Наряду с новой сквозной нумерацией страниц сохранена также (за исключением краткой заметки в «Naturwissenschaften») нумерация страниц оригинальных статей, облегчающая нахождение ссылок. В предметном указателе страницы указаны по новой, сквозной нумерации. [В данном издании указания на страницы опущены.— Ред.].
Цюрих, ноябрь 1926 г.
Гамильтонова оптико-механическая аналогия есть аналогия с геометрической оптикой, поскольку траектория изображающей точки в конфигурационном пространстве соответствует в оптике лучу света, который определен лишь в рамках геометрической оптики. Представления волновой оптики ведут к отказу от понятия траектории, если размеры траектории невелики по сравнению с длиной волны. Только тогда, когда это так, остается приближенно применимым понятие траектории и с ним вся классическая механика. Напротив, для «микромеханических» движений основные уравнения механики неприменимы в той же степени, что и геометрическая оптика для решения дифракционных задач, и вместо основных уравнений механики следует, как и в оптике, пользоваться волновым уравнением в конфигурационном пространстве. Это уравнение сформулировано сначала для чисто периодических, синусоидальных во времени колебаний; его можно вывести также из «вариационного принципа Гамильтона». Оно содержит параметр Е, соответствующий при переходе к макроскопическим задачам механической энергии и для каждого синусоидального во времени колебания равный частоте, умноженной на постоянную Планка А. Решения, которые вместе со своими производными во всем конфигурационном пространстве одпозпачны, непрерывны и ограниченны (конечны), могут быть у волнового, или колебательного, уравнения в общем случае только при некоторых избранных значениях параметра Е — при собственных значениях. Они образуют «спектр собственных значений», который часто наряду с дискретными точками («линейчатый спектр») содержит также непрерывные части («сплошной спектр», в большинстве формул не учитываемый). Собственные значения либо совпадают с энергетическими уровнями (спектроскопическими «термами», умножен-нымп на h) прежней квантовой теории, либо отличаются от них в согласии с опытом (невозмущениое кеплерово движение, гармонический осциллятор, жесткий ротатор, нежесткий ротатор, эффект Штарка). Указанные отличия состоят в появлении нецелых квантовых чисел (а именно, половпн печетных чисел) у осциллятора и ротатора и в отсутствие «избыточных» уровней в задаче Кеплера (а именно, уровней с исчезающим азимутальным, или экваториальным, квантовым числом). В этом пункте имеется согласие с квантовой механикой Гейзенберга, что допускает общее обоснование квантовой и волновой механики.
Для вычисления собственных значений и соответствующих решений волнового уравнения («собственных функций») в более сложных случаях развита теория возмущений, позволяющая более трудную задачу свести с помощью квадратур к «близкой» задаче, являющейся более простой. «Вырождение» соответствует наличию кратных собственных значепий. С физической точки зрения наиболее важен случай, когда, как, например, при эффектах Зеемапа и Штарка, кратное собственное значение под дей-ствпем возмущающих сил расщепляется (общая теория, эффект Штарка).
Чтобы понять, как малая механическая система может испускать электромагнитные волны с частотой, равной разности термов (разность двух собственных значений, деленная на fe), и как получить теоретические результаты об интенсивности и поляризации электромагнитных волн, необходимо приписать функции в конфигурационном пространстве определенный физический, а именно электромагниты#, смысл; до сих пор она имела чисто формальный смысл, удовлетворяя указанному выше волновому уравнению. Физический смысл функции выясняется для общего случая системы с произвольным числом степеней свободы лишь в конце серии работ (предварительная попытка для задачи об одном электроне оказалась несовершенной). Определенное распределение \|) в конфигурационном пространстве толкуется как непрерывное распределение электрического заряда (и плотности электрического тока) в реальном пространстве. Если из этого распределения заряда вычислить обычным путем составляющую электрического момента всей системы в каком-нибудь направлении, то эта последняя оказывается суммой отдельных слагаемых, получающихся как парные комбинации каждых двух собственных колебаний. Каждое такое слагаемое колеблется во времени синусоидально с частотой, равной разности соответствующих собственных частот (однако