Die Permanente im thermodynamischen Viel-Bosonen-Pfadintegral ...
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Kapitel 2<br />
Das thermodynamische<br />
<strong>Pfadintegral</strong><br />
In Kapitel 1 wurde die Fragestellung für den ersten Teil dieser Arbeit notwendigerweise<br />
nur angedeutet. Um zu einer präziseren Formulierung zu gelangen, müssen<br />
zuerst die dafür nötigen Grundlagen des <strong>thermodynamischen</strong> <strong>Pfadintegral</strong>formalismus<br />
zur Verfügung gestellt werden.<br />
Zunächst wird erläutert, wie sich nach FEYNMAN die statistische Dichtematrix<br />
eines quantenmechanischen <strong>Viel</strong>teilchensystems durch ein thermodynamisches <strong>Pfadintegral</strong><br />
beschreiben läßt.<br />
Für dieses abstrakte <strong>Pfadintegral</strong> wird dann eine diskretisierte Darstellung hergeleitet<br />
und es wird gezeigt, wie diese Darstellung prinzipiell eine numerische Berechnung<br />
von <strong>thermodynamischen</strong> Observablen über Monte–Carlo–S<strong>im</strong>ulationen<br />
ermöglicht.<br />
Weiter wird aufgezeigt, daß in <strong>Viel</strong>–<strong>Bosonen</strong>–Systemen die vollständige Symmetrisierung<br />
der Dichtematrix Teilchenpermutationen erzwingt, die in den numerischen<br />
S<strong>im</strong>ulationen den größten Rechenaufwand erfordern und es werden die beiden<br />
prinzipiell möglichen Strategien zur Berechnung dieser Permutationen vorgestellt,<br />
nämlich (a) durch Berechnung der <strong>Permanente</strong> und (b) durch das sogenannte<br />
Importance Sampling of Permutations“.<br />
”<br />
Schließlich wird noch einmal auf die Fragestellung dieses Teils der Arbeit eingegangen.<br />
2.1 <strong>Die</strong> physikalische Ausgangssituation<br />
Betrachten wir ein System aus N spinpolarisierten Teilchen (<strong>Bosonen</strong> oder Fermionen),<br />
das durch einen Hamiltonoperator der Form<br />
^H(^p 1 ;::: ; ^p N ; ^r 1 ;::: ; ^r N )=<br />
NX<br />
i=1<br />
^p 2 i<br />
2m i<br />
+ V (^r 1 ;::: ;^r N ) (2.1)<br />
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