r},t) ds=\sqrt{\frac{\pi}{i}} \[ \phi(\mathbf{r}',t)= \label{kei21} No reproduction or republication without written permission. www.crank-in.net ä»ã彿°ç漫ç»ã¨ãªã£ãæ¬ä½ã人æ°ã®ãã¼ã¯ã§å®çµãããã¨ãåãããã¤ãã¿ã¼ã§ã¯ãï¼é¬¼æ»
ã®åæçµåããï¼é¬¼æ»
å®çµããï¼é¬¼æ»
ãã¹ããªã©ã鬼æ»
ã®åãå®çµã«é¢ããã¯ã¼ããè»ä¸¦ã¿ãã¬ã³ãå
¥ããæãããèªè
ããã¯ãå¯ä¸ã®æ¥½ãã¿ãçµãã£ã¦ãã¾ã£ããã¨å®çµãæãã声ã¨å
±ã«ããæ¬å½ã«ãç²ãæ§ã§ããï¼ããæâ¦ なので \end{equation} \] \cdot \[ の といろんな経路での\(A\exp\left[\frac{i}{\hbar}\int_0^t L_\lambda dt\right]\)を足すのであった。 \sqrt{\frac{m}{2\pi i\hbar t}}^{\;3}\exp\left[\frac{i}{\hbar}\int_0^t L[\;\mathbf{r}',\mathbf{r},t\;](t'\,)dt' \int_\infty^\infty \quad A\exp\left[\frac{i}{\hbar}\int_0^t L_{cl} dt'\right] \[ \[ \phi_0(\mathbf{r}) \sqrt{\frac{m}{2\pi i\hbar (t/n)}}^{\;3n}\int\exp\left[\frac{i}{\hbar}\int_0^tL_\lambda(t')dt'\right] \label{kei46} \big \] K(\mathbf{r}',\mathbf{r}'',t/2)\cdot K(\mathbf{r}'',\mathbf{r},t/2)\Delta \mathbf{r}'' \[ 詳細ã»ã³ã¡ã³ããã. \sum_{p_x}\frac{1}{L}\exp\frac{i}{\hbar}\left(p_x(x'-x)-\frac{p_x^2}{2m}t\right)\cdot \left[-\frac{it}{2m\hbar}\left(p_x-\frac{m(x'-x)}{t}\right)^2 \[ 式(\ref{kei1})のように時間を\(n\)等分して、今と同様に考えれば, 自由粒子のプロパゲーター\(K(\mathbf{r}_n,\mathbf{r}_0,t)\)は \] \phi(\mathbf{r}',t)= \[ と書こう。 \[ (ファインマンの経路積分) ã¢ã«ã´ãªãºã ã£ã¦ãªãã§ããã â» 2012å¹´12æ24æ¥ããã¬ãæ±äº¬ç³»åã§æ¾éãããã鿥ã¢ã«ã´ãªãºã ãã§ããã®ãã¼ã¸ã®å
容ãå¼ç¨ããããã¨ã«ãªãã¾ããï¼ \exp\left(\frac{E_j}{i\hbar}t\right)\notag\\ と書ける。ここで\(\phi_0(\mathbf{r})\)は\(\big\)のことで初期状態の波動関数である。この\(K(\mathbf{r}',\mathbf{r},t)\)をプロパゲーターと呼ぶ。定義からわかるように、これは時間発展演算子の位置基底表現であり、最初\(\mathbf{r}\)に局在していた波動関数が時間\(t\)後に\(\mathbf{r}'\)へ移る遷移振幅である。, さてこの\(K(\mathbf{r}',\mathbf{r},t)\)を経路積分の形に書き換えよう。そのためにまず、簡単な例として時間を\(t=\frac{t}{2}+\frac{t}{2}\)と分割しよう。するとプロパゲーターは次のように変形できる。 \sum_{i,j}\phi_i(\mathbf{r}')\big\phi^*_j(\mathbf{r}) となる。 である。, プロパゲーターは \begin{equation} ã¢ã«ã´ãªãºã ãalgorithmãã¨ã¯ãããç¹å®ã®åé¡ãè§£ãæé ããåç´ãªè¨ç®ãæä½ã®çµã¿åããã¨ãã¦æç¢ºã«å®ç¾©ãããã®ãæ°å¦ã®è§£æ³ãè¨ç®æé ãªã©ãå«ã¾ããããITã®åéã§ã¯ã³ã³ãã¥ã¼ã¿ã«ããã°ã©ã ã®å½¢ã§ä¸ãã¦å®è¡ããããã¨ãã§ããããå®å¼åããããå¦çæé ã®éåã®ãã¨ãæããã¨ãå¤ãã \cdots\cdots \cdot d \mathbf{r}_{n-1} d \mathbf{r}_{n-2}\cdots\ d \mathbf{r}_{1} \big\notag\\ K(\mathbf{r}',\mathbf{r},t)\equiv \] æ¦äºãããã¬ã³ã 10ã®æ³å; ã¢ã³ãã»ã¢ã¬ãª; èæç¤¾ / - Amazon.co.jp / æ¬ è³¼å
¥ãã; 2020å¹´3æ29æ¥. \end{equation}, となる。これを経路積分と呼ぶ。位置基底でなく、運動量基底やエネルギー基底を使っても同様なことが言える。, さて、次に自由粒子のプロパゲーターを具体的な形にしてみよう。要するに既知関数で表そうというわけである。 この章ではファインマンの経路積分について簡単に紹介する。私自身、ファインマンの経路積分について詳しくないので、簡単に紹介するだけである。 \[ 時間\(t\)での\(\mathbf{r}\)から\(\mathbf{r}'\)への遷移振幅というものは、時間\(t/2\)での\(\mathbf{r}\)から\(\mathbf{r}''\)への遷移振幅に、時間\(t/2\)での\(\mathbf{r}''\)から\(\mathbf{r}'\)への遷移振幅を掛けたものを、すべての\(\mathbf{r}''\)で足し合わせたものになっている(図9-1参)。, 式で書くと &=& (周期境界条件を使うというのは単に便宜上であって、要は\(\phi_i(\mathbf{r})\)が、その着目している空間を張ることができる基底になれればよいのである。それは\(L\to\infty\)すれば可能である。ここらへんは単に数学上の話なのであまり細かいことに拘らずに進んでもらいたい。)。 \sum_{p_x}\frac{1}{L}\exp\frac{i}{\hbar}\left(p_x(x'-x)-\frac{p_x^2}{2m}t\right) = と書いたほうがいろんな経路の和というて意味がよくわかるかもしれない。, さて、今はポテンシャルのない場合に式(\ref{kei46})の形の和でプロパゲーターを表せるということを示したのだが、ポテンシャルが存在するときは式(\ref{kei46})の形に表せるのだろうか。実は私はここらへんについては詳しくないのだが、時間の分割数\(n\to\infty\)とすれば、表せるようである。すなわち、ポテンシャルのある系でもプロパゲーターは指数にラグランジアンの時間積分をのせた、すべての経路の和で表せるというわけである。, 定理9-1 \Delta \mathbf{r}'' ãªã¼ãºãæ¸ãã¦ãããããã£ã¡ã¯ã¾ã èªãã§ããªããã ã 7. æªéã®ãã³ãã¼ãã©ãªã¼ã»ãã¼ã´ã³ï¼ã¸ã§ãªã¼ã»ãã¼ãã« (1977) ãæªéã®ãã³ãã¼ãã¯å½æã®å°çã¸ã®è¡çªã¨ãã®å¾ã®è©±ã ã æ¨æºçè«ã«ããããã¡ã¤ã³ãã³å³ãï¼çµå宿°ãå«ãã¦å
¨ã¦ããï¼ã«ã¼ãã¬ãã«ã¯ä¸ è¦ï¼ããªã¼ã¬ãã«ã§è¯ããï¼1 ã¤ä¾å¤ãããï¼ å2. \], \[ \label{kei41} \right] \] \cdots\cdots Weblioè±ååè±è¾å
¸ã®ç´¢å¼ããµã7ãã¼ã¸ç®ãä¾ãã°ããã¡ã¤ã³ã¢ãã¼ãªã³ã°ããã¡ã¤ã³ã¢ã©ã¤ã¡ã³åããã¡ã¤ã³ã¢ã¼ãããã¡ã¤ã³ã¤ã³ããã¯ã¹ããµãããããã§ã£ããããã¡ã¤ã³ã¨ã³ã¿ã¼ãã¤ã¡ã³ãããã¡ã¤ã³ã«ãã¿ã¼ããã¡ã¤ã³ã«ããã¢ãã«ã¬ã åéããã¡ã¤ã³ã«ãããã¼ããã¡ã¤ã³ã¬ã©ã¹ããªã©ã®ç¨èªãããã¾ãã