Разумеется, применять этот метод бесполезно, если нельзя никак — ни точно, ни приближённо — вычислить интеграл 𝑇 для каждой из возможных траекторий 𝑥(𝑡). Как мы уже видели (см. задачу 3.11), в одном случае, а именно когда 𝑋 — гармонический осциллятор, он вычисляется точно. Это очень важный в практическом отношении случай. Например, когда поле, с которым взаимодействует частица, квантуется, то оно представляет собой осциллятор.
§ 10. Взаимодействие частицы с гармоническим осциллятором
Рассмотрим теперь более подробно взаимодействие частицы с гармоническим осциллятором. Пусть 𝐱 — это координаты частицы, а 𝐗 — координаты осциллятора. Соответствующее действие может быть записано как
𝑆[𝐱,𝐗]=
𝑆
0
[𝐱]
+
𝑡𝑏
∫
𝑡𝑎
𝑔[𝐱(𝑡),𝑡]
𝐗(𝑡)𝑑𝑡
+
𝑡𝑏
∫
𝑡𝑎
𝑀
2
(𝐗̇²+ω²𝐗²)
𝑑𝑡,
(3.78)
где 𝑆0 — действие для частицы в отсутствие осциллятора. Ранее при обсуждении мы принимали, что это действие соответствует случаю свободной частицы. Однако такое предположение не является необходимым; движение частицы, описываемое координатами 𝐱, может усложняться благодаря наличию потенциала. Так, например, действие могло бы иметь вид
𝑆
0
[𝐱]
=
𝑡𝑏
∫
𝑡𝑎
⎡
⎢
⎣
𝑚
2
𝐱̇²-
𝑉(𝐱,𝑡)
⎤
⎥
⎦
𝑑𝑡.
(3.79)
Второй член в выражении (3.78) отвечает взаимодействию частицы и осциллятора. Заметим, что этот член линеен относительно 𝐗. То, что мы пренебрегаем зависимостью от 𝐗̇, не означает какой-либо утраты общности рассмотрения, поскольку при наличии такого члена от него всегда можно избавиться интегрированием по частям. Коэффициент 𝑔 назовём коэффициентом связи. Мы уже указывали на его зависимость от 𝐱(𝑡), однако он может зависеть также и от других переменных, например от 𝐱̇(𝑡). Поскольку мы рассматриваем общий случай, точный вид этого коэффициента не существен. Последний член в выражении (3.78), очевидно, представляет собой действие для одного лишь осциллятора. Объединив его со вторым членом, мы можем записать функционал (3.77) как
𝑇[𝑥(𝑡)]
=
𝑏
∫
𝑎
⎡
⎢
⎣
exp
⎧
⎪
⎩
𝑖
ℏ
𝑡𝑏
∫
𝑡𝑎
⎧
⎨
⎩
𝑀
2
(𝐗̇²+ω²𝐗²)
+
+
𝑔[𝐱(𝑡),𝑡]
𝐗(𝑡)
⎫
⎬
⎭
𝑑𝑡
⎫
⎪
⎭
⎤
⎥
⎦
𝒟𝐗(𝑡).
(3.80)
Поскольку речь теперь идёт об 𝐗, ситуация становится подобной случаю возмущаемого гармонического осциллятора. Возмущающая сила есть некоторая определённая функция времени. Таким образом, это тот же самый интеграл по траекториям, который рассмотрен в задаче 3.11, с той лишь разницей, что 𝑓(𝑡) заменено на 𝑔[𝑥(𝑡),𝑡], а начальные и конечные значения координат (𝑥𝑏,𝑥𝑑) — на (𝐗𝑏,𝐗𝑎).
Для иллюстрации мы возьмём (имея в виду упростить выражение) частный случай, когда начальное и конечное значения координат осциллятора равны нулю: 𝐗𝑏=𝐗𝑎=0 (такое рассмотрение легко обобщается). Тогда, согласно результату задачи 3.11, имеем
𝑇
=
⎧
⎪
⎩
𝑚ω
2πℏ𝑖 sin ω𝑇
⎫½
⎪
⎭
exp
⎧
⎨
⎩
𝑖
ℏ𝑚ω sin ω𝑇
𝑡𝑏
∫
𝑡𝑎
𝑡𝑏
∫
𝑡𝑎
𝑔[𝐱(𝑡),𝑡]
𝑔[𝐱(𝑠),𝑠]
×
×
sin ω(𝑡
𝑏
-𝑡)
sin ω(𝑠-𝑡
𝑎
)
𝑑𝑠
𝑑𝑡
⎫
⎬
⎭
.
(3.81)
Следовательно, ядро в данном случае может быть записано как
𝐾(𝑏,𝑎)
=
⎧
⎪
⎩
𝑚ω
2πℏ𝑖 sin ω𝑇
⎫½
⎪
⎭
𝑏
∫