§ 41. Поляризация вакуума и аномальный магнитный момент электрона
41.1. Поляризация вакуума.
Перейдем теперь к некоторым приложениям изложенной выше общей формальной теории Рассмотрим прежде всего вопрос об изменении состояния вакуума под действием внешнего неквантованного тока
или, что эквивалентно, под действием заданного внешнего потенциала
связанного с током J соотношением
Как может показаться, эта задача имеет чисто теоретический интерес ввиду непосредственной ненаблюдаемости изменения свойств вакуума. Однако изменение свойств вакуума под действием внешнего электромагнитного поля входит составной частью в ряд наблюдаемых эффектов (сдвиг уровней атомных электронов, рассеяние света на свете и т. д.).
Для ее решения удобно рассмотреть среднее наблюдаемое значение оператора электромагнитного потенциала. Введем в лагранжиан в соответствии с вышеуказанным (§ 40.5) общим рецептом добавочный член
Тогда на основании (40.37) среднее наблюдаемое значение электромагнитного потенциала равно
Здесь
— амплитуда вакуума реальных частиц, изменившегося под действием внешнего тока
а функция
при всех
. Согласно общим положениям
не зависит от специального выбора g. Физический смысл имеет, очевидно, случай, когда внешний ток можно считать не зависящим от времени, поскольку в противном случае этот ток будет вызывать реальные процессы взаимного превращения частиц. Мы будем поэтому рассматривать случай, в котором
Тогда
можно определить как низшее энергетическое состояние динамической системы при наличии
.
Заметим прежде всего, что
где
— амплитуда состояния вакуума свободных полей. Воспользовавшись независимостью выражения (3) от конкретного вида функции g, совершим обычный предельный переход
. Тогда получим:
где величина
представляет собой матрицу рассеяния в случае, когда взаимодействие равно нулю в отдаленном прошлом и в отдаленном будущем.
Поскольку при подобном адиабатическом включении и выключении взаимодействия невозможны реальные процессы рождения частиц, то имеем также
где, очевидно,
причем
Следовательно,
Подставляя (9) в (6), получаем:
Далее окажется удобным выразить правую часть уравнения (10) через полную функцию Грина фотона. Рассмотрим для этого выражение
С помощью (10) получаем:
Укажем смысл операции повторного варьирования по внешнему току в правой части (11). Матрица
может быть представлена совокупностью диаграмм, которые наряду с обычными вершинами содержат также вершины, соответствующие члену лагранжиана
из которых выходит по одной фотонной линии (вершины
такого типа уже встречались при рассмотрении процесса тормозного излучения, § 26). В результате варьирования по J соответствующая фотонная линия приобретает свободный конец, а под знаком Т-произведения появляется оператор
Поэтому, выполняя операцию повторного варьирования в правой части (И) в явном виде, находим, что величина
представляет собой сумму коэффициентных функций, соответствующих внутренним линиям всевозможных диаграмм с двумя свободными фотонными концами. Таким образом, D с точностью до множителя
является функцией Грина
фотона, движущегося во внешнем поле тока J. Мы можем написать теперь:
Полученная формула позволяет написать функциональное разло жение
«по степеням» J, исходя из соответствующих разложений для
. Имея в виду дальнейшие приложения, мы выполним сейчас это разложение в явном виде, считая внешний ток J малой величиной и удерживая в (13) лишь главные члены. Полагая в (13)
, получаем:
Здесь мы использовали то обстоятельство, что выражение
в пределе
соответствует диаграммам с одной внешней фотонной линией и равно нулю. Заметим также, что выражение
представляет собой полную фотонную функцию Грина в отсутствии внешних токов.
Сокращая в (14) на
и интегрируя по
, получаем:
Переходя к импульсному представлению
с учетом уравнения непрерывности внешнего тока
получаем:
В рассматриваемом частном случае (4), когда J не зависит от времени, мы можем положить:
Подставляя это выражение в (16) и (15), находим:
Из (19) следует, что «пространственная часть»
фотонной функции Грина представляет собой эффективный потенциал, создаваемый единичным зарядом в результате его взаимодействия с вакуумом электрон-позитронов и фотонов (для этого достаточно положить
Воспользовавшись тем, что для свободного поля при
потенциал (19) переходит в кулоновский, представим его в общем случае в виде
Отклонения введенной здесь функции
от единицы соответствуют отклонению потенциала
от кулоновского (аналогичную роль в импульсном представлении играет функция d). Это отклонение эффективного потенциала от кулоновского является следствием поляризации вакуума и может быть наглядным образом связано с эффектом экранизации заряда, внесенного в вакуум, за счет рождения в последнем виртуальных электрон-позитронных пар. Функция
при этом характеризует относительную степень экранизации. Для получения ее конкретного вида необходимо обратиться к соответствующей части фотонной функции распространения.
Теория не располагает полным выражением для этой функции (см., однако, ниже 50.2). Для наших целей можно воспользоваться разложением d. в ряд по степеням
первый член которого был получен в § 35.1.
Рассмотрим сначала случай больших
. Переходя в интеграле (20) к новой переменной
и выполняя интеграцию но угловым переменным, преобразуем его к виду
Отсюда следует, что для рассмотрения асимптотики больших
необходимо иметь сведения о поведении функции d при малых
Из (35.6) находим:
Подставляя это выражение в (21), получаем, что при больших
(по сравнению с
или в обычных единицах — с
стремится к единице
(Это свойство не меняется при учете высших приближений.)
Поэтому постоянную
следует отождествлять с величиной наблюдаемого заряда. Вид функции
при малых
может быть получен согласно (21) путем исследования асимптотической формы
) при больших №. Воспользовавшись формулой (35.12), имеем:
Отсюда непосредственной интеграцией получаем асимптотику
при малых
в виде (Швингер (1949а))
Таким образом, при малых
эффективная плотность
возрастает и в пределе
имеет логарифмическую особенность. Важно, однако, подчеркнуть, что формула (23) получена с помощью теории возмущений и, следовательно, справедлива, грубо говоря, лишь в той области, где второй член заметно меньше первого. Поэтому какие-либо обоснованные заключения об истинном поведении
при
могут быть сделаны лишь с помощью рассуждений, не связанных с теорией возмущений.