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 이 때 만족하는 해는 $\rho(u) = e^{-Hu / \hbar}$ 이고 이 때, $u = \beta \hbar$이다. 기존 방정식과 다른 점은
 $\hbar$ 가 곱해졌다는 것과, 해의 지수부분의 $\beta$ 가 $u/\hbar$ 로 바뀌었다는 점인데, 이는 경로적분을 설명하면서
-어떤 지점에서 특정 지점까지의 시간을 볼 것이기 때문이다. 다시말해 변수 u의 차원은 **시간**인데, 이를 간단하게 살펴보면,
+어떤 지점에서 특정 지점까지의 시간을 볼 것이기 때문이다. 다시말해 변수 $u$의 차원은 **시간**인데, 이를 간단하게 살펴보면,
 \begin{align}
-    u [s] = \beta\hbar = \frac{\hbar}{k_B T} [\frac{J \cdot s}{J/K \cdot K} = s]
+    u [s] = \beta\hbar = \frac{\hbar}{k_B T} \left[\frac{J \cdot s}{J/K \cdot K} = s\right]
 \end{align}
-시간차원인 것을 확인할 수 있다. 또한, 여기서 시간 u 를 아주 작은 $\epsilon$ 으로 n개 만큼 쪼개면,
+시간차원인 것을 확인할 수 있다. 또한, 여기서 시간 $u$를 아주 작은 $\epsilon$ 으로 $n$개만큼 쪼개면,
 \begin{align}
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 이라고 쓸 수 있다. $\epsilon$ 만큼 쪼갠 $\rho$ 를 '경로(path)' 라고 하면, 그 모든 경로에 대해 적분한 것,
-즉 $\rho(x, x^{\prime}; u)$ 는 전체 진폭이라고 하자. 이제 앞에서 $\epsilon$ 만큼 쪼갠 시간을 0으로 보내는 극한으로 보내면,
+즉 $\rho(x, x^{\prime}; u)$ 는 전체 진폭이라고 하자. 이제 앞에서 $\epsilon$ 만큼 쪼갠 시간을 $0$으로 보내는 극한으로 보내면,
 지금의 식은
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 \end{align}
-으로 바꿀 수 있다. 여기서 전체 경로 적분에 대한 시간을 U, 각 부분 $\epsilon$ 으로 쪼갠 부분의 시간을 u로 썼다.
+으로 바꿀 수 있다. 여기서 전체 경로 적분에 대한 시간을 $U$, 각 부분 $\epsilon$ 으로 쪼갠 부분의 시간을 $u$로 썼다.
 여기서 $\Phi[x(u)] \,, \mathcal{D}x(u)$ 는
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     &\Phi[x(u)] = \lim_{\epsilon \rightarrow 0}
     \rho(x, x_{n-1};\epsilon) \rho(x_{n-1}, x_{n-2};\epsilon) \cdots \rho(x_1, x^{\prime};\epsilon) \\
-    &\mathcal{D}x(u) = \lim_{n \rightarrow \infty} dx_1 dx_2 \cdots dx_{n-1}
+    &\mathcal{D}x(u) = \lim_{n \rightarrow \infty} dx_1 dx_2 \cdots dx_{n-1}.
 \end{align}
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 이다. 책에서는 다음과 같이 언급하고 있다.
-> 방정식의 "u" 가 "iu"로 대치되면 우리는 슈뢰딩거 방정식을 얻을 수 있다. 이러한 통계역학적 방법과
+> 방정식의 "$u$" 가 "$iu$"로 대치되면 우리는 슈뢰딩거 방정식을 얻을 수 있다. 통계역학에서와 유사하게,
-> 같이, 양자역학도 경로적분의 관점으로 공식화 될 수 있다. 수학자들에게는, 통계역학이 더 다루기 쉬운데
+> 양자역학도 경로적분의 관점으로 공식화할 수 있다. 수학자들에게는 통계역학이 더 다루기 쉬운데
-> 이는 경로 적분의 지수함수에서 지수부분이 실수의 양인게 다루기 쉽다.
+> 이는 경로 적분의 지수함수들이 지수부분을 실수의 양로서 가지기 때문이다.
 ====== 자유입자의 경로적분 ======
-===== 식 3.36의 계산 =====
+작은 $\epsilon$만큼 진행한다면 자유입자의 밀도행렬로서 다음을 얻는다:
-p80 에 있는 식 3.36 은 식 $F(U)$ 에 대한 일반적인 해라고 소개하고 있다. $F(U)$ 는 아래와 같이
+$$\rho(x,x';\epsilon) \approx \sqrt{\frac{m}{2\pi\hbar \epsilon}} \exp\left[ \frac{m}{2\hbar\epsilon} (x-x')^2 \right].$$
+자유입자의 해밀토니안이 다음과 같으므로
+$$H = -\frac{\hbar^2}{2m} \frac{\partial^2}{\partial x^2}$$
+$U$만큼 진행했을 때의 밀도행렬은
+\begin{eqnarray*}
+\rho(x,x';U) &=& \lim_{\epsilon\to 0} \int \cdots \int \exp\left\{ -\frac{m\epsilon}{2\hbar} \left[ \left(\frac{x-x_{n-1}}{\epsilon}\right)^2 + \left(\frac{x_{n-1}-x_{n-2}}{\epsilon}\right)^2 + \ldots + \left(\frac{x_1-x'}{\epsilon}\right)^2 \right] \right\} \frac{dx_1}{\sqrt{2\pi\hbar\epsilon/m}} \frac{dx_2}{\sqrt{2\pi\hbar\epsilon/m}} \cdots \frac{dx_{n-1}}{\sqrt{2\pi\hbar\epsilon/m}}.
+\end{eqnarray*}
+따라서, 자유입자에 대해
+$$\Phi\left[x(u)\right] = \lim_{\epsilon\to 0} \exp\left\{ -\frac{m\epsilon}{2\hbar} \left[ \left(\frac{x-x_{n-1}}{\epsilon}\right)^2 + \left(\frac{x_{n-1}-x_{n-2}}{\epsilon}\right)^2 + \ldots + \left(\frac{x_1-x'}{\epsilon}\right)^2 \right] \right\}.$$
+간격 $\epsilon$이 작아지면
+$$\frac{x_k - x_{k-1}}{\epsilon} \to \left. \frac{dx(u)}{du} \right|_{u=k\epsilon} \equiv \left. \dot{x} (u)\right|_{u=k\epsilon}$$
+이므로 다음처럼 적을 수 있다:
+$$\Phi\left[x(u)\right] = \exp \left\{ -\frac{1}{\hbar} \int_0^U \frac{m}{2} \left[ \dot{x}(u) \right]^2 du \right\}.$$
+자유입자 밀도행렬의 다음과 같은 원소를 생각하자:
+$$\rho(x_2, x_1, U) = \int \cdots \int \exp \left\{ -\frac{1}{\hbar} \int_0^U \frac{m}{2} \left[ \dot{x}(u) \right]^2 du \right\} \mathcal{D}x(u)$$
+여기에서 $x(0)=x_1$이고 $x(U)=x_2$이다. 직선 경로 $\tilde{x}(u)$를 생각해서
+$$\frac{d\tilde{x}(u)}{du} = \frac{x_2-x_1}{U} = v$$
+로 놓고 각각의 경로는 $x(u) = \tilde{x}(u) + y(u)$로 쓰도록 하자.
+\begin{eqnarray*}
+\int_0^U \left[ \dot{x}(u) \right]^2 du &=& \int_0^U \frac{m}{2} \left[ v+\dot{y}(u) \right]^2 du\\
+&=& \int_0^U \frac{m}{2} \left[ v^2 + 2v\dot{y} + \dot{y}^2 \right]^2 du\\
+&=& v^2 U + 2v\left[ y(U) - y(0) \right] + \int_0^U \dot{y}^2 du.
+\end{eqnarray*}
+$y(U) = y(0) = 0$으로 놓으면 두 번째 항은 사라진다. 따라서
+$$\rho(x_2, x_1, U) = \exp\left( -\frac{mv^2 U}{2\hbar} \right) \int\cdots\int \exp\left(- \frac{m}{2\hbar} \int_0^U \dot{y}^2 du \right) \mathcal{D}y.$$
+이 중 적분 부분을 $F(U)$로 적으면
+$$\rho(x_2, x_1, U) = F(U) \exp\left[ -\frac{m (x_2-x_1)^2}{2\hbar U} \right].$$
+===== $F(U)$의 계산 =====
+$F(U)$ 는 일반적으로
 \begin{align}
-    F(U) = \sqrt{m/2\pi\hbar U} e^{\alpha U}
+    F(U) = \sqrt{\frac{m}{2\pi\hbar U}} e^{\alpha U}
 \end{align}
-으로 주어지는데, 이것을 유도해보도록 하자. 먼저 자유입자의 경로적분 표현으로 부터 얻는 밀도행렬의 식
+으로 주어지는데, 이것을 유도해보도록 하자. 여기에서 $\alpha$는 임의의 상수이며, 퍼텐셜의 영점을 바꾸는 것에 해당하여 물리를 바꾸지 않는다. 간단히 $\alpha=0$으로 놓아도 된다.
-.34 가
+본래의 양자역학적인 계산을 수행한다면
+$$F(U) = \sqrt{\frac{-im}{2\pi\hbar U}}.$$
+이 식을 유도하기 위해 자유입자의 경로적분 표현으로부터 얻는 밀도행렬의 식
 \begin{align}
@@ Line 83: / Line 116: @@
 \end{align}
-으로 주어진다. 그리고 위의 식의 $F(U)$ 를 얻는 방법은 아래의 식
+에서 시작하자. 그리고 위의 식의 $F(U)$는
 \begin{align}
@@ Line 89: / Line 122: @@
 \end{align}
-으로 부터 얻을 수 있다고 한다. 밀도행렬 $\rho$ 를 두 번째 식을 이용하여 나타내면, 좌변은
+으로부터 얻을 수 있다. 밀도행렬 $\rho$ 를 두 번째 식을 이용하여 나타내면, 좌변은
 \begin{align}
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 이며 등식을 만족시키기 위해서는 처음에 소개한 $F(U)$ 같은 식이 된다.
+======단순조화진동자======
+양자역학적 단순조화진동자에 대한 경로적분은 다음과 같은 양이 된다:
+$$F(U) = \int\cdots\int \exp\left[ -\frac{1}{i\hbar} \int_0^U \left(\frac{m}{2} \dot{y}^2 - \frac{m\omega^2}{2} y^2 \right) du \right] \mathcal{D}y(u).$$
+이때 $y(0) = y(U) = 0$이다.
+여기에서 부분적분을 시행하면 다음 결과를 얻는데,
+$$\int \dot{y}^2 du = \left[ y \dot{y} \right]_{u=0}^U - \int y \ddot{y} du$$
+$y(0)=y(U)=0$이므로 우변 첫 번째 항은 사라진다.
+따라서 다음과 같은 형태로 쓸 수 있게 된다:
+\begin{eqnarray*}
+F(U) &=& \int\cdots\int \exp\left[ -\frac{1}{i\hbar} \int_0^U \left(-\frac{m}{2} y\ddot{y} - \frac{m\omega^2}{2} y^2 \right) du \right] \mathcal{D}y(u)\\
+&=& \int\cdots\int \exp\left[ -\frac{1}{2} \int_0^U y \hat{C} y ~du \right] \mathcal{D}y(u).
+\end{eqnarray*}
+이때 $\hat{C}$는 다음과 같은 연산자이다:
+$$\hat{C} \equiv -\frac{m}{i\hbar} \frac{\partial^2}{\partial u^2} - \frac{m\omega^2}{i\hbar} = \frac{m}{i\hbar} \left(-\frac{\partial^2}{\partial u^2} - \omega^2 \right).$$
+[[수학:윅의_정리|1차원 가우스 함수의 적분]]으로부터, $N\times N$ 실수 대칭 행렬 $\alpha$가 있을 때 다음이 성립함을 알고 있다:
+$$\int^{\infty}_{-\infty} \Big[\prod^{N}_{k=1} dx_{k} \Big] \exp\left(-\frac{1}{2}\sum^{N}_{m,n=1}  x_{m}\alpha_{mn}x_{n}\right) = \sqrt{\frac{(2\pi)^{N}}{\det\alpha}}.$$
+$\hat{C}$의 고윳 구조를 찾아보면 고유벡터가
+$$y(u) = c\sin(\omega_n u)$$
+일 때
+$$\lambda_n = \frac{m}{i\hbar} (\omega_n^2 - \omega^2)$$
+이며, $y(0)=y(U)=0$의 경계조건을 만족하기 위해서는 $\omega_n = n\pi/U$이다 ($n=1,2,\ldots$).
+따라서 $F(U)$는 어떤 계수가 붙어서 다음처럼 표현될 것이다:
+$$F(u) \propto \left\{ \prod_{n=1}^{\infty} \left[ 1-\left(\frac{\omega U}{n\pi}\right)^2 \right] \right\}^{-1/2} = \sqrt{\frac{\omega U}{\sin \omega U}}.$$
+그런데 $\omega\to 0$의 극한에서 자유입자를 얻으므로, 앞의 자유입자 결과를 통해 계수를 결정할 수 있다. 최종 결과는 아래와 같다:
+$$F(U) = \sqrt{\frac{-im\omega}{2\pi \hbar \sin \omega U}}.$$
+======함께 보기======
+  * [[물리:포커-플랑크_방정식|포커-플랑크 방정식]]
+  * [[물리:양자기체의_밀도행렬|양자기체의 밀도행렬]]
+  * [[수학:윅의_정리|1차원 가우스 함수의 적분]]
+======참고문헌======
+  * Richard P. Feynman, //Statistical Mechanics// (Westview Press, 1972).
+  * Tom Lancaster & Stephen J. Blundell, //Quantum Field Theory for the Gifted Amateur// (Oxford University Press, Oxford, 2014).