传播子和Feynman路径积分.ppt

2.5 传播子和Feynman路径积分 n将上述表达式改写成：n即n这里n称为传播子传播子与初态无关，但依赖于势一旦能量的本征函数和本征值已知，则传播子可构造出讨论：n上式表明，若初态已知，则波函数的时间演化便完全由K确定Schrödinger波动力学是纯粹的因果理论n受势作用的波函数的时间变化，只要系统不受扰动，便与经典力学中任何量一样完全确定n不同处：当测量介入时，波函数以不可控制的方式突然变为所测观测量的本征函数之一（但“投影”有确定的几率） 二、传播子的基本性质n1. 传播子 满足含时Schrödinger波方程（ ,t>t0为变量， 不变）n2. （即 ）n这两性质说明传播子可看作是t0 时处于 的粒子在t时刻的波函数（ ）n对初态分布于一定空间的情况，需要做的只是将相应的波函数乘以传播子并对空间积分。

这种方式相当于对不同位置的贡献求和，与静电学求电势相似（但有“相位”）：n传播子其实就是含时波动方程的格林函数：n和边界条件 （对t

因此，研究量子力学传播子的方法对统计力学也有用G(t)的Laplace-Fourier变换 被积函数振荡，积分不易求令E→E+iε,且ε→0，则可见体系的完整能谱都表现在复E—平面的 的极点研究物理体系的能谱，只要研究 的解析性质五、传播子作为跃迁振幅 n波函数是特定位置左矢与随时间变化右态矢的内积，也可被认为是Heisenberg图象中反向时间演化的位置左矢与不随时间变化的状态右矢之乘积类似地，传播子可写为n这里 和 是海森堡图象中位置算符的本征左矢和右矢n因 是从 到 态的跃迁振幅，故 是t0时处于 的粒子在t时处于 的几率振幅或者说 是由时空点 到另一时空点 的振幅另类解释n由于Heisenberg图象中任一时刻观测量的本征矢都可选作基矢，我们也可称 为链接不同时间的两组基矢的变换函数。

n因此，在Heisenberg图象中，时间演化可看作改变基函数的幺正变化n与经典动力学中物理量随时间的变化可看作由经典Hamiltonian产生的正则变换相似六、传播子的组合性质n为使时空坐标记号更对称，记 为 n由于海森堡图象中在任意给定时间的位置态矢形成完备基，可在任意位置插入单位算符 n 因而 该性质称为跃迁振幅（传播子）的组合性质n类似地有 ：n如知无穷小时间间隔 的形式，则一般的 可利用传播子的组合性质而得这种推理方式导致了Feynman的量子力学理论形式七、作为路径求和的路径积分 n为简单记，讨论一维，并记 为n将t1至tN分为N-1等分 ， 则n为讨论该表达式的含义， 可看如图所示的时空平面： n时空的初始与终点固定， 由初始到终点有不同的可 能路径。

对给定一路径， 我们要计算其跃迁振幅， 然后对各种可能路径求和，这与经典力学是有差别的在经典力学中粒子有确定的轨迹，其路径对应于哈密顿原理所给出的路径（即作用函数的变分为零）  八、经典力学与量子力学路径的差别n经典力学中xt-平面有一确定的路径与粒子运动联系，而量子力学中所有可能路径都起作用，其中一些路径与经典路径毫无相似之处n经典力学的作用量或主函数为nL是x与 的函数，S要在路径确定后才有定义n对每小段路径其跃迁几率为n初点到终点路径的 总跃迁几率为n所有路径对 的贡献：n若 ，则相邻径的贡献倾向于抵消n对最小作用量路径（经典路径），则相邻路径的S差别是二阶的，因而可相干增强所以 时挑出的轨道为经典轨道 九、Feynman路径积分公式1. 无限小时间间隔的一段路径， w(Δt)只与Δt而与V(x)无关的权重因子n由于是无限小时间间隔，路径可看作直线，因而n对自由粒子， 已知由于W(Δt)与V(x)无关，用自由粒子情况算出：n于是，对 ，有 2. 对有限时间间隔的路径 n其中n上式即为Feynman路径积分的表达式。

十、Feynman路径积分与薛定谔方程 n或n从而n对一阶Δt项有n所以n可见Feynman路径积分的 表达式与Schrödinger波动方程的传播子一致nFeynman路径积分表达式复杂，对普通量子力学问题的应用并不方便，但在量子场论统计力学中很有用 习题：n第二章30、31。