経路積分

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経路積分（けいろせきぶん）は、リチャード・P・ファインマンが考案した量子力学の理論手法。ファインマンの経路積分とも呼ばれる。

[編集] 概要

t0で同時にA点を出発した粒子が、別のt1で同時にB点に到達する無数の経路のうちの三つを示している。

古典力学（古典系）では、ある質点の運動の様子（運動の経路）は初期状態を決めてしまえば後は運動方程式を解くことによって一意的に定まる。一方、量子系では量子的な不確定さ（量子ゆらぎ）が存在するため、古典系のような一意的な経路の決定はできない。

量子系で素粒子などの運動の様子を求める方法はいくつか存在するが、その一つとして経路積分による方法がある。その特徴は、次の二つである。

「量子的な不確定さ」という微小なズレがあるだけでなく、大域的にまったく経路が確定できない。
経路が一つまたは二つではなく、無数に存在する。

通常の量子力学の理論では、始点と終点を結ぶ経路は一つか二つだけあり、その経路の幅には量子的な不確定さがあるとする。

一方、経路積分の発想では、始点と終点を結ぶ経路は無数にかつ大域的に分布している。それら無数の経路の合成（計算的な意味での合成）が求める結果となる。

シュレーディンガーによる波動力学やハイゼンベルクの行列力学では、運動方程式（例えばシュレーディンガー方程式）によって問題を解くが、経路積分では運動の経路に着目して、経路全体に対する大域的な視点で量子力学上の問題を扱う。ファインマンは、ディラックの論文にあった「時刻 t と t+Δt（Δt は微小とする）の二状態間の遷移の振幅が、当該する系のラグランジアンの指数関数に対応する」という記述に着想を得て、この手法を考え出した。ファインマン自身は、この手法を使って液体ヘリウムの極低温でのロトンの励起の問題などを理論的に扱った。

[編集] 発想

経路積分の発想は、二重スリット実験と関連する。二重スリット実験ではスリットの数は二つであるが、これを無限個に拡張した考え方が経路積分である。

スリットの数が二つなら、経路は二つである。スリットの数が無限個なら、経路の数は無限個である。スリットの数が無限個になるという状況は、スリットの刻まれた衝立が存在しない空間、つまり障害物のない空間を意味する。従って、真空中では経路が無限個であると考えられる。標準的なコペンハーゲン解釈に従うと、経路が無限個ならば粒子も無限個になる。つまり、「無限個の粒子の重ね合わせ状態」である。しかし、粒子の数が無限個になるというのは、不自然である。

ファインマンはここで「無限個の粒子の合計が（無限個でなく）一個になる」と考えた。これは「無限個の粒子の一つ一つは、無限小の量しかもたない」ということであり、「無限小のものの無限個の総和」とは積分のことである。こうして「経路積分」というものが導き出された。

[編集] 経路の干渉

経路積分を実際に計算すると、無数の経路のほとんどは消えてしまって一つの経路だけが残る、というふうになることが多い。これは、経路が互いに干渉することによる。

例えば、始点と終点があり、その間を「右側」「左側」「中央」という三つの経路が結んでいるとする。「右側」「左側」は対称的である。すると、「右側」「左側」という二つの経路は干渉して（打ち消しあって）消滅し、その合成としての「中央」が二つできる。元の「中央」と合わせて、「中央」が三つできる。以上のようにして、たくさんの経路がたがいに打ち消しあい、最終的に中央の太い経路だけが残る。従って、結果的にもともと中央に一つの経路だけがあったことになる。これは古典力学による結論と同じものである。

ただし、以上は最も単純な場合である。二重スリット実験のように、少し条件が複雑になれば最終的な結論は変化し、古典力学の結論と一致するとは限らなくなる。

二重スリット実験ではスリットが二つあり、途中点が二つある。古典力学では単に経路の足し算があるだけで、ピークが二つ観測されるはずであるが、これは実験事実と異なる。一方、経路積分では経路の干渉を計算すると、縞模様の干渉縞ができる（これは、実験事実と一致する）。二重スリット実験の結果（干渉縞）は古典力学の理論では解釈できないが、経路積分の手法で考えれば妥当な説明を得ることができる。

[編集] 詳細説明

あらかじめ始点 P と終点 Q を設定しておく。それぞれの点での座標と時刻を、P(r₀,t₀)、Q(r₁,t₁) とする。ラグランジアンをLとして、その作用を、

$S = \int_{t_0}^{t_1} L (\mathbf{r}, \dot{\mathbf{r}}, t) dt$

と表す。r は位置の座標（ベクトル表示）、 $\dot{\mathbf{r}}= d\mathbf{r}/dt$ である。t は時間。P - Q 間の全ての取り得る経路についての和をとった結果が確率振幅となり、それは、

$K_{P \to Q} = K(\mathbf{r}_1,t_1;\mathbf{r}_0,t_0) = \int_{P}^{Q} e^{ {i \over {\hbar} } S [P,Q] } d\mathbf{r}(t) = \left\langle \mathbf{r}_1 \left| e^{ - { i \over {\hbar}} H (t_1 - t_0) } \right| \mathbf{r}_0 \right\rangle$

として表せることをファインマンが見出した。ここで、Hはハミルトニアンである。 $\hbar = h / 2 \pi$ で、hはプランク定数である。

なお、 $\hbar \to 0$ とすると、古典力学の問題に帰着する。

[編集] 具体例1

1+1 次元時空 (x, t) を考える。粒子の質量を m（粒子は古典的なものではなく量子力学的なものとする）、粒子の感じるポテンシャル場を V(x) とし、始点を A、終点を B とする。これに関しての作用積分（S[x(t)]とする）は、

$S[x(t)] = \int_{t_A}^{t_B} \left[ {1 \over 2}m \left( {dx \over {dt}} \right)^2 - V(x) \right] dt$

となり、A→B における確率振幅は、

$K_{A \to B} = \int_{-\infty}^{\infty} dx_1 \int_{-\infty}^{\infty} dx_2 \cdots \int_{-\infty}^{\infty} dx_{N-1} e^{ { i \over {\hbar}} S[x(t)] }$

となる。上式右辺の多重積分部分は、時間の経過 t_A→t_B を N 等分したものである（厳密には、N→∞と無限の多重積分となる）。つまり時間を離散化して、粒子の運動の経路を細かく分けた微小な直線として、それら全てをサンプルとした和（つまり経路に対する積分）を行なっている。

[編集] 具体例2

第一原理分子動力学法では、電子状態部分と原子の構造の最適化を同時に行なう。通常、原子部分は電子よりずっと重いので古典的に扱うが、水素のような非常に軽い原子の動力学（挙動や安定位置）を扱う場合、その量子的効果が無視できなくなる。電子部分はシュレーディンガー方程式を出発点とする従来の方法で扱えるが、水素原子核（ = プロトン）部分を量子力学的に扱うには、経路積分の手法を用いるのが有効である。これに対応する手法として、第一原理経路積分分子動力学法がある。

[編集] 参考文献

R. P. Feynman: Rev. Mod. Phys. 20 (1948) 367.

カテゴリ: 量子力学

経路積分

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目次

[編集] 概要

[編集] 発想

[編集] 経路の干渉

[編集] 詳細説明

[編集] 具体例1

[編集] 具体例2

[編集] 参考文献

[編集] 関連項目

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