Пред.
След.
Макеты страниц
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 ДЛЯ СТУДЕНТОВ И ШКОЛЬНИКОВ ЕСТЬ
ZADANIA.TO
Глава 7. РАДИАЦИОННЫЕ ПОПРАВКИЗдесь мы сформулируем программу перенормировок в квантовой теории поля. Эта программа затем проводится для электродинамики на примере однопетлевых диаграмм. Кроме того, мы рассмотрим применение перенормировок в расчетах аномального магнитного момента, радиационных поправок к кулоновскому рассеянию (включая анализ инфракрасных расходимостей), лэмбовского сдвига в атомах и амплитуды рассеяния фотона на фотоне. В заключение дается обсуждение проблемы релятивистских наведенных дальнодействующих электромагнитных сил между нейтральными частицами. 7.1. ПЕРЕНОРМИРОВКА ОДНОПЕТЛЕВЫХ ДИАГРАММВ данной главе мы изучим высшие порядки теории возмущений. То, что на первый взгляд кажется простым упражнением, требующим, возможно, некоторого аналитического искусства, оказывается в действительности весьма нетривиальной проблемой. Общая теория перенормировок будет изложена в следующей главе (см. т. 2 настоящей книги). Чтобы получить некоторое представление о предмете нашего изучения, обратимся сначала к расчету радиационных поправок низшего порядка в квантовой электродинамике. Это позволит нам увидеть, как из заведомо недоопределенных выражений извлекаются разумные результаты, которые можно сравнивать с экспериментальными данными; это позволит также ввести последовательно понятие перенормировки. Серьезный недостаток данного подхода связан с тем, что квантовая электродинамика — довольно сложная теория. Мы должны учесть требование калибровочной инвариантности и отделить инфракрасные расходимости от ультрафиолетовых. Тем не менее удивительные достижения квантовой электродинамики делают наши усилия обоснованными и оправдывают инверсию логической последовательности в нашем изложении. Параметры, входящие в лагранжиан, такие, как массы и константы связи, непосредственно не измеряются. Например, в классической теории точечной частицы нам приходится добавлять к голой массе величину электромагнитного происхождения, чтобы получить физическую инертную массу. Последняя, разумеется, конечна, тогда как первая вполне может быть бесконечной. Мы дадим поэтому операционалистское определение фундаментальных параметров (число которых конечно). Из теории перенормировок следует, что выражения для функций Грина, полученные по теории возмущений, конечны, если их записать в терминах этих физических параметров. Массы будут обычно определяться как изолированные полюсы двухточечных функций. Соответствующие вычеты, которые входят в амплитуды рассеяния как мультипликативные константы, будут включены в определение перенормированных полей. Наконец, константы связи мы зададим, фиксируя значения определенных амплитуд в наперед выбранных точках импульсного пространства. Чтобы выполнить эту программу, лучше вначале иметь дело с хорошо определенными конечными величинами. Происхождение расходимостей связано с сингулярным характером функций Грина на малых относительных расстояниях. Эквивалентом этого в импульсном просгрансгве является тот факт, что соответствующие фурье-образы не убывают на бесконечности достаточно быстро. Так им образом, мы приходим к регуляризации теории на промежуточном этапе. Она состоит в замене первоначальных выражений на более гладкие, такие, что интегралы становятся конечными. Итак, мы должны пройти следующие три этапа: 1) регуляризацию, 2) перенормировку и 3) устранение параметров регуляризации. Регуляризация будет успешной, если в результате этого процесса 7.1.1. Поляризация вакуумаРассмотрим вначале фотонный пропагатор в импульсном пространстве. К свободному пропагатору
следует добавить поправку, которая в соответствии с правилами, приведенными в гл. 6, запишется в низшем порядке (рис. 7.1) в виде
Дополнительный знак минус возникает здесь благодаря фермионной петле. Очевидно, что при больших значениях импульса интеграл (7.2) квадратично расходится Чтобы придать ему смысл, применим регуляризацию Паули — Вилларса. Это равносильно введению минимальной связи фотонов с дополнительными спинорными полями, обладающими очень большой массой Такие поля можно было бы отнести к секторам гильбертова пространства с индефинитной метрикой. В случае когда мы имеем дело с тензором поляризации вакуума
которую необходимо произвести под знаком интеграла в выражении (7,2). Если бы данная замена производилась для сходящегося интеграла, то при
РИС. 7.1. Фотонный пропагатор в низшем порядке. В нашем же случае постоянные Обозначим большие массы
Величина
которое формально удовлетворяется, поскольку
Здесь мы заменили К на Чтобы вычислить интегралы (7.4), воспользуемся параметрическим представлением, введенным в предыдущей главе, с дополнительным усложнением, связанным с наличием числителей в фермионных пропагаторах. Таким образом, мы имеем
где
Фигурирующий под знаком интеграла полином от k можно перегруппировать следующим образом:
Наше вычисление остается ковариангньш, однако не очевидно, что выполнено условие сохранения тока, которое требует, чтобы величина и его вклад имеет вид
Здесь по определению мы положили
При фиксированных значениях
не зависит от
Используя свойство однородности, введем под знаком интеграла множитель
В точке Если выбрать коэффициенты
то регуляризованный интеграл по
В проинтегрированном выражении благодаря условию (7.7) мы избавились от опасного члена
Здесь мы пренебрегли
В результате мы приходим к следующему регуляризованному выражению для тензора поляризации вакуума:
Нетрудно взять оставшийся интеграл и получить следующее аналитическое выражение:
Это выражение получено в предположении, что
РИС. 7.2. Комплексная плоскость Скачок на разрезе равен
которое представляет собой дисперсионное соотношение с одним вычитанием, отвечающее описанным выше аналитическим свойствам. Абсорбтивная часть тензора со запишется в виде
Мы видим, что она не зависит от параметра регуляризации Л и, следовательно, перенормировка на нее не влияет. Данный вывод согласуется с нашим расчетом вероятности рождения пар внешним полем [см. выражение (4.105)].
РИС. 7.3. Вероятность рождения пар во внешнем поле, определяющая скачок на разрезе для тензора поляризации вакуума. Эта вероятность определяется как квадрат соответствующей амплитуды (рис. 7.3) и в рассматриваемом порядке дается выражением
Единственное следствие регуляризации — появление константы Прежде чем произвести перенормировку, рассмотрим снова исходные формулы (7.1) и (7 2). В действительности мы вовсе не собираемся вычислять фотонный пропагатор по этим формулам! Если к
РИС. 7.4. Фотонный пропагатор, выраженный через поляризацию вакуума. Вклад нулевого порядка (без петель) в эту величину равен
Обращая это выражение, мы получаем пропагатор, представленный на диаграмме суммой, каждый член которой является цепочкой петель (рис. 7.4). Если в общем случае удастся показать, что тензор поляризации вакуума во всех порядках имеет вид скалярной функции, умноженной на выражение
Это соотношение можно сравнить с формулой (5.80), При получении последней мы
Если
При условии что интегралы, которые мы писали, имеют смысл, получаем
Рассматривая интеграт (7.14) при
Это выражение действительно аналогично (5.80). Результат суммирования, отраженный в выражениях (7 12) и (7.13), привел к новому явлению В самом деле, изолированный полюс при
Если Характеризуя свойстно в
Чтобы быть последовательными, представим все величины в виде рядов по параметру, соответствующему числу петель L в неперенормированных диаграммах Фейнмана. В разд 6.2.! было показано, что такие диаграммы содержат множитель В соответствии с данным определением заряда перенормированный пропагатор можно записать в виде
Это выражение имеет равный единице вычет в фотонном полюсе Мы видим, как содержание программы перенормировки становится более прозрачным; неопределенные и потенциально расходящиеся величины исчезают, когда функции Грина выражаются через физические перенормированные величины, Полагая При выводе выражений, подобных (7.19), можно встать на другую точку зрения Она связана с утверждением, что исходный лагранжиан есть лишь формальное средство для вычисления амплитуд с помощью теории возмущений Такое утверждение осноьано на интуитивном принципе соответствия между классической и квантовой механикой. Если это так, то результаты, полученные с помощью исходного лагранжиана
Различные части Наш расчет можно интерпретировать как поиск вклада в
Добавляя такой член к
Рис. 7.5. Две диаграммы порядка Таким образом, получаем
Это новое правило означает, что всюду вместо
Это выражение имеет смысл при вещественных
Видим, что асимптотическое выражение при больших отрицательных Экранирование заряда, происходящее за счет поляризации вакуума, имеет физические следствия Используя перенормированные выражения и рассматривая статический случай, когда
Данный результат впервые был получен Улингом. В конфигурационном пространстве для бесконечно тяжелого ядра с зарядом —
Дополнительный член надо учитывать только в первом порядке, иначе мы поступили бы непоследовательно, поскольку в в первом порядке В случае водородоподобного атома найденная выше поправка приводит к следующему смещению
В этой формуле мы использовали кулоновскую волновую функцию в нуле:
РИС. 7.6. Вклад поляризации вакуума в расщепление Поправка, связанная с поляризацией вакуума, понижает Разумеется, мы можем избавиться от приближения малых в первом порядке по а определяется выражениями
Здесь у — постоянная Эйлера, равная В заключение заметим, что предположения, при которых были получены наши результаты, равносильны тому, что вычет фотонного пропагатора в фотонном полюсе (при
|
1 |
Оглавление
|