13.5. ОПЕРАТОРНЫЕ РАЗЛОЖЕНИЯ
Проведенное выше рассмотрение иллюстрирует интерес к изучению поведения матричных элементов произведений составных операторов в некоторых хорошо определенных предельных случаях. Этими случаями являются следующие:
1. Пространственно-подобный интервал стремится к нулю (евклидов случай).
2 Времениподобный интервал стремится к нулю (метрика Минковского).
3. Величина стремится к нулю (свегоподобный предел).
Случаи 2 и 3 характерны для физики частиц. Вообще говоря, рассматриваемые операторы являются сохраняющимися или частично сохраняющимися токами Случай 1 можно проанализировать наиболее полно. Полученные результаты непосредственно применимы в статистической механике. Основополагающие работы в этой области были сделаны Вилсоном и Циммерманом.
13.5.1. Разложение на малых расстояниях
Рассмотрим произведение двух локальных операторов. В целях упрощения будем указывать только их зависимость от конфигурационных переменных. Для этого произведения Вилсон предложил разложение на малых расстояниях в виде
(13.131)
Здесь через
обозначена последовательность локальных регулярных операторов, в то время как с-числовые коэффициенты
в пределе
сингулярны. В рамках теории возмущений их поведение с точностью до логарифмов определяется канонической размерностью соответствующих операторов:
(13.132)
Чем выше размерность величины
тем быстрее С стремится к нулю. Очевидно, что ренормгрупповые эффекты приводят к некоторой модификации этих соображений.
Когда имеют дело с евклидовой теорией, слово «оператор» несколько дезориентирует. В действительности мы подразумеваем возможность построить обобщенные функции Грина
, в которых
аргументов
относятся к фундаментальным полям, а оставшиеся два — к А и В. Смысл выражения (13.131) состоит в том, что если упорядочить операторы О в соответствии с их размерностью, то
Разложение Вилсона обладает тем свойством, что сингулярности, возникающие в пределе
содержатся в с-числовых коэффициентах
независимо от числа аргументов и типов элементарных полей, входящих в функции Грина. В пространстве Минковского равенство (13.133) понимается, как асимптотический ряд (в слабом смысле) матричных элементов между физическими состояниями. Очевидно, это является обобщением случая, рассмотренного выше, когда все разности координат одновременно устремлялись к нулю. Мы покажем, что для коэффициентов
можно написать ренормгрупповые уравнения
Вместо того чтобы приводить громоздкое общее доказательство, удовлетворимся рассмотрением простого примера из теории скалярного поля Будем считать операторы А и В элементарными полями и найдем главный коэффициент
(13.134)
Из (13.132) можно ожидать, что
ведет себя в данном порядке как полином по
с точностью до членов порядка
. Чтобы доказать это, рассмотрим два набора связных функций Грина
и изучим дополнительные вычитания, необходимые для построения в сравнении с теми, что необходимы для построения
. На рис. 13.13 иллюстрируется пример, включающии G и
Подынтегральное выражение в фейнмановском интеграле, относящемся к G, можно получить, если отождествить две внешние вершины, принадлежащие
(рассматривая их далее как одну), и соответствующим образом подправить симметрийиый коэффициент. Но вычитания, которые необходимо произвести,
будут иными. Для анализа перенормировочной процедуры достаточно рассмотреть одночастичпо-неприводимые функции
. Однако не следует удалять из
две внешние линии, которые должны «склеиться» при переходе к
РИС. 13.13. Связные функции Грина
Обозначим через одночастично-неприводимую
-точечную функцию с полными пропагаторами на внешних линиях, по которым протекают импульсы и
. Пусть
и
-перенормированные подынтегральные выражения соответственно для
. Они связаны соотношением
(13.135)
где
обусловлено вычитаниями расходимостей из подграфов, содержащих вершину V, сопоставляемую оператору
Эти подграфы соответствуют неприводимым функциям Грина с двумя внешними ф-линиями и имеют нулевую условную степень расходимости, если считать, что размерность
равна двум. Как и в гл. 8, обозначим через
множество всех лесов расходящихся подграфов, причем один из них содержит v. Если
является наименьшим расходящимся подграфом множества
содержащим вершину V, то можно написать
(13.136)
где
-множество расходящихся подграфов, принадлежащих
, a
-множество расходящихся подграфов, которые либо целиком содержат
, либо вообще не пересекаются с
. Пусть
— подынтегральное выражение до вычитаний, общее для
явное выражение для
имеет вид
(13.137)
Суммирование можно выполнить следующим образом Сначала учтем подграф
, содержащий v, затем просуммируем по лесам
принадлежащим
(исключая при этом само
), и далее — по лесам
редуцированной диаграммы
Последняя представляет собой одну из диаграмм, дающих вклад в функцию
Для диаграммы, дающей вклад в функцию
обозначим через а подграф, соответствующий
. Если отвлечься от пропагаторов (и возможных собственно-энергетических вставок в них) двух линий, которые (для
) соединяются в вершине v, то а представляет собой неприводимую четырехточечную функцию. Назовем ее
Для любого
подынтегральное выражение I факторизуется следующим образом:
При промежуточной перенормировке операторы
сводятся к ряду Тейлора при нулевом импульсе. Леса
относятся к
являются лесами
сводится к замене величины
ее постоянным членом (а).
РИС. 13.14. Вычитания при нулевом импульсе в
Эта операция иллюстрируется на рис. 13.14, на котором показан некоторый вклад в
Соответствующая диаграмма содержит две линии, которые можно будет затем соединить в вершине V. Под действием операции
все внешние импульсы полагаются равными нулю, за исключением импульса k, как бы циркулирующего по подграфу
. Математически это можно записать следующим образом:
(13.138)
откуда с учетом соотношения (13.135) имеем
(13.139)
Перенормированное подынтегральное выражение для
записано в таком виде, что вычитания, связанные с V, фигурируют явно, хотя они, безусловно, компенсируются вторым членом в правой части этого соотношения. В данном случае обозначение
является несколько двусмысленным, поскольку число аргументов все еще равно
и операция
действует на функцию Грина, которую будем обозначать как
После интегрирования по импульсам петель и суммирования по диаграммам функцию Грина можно записать следующим образом:
Определим величины
Обозначение
напоминает, что оператору, заключенному в скобки, приписывается размерность, равная двум. Для упрощения обозначений мы воспользовались символами Г-произведения в пространстве Минковского. Полагая
(13.141)
для фурье-образа при Нулевом импульсе и учитывая равенство (13.139), приходим к заключению, что
(13.142)
Индекс Р указывает на то, что рассматриваемая величина получена из неприводимой функции Грина
добавлением полных пропагаторов на двух внешних линиях. Мы рекомендуем читателю проверить описанные выше операции на каком-либо примере, чтобы убедиться в необходимости наличия симметрийного фактора (1/2) в (13.142).
Эта алгебраическая конструкция хорошо приспособлена для изучения предела
Действительно, исходя из теории перенормировок, можно считать, что после вычитаний интеграл сходится. В частности, функции Грина, включающие
в каждом порядке теории возмущений, при
стремятся к функциям Грина, содержащим
с точностью до поправок вида
по крайней мере в евклидовой области.
Следовательно, равенство (13.142) позволяет выделить следующую наиболее сингулярную часть функции
:
(13.143)
В каждом порядке теории возмущений
ведет себя как полином по
Например, в низшем порядке функция
пропорциональна
Вышеприведенному выводу можно придать более рафинированную форму, с тем чтобы продемонстрировать построение последующих членов разложения Вилсона. Мы опустим обсуждение этого довольно скучного вопроса и, предполагая, что окончательный результат правилен, займемся изучением следствий, вытекающих из применения ренермализационной группы к коэффициенту С. Согласно (13 143), при этом потребуется анализировать функции Грина при исключительных импульсах.
Из примера, данного выше, ясно, что в теории возмущений функция
может содержать и субдоминантные члены Поэтому мы должны сделать выбор, следовать ли нам первоначальному методу Каллана—Симанзика, в котором вводится массовая вставка при нулевом импульсе, или подходу Вайнберга, основанному на использовании не зависящих от массы условий нормировки. Для определенности выберем первую возможность и обозначим через
асимптотическую форму функции
получающуюся в результате отбрасывания членов, которые в рамках теории возмущений являются недоминирующими. Покажем, что
удовлетворяет уравнению вида
(13.145)
Связные функции Грина удовлетворяют уравнению
(13.146)
Заметим, что всегда можно определить А таким образом, что множитель
[см. (13.70)] будет отсутствовать.
Подставим в (13.146) разложение Вилсона при
и удержим только доминирующий член. В данном пределе левую часть этого выражения можно записать в виде
Уравнение Каллана—Симанзика выполняется также и для
(13.147)
Отсюда уже следует желаемый результат при условии, что в пределе
правую часть выражения (13 146) можно отождествить с
(13.148)
Справедливость этого соотношения следует из рассмотрения, аналогичного тому, который мы провели кратко выше — необходимо только обобщить его на функции Грина, содержащие массовую вставку А. Заметим, что последняя находится вне подграфа
, дающего вклад в
поскольку единственной расходящейся функцией с двумя
-вставками является амплитуда вакуум-вакуумного перехода Отсюда следует, что соотношение (13 148) выполняется, и таким образом мы доказали, что
удовлетворяет уравнению ренормализационной группы (13 145).
Все это распространяется и на последующие члены операторного разложения. Возвращаясь к общему случаю, когда рассматривается произведение
, видим, что (13.132) необходимо исправить на
(13.149)
где
— канонические, а
аномальные размерности соответствующих операторов. Предполагается, что последние являются мультипликативна перенормируемыми.
Строго говоря, уравнения (13.145) и (13.149) справедливы только в евклидовой области. Они выполняются и в метрике Минковского
при условии, что фейнмановские добавки h остаются конечными. Предельный переход к реальному пространству Минковского, необходимый при анализе
-аннигиляции, требует детального рассмотрения возможных осцилляций при больших импульсах.
Разложение Вилсона установлено только в смысле слабой сходимости. К примеру, оно выполняется для любой функции GB, содержащей
элементарных полей
и операторы
. Однако нет никакой гарантии, что (13 131) можно непосредственно применить к другим функциям Грина, включающим дополнительно еще какие-то составные операторы. Например, равенство
является неверным. В этом случае, поскольку функция как целое является примитивно расходящейся, существуют дополнительные вклады в поведение на малых расстояниях, кроме тех, что обусловлены двумя полями (
генерирующими коэффициент
). В частности, необходимо учитывать вычитание для всей диаграммы как целого, которое дает новую функцию
не зависящую от
:
(13.150)
Характер следствий, вытекающих из операторного разложения, зависит от того, имеются ли в действительности (т. е. вне рамок теории возмущений) ультрафиолетовые фиксированные точки Если такая точка существует, то мы получаем результаты с помощью модифицированного анализа размерностей, причем
В асимптотически свободной теории, в которой функции
имеют порядок
можно записать, как в разд. 13.3,
Интегрируя (13.149), получаем
(13.153)
Таким образом, мы видим, что отклонения от канонического масштабного поведения имеют логарифмический характер.
Чтобы применить описанные выше методы к изучению конкретных примеров, необходимо указать вид соответствующих операторов, исследовать связанные с ними законы сохранения и обобщить анализ на случай светоподобных интервалов.