Главная > КВАНТОВАЯ ЭЛЕКТРОДИНАМИКА (В. Н. Грибов)
<< Предыдущий параграф Следующий параграф >>
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

Покоящаяся свободная частица характеризуется двумя аддитивными интегралами движения: энергией, равной массе $m$ частицы, и внутренним моментом количества движения – спином $J$. Будем все частицы классифицировать по массе и спину. Нам нужно построить теорию для свободных частиц с любой массой и спином и движущихся с произвольными скоростями, т. е. с любым импульсом $\mathbf{p}$.

Чтобы понять, какие особенности теории связаны с релятивизмом, а какие – со спином, начнем с частиц с $J=0$; в природе таких частиц много, например, $\pi$-мезоны: $\pi^{-}, \pi^{0}, \pi^{+}$с массой $m \sim 140 \mathrm{MэB}$.

Следствием классической релятивистской инвариантности является соотношение между энергией $E$ и импульсом $\mathrm{p}$ :
\[
E^{2}=\mathbf{p}^{2}+m^{2} .
\]

Соответственно, квантовомеханическая частица имеет волновую функцию
\[
\Psi(x) \sim e^{i \mathbf{p r}-i E t},
\]

где $E$ и $\mathbf{p}$ связаны (1.112).
Рассмотрим, какому уравнению удовлетворяет (1.113). Напишем
\[
\left(\frac{\partial^{2}}{\partial t^{2}}-
abla^{2}+m^{2}\right) \Psi(x)=0 .
\]

Подставляя (1.113) в (1.114), получим (1.112), т. е. (1.112) эквивалентно квантовому уравнению (1.114). Если принять в качестве волновой функции (1.113), а она удовлетворяет (1.114), то при попытке ввести плотность вероятности $\rho(x)$ мы встретимся точно с такими же трудностями, как и в случае электромагнитного поля. Совершенно аналогично
\[
\rho(x)
eq|\Psi(x)|^{2}, \quad \text { поскольку } \quad \int|\Psi(x)|^{2} d^{3} x
eq \text { const. }
\]

Как и раньше, сохраняется величина $\Psi^{*} i \frac{\overleftrightarrow{\partial}}{\partial t} \Psi$, удовлетворяющая уравнению непрерывности:
\[
\frac{\partial}{\partial t}\left[\Psi^{*}(x) i \frac{\stackrel{\leftrightarrow}{\partial}}{\partial t} \Psi(x)\right]=\operatorname{div} i\left[\Psi^{*}(x)
abla \Psi(x)-\Psi(x)
abla \Psi^{*}(x)\right]
\]

И единственное, что мы можем принять за плотность вероятности, это
\[
\rho(x)=\Psi_{+}^{*}(x) i \frac{\stackrel{\leftrightarrow}{\partial}}{\partial t} \Psi_{+}(x)
\]

где $\Psi_{+}$- положительно-частотное решение (1.114), соответствующее $E=\sqrt{\mathrm{p}^{2}+m^{2}}$. Отрицательно-частотное решение, соответствующее $E=-\sqrt{\mathbf{p}^{2}+m^{2}}$, будем обозначать $\Psi_{-}$.

В дальнейшем будем писать $\Psi_{+}=\Psi$. Как и для фотона, в случае стационарного состояния $\Psi(x)=\Psi(\mathbf{r}) e^{-i E t}$ функция $\rho(\mathbf{r})$ имеет буквальный смысл плотности вероятности:
\[
\rho(\mathbf{r})=2 E|\Psi(\mathbf{r})|^{2} .
\]

Аналогичным образом можно ввести и волновую функцию для свободной частицы
\[
\Psi(x)=\frac{e^{-i p x}}{\sqrt{2 p_{0}}} \quad, \quad p_{0}=\sqrt{\mathrm{p}^{2}+m^{2}}
\]

и функцию Грина
\[
G(x)=\int \frac{d^{4} p}{(2 \pi)^{4} i} \frac{e^{-i p x}}{m^{2}-p^{2}-i \varepsilon} .
\]
(В $D_{\mu
u}(x)$ в знаменателе перед $k^{2}$ тоже фактически знак минус, поскольку для фотона существенны пространственные компоненты $\delta_{\mu
u}$, а $\delta_{11}=\delta_{22}=-1$.) Как и раньше,
\[
G(x)=G(-x)
\]

и при $t>0$ имеем из (1.118)
\[
G(x)=\int \frac{d^{3} p}{(2 \pi)^{3} 2 E} e^{i \mathrm{pr}-i \sqrt{\mathrm{p}^{2}+m^{2}} t},
\]
т. е. вперед во времени распространяются положительные частоты.

Categories

1
Оглавление
email@scask.ru