Cтраница 1
Каноническое квантование приводит к прежним ( анти) коммутационным соотношениям ( 4Л1) как для 9 -, так и для 6-переменных, которые теперь являются независимыми. [1]
Каноническое квантование макроскопического поля в нелинейной среде является нетривиальной задачей [ см., например, работы ( Shen, 1967, 1984), ( Hillery and Mlodinov, 1984), ( Shubert and Wilhelmi, 1986), ( Drummond, 1990), ( Perina, 1991) ], рассмотрение которой здесь не предполагается. Приближения, которые обычно используются, справедливы при различных условиях. [2]
Каноническое квантование струйной модели Шильда-Егучи (33.6) не проводилось. [3]
Каноническое квантование поперечных и фермиевских координат проводится по уже известной схеме ( см. гл. [4]
Рецепт канонического квантования со всеми этими оговорками легко переносится и на системы с бесконечным числом степеней свободы, обобщенные координаты которых, как правило, описываются полем q () или конечным набором таких полей. [5]
При каноническом квантовании струны ее колебательные моды приводят к бесконечной последовательности частиц, лежащих на прямолинейных траекториях Редже. Поскольку имеются два типа струн - открытые и замкнутые, - им соответствуют два сектора квантовой теории. [6]
На языке теории канонического квантования систем со связями [37, 43] выражение (1.39) означает отсутствие связей второго рода. Lm являются генераторами калибровочных преобразований и относятся к связям первого рода. [7]
Условия совместности лоренц-инвариантности и канонического квантования настолько ограничительны, что модель может существовать только в D 10-мерном пространстве-времени. [8]
Уже в КЭД стандартная процедура канонического квантования требует модификаций, связанных с наличием калибровочной инвариантности теории; квантование электродинамического лагранжиана есть в действительности квантование системы со связями. Технически вопрос становится более сложным в случае калибровочной теории с неабелевои группой, но и здесь, пока мы ограничиваемся теорией возмущений, по-видимому, не возникает принципиальных трудностей. [9]
Таким образом, в фоковском пространстве реализуется каноническое квантование, описанное выше. [10]
Наличие связей приводит к необходимости модифицировать процедуру канонического квантования. [11]
Таким образом, мы убеждаемся, что вышеприведенный постулат канонического квантования для осциллятора совершенно эквивалентен обычной формулировке квантования, изложенной в § 6.1. Будучи применен к физическому полю, он может рассматриваться как основа квантования полей. При этом мы сразу получаем квантовую формулировку в представлении чисел заполнения. [12]
Поскольку лагранжиан (10.5) не вырожден, к нему применима стандартная процедура канонического квантования. [13]
Наиболее прямым путем перехода от классической теории к теории квантовой является метод канонического квантования. Если применить его к механике материальных точек, то мы получим квантовую ( волновую) механику - такое квантование можно назвать первичным. Это квантование называют вторичным. [14]
Сравнивая ( 21) с ( 15) заключаем, что схема канонического квантования, описанная в § 6.2, приводит к гейзенбергову представлению для квантованных волновых полей. [15]