Распознанный текст, спецсимволы и формулы могут содержать ошибки, поэтому с корректным вариантом рекомендуем ознакомиться на отсканированных изображениях учебника выше
Также, советуем воспользоваться поиском по сайту, мы уверены, что вы сможете найти больше информации по нужной Вам тематике
52.3. Локальные свойства.
Прежде чем приступить к формулировке необходимых нам локальных свойств теории, напомним соответствующие моменты обычной схемы. Начнем с того, что представление S-матрицы рассеяния через Т-экспоненту
позволяет сразу же получить ее вариационные производные. Например,
Выражения того же типа получаются и для высших вариационных производных.
Условие причинности можно теперь записать в виде, аналогичном (20.31):
Заметим, далее, что амплитуда вероятности для процессов рассеяния свободных частиц (т. е. для процессов, в которых отсутствуют и не возникают связанные комплексы) выражается через вакуумные средние от вариационных производных S-матрицы по свободным
полям. В самом деле, рассмотрим матричный элемент
для процесса, в начале которого имеются частицы с импульсами
и другими квантовыми числами
а в конце — частицы с импульсами
и другими квантовыми числами
(при этом, как обычно, считается, что среди пар
нет совпадающих). Воспользуемся перестановочными соотношениями типа (24.11), (24.12)
и примем во внимание, что
должен быть четной функцией ферми-полей. Это даст (ср. (38.11) и (38.12)):
Будем переносить в (13) все операторы уничтожения вправо до тех пор, пока они, подействовав на
, не дадут нуль, а операторы рождения — влево. Тогда с помощью (14) мы сможем выразить матричный элемент (13) в виде суммы членов, пропорциональных интегралам
Исключая вакуумные петли, мы получим под интегралами матричные элементы вида
В справедливости написанного соотношения легко убедиться, если учесть, что амплитуда
может отличаться от
лишь на фазовый множитель, который как раз и равен
Мы пришли, таким образом, к важному понятию радиационного оператора
порядка
Как видно, под порядком оператора здесь понимается суммарная степень вариационных производных. Матричные элементы сводятся к вакуумным ожиданиям таких радиационных операторов (13).
Может возникнуть сомнение в законности перехода к вариационным производным по квантовым полям (38.9), поскольку свойство квантованных функций удовлетворять уравнениям поля никак не отряжено в определении (38.9). Од-иако нетрудно убедиться, что каких-либо оснований для подобных сомнений нет. В самом деле, в S-матрице упомянутое свойство связано q процедурой вычисления матричных элементов и проявляется лишь для тех операторов поля, которые с точки зрения диаграмм Фейнмана соответствуют внешним линиям. При этом указанное свойство является тривиальным следствием перестановочных соотношений (4) между оператором и
, входящим в матрицу S, и оператором рождения (или уничтожения) свободной частицы
в выражении для амплитуды состояния. Поэтому при рассмотрении S-матрицы и ее вариационных производных мы можем полностью отвлечься от указанного свойства (и считать, что здесь мы имеем дело с формальным расширением функционала S на класс функций, не подчиняющихся каким-либо уравнениям). При этом, разумеется, на конечном этапе при переходе к матричным элементам приходится рассматривать проекцию S на множество операторов, удовлетворяющих уравнениям свободных полей (речь идет лишь об операторах, соответствующих внешним линиям диаграмм Фейнмаиа!).
Для дальнейшего изложения не потребуется не только представление
-матрицы через Г-экспоненту, но даже и понятие лагранжиана взаимодействия. Достаточно будет лишь сохранить возможнссть вариационного дифференцирования S-матрицы, условие причинности в форме (12) и возможность выражения амплитуды перехода (13) через интегралы типа (15). Поэтому мы приходим к возможности сформулировать следующие
Локальные свойства.
А . Реальные элементарные частицы характеризуются бозонными и фермионными полями и
которые обладают теми же трансформационными и коммутационными свойствами, что и в теории свободных полей. Оператор S по этим полям обладает вариационными производными любого порядка. Вариационные производные имеют здесь все свои обычные свойства; так, их трансформационный характер обусловливается трансформационными свойствами полей. Производные по бозонным полям коммутируют, а по фермионным — антикоммутируют между собой.
Радиационные операторы (17) и произведения таких операторов с независимыми аргументами являются интегрируемыми (в смысле определения § 18), т. е. все матричные элементы
суть обобщенные функции, интегрируемые на одном из классов
.
Б. Выполняется условие причинности в форме (12).
В. Пусть
обозначает амплитуду состояния системы бесконечно удаленных элементарных частиц с импульсами
и другими квантовыми числами
. Тогда матричный элемент
может быть выражен через вакуумные средние радиационных операторов (12) с помощью следующего формального приема. Запишем
и будем переносить операторы уничтожения
направо, а
налево, пока не получим членов, в которых а действуют на
, а
на
и которые обращаются в нуль. При этом будем пользоваться для перестановки
а обычными соотношениями теории невзаимодействующих полей, а для перестановок а, а и S — соотношениями типа (14).
Выразив таким путем
через вакуумные ожидания от вариационных производных S-матрицы и используя затем условие
можно свести их к вакуумным средним от радиационных операторов.
Сформулированные общие и локальные свойства можно рассматривать как аксиомы, лежащие в основе наших представлений о квантовой теории взаимодействующих полей. Мы увидим ниже, что эти аксиомы позволяют получить большое число строгих следствий общего характера, таких как одномерные спектральные представления одночастичных функций Грина (§§ 53, 54), четырех-(и пяти-) мерные спектральные представления для амплитуды рассеяния (§ 55) и, наконец, дисперсионные соотношения для амплитуд рассеяния вперед (§§ 56, 57), связывающие между собой только наблюдаемые на опыте величины.