Сергей Доронин - Квантовая магия
С учетом «почти непрерывности» энергетического спектра макроскопических тел обычно вводится квантовый аналог классического элемента фазового объема — число квантовых состояний dΓ замкнутой системы, приходящихся на определенный, бесконечно малый интервал значений ее энергии. Тогда вероятность состояний, лежащих в данном интервале энергии, записывают в виде dp = ρ dΓ. Функция ρ в аналогичном выражении классической статистики характеризует плотность распределения вероятности в фазовом пространстве и называется функцией статистического распределения (или просто функцией распределения) данного тела. В квантовой статистике ее заменяет матрица плотности в энергетическом представлении (статистическая матрица). Нахождение статистического распределения и является основной задачей статистики, поскольку знание матрицы плотности позволяет вычислять среднее значение любой величины, характеризующей систему, а также вероятности различных значений этих величин.
Матрица плотности в энергетическом представлении вводится следующим образом. Выделенная нами подсистема на протяжении малого промежутка времени является квазизамкнутой, поскольку ее внутренняя энергия намного больше энергии взаимодействия с другими подсистемами. Поэтому появляется возможность ввести понятие стационарных состояний, которые получаются при полном пренебрежении всеми взаимодействиями данной подсистемы с окружающими частями замкнутой системы. Обозначим через φn(q) полный набор ортонормированных волновых функций этих состояний, где q условно обозначает совокупность всех координат подсистемы, а индекс n — совокупность всех квантовых чисел, отличающих различные стационарные состояния с энергией Wn. Предположим, что в данный момент времени подсистема находится в некоем полно описанном состоянии с волновой функцией Ψ. Ее можно разложить по функциям φn(q) и с их помощью найти среднее значение любой физической величины. Переход от полного описания подсистемы к неполному, осуществляемому посредством матрицы плотности, можно рассматривать как усреднение по ее различным Ψ-состояниям. В результате такого усреднения получается двойной (по двум индексам) набор некоторых величин ρnm, которые и являются элементами матрицы плотности в энергетическом представлении.
Вероятность нахождения подсистемы в n-м состоянии будет равна соответствующему диагональному элементу ρnn матрицы плотности. Дальнейшие рассуждения позволяют сделать вывод, что исходное требование статистической независимости подсистем эквивалентно требованию диагональности матрицы ρnm, или, точнее, по мере уменьшения роли взаимодействий подсистем друг с другом, недиагональные элементы матрицы плотности стремятся к нулю. Задача определения статистического распределения, таким образом, сводится к вычислению вероятностей ρn = ρnn.
В квантовой статистике доказывается еще одно важное утверждение: статистическое состояние системы зависит только от ее энергии, и вероятности ρn могут быть выражены в виде функции только от величины уровня энергии ρn = ρ(Wn).
Следовательно, квантовая статистика позволяет, в принципе, исходя из одной только энергетической характеристики объекта, вычислять среднее значение любой величины, характеризующей систему, а также вероятности различных значений этих величин.
Одно из основных условий применимости методов квантовой статистики — наличие у макроскопического объекта «почти непрерывного» энергетического спектра. Этому условию удовлетворяют не только тела, описываемые системой взаимодействующих частиц, но и объекты, моделируемые системой квантовых полей. При этом появляется возможность описать не только внутренние свойства макроскопических объектов (иными словами, ограничиться решением предыдущей задачи с частицами в виде локальных полей), но и взаимодействие отдельных тел, поскольку каждое из них будет обладать нелокальными макроскопическими характеристиками, связанными с наличием дальнодействующих полей.
Чтобы сделать очередной шаг, связывающий статистическую физику и квантовую теорию поля, воспользуемся понятием статистического равновесия. Если в замкнутой макроскопической системе среднее значение полной энергии произвольной подсистемы и самой системы в целом имеют минимальное значение, то говорят, что она находится в состоянии статистического равновесия. Это утверждение является следствием того, что замкнутая система при достаточно большом времени наблюдения находится в состоянии, при котором макроскопические физические величины с большой относительной точностью равны своим средним значениям. Если в начальный момент времени система не находилась в состоянии статистического равновесия (например, испытывала внешнее воздействие, после чего вновь стала замкнутой), то в дальнейшем она должна перейти в состояние равновесия. Промежуток времени, в течение которого происходит переход к статистическому равновесию, называется временем релаксации. Под достаточно большим временем наблюдения подразумеваются большие, по сравнению со временем релаксации, времена.
Данное определение статистического равновесия системы (наличия минимума энергии) устанавливает непосредственную связь между статистической физикой и квантовой теорией поля, поскольку дает возможность воспользоваться основополагающим принципом, лежащим в основе теории поля (в том числе и квантового). Это так называемый принцип наименьшего действия (лагранжев формализм)[154]. Он заключается в том, что произвольному объекту ставится в соответствие интеграл D, называемый действием, который имеет минимум, и вариация которого δD, следовательно, равна нулю. Важность этого понятия обусловлена тем, что действие D определяет физически наблюдаемые свойства системы. Исходя из этого принципа, получают все основные уравнения, характеризующие систему. Например, для системы, состоящей из объекта и внешнего поля, при нахождении уравнения поля считается заданным движение объекта в этом поле, и варьируются потенциалы поля, играющие здесь роль «координат» системы. При нахождении уравнения движения объекта считается заданным поле и варьируется траектория объекта.
Действие обычно записывают в виде интеграла по времени от функции Лагранжа L(t). Функция Лагранжа является функцией времени, зависит от динамических переменных системы и в механике записывается в виде суммы по всем составным частям системы. В случае непрерывной системы типа волнового поля эта сумма заменяется пространственным интегралом от плотности функции Лагранжа L'(x), которая называется лагранжианом (под пространством здесь понимается пространство событий Минковского — четырехмерное пространство-время[155] с элементом объема dx = dx0dx1dx2dx3 = сdtdx). Поэтому в теории поля (как классической, так и квантовой) основную роль играет не функция Лагранжа L(t), а лагранжиан L'(x).
Таким образом, есть все основания применить отмеченный выше формализм к нашей модели, которая описывает макроскопические тела в виде совокупности квантовых полей.
Перейдем теперь к более детальному построению модели. Разобьем весь энергетический спектр рассматриваемой системы Wn на интервалы в соответствии с различными видами энергий взаимодействия, указанными выше. Они могут и «накладываться» друг на друга, если это энергии одного порядка (например, в жидкостях энергия взаимодействия молекул и энергия их колебательного движения примерно равны). Выделенные интервалы представляют собой полевые объекты, отличающиеся прежде всего средним значением плотности энергии, обычно они отделены друг от друга так называемыми энергетическими щелями. Полная внутренняя энергия системы в этом случае будет равна сумме энергий выделенных слоев, а также энергий их взаимодействия между собой. Таким образом, произвольный объект мы моделируем в виде совокупности совмещенных энергетических структур с качественно различными физическими характеристиками. Каждый из выделенных энергетических интервалов по-прежнему является «почти непрерывным», имеет равновесное состояние с минимумом энергии, и к каждому из них можно применить формализм, о котором говорилось выше. Теперь появляется возможность рассчитать значения физических величин и вывести уравнения движения не только для системы в целом, но и для каждой ее составляющей энергетической структуры в отдельности. Следовательно, мы можем описать не имеющие предметного воплощения объекты из менее плотных энергетических составляющих. Можно также описывать взаимодействие этих тонких квантовых структур и учитывать их влияние друг на друга.
