Кронштейн Дирака - Dirac bracket

Не путать с обозначение бюстгальтера, также известное как обозначение Дирака.

В Кронштейн Дирака является обобщением Скобка Пуассона разработан Поль Дирак^[1] лечить классические системы с ограничения второго класса в Гамильтонова механика, и таким образом позволить им пройти каноническое квантование. Это важная часть развития Дирака Гамильтонова механика элегантно обрабатывать более общие Лагранжианы; в частности, когда есть ограничения, так что количество кажущихся переменных превышает количество динамических.^[2] Говоря более абстрактно, двойная форма, вытекающая из скобки Дирака, является ограничением симплектическая форма к поверхности связи в фазовое пространство.^[3]

Эта статья предполагает знакомство со стандартом Лагранжиан и Гамильтониан формализмов и их связь с каноническое квантование. Подробности модифицированного гамильтонова формализма Дирака также суммируются, чтобы поместить скобку Дирака в контекст.

Неадекватность стандартной гамильтоновой процедуры

Стандартное развитие гамильтоновой механики неадекватно в нескольких конкретных ситуациях:

1. Когда лагранжиан не более чем линейен по скорости хотя бы одной координаты; в этом случае определение канонический импульс приводит к ограничение. Это наиболее частая причина использования скобок Дирака. Например, лагранжиан (плотность) для любого фермион имеет такую ​​форму.
2. Когда есть измерять (или другие нефизические) степени свободы, которые необходимо зафиксировать.
3. Когда есть какие-либо другие ограничения, которые нужно наложить в фазовом пространстве.

Пример лагранжиана, линейного по скорости

Пример в классическая механика частица с зарядом q и масса м ограниченный Икс - у плоскости с сильным постоянным однородным перпендикулярным магнитным полем, поэтому z-направление с силой B.^[4]

Лагранжиан этой системы при соответствующем выборе параметров равен

${displaystyle L={ frac {1}{2}}m{vec {v}}^{2}+{frac {q}{c}}{vec {A}}cdot {vec {v}}-V({vec {r}}),}$

куда →А это векторный потенциал для магнитного поля, →B; c скорость света в вакууме; и V (→р) - произвольный внешний скалярный потенциал; его легко можно было бы считать квадратичным по Икс и у, не теряя общий смысл. Мы используем

${displaystyle {vec {A}}={frac {B}{2}}(x{hat {y}}-y{hat {x}})}$

как наш векторный потенциал; это соответствует однородному и постоянному магнитному полю B в z направление. Здесь шляпы обозначают единичные векторы. Однако позже в статье они используются, чтобы отличить квантово-механические операторы от их классических аналогов. Использование должно быть ясно из контекста.

В явном виде Лагранжиан составляет просто

${displaystyle L={frac {m}{2}}({dot {x}}^{2}+{dot {y}}^{2})+{frac {qB}{2c}}(x{dot {y}}-y{dot {x}})-V(x,y)~,}$

что приводит к уравнениям движения

${displaystyle m{ddot {x}}=-{frac {partial V}{partial x}}+{frac {qB}{c}}{dot {y}}}$

${displaystyle m{ddot {y}}=-{frac {partial V}{partial y}}-{frac {qB}{c}}{dot {x}}.}$

Для гармонического потенциала градиент V составляет всего лишь координаты, −(Икс,у).

Теперь, в пределе очень большого магнитного поля, qB/MC ≫ 1. Затем можно отбросить кинетический член, чтобы получить простой приближенный лагранжиан:

${displaystyle L={frac {qB}{2c}}(x{dot {y}}-y{dot {x}})-V(x,y)~,}$

с уравнениями движения первого порядка

${displaystyle {dot {y}}={frac {c}{qB}}{frac {partial V}{partial x}}}$

${displaystyle {dot {x}}=-{frac {c}{qB}}{frac {partial V}{partial y}}~.}$

Обратите внимание, что этот приближенный лагранжиан равен линейный по скоростям, что является одним из условий, при которых стандартная гамильтонова процедура не работает. Хотя этот пример был мотивирован как приближение, рассматриваемый лагранжиан правомерен и приводит к согласованным уравнениям движения в лагранжевом формализме.

Однако, следуя гамильтоновой процедуре, канонические импульсы, связанные с координатами, теперь равны

${displaystyle p_{x}={frac {partial L}{partial {dot {x}}}}=-{frac {qB}{2c}}y}$

${displaystyle p_{y}={frac {partial L}{partial {dot {y}}}}={frac {qB}{2c}}x~,}$

которые необычны тем, что не обратимы к скоростям; вместо этого они должны быть функциями координат: четыре переменные фазового пространства линейно зависимы, так что базис переменных равен переполнен.

А Превращение Лежандра затем дает гамильтониан

${displaystyle H(x,y,p_{x},p_{y})={dot {x}}p_{x}+{dot {y}}p_{y}-L=V(x,y).}$

Отметим, что этот «наивный» гамильтониан имеет нет зависимости от импульсов, что означает, что уравнения движения (уравнения Гамильтона) несовместимы.

Гамильтонова процедура не работает. Можно попытаться решить проблему, устранив два компонента 4-мерное фазовое пространство, скажем у и п_у, вплоть до сокращенного фазового пространства 2 размеры, которые иногда выражают координаты как импульсы, а иногда как координаты. Однако это не общее или строгое решение. Это касается сути вопроса: из определения канонических импульсов следует ограничение на фазовое пространство (между импульсами и координатами), которые никогда не учитывались.

Обобщенная гамильтонова процедура

В лагранжевой механике, если система имеет голономные ограничения, то обычно добавляют Множители Лагранжа к лагранжиану, чтобы учесть их. Дополнительные члены исчезают, когда ограничения удовлетворяются, тем самым заставляя путь стационарного действия находиться на поверхности ограничения. В этом случае переход к гамильтонову формализму вводит ограничение на фазовое пространство в гамильтоновой механике, но решение аналогично.

Прежде чем продолжить, полезно понять понятия слабое равенство и сильное равенство. Две функции на фазовом пространстве, ж и грамм, слабо равны, если они равны когда ограничения выполнены, но не во всем фазовом пространстве, обозначенный f ≈ g. Если ж и грамм равны независимо от выполнения ограничений, они называются строго равными, записывается ж = грамм. Важно отметить, что для того, чтобы получить правильный ответ, никакие слабые уравнения не могут использоваться перед вычислением производных или скобок Пуассона.

Новая процедура работает следующим образом: начните с лагранжиана и определите канонические импульсы обычным способом. Некоторые из этих определений могут быть необратимыми и вместо этого дают ограничение в фазовом пространстве (как указано выше). Ограничения, полученные таким образом или наложенные с самого начала задачи, называются основные ограничения. Ограничения, помеченные φ_j, должен слабо исчезнуть, φ_j(р, д) ≈ 0.

Затем можно найти наивный гамильтониан, ЧАС, обычным способом с помощью преобразования Лежандра, как в приведенном выше примере. Обратите внимание, что гамильтониан всегда можно записать как функцию qпесок пs только, даже если скорости не могут быть обращены в функции импульсов.

Обобщение гамильтониана

Дирак утверждает, что мы должны обобщить гамильтониан (в некоторой степени аналогично методу множителей Лагранжа) на

${displaystyle H^{*}=H+sum _{j}c_{j}phi _{j}approx H,}$

где c_j не константы, а функции координат и импульсов. Поскольку этот новый гамильтониан является наиболее общей функцией координат и импульсов, слабо равной наивному гамильтониану, ЧАС^* является самым широким обобщением гамильтониана, так что δH * ≈ δH когда δφ_j ≈ 0.

Чтобы еще больше осветить c_jрассмотрим, как получить уравнения движения из наивного гамильтониана в стандартной процедуре. Можно расширить вариацию гамильтониана двумя способами и установить их равными (используя несколько сокращенную запись с подавленными индексами и суммами):

${displaystyle delta H={frac {partial H}{partial q}}delta q+{frac {partial H}{partial p}}delta papprox {dot {q}}delta p-{dot {p}}delta q~,}$

где второе равенство выполняется после упрощения с помощью уравнений движения Эйлера-Лагранжа и определения канонического импульса. Из этого равенства выводятся уравнения движения в гамильтоновом формализме:

${displaystyle left({frac {partial H}{partial q}}+{dot {p}}ight)delta q+left({frac {partial H}{partial p}}-{dot {q}}ight)delta p=0~,}$

где символ слабого равенства больше не отображается явно, поскольку по определению уравнения движения выполняются слабо. В данном контексте нельзя просто установить коэффициенты δq и δp отдельно до нуля, поскольку вариации несколько ограничены ограничениями. В частности, изменения должны касаться поверхности ограничения.

Можно продемонстрировать решение

${displaystyle sum _{n}A_{n}delta q_{n}+sum _{n}B_{n}delta p_{n}=0,}$

для вариаций δq_п и δp_п ограничен ограничениями Φ_j ≈ 0 (при условии, что ограничения удовлетворяют некоторым условия регулярности ) обычно^[5]

${displaystyle A_{n}=sum _{m}u_{m}{frac {partial phi _{m}}{partial q_{n}}}}$

${displaystyle B_{n}=sum _{m}u_{m}{frac {partial phi _{m}}{partial p_{n}}},}$

где ты_м - произвольные функции.

Используя этот результат, уравнения движения принимают вид

${displaystyle {dot {p}}_{j}=-{frac {partial H}{partial q_{j}}}-sum _{k}u_{k}{frac {partial phi _{k}}{partial q_{j}}}}$

${displaystyle {dot {q}}_{j}={frac {partial H}{partial p_{j}}}+sum _{k}u_{k}{frac {partial phi _{k}}{partial p_{j}}}}$

${displaystyle phi _{j}(q,p)=0,}$

где ты_k являются функциями координат и скоростей, которые в принципе могут быть определены из второго уравнения движения выше.

Преобразование Лежандра между лагранжевым формализмом и гамильтоновым формализмом было сохранено за счет добавления новых переменных.

Условия согласованности

Уравнения движения становятся более компактными при использовании скобки Пуассона, поскольку если ж - некоторая функция координат и импульсов, то

${displaystyle {dot {f}}approx {f,H^{*}}_{PB}approx {f,H}_{PB}+sum _{k}u_{k}{f,phi _{k}}_{PB},}$

если предположить, что скобка Пуассона с ты_k (функции скорости) существуют; это не вызывает проблем, поскольку вклад слабо исчезает. Итак, есть некоторые условия согласованности, которые должны быть выполнены, чтобы этот формализм имел смысл. Если ограничения будут выполнены, то их уравнения движения должны слабо обращаться в нуль, то есть нам потребуется

${displaystyle {dot {phi _{j}}}approx {phi _{j},H}_{PB}+sum _{k}u_{k}{phi _{j},phi _{k}}_{PB}approx 0.}$

Вышесказанное может привести к четырем различным типам состояний:

1. Уравнение, которое изначально ложно, например 1=0 .
2. Уравнение, которое одинаково верно, возможно, после использования одного из наших основных ограничений.
3. Уравнение, которое накладывает новые ограничения на наши координаты и импульсы, но не зависит от ты_k.
4. Уравнение, которое служит для определения ты_k.

Первый случай показывает, что исходный лагранжиан дает противоречивые уравнения движения, такие как L = q. Второй случай не привносит ничего нового.

Третий случай дает новые ограничения в фазовом пространстве. Полученное таким образом ограничение называется вторичное ограничение. После нахождения вторичного ограничения необходимо добавить его к расширенному гамильтониану и проверить новые условия согласованности, которые могут привести к еще большему количеству ограничений. Повторяйте этот процесс до тех пор, пока не исчезнут ограничения. Различие между первичными и вторичными ограничениями является в значительной степени искусственным (т.е. ограничение для одной и той же системы может быть первичным или вторичным в зависимости от лагранжиана), поэтому в этой статье не проводится различие между ними с этого момента. Предполагая, что условие согласованности повторяется до тех пор, пока не будут найдены все ограничения, тогда φ_j проиндексирует их все. Обратите внимание, что в этой статье вторичное ограничение используется для обозначения любого ограничения, которое не было изначально в задаче или получено из определения канонических импульсов; некоторые авторы различают вторичные ограничения, третичные ограничения и так далее.

Наконец, последний случай помогает исправить ты_k. Если в конце этого процесса ты_k не определены полностью, то это означает, что в системе существуют нефизические (калибровочные) степени свободы. После того, как все ограничения (первичные и вторичные) добавлены к наивному гамильтониану, и решения условий согласованности для ты_k подключены, результат называется полный гамильтониан.

Определение ты_k

В ты_k должен решать систему неоднородных линейных уравнений вида

${displaystyle {phi _{j},H}_{PB}+sum _{k}u_{k}{phi _{j},phi _{k}}_{PB}approx 0.}$

Вышеупомянутое уравнение должно иметь хотя бы одно решение, так как в противном случае исходный лагранжиан несовместим; однако в системах с калибровочными степенями свободы решение не будет единственным. Наиболее общее решение имеет вид

${displaystyle u_{k}=U_{k}+V_{k},}$

куда U_k является частным решением и V_k является наиболее общим решением однородного уравнения

${displaystyle sum _{k}V_{k}{phi _{j},phi _{k}}_{PB}approx 0.}$

Наиболее общим решением будет линейная комбинация линейно независимых решений вышеуказанного однородного уравнения. Количество линейно независимых решений равно количеству ты_k (что равно количеству ограничений) за вычетом количества условий согласованности четвертого типа (в предыдущем подразделе). Это количество нефизических степеней свободы в системе. Обозначение линейно независимых решений V_k^а где индекс а бежит от 1 относительно числа нефизических степеней свободы, общее решение условий согласованности имеет вид

${displaystyle u_{k}approx U_{k}+sum _{a}v_{a}V_{k}^{a},}$

где v_а являются совершенно произвольными функциями времени. Другой выбор v_а соответствует калибровочному преобразованию и должен оставить физическое состояние системы неизменным.^[6]

Полный гамильтониан

На этом этапе естественно ввести полный гамильтониан

${displaystyle H_{T}=H+sum _{k}U_{k}phi _{k}+sum _{a,k}v_{a}V_{k}^{a}phi _{k}}$

и что обозначается

${displaystyle H'=H+sum _{k}U_{k}phi _{k}.}$

Временная эволюция функции на фазовом пространстве, ж регулируется

${displaystyle {dot {f}}approx {f,H_{T}}_{PB}.}$

Позже вводится расширенный гамильтониан. Для калибровочно-инвариантных (физически измеримых величин) величин все гамильтонианы должны давать одинаковую временную эволюцию, поскольку все они слабо эквивалентны. Это различие становится важным только для неинвариантных величин.

Скобка Дирака

Выше все, что нужно, чтобы найти уравнения движения в модифицированной гамильтоновой процедуре Дирака. Однако наличие уравнений движения не является конечной точкой теоретических размышлений. Если кто-то хочет канонически квантовать общую систему, ему нужны скобки Дирака. Прежде чем определять скобки Дирака, первый класс и Второй класс необходимо ввести ограничения.

Мы называем функцию f (q, p) координат и импульсов первого класса, если его скобка Пуассона со всеми ограничениями слабо равна нулю, т. е.

${displaystyle {f,phi _{j}}_{PB}approx 0,}$

для всех j. Обратите внимание, что слабо обращаются в нуль только величины φ_j, и, следовательно, все, что слабо обращается в нуль, должно строго совпадать с линейной комбинацией ограничений. Можно показать, что скобка Пуассона двух величин первого класса также должна быть первоклассной. Ограничения первого класса тесно связаны с нефизическими степенями свободы, упомянутыми ранее. А именно, количество независимых ограничений первого класса равно количеству нефизических степеней свободы, и, кроме того, первичные ограничения первого класса генерируют калибровочные преобразования. Далее Дирак постулировал, что все вторичные ограничения первого класса являются генераторами калибровочных преобразований, что оказалось ложным; однако, как правило, предполагается, что все ограничения первого класса генерируют калибровочные преобразования при использовании этой обработки.^[7]

Когда в гамильтониан добавляются первоклассные вторичные связи с произвольным v_а поскольку первичные ограничения первого класса добавляются для получения полного гамильтониана, то получается расширенный гамильтониан. Расширенный гамильтониан дает наиболее общую возможную эволюцию во времени для любых величин, зависящих от калибровки, и может фактически обобщать уравнения движения из уравнений лагранжевого формализма.

Для целей введения скобки Дирака более непосредственный интерес представляют ограничения второго класса. Ограничения второго класса - это ограничения, которые имеют ненулевую скобку Пуассона по крайней мере с одним другим ограничением.

Например, рассмотрим ограничения φ₁ и φ₂ скобка Пуассона - просто константа, c,

${displaystyle {phi _{1},phi _{2}}_{PB}=c~.}$

Теперь предположим, что кто-то желает использовать каноническое квантование, тогда координаты фазового пространства становятся операторами, коммутаторы которых становятся я раз их классическую скобку Пуассона. Если предположить, что нет проблем с упорядочением, вызывающих новые квантовые поправки, это означает, что

${displaystyle [{hat {phi }}_{1},{hat {phi }}_{2}]=ihbar ~c,}$

где шляпы подчеркивают тот факт, что ограничения накладываются на операторов.

С одной стороны, каноническое квантование дает указанное выше коммутационное соотношение, но с другой стороны φ₁ и φ₂ являются связями, которые должны исчезнуть для физических состояний, тогда как правая часть не может исчезнуть. Этот пример иллюстрирует необходимость некоторого обобщения скобки Пуассона, учитывающего ограничения системы и приводящего к последовательной процедуре квантования. Эта новая скобка должна быть билинейной, антисимметричной, удовлетворять тождеству Якоби, как и скобка Пуассона, сводиться к скобке Пуассона для неограниченных систем и, кроме того, скобка любого ограничения с любой другой величиной должна исчезнуть.

На этом этапе ограничения второго класса будут помечены ~φ_а. Определите матрицу с записями

${displaystyle M_{ab}={{ ilde {phi }}_{a},{ ilde {phi }}_{b}}_{PB}.}$

В этом случае скобка Дирака двух функций на фазовом пространстве, ж и грамм, определяется как

${displaystyle {f,g}_{DB}={f,g}_{PB}-sum _{a,b}{f,{ ilde {phi }}_{a}}_{PB}M_{ab}^{-1}{{ ilde {phi }}_{b},g}_{PB}~,}$

куда M⁻¹_ab обозначает ab вход M обратная матрица. Дирак доказал, что M всегда будет обратимым.

Несложно проверить, что приведенное выше определение скобки Дирака удовлетворяет всем желаемым свойствам, особенно последнему, - обращению в нуль для аргумента, являющегося ограничением.

При применении каноническое квантование на гамильтоновой системе со связями коммутатор операторов заменяется на я раз их классический Кронштейн Дирака. Поскольку скобка Дирака учитывает ограничения, не нужно быть осторожным при оценке всех скобок перед использованием каких-либо слабых уравнений, как в случае со скобкой Пуассона.

Заметим, что хотя скобка Пуассона бозонных (четных Грассмана) переменных сама с собой должна обращаться в нуль, скобка Пуассона фермионов, представленная как Переменные Грассмана сама с собой не должна исчезнуть. Это означает, что в фермионном случае является возможно, что существует нечетное количество ограничений второго класса.

Иллюстрация к приведенному примеру

Возвращаясь к приведенному выше примеру, наивный гамильтониан и два основных ограничения таковы:

${displaystyle H=V(x,y)}$

${displaystyle phi _{1}=p_{x}+{ frac {qB}{2c}}y,qquad phi _{2}=p_{y}-{ frac {qB}{2c}}x.}$

Следовательно, расширенный гамильтониан можно записать

${displaystyle H^{*}=V(x,y)+u_{1}left(p_{x}+{ frac {qB}{2c}}yight)+u_{2}left(p_{y}-{ frac {qB}{2c}}xight).}$

Следующим шагом является применение условий согласованности {Φ_j, ЧАС^*}_PB ≈ 0, которые в этом случае становятся

${displaystyle {phi _{1},H}_{PB}+sum _{j}u_{j}{phi _{1},phi _{j}}_{PB}=-{frac {partial V}{partial x}}+u_{2}{frac {qB}{c}}approx 0}$

${displaystyle {phi _{2},H}_{PB}+sum _{j}u_{j}{phi _{2},phi _{j}}_{PB}=-{frac {partial V}{partial y}}-u_{1}{frac {qB}{c}}approx 0.}$

Это нет вторичные ограничения, но условия, которые исправляют ты₁ и ты₂. Следовательно, нет никаких вторичных ограничений, а произвольные коэффициенты полностью определены, что указывает на отсутствие нефизических степеней свободы.

Если подключиться со значениями ты₁ и ты₂, то видно, что уравнения движения имеют вид

${displaystyle {dot {x}}={x,H}_{PB}+u_{1}{x,phi _{1}}_{PB}+u_{2}{x,phi _{2}}=-{frac {c}{qB}}{frac {partial V}{partial y}}}$

${displaystyle {dot {y}}={frac {c}{qB}}{frac {partial V}{partial x}}}$

${displaystyle {dot {p}}_{x}=-{frac {1}{2}}{frac {partial V}{partial x}}}$

${displaystyle {dot {p}}_{y}=-{frac {1}{2}}{frac {partial V}{partial y}},}$

которые самосогласованы и совпадают с лагранжевыми уравнениями движения.

Простой расчет подтверждает, что φ₁ и φ₂ являются ограничениями второго класса, поскольку

${displaystyle {phi _{1},phi _{2}}_{PB}=-{phi _{2},phi _{1}}_{PB}={frac {qB}{c}},}$

следовательно, матрица выглядит как

${displaystyle M={frac {qB}{c}}left({egin{matrix}0&1-1&0end{matrix}}ight),}$

который легко инвертируется в

${displaystyle M^{-1}={frac {c}{qB}}left({egin{matrix}0&-11&0end{matrix}}ight)quad Rightarrow quad M_{ab}^{-1}=-{frac {c}{qB_{0}}}varepsilon _{ab},}$

куда ε_ab это Символ Леви-Чивита. Таким образом, скобки Дирака определяются как

${displaystyle {f,g}_{DB}={f,g}_{PB}+{frac {cvarepsilon _{ab}}{qB}}{f,phi _{a}}_{PB}{phi _{b},g}_{PB}.}$

Если всегда использовать скобку Дирака вместо скобки Пуассона, то нет проблем с порядком применения ограничений и вычисления выражений, поскольку скобка Дирака для чего-либо слабо нулевого сильно равна нулю. Это означает, что вместо этого можно просто использовать наивный гамильтониан со скобками Дирака, чтобы получить правильные уравнения движения, которые можно легко подтвердить на приведенных выше.

Для квантования системы необходимы скобки Дирака между всеми переменными фазового пространства. Ненулевые скобки Дирака для этой системы

${displaystyle {x,y}_{DB}=-{frac {c}{qB}}}$

${displaystyle {x,p_{x}}_{DB}={y,p_{y}}_{DB}={ frac {1}{2}}}$

в то время как перекрестные члены исчезают, и

${displaystyle {p_{x},p_{y}}_{DB}=-{frac {qB}{4c}}.}$

Следовательно, правильная реализация каноническое квантование диктует коммутационные отношения,

${displaystyle [{hat {x}},{hat {y}}]=-i{frac {hbar c}{qB}}}$

${displaystyle [{hat {x}},{hat {p}}_{x}]=[{hat {y}},{hat {p}}_{y}]=i{frac {hbar }{2}}}$

с исчезновением перекрестных членов, и

${displaystyle [{hat {p}}_{x},{hat {p}}_{y}]=-i{frac {hbar qB}{4c}}~.}$

В этом примере есть ненулевой коммутатор между ∧Икс и ∧у, что означает, что эта структура определяет некоммутативная геометрия. (Поскольку две координаты не пересекаются, будет принцип неопределенности для Икс и у позиции.)

Дальнейшие иллюстрации гиперсферы

Аналогично для свободного движения по гиперсфере S^п, то п + 1 координаты ограничены, Икс_я Икс^я = 1. Из простого кинетического лагранжиана очевидно, что их импульсы перпендикулярны им, Икс_я п^я = 0. Таким образом, соответствующие скобки Дирака также легко вычислить,^[8]

${displaystyle {x_{i},x_{j}}_{DB}=0,}$

${displaystyle {x_{i},p_{j}}_{DB}=delta _{ij}-x_{i}x_{j},}$

${displaystyle {p_{i},p_{j}}_{DB}=x_{j}p_{i}-x_{i}p_{j}~.}$

(2п + 1) ограниченные переменные фазового пространства (Икс_я, п_я) подчиняться многим более простые скобки Дирака чем 2п без ограничений, если бы одна исключила одну из Иксs и один из пs через два ограничения ab initio, которые подчиняются простым скобкам Пуассона. Скобки Дирака добавляют простоту и элегантность за счет чрезмерных (ограниченных) переменных фазового пространства.

Например, для свободного движения по окружности, п = 1, за Икс₁ ≡ г и устранение Икс₂ из ограничения круга дает неограниченное

${displaystyle L={frac {1}{2}}{frac {{dot {z}}^{2}}{1-z^{2}}}~,}$

с уравнениями движения

${displaystyle {ddot {z}}=-z{frac {{dot {z}}^{2}}{1-z^{2}}}=-z2E~,}$

колебание; тогда как эквивалентная ограниченная система с ЧАС = п²/2 = E дает

${displaystyle {dot {x}}^{i}={x^{i},H}_{DB}=p^{i}~,}$

${displaystyle {dot {p}}^{i}={p^{i},H}_{DB}=x^{i}~p^{2}~,}$

откуда мгновенно, практически на глаз, колебания для обеих переменных,

${displaystyle {ddot {x}}^{i}=-x^{i}2E~.}$

Смотрите также

• Каноническое квантование
• Гамильтонова механика
• Скобка Пуассона
• Ограничение первого класса
• Ограничения второго класса
• Лагранжиан
• Симплектическая структура
• Неполнота

Рекомендации

1. Дирак, П.А.М. (1950). «Обобщенная гамильтонова динамика». Канадский математический журнал. 2: 129–014. Дои:10.4153 / CJM-1950-012-1.
2. Дирак, Поль А. М. (1964). Лекции по квантовой механике. Серия монографий Белферской высшей школы естественных наук. 2. Belfer Graduate School of Science, Нью-Йорк. ISBN  9780486417134. МИСТЕР  2220894.; Дувр, ISBN  0486417131.
3. См. Страницы 48-58 гл. 2 в Анно, Марк и Тейтельбойм, Клаудио, Квантование калибровочных систем. Издательство Принстонского университета, 1992. ISBN  0-691-08775-X
4. Dunne, G .; Jackiw, R .; Pi, S. Y .; Трюгенбергер, К. (1991). «Автодуальные солитоны Черна-Саймонса и двумерные нелинейные уравнения». Физический обзор D. 43 (4): 1332. Bibcode:1991ПхРвД..43.1332Д. Дои:10.1103 / PhysRevD.43.1332.
5. См. Страницу 8 в Henneaux и Teitelboim в ссылках.
6. Вайнберг, Стивен, Квантовая теория полей, Том 1. Издательство Кембриджского университета, 1995. ISBN  0-521-55001-7
7. См. Henneaux и Teitelboim, страницы 18-19.
8. Corrigan, E .; Захос, К. К. (1979). «Нелокальные заряды для суперсимметричной σ-модели». Письма по физике B. 88 (3–4): 273. Bibcode:1979ФЛБ ... 88..273С. Дои:10.1016/0370-2693(79)90465-9.