Главная > МАТЕМАТИЧЕСКИЕ МЕТОДЫ КВАНТОВОЙ ФИЗИКИ (Дж.Глимм, А.Джаффе)
<< Предыдущий параграф
Пред.
След.
Макеты страниц

Распознанный текст, спецсимволы и формулы могут содержать ошибки, поэтому с корректным вариантом рекомендуем ознакомиться на отсканированных изображениях учебника выше

Также, советуем воспользоваться поиском по сайту, мы уверены, что вы сможете найти больше информации по нужной Вам тематике

Множество конфигураций скалярного евклидова поля $\varphi$, рассматриваемого в этой книге, совпадает с пространством «траекторий», по которым происходит интегрирование в формуле Фейнмана Каца. Используя обозначения $\$ 6.1$, имеем
\[
\begin{array}{c}
\left\langle\hat{A}, e^{-t(H+V)} \hat{A}\right\rangle=\int \overline{\theta A}(\varphi) A(\varphi) e^{-\int_{0}^{t} V(\varphi(s)) d s} d \mu(\varphi), \\
\text { или } e^{-t(H+V)}=\left(e^{-\int_{0}^{t} V(\varphi(s)) d s}\right)^{-} .
\end{array}
\]

Обобщение этой формулы на ферми-поля содержится в работах [Osterwalder, Schrader, 1972a, 1973a,b]. Оказалось, что это обобщение, даже на формальном уровне, содержит в себе нечто новое. Поясним некоторые существенные моменты этого обобщения.

Во-первых, поле $\psi$, зависящее от вещественного времени, и его сопряженное $\bar{\psi}$ заменены независимыми антикоммутирующими евклидовыми полями $\psi_{1}$ и $\psi_{2}$. В результате евклидово поле, отвечающее нулевому моменту времени, строится не в $\mathscr{H}$, а в другом пространстве.

Во-вторых, так как введенные евклидовы поля антикоммутируют и принимают значения из грассмановой алгебры, скалярное произведение в евклидовом пространстве не задается уже интегрированием по положительной мере $d \mu$. Вместо этого оно определяется как положительное состояние (среднее) $\rho$ на алгебре полевых операторов, порожденной элементами $\psi_{1}(f), \psi_{2}(g)$. Для полиномов $P\left(\psi_{1}, \psi_{2}\right)$ выполнено $\rho\left(P^{*} P\right) \geqslant 0$. Это состояние и определяет интеграл.

И в-третьих, наконец, типичные взаимодействия, входящие в выражение для плотности оператора энергии, такие, как $\bar{\psi} \psi, \bar{\psi} \gamma^{5} \psi, \sum_{n} \bar{\psi} \gamma^{\mu} \psi A_{\mu}$, для обычных ферми-полей принимают вещественные значения. В евклидовом пространстве они представляются выражениями $\psi_{2} \psi_{1}, \psi_{2} \gamma^{5} \psi_{1}, \sum_{n} \psi_{2} \gamma^{\mu} \psi_{1} A_{\mu}$ и т. п., и, следовательно, евклидово действие не вещественная функция, а принимает значения из грассмановой алгебры.

Тем не менее на этот случай можно обобщить аксиомы OS $0-4$ и доказать формулу Фейнмана – Қаца
\[
\exp [-t(H+V(\psi, \bar{\psi}, \varphi))]=\left(\exp \left[-\int_{0}^{t} V\left(\psi_{1}(s), \Psi_{2}(s) \varphi(s)\right) d s\right] T(t)\right)
\]

Гамильтониан $H+V$, определенный формулой (20.3.1), действует в гильбертовом пространстве $\mathscr{H}$, описывающем квантовую систему. В случае когда взаимодействие $V(\psi, \bar{\psi}, \varphi)$ формально вещественно, определение (20.3.1) приводит к симметрическому оператору $H+V$, что согласуется со стандартной канонической конструкцией.

Categories

1
Оглавление
email@scask.ru