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 (i) Евклидовы аксиомы заменяется евклидовой метрикой (причем уславливаются, что $x_{d}=i x_{0}$ ), определяющей оператор Лапласа По этой причине поля, определенные для мнимых значений времени, называются евклидовыми. Евклидовы поля задаются вероятностной мерой $d \mu(\varphi)=d \mu$ на пространстве обобщенных функций $\mathscr{D}^{\prime}\left(R^{d}\right)$, где $d$-размерность пространства-времени. Здесь мера $d \mu$ играет роль распределения Фейнмана – Қаца в квантовой механике (см. гл. 3). В дальнейшем поля мы будем обозначать буквой $\varphi$. Обозначение $q$ из гл. 3 сохраним для систем с конечным числом степеней свободы. Введем еще одно соглашение: значение обобщенной функции $\varphi \in \mathscr{D}^{\prime}\left(R^{d}\right)$ на основной функции $f \in \mathscr{D}\left(R^{d}\right)=$ $=C_{0}^{\infty}\left(R^{d}\right)$ обозначим Значению функции $\varphi(x)$ в точке в последнем интеграле можно придать только формальный смысл. Определим характеристический функционал как обратное преобразование Фурье борелевской вероятностной меры $d \mu$ на пространстве $\mathscr{D}^{\prime}\left(R^{d}\right)$ (см. теорему 3.4.2): Начнем с перечислення аксиом, которые характеризуют интересующую нас меру $d \mu$. Они чуть сильнее тех, которые изложены в работах [Osterwalder, Schrader, 1973b, 1975]. Это аксиомы аналитичности, регулярности, евклидовой инвариантности, OS-положительности при отражениях и эргодичности. Сформулируем их подробно. В случае $p=2$ дополнительно вводится еще одна аксиома регулярности: существует двухточечная корреляцнонная функция (т. е. второй момент меры $d \mu$ ). Как функция разности аргументов $x_{1}-x_{2}$, она принадлежит пространству локально интегрируемых функций $L_{1}^{\text {loc }}\left(R^{d}\right)$. В частности, в совпадающих точках $x_{1}=x_{2}$ она имеет только интегрируемые особенности ${ }^{1}$ ). Заметим, что отображение $E: \mathscr{D} \rightarrow \mathscr{D}$ непрерывно, поэтому действие преобразования $E$ на пространстве $\mathscr{D}^{\prime}\left(R^{d}\right)$ можно определить по формуле $(E \varphi)(f)=\varphi(E f)$. Нам понадобится следующий класс функционалов экспоненциального типа: Из определения (6.1.6) видно, что функционал $A \in \mathscr{A}$ принимает комплексные значения. Согласно аксиоме OS 0 , все функционалы из множества $\mathscr{A}$ интегрируемы, а так как само $\mathscr{A}$ является алгеброй, то все они принадлежат пространству $L_{p}$ для любого $p<\infty$. Поскольку мера $d \mu$ евклидово-инвариантна, евклидовы преобразования определяют непрерывную унитарную группу, действующую в пространстве $L_{2}(d \mu)$ (элементы которой также обозначаются $E$ ). При этом OS 3 (OS-положительность при отражениях). Пусть $\mathscr{A}_{+} \subset \mathscr{A}$ обозначает подмножество тех функционалов (6.1.6), у которых носители функций $f_{i}$ лежат в полупространстве $R_{+}^{t}=\{\mathbf{x}, t: t>0\}$, т. е. $\dot{f}_{j} \in C_{0}\left(R_{+}^{d}\right)$. Предположим далее, что отражение относительно гиперплоскости пространственных переменных $\theta:\{\mathbf{x}, t\} \rightarrow\{\mathbf{x},-t\}$ удовлетворяет неравенству В терминах функционала $S\{f\}$ это требование эквивалентно следующему: для любой конечной последовательности функций $f_{j} \in \mathscr{D}_{\text {вещ }}\left(R^{d}\right)$ матрица положительна (т. е. все ее собственные значения неотрицательны). Заметим, что из соотношения (6.1.10) следует, что стоящее в левой части среднее по времени не зависит от $\varphi$. Эти аксиомы имеют определенный физический смысл; они описывают аналитическое продолжение квантовьх полей в пространство Минковского. Евклидова инвариантность (OS 2) при этом аналитическом продолжении, когда $t$ продолжается в физическую область, превращается в лоренц-инвариантность квантового поля в пространстве Минковского. Физической областью значений времени является чисто мнимая ось в принятых выше евклидовых обозначениях. Таким образом, для вещественного $t$ лоренц-инвариантность получается с помощью подстановки $\varphi(t) \rightarrow \varphi(-i t)$. Эргодичность эквивалентна единственности вакуума. Аксиома регулярности чуть сильнее, чем это на самом деле нужно, однако в случае скалярных бозонных полей позволяет охватить ряд интересных примеров. Аксиона регулярности вводит ограничения на локальные особенности корреляционных функций. Для случая полиномиального взаимодействия степени $n$ мы можем взять $p=n /(n-1)=n^{\prime}$. Пусть $\mathscr{E}=L_{2}\left(\mathscr{D}^{\prime}\left(R^{d}\right), d \mu\right)$. Пространство $\mathscr{E}$ есть замыкание множества векторов (6.1.6) по норме скалярного произведения в $\left.L_{2}(d \mu)^{1}\right)$. Это еще не квантовомеханическое гильбертово пространство $\mathscr{H}$. Оно больше напоминает пространство квантовых траекторий. Из свойства положительности при отражениях вытекает положительность скалярного произведения в гильбертовом пространстве $\mathscr{H}$, в котором действуют операторы квантового поля в пространстве Минковского. Определение скалярного произведения (6.18) в пространстве $\mathscr{H}$ с помощью обращения времени можно истолковать как аналитическое продолжение эрмитова сопряжения $\left(e^{-i t H}\right)^{*}=b^{i t H}$ в область вещественных значений времени $t$. Формально можно так перевести введенные здесь понятия на язык, принятый в гл. 3: Здесь $d v$-мера, определенная основным состоянием гамильтониана $H$; она совпадает с ограничением меры $d \mu$ на подпространство обобщенных функций $\varphi(x, 0) \in \mathscr{D}^{\prime}\left(R^{d-1}\right)(t=0)$. IIредингерово представление (при $d>1$ ) построено лишь в частных случаях. Мы не будем буквально следовать этим формальным соотношениям, а определим пространство $\mathscr{H}$ непосредственно. Пусть $\mathscr{E}_{+}-$ линейная оболочка в пространстве $\mathscr{E}$ векторов $A$ из множества $\mathscr{A}_{+}$. Зададим на $\mathscr{E}_{+} \times \mathscr{E}_{+}$билинейную форму $b$ формулой В силу соотношения (6.1.8), форма $b$ положительна. Назовем подпространство $\mathscr{E}+\subset \mathscr{E}$ подпространством будущего. Пусть $\mathscr{P}-$ множество векторов из $\mathscr{E}_{+}$, для которых скалярңе произведение (6.1.11) обращается в нуль. Теперь можно определить $\mathscr{H}$ как пополнение множества классов эквивалентности $\mathscr{E}_{t} / \mathscr{P}^{P}$ в метрике, определенной формулой (6.1.11) ${ }^{1}$ ). Для того чтобы отличать векторы $A \in \mathscr{E}_{+}$от соответствующих классов эквивалентности $A+\mathscr{P} \in \mathscr{H}$, обозначим через ${ }^{\wedge}: \mathscr{E}_{+} \rightarrow \mathscr{H}$ каноническое вложение $\hat{A}=A+\mathscr{P}$, где $A \in \mathscr{E}_{+}$. Используя вло- жение ^, мы можем по оператору $S$, действующему в пространстве $\mathscr{E}_{+}$, построить оператор $\hat{\mathcal{S}}$, который будет действовать уже в пространстве $\mathscr{H}$. Естественно определить оператор $\hat{S}$ формулой Это определение можно пояснить диаграммой Одновременно с произведением определим билинейную форму Определения (6.1.12) имеют смысл только в том случае, если оператор $\hat{S}$ задан на классах эквивалентности. Другими словами, требуется, чтобы где $\mathscr{D}(S)$ – область определения оператора $S$ (возможно, неограниченного). Доказательство. По определению для любых двух элемснтов $A, B \in \mathscr{E}+$ а в силу неравенства Шварца в пространстве $\mathscr{E}$ Следующий результат позволяет определить гамильтониан, а тем самым аналитическое продолжение поля в пространство Минковского. Пусть $T(E)$ – унитарное представление евклидовой группы движений пространства $\mathscr{E}$, определенное в силу аксиомы инвариантности OS 2. Кроме того, пусть $T(t)$ – подгруппа временны́х сдвигов. $0 \leqslant H=H^{*}$, а для вектора $\Omega=\hat{\imath}$ верно равенство $H \Omega=0$. Другими словами, $Н$-положительный самосопряженный оператор, для которого вектор $\Omega$ является основным состоянием. где постеднее неравенство вытекает из неравенства Шварца для формы (6.1.11). Отсюда следует, что $\mathcal{T}(t): \mathscr{P} \rightarrow \mathcal{P}$ и, значит, оператор $T(t)^{-}$корректно определен. Для удобства обозначим $R(t)=T(t)^{-}$. Теперь приступим к проверке следующих четырех свойств семейства олераторов $R(t)$ : Эти свойства означают, что $R(t)$ – сильно непрерывная полугруппа самосопряженных сжимающих операторов. Следовательно, существует положительный самосопряженный оператор $H$, такой, что $R(t)=e^{-t H}$. Кроме того, $T(t) 1=1$. Поэтому для $\Omega \equiv \hat{1}$ получим, что $e^{-t H} \Omega=(T(t))^{-}=\Omega$, или, что то же самое, $H \Omega=0$. Свойство (i) следует из полугруппового свойства для семейства $T(t)$; точнее, в силу соотношений (6.1.12), имеем Свойство (ii) доказывается следующей шепочкой равенств, верных для любого элемента $A \in \mathscr{E}_{+}$: Для доказательства свойства (iii) воспользуемся неравенством Швариа и доказанными утверждениями (i), (ii). Их применение к $A \in \mathscr{E}+$ дает Продолжая действовать таким же образом. после $n$-кратного применения неравенства Шварца получим, что Здесь мы также воспользовались предложением 6.1 .2 и унитарностью семейства $T(t)$. Полагая $n \rightarrow \infty$, получим, чг $\|R(t) \widehat{A}\|_{\mathscr{H}} \leqslant\|\hat{A}\|_{\mathscr{F}}$ Гак как такие элементы $A$ плотны в пространстве $\mathscr{H}$, свойсгво (iii) доказано. Для того чтобы доказать свойство (iv), заметим, что семейство $T(t)$ сильно непрерывно на подпространстве $\mathscr{E}+$, а отображение \” является сжатием из $\mathscr{E}$. в $\mathscr{H}$. Следовательно, семейство $R(t)$ сильно непрерьвно на плотном подмножестве в пространстве $\mathscr{H}$, составленном из векторов $A$, где $A \rightarrow \mathscr{E}+$. Поскольку $\|R(t)\| \leqslant 1$, отсюда следует, что семейство $R(t)$ сильно непрерывно и на всем гильбертовом пространстве $\mathscr{H}$. Замечание (Трансфер-матрица в статистической физике). В случае решеточных полей, изучаемых в статистической механике, поля $\varphi_{x}$ или $\xi_{x}$ определены на некоторой решетке, например $x \in Z^{d}$. Поэтому аксиомы регулярности и инвариантности следует применять здесь в модифицированном виде. При этом положительность при отражениях используется для определения трансфер-матрицы $K$, которая играет роль оператора $e^{-H}$. Мы требуем инвариантности меры $d \mu$ относительно группы $T(x)$ сдвигов и отражений решетки, в частности относительно отражения $\theta$ в гиперплоскости $\Pi$, расположенной на равных расстояниях от двух соседних параллельных гипернлоскостей решетки и параллельной им. (В качестве П мы возьмем гиперплоскость $t=0$.) Тогда из приведенного выше доказательства следует, что существует гильбертово пространство состояний $\mathscr{H}$, являющееся пополнением факторпространства $\mathscr{E}_{+} / \mathcal{P}$ по норме, определенной скалярным произведением Более того, на пространстве $\mathscr{H}$ существует самосопряженный оператор $K$, такой, что $K^{t}=T(t)^{\wedge}, t \in Z, 0 \leqslant K \leqslant I$, а $\Omega=\hat{1}$ является инвариантным вектором оператора $K: K \Omega=\Omega$. Аналогично, пространственные сдвиги (в направлении $\mathbf{x}$, ортогональном оси $t$ ) порождают семейство унитарных операторов для которых $\Omega$ тоже является собственным вектором: $U(x) \Omega=\Omega$. Теперь мы снова обратимся к непрерывному случаю и продемонстрируем применение аксиомы регулярности OS 1 при построении евклидова поля $\varphi(f)$. Если к тому же имеет место аксиома OS 1, то $S_{n} \in L_{1}^{\text {loc }}\left(R^{\text {nd }}\right)$. Замечание. Ядро $S_{n}$ называется функцией Швингера. Отсюда видно, что, в силу аналитичности (а значит, и дифференцируемости) функции $S, n$-е разоостное отношение имеет снльый предел. Пусть $f$ принадлежит ограниченному конечномерному подмножеству грространства $\mathscr{D}$. В силу непрерывности, модуль $|S\{f\}|$ ограничен на этом подмножестве. Следовательно, можно применить интегральную формулу Коши где $g=\sum_{j=1}^{n} z_{j} f_{j}$, а интегрирование ведется по окружностям $\left|z_{j}\right|=1$. Это дает оценку функции $S_{n}$, необходимую для доказательства ее непрерывности па произведении $\mathscr{D} \times \ldots \times \mathscr{D}$. Непрерывное продолжение $S_{n}$ на все пространство $\mathscr{D}^{\prime}\left(R^{n d}\right)$ получается при помощи теоремы о ядре. В случае когда справедлива аксиома OS1, функция $S_{n}$ продолжается по непрерывности до мультилинейного функционала на $\left(L_{1} \cap L_{p}\right) \times \ldots \times\left(L_{1} \cap L_{p}\right)$. Это означает, в частности, что $S_{n}$ локально интегрируема как функция $n d$ переменных. Пусть $\varphi=\varphi_{E}(\mathbf{x}, t)$ – евклидово поле, рассматриваемое, как и выше, в вещественной евклидовой точке $\mathbf{x}, t$. Аксиомы Вайтмана и Хаага – Кастлера относятся к его аналитическому продолжению на вещественное пространство Минковского, т. е. на чисто мнимое евклидово время. Чтобы различать поля с разными значениями аргументов, будем писать Если же из контекста ясно, о каком поле идет речь, то $\varphi$ может обозначать как $\varphi_{E}$, так и $\varphi_{M}$. Пусть $x=(t, \mathbf{x})$ – вектор пространства-времени Минковского; оператор поля $\varphi_{M}$, отвечающий вещественному времени, формально запишем в виде Оказывается, что (в смысле операторнозначных обобщенных функций) Как следует из аксиом $\operatorname{OS} 1-3$, оператор поля $\varphi_{M}(f)$ самосопряжен при вещественных $f$. (Этого не требуется в аксиомах Вайтмана, но это свойство означает, что $\varphi_{M}(t)$ есть наблюдаемая величина в смысле постулатов квантовой механики.) Эта величина измеряет напряженность поля $\varphi_{м}$, усредненную с помощью основной функции $f$ по точкам пространства-времени. W 1 (Ковариантность). В гильбертовом пространстве $\mathscr{H}$ состояний квантового поля существует непрерывное унитарное представление неоднородной группы Лоренца $g \rightarrow U(g)$. Спектр генераторов ( $H=P_{0}, \mathbf{P}$ ) подгруппы сдвигов лежит в переднем конусе $p_{0}^{2}-\mathbf{p}^{2} \geqslant 0, p_{0} \geqslant 0$. Существует вакуумный вектор $\Omega \in \mathscr{H}$, инвариантный относительно операторов $U(g)$. Обращение к теореме Шварца о ядре показывает, что операторы поля однозначно определяют моменты ( $n$-точечные функции Вайтмана) Перечисленные аксиомы могут быть эквивалентным образом переформулированы как свойства функций Вайтмана. Переход от этих функций к операторам поля осуществляется при помощи теоремы —————————————————————- 116 Функции Вайтмана на вещественной оси времени являются граничными значениями аналитических функций, которые аналитически продолжаются в евклидову область (за вычетом диагоналей $x_{i}=x_{j}$ при каких-нибудь $i Существующие стандартные методы построения квантовых полей естественно приводят к мере $d \mu$, для которой верны аксиомы $\mathrm{OS}$, кроме, быть может, аксиомы OS 4 . Вопрос о том, обладает ли данная мера единственным вакуумным вектором, обычно труден. Он тесно связан с возможностью фазовых переходов и выбором граничных условий в определении меры. Существует общая теория, которая позволяет, оставляя в стороне эти довольно сложные вопросы, построить поле, удовлетворяющее полному набору аксиом OS $0-4$. Идея состоит в том, чтобы, получив какую-нибудь теорию, для которой справедливы аксиомы OS $0-3$, разложить ее на неприводимые компоненты, каждая из которых имеет единственный вакуум и удовлетворяет аксиомам OS $0-4$, а значит, и W 1-4. Пометим эти компоненты параметром $\zeta$. Они соответствуют чистым фазам, определенным каждая в своем гильбертовом пространстве $\mathscr{H}_{\zeta}$, так что $\mathscr{H}=\int \mathscr{H}_{\zeta} d \rho(\xi)$, где $d \rho-$ некоторая вероятностная мера. Кроме того, и подобное разложение имеет место для меры $d \mu$. Подробнее это построение изложено в $\$ 19.7$. Аксиомы Хаага – Кастлера касаются скорее алгебрачческой структуры квантовых полей, не зависящей от их явной реализации в том или ином гильбертовом пространстве $\mathscr{C}$. Поэтому они удобны при обсуждении общих свойств полей, не связанных с их реализацией, таких, как построение секторов суперотбора заряда, построение зарядовых операторов и токов с помощью наблюдаемых поля и т. д. Приведем эти аксиомы. НК 4 (Лоренц-ковариантность). Пусть $\{a, \Lambda\}$ – элемент неоднородной группы Лоренца. Тогда существует $\%$-автоморфизм $\sigma_{\{a, \Lambda\}}$ алгебры $\mathfrak{A}$, такой, что для любого ограниченного множества $B$ Отображение $\{a, \Lambda\} \rightarrow \sigma_{\{a, \Lambda\}}$ является представлением группы Лоренца. Мы построим локальные алгебры $\mathfrak{I}(B)$, которые будут слабо замкнутыми (алгебры фон Неймана).
|
1 |
Оглавление
|