Integrale sui cammini

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Sono mostrati tre possibili percorsi che contribuiscono all'ampiezza di probabilità per una particella che si muove dal punto A in un tempo t0 al punto B in un differente tempo t1.
Teoria quantistica dei campi
Feynmann Diagram Gluon Radiation.svg
Diagramma di Feynman
Storia della teoria quantistica dei campi


L'integrale sui cammini (o path integral) è una formulazione della meccanica quantistica che generalizza il principio di azione della meccanica classica.

Esso adotta per il calcolo dell'ampiezza di probabilità, in luogo della classica nozione di un'unica storia di un dato sistema, una somma, o integrale funzionale, di un numero infinito di possibili storie atte a raggiungere la stessa configurazione quantica.

Introdotto da Richard Feynman nel 1948, alcuni concetti preliminari erano emersi già alcuni anni prima nella sua tesi di dottorato, discussa con John Archibald Wheeler.

Concetti generali[modifica | modifica wikitesto]

L'integrale sui cammini si è dimostrato cruciale per il successivo sviluppo della fisica teorica, fornendo le basi per l'elaborazione del gruppo di rinormalizzazione, che unificò la teoria quantistica dei campi con la meccanica statistica.

Se si riflette sul fatto che l'equazione di Schrödinger è essenzialmente una equazione di diffusione con una costante di diffusione immaginaria, l'integrale di percorso è un metodo per l'enumerazione dei cammini casuali. Per questa ragione gli integrali di percorso sono stati utilizzati anche nello studio del moto browniano e della diffusione, prima della loro introduzione come formulazione alternativa della meccanica quantistica.[1]

L'approccio canonico della teoria quantistica, introdotto da Erwin Schrödinger, Werner Heisenberg e Paul Dirac, pone grande attenzione alla dualità onda-particella e al risultante principio di indeterminazione, sostituendo le parentesi di Poisson della meccanica classica con commutatori tra operatori[2]. Ne derivano lo spazio di Hilbert degli stati quantici e la legge di sovrapposizione delle ampiezze quantistiche. L'integrale sui cammini parte dalla legge di sovrapposizione e sfrutta la dualità onda-particella per costruire un'equazione di generazione per le ampiezze quantiche.

Formulazione astratta[modifica | modifica wikitesto]

Feynman formulò i seguenti postulati:

  1. La probabilità per ogni evento è data dal modulo quadro di un'ampiezza di probabilità in campo complesso.
  2. L' ampiezza di probabilità del verificarsi di un evento si valuta sommando tutte le possibili evoluzioni del sistema nel tempo.
  3. Il contributo probabilistico di ogni possibile evoluzione del sistema è proporzionale a  e^{i S/\hbar}, dove \hbar è la costante di Planck ridotta ed S è l'azione legata a quella particolare dinamica, che non è altro che l'integrale sul tempo dell'equazione lagrangiana.

Al fine di trovare tutte le possibili ampiezze di probabilità per un dato processo, bisogna sommare, o integrare, l'ampiezza del postulato 3 sullo spazio di tutte le possibili evoluzioni del sistema nel tempo tra lo stato iniziale e quello finale, incluse quelle evoluzioni che sono considerate assurde secondo gli standard classici. Nel calcolare l'ampiezza per una singola particella nell'andare da un punto all'altro in un tempo dato, sarebbe corretto includere le evoluzioni nelle quali la particella descrive curve elaborate, evoluzioni in cui esce fuori nello spazio esterno e rientra ancora, e così via.
L'integrale sui cammini le include tutte. Non solo, esso assegna a tutte loro, non importa quanto bizzarre, ampiezze di uguale grandezza; variano solo la fase, o l'argomento del numero complesso. I contributi fortemente differenti dalle evoluzioni classiche sono annullati solamente dall'interferenza di evoluzioni simili (si legga di seguito).

Bisogna notare, comunque, che la tecnica matematica dell'integrale sui cammini, non implica che le particelle reali debbano nei fatti seguire i cammini così costruiti. Gli sviluppi matematici di funzioni in altre funzioni sono una tecnica generale, e così le funzioni usate non sono richieste per avere qualche interpretazione del tutto fisica. Esse sono usualmente costruite per convenienza matematica, con analogie non necessarie al modello fisico che stanno modellizzando. Parimenti, nel caso dell'integrale sui cammini di Feynman, l'integrazione avviene su un tempo immaginario, così che la coerenza del cammino con il cammino fisico reale della particella è da discutere.

Feynman ha dimostrato che questa formulazione della Meccanica Quantistica è equivalente all' approccio canonico. Un'ampiezza calcolata in accordo al principio di Feynman deve anche obbedire all'equazione di Schrödinger per l'Hamiltoniana corrispondente all'azione data.

Salvaguardia del principio di azione[modifica | modifica wikitesto]

Feynman tentò inizialmente di esprimere il senso del breve accenno di Paul Dirac riguardante l'equivalente quantistico del principio di azione della meccanica classica. Nel limite di un'azione grande rispetto alla costante di Planck \hbar, l'integrale sui cammini è dominato dalle soluzioni che sono punti stazionari dell'azione, poiché le ampiezze di storie simili tendono ad interferire costruttivamente con gli altri. Al contrario, per cammini che sono lontani dall'essere punti stazionari dell'azione, la fase complessa delle ampiezze calcolate in accordo con il terzo postulato, varieranno rapidamente per cammini simili e le ampiezze tenderanno a cancellarsi. Inoltre le parti importanti dell'integrale, ovvero le possibilità significative nel limite di una grande azione, rappresentano soluzioni delle equazioni di Eulero-Lagrange, cosicché la meccanica classica è correttamente salvaguardata.

I principi di azione possono sembrare confusi a causa della loro apparente qualità teleologica: anziché predire l'evoluzione futura dalle condizioni iniziali, si parte da una combinazione delle condizioni iniziali e finali e poi si trova il cammino tra esse, come se il sistema sapesse in qualche maniera dove sta andando. L'integrale sui cammini è un modo di capire perché questo funziona. Il sistema non sa in anticipo dove sta andando, ma l'integrale sui cammini calcola semplicemente le "ampiezze di probabilità" per un dato processo, e i punti stazionari dell'azione segnano i bordi dello spazio delle storie per le quali l'interferenza quanto-meccanica originerà grandi probabilità.

Formulazione concreta[modifica | modifica wikitesto]

I postulati di Feynman sono qualcosa di ambiguo in quanto non definiscono che cosa è un "evento" o l'esatta costante di proporzionalità del postulato 3.

Il problema della proporzionalità può essere risolto semplicemente normalizzando l'integrale sui cammini, dividendo l'ampiezza per la radice quadrata della probabilità totale per qualcosa che deve accadere, in modo tale che la probabilità totale data da tutte le ampiezza normalizzate sarà 1, come ci si aspetta. Generalmente parlando si può semplicemente definire un "evento" in un senso operazionale per ogni dato esperimento.

La grandezza uguale di tutte le ampiezze nell'integrale sui cammini tende a renderlo difficile da definire come quando converge ed è matematicamente trattabile. Per gli scopi della effettiva stima di quantità usando i metodi dell'integrale sui cammini, si è soliti dare all'azione una parte immaginaria al fine di smorzare i contributi più spuri all'integrale, e poi prendere il limite dell'azione reale alla fine del calcolo. Nella teoria quantistica dei campi questo prende il nome di rotazione di Wick.

C'è qualche difficoltà a definire una misura sullo spazio dei cammini. In particolare, la misura è concentrata su cammini con distribuzione frattale.

Definizione di suddivisione temporale[modifica | modifica wikitesto]

Per una particella in un potenziale liscio (cioè C), l'integrale sui cammini è approssimato da Feynman come il limite per piccoli passi su cammini a zig-zag, che in una dimensione è il prodotto di integrali ordinari. Per il moto di una particella da una posizione x_0 al tempo 0 a x_n al tempo t, l'intervallo di tempo può essere diviso in n piccoli segmenti di durata fissa \Delta t. Questo processo è chiamato suddivisione temporale (time slicing in Inglese). Una approssimazione per l'integrale sui cammini può essere calcolata come proporzionale a[3]



\int_{-\infty}^{+\infty} \ldots \int_{-\infty}^{+\infty}
\ \exp \left(\frac{i}{\hbar}\int H(x_1,\dots,x_{n-1}, t)\,\mathrm{d}t\right)
\, \mathrm{d}x_1 \cdots \mathrm{d}x_{n-1}

dove H è l'intera storia nella quale gli zig-zag della particella, dalla sua posizione iniziale a quella finale, sono linearmente compresi tra tutti i valori di

x_j = x(j \Delta t).

Nel limite di n che tende a infinito, questo diventa un integrale funzionale.

Questo limite, comunque, non esiste per i più importanti sistemi quanto-meccanici, gli atomi, a causa della singolarità del potenziale coulombiano e^2/r nell'origine. Il problema venne risolto nel 1979 da H. Duru e Hagen Kleinert[4][5] scegliendo \Delta t proporzionale a r e passando a nuove coordinate la cui lunghezza al quadrato è uguale a r (Trasformazioni di Duru-Kleinert).

Note[modifica | modifica wikitesto]

  1. ^ Kleinert, H.: Gauge Fields in Condensed Matter, Vol. I, Chapter 6,World Scientific (Singapore, 1989); Paperback ISBN 9971-5-0210-0 (also available online: Vol. I)
  2. ^ P. A. M. Dirac, The Lagrangian in Quantum Mechanics in Physikalische Zeitschrift der Sowjetunion, vol. 3, 1933, pp. 64–72.
  3. ^ (EN) Path Integrals in Quantum Theories
  4. ^ I.H. Duru e H.Kleinert, Solution of the path integral for the H-atom, Physics Letters, Vol 84B, N. 2, 1979
  5. ^ H.Kleinert, Path Integral, Nov. 2010

Bibliografia[modifica | modifica wikitesto]

  • Feynman, R. P., and Hibbs, A. R., Quantum Physics and Path Integrals, New York: McGraw-Hill, 1965 [ISBN 0-07-020650-3]. La referenza storica, scritta da Richard Feynman stesso e da uno dei suoi studenti.
  • Hagen Kleinert, Path Integrals in Quantum Mechanics, Statistics, Polymer Physics, and Financial Markets, 4th edition, World Scientific (Singapore, 2004); Paperback ISBN 981-238-107-4 (also available online: PDF-files)
  • Zinn Justin, Jean; Path Integrals in Quantum Mechanics, Oxford University Press (2004), [ISBN 0-19-856674-3]. A highly readable introduction to the subject.
  • Schulman, Larry S.  ; Techniques & Applications of Path Integration, John Wiley & Sons (New York-1981) [ISBN ]. The modern reference on the subject.
  • Grosche, Christian & Steiner, Frank ; Handbook of Feynman Path Integrals, Springer Tracts in Modern Physics 145, Springer-Verlag (1998) [ISBN 3-540-57135-3]
  • Ryder, Lewis H. ; Quantum Field Theory (Cambridge University Press, 1985), [ISBN 0-521-33859-X] Highly readable textbook, certainly the best introduction to relativistic Q.F.T. for particle physics.
  • Rivers, R.J. ; Path Integrals Methods in Quantum Field Theory, Cambridge University Press (1987) [ISBN 0-521-25979-7]
  • Albeverio, S. & Hoegh-Krohn. R. ; Mathematical Theory of Feynman Path Integral, Lecture Notes in Mathematics 523, Springer-Verlag (1976) [ISBN ].
  • Glimm, James, and Jaffe, Arthur, Quantum Physics: A Functional Integral Point of View, New York: Springer-Verlag, 1981. [ISBN 0-387-90562-6].
  • Gerald W. Johnson and Michel L. Lapidus; The Feynman Integral and Feynman's Operational Calculus, Oxford Mathematical Monographs, Oxford University Press (2002) [ISBN 0-19-851572-3].
  • Etingof, Pavel; Geometry and Quantum Field Theory, M.I.T. OpenCourseWare (2002).

Voci correlate[modifica | modifica wikitesto]

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