關於相互作用場的處理(一)

目錄:

量子場論(0)

量子場論(1)

量子場論(2)

量子場論(3)

量子場論(4)

量子場論(5)

量子場論(6)

本次內容:討論處理相互作用場時會出現的問題。

1,正則(反)對易關係:

正則對易關係最早出現在量子力學中: [q,p]=i hbar ,很顯然對於有界運算元 tr([A,B])=0 ,故沒有有界運算元滿足這個對易關係式, qp 在這裡都是無界自伴運算元。在量子場論中,自由場通常滿足正則(反)對易關係,那麼在處理相互作用場時,場算符還會滿足正則對易關係嗎?

自由費米場遵循正則反對易關係,即:

left{ psi(t,f),psi(t,g)
ight}=left{ psi(t,f)^{dagger} ,psi(t,g)^{dagger} 
ight}=0left{ psi(t,f),psi(t,g)^{dagger} 
ight}=i(f,g)

對於 d=n+1geq3 時空上滿足Wightman axioms 費米場 psi(t,f) ,有如下定理:如果場算符 psi(t,f) 滿足正則反對易關係。存在酉運算元 U(t) ,使得psi(t,f)=U(t)psi(0,f)U(t)^{dagger} ,且對於 forall tin R 定義: lim_{t 
ightarrow 0}{frac{1}{t}left[ psi(t,f)-psi(0,f) 
ight]}Omega_0=frac{partial}{partial t}psi(0,f)Omega_0 。那麼,這裡的結論是: psi(t,f) 滿足關於時間的一階微分方程: frac{partial}{partial t}psi(t,f)=psi(t,T_1f)+psi(t,T_2f)^{dagger} ,也就是說 psi(t,f) 一定是自由費米場。

也就是說:對於時空維數 d=n+1geq 3 的情況,滿足正則反對易關係的費米場一定是自由場。這個定理的證明參見 Robert T. Powers 的工作。

下面我們討論標量場,給定 f,gin S(R^n) ,自由標量場 phi(t,f)=int d^nxf(x)phi(t,x) 與其對應的動量密度 pi(t,f)=int d^nx g(x)pi(t,x) 遵循如下正則對易關係 :

left[phi(t,f),phi(t,g) 
ight]=left[ pi(t,f),pi(t,g)
ight]=0left[phi(t,f),pi(t,g) 
ight]=i(f,g)

類似與量子力學中處理CCR algebra的情況,我們也可以定義酉運算元群: U(f)=e^{iphi(0,f)}V(g)=e^{ipi(0,g)} ,將其寫成Weyl CCR algebra的形式: U(f)V(g)=e^{i(f,g)}V(g)U(f) ,不過這裡我們要求其關於參數弱連續。

這時,對於標量場,我們有如下結果:如果滿足CCR,那麼對於 dgeq 5 的時空,其一定是自由場。如果滿足Weyl CCR ,那麼 dgeq 4 的時空,其一定是自由場。

2,相互作用表象:

在有限自由度量子力學中,相互作用表象是非常重要的概念。那麼當我們將相互作用表象應用到無窮自由度的量子場論中,會出現什麼問題呢?

在之前的討論中 我們證明了,量子場論系統的哈密頓量唯一決定了Fock表示及其上的vacuum。 而在相互作用表象中,時間演化算符為: V(t)=e^{iH_0t}e^{-iHt} ,相應的我們有: U(t_2,t_1)=V(t_2)V(t_1)^{dagger}=e^{iH_0t_2}e^{-iH(t_2-t_1)}e^{-iH_0t_1} ,這裡 HH_0 被認為是作用在同一個Fock space上,然而,這顯然是不允許的。在量子場論中相互作用表象是不自恰的,更進一步的說,一切以相互作用表象作為基礎的結論都是存在問題的,例如:相互作用表象的一個重要推論:S矩陣,其定義為: S=V(+infty,-infty) 。在微擾論中我們可以將其展開為Dyson級數進行計算。

另一個依賴與相互作用表象的重要例子是Gell-Mann-Low定理,我們下面來推導這個公式。記相互作用情況的vacuum為 |Omega
angle ,而自由場的vacuum為 |0
angle 。我們在式子 e^{-iHT}|0
angle 中插入 H 的完備性條件: e^{-iHT}|0
angle=e^{-iE_0 T}|Omega
anglelangle Omega|0
angle+sum_{n
e 0}^{}{e^{-iE_n T}}|n 
anglelangle n| 。當我們選取參數 T	o infty(1-ivarepsilon) 時,上式右邊第一項將遠遠大於後面的項。則:

|Omega
angle=lim_{T
ightarrow infty(1-ivarepsilon)}{left( e^{-iE_0T}langle Omega| 0
angle 
ight)^{-1}e^{-iHT}|0
angle} ,將 T 平移 一個有限的 t_0後 可得:

|Omega
angle=lim_{T
ightarrow infty(1-ivarepsilon)}{left( e^{-iE_0(t_0-(-T))}langle Omega| 0
angle 
ight)^{-1}V(t_0,-T)|0
angle}

langleOmega|=lim_{T
ightarrow infty(1-ivarepsilon)}{langle 0 |left( e^{-iE_0(T-t_0)}langle Omega| 0
angle 
ight)^{-1}V(T,t_0)}

利用如上推導,我們可以將相互作用場的編時格林函數寫為:

langle Omega|Tleft[ phi(x)phi(y) 
ight]|Omega 
angle=lim_{T 
ightarrow infty(1-ivarepsilon)}{frac{langle0|T left( phi(x)_Iphi(y)_I expleft[ -iint_{-T}^{T}dt H_I(t) 
ight]
ight)|0
angle}{langle0|Tleft( expleft[ -iint_{-T}^{T}dt H_I(t) 
ight] 
ight)|0
angle}}

這個公式左邊是相互作用場的編時格林函數,右邊是自由場的指數展開,由此我們可以通過自由場來計算相互作用場。然而,這個公式一開始的假設就是錯誤的,很明顯的它需要用到相互作用表象。另一方面,在推導中我們假設 U(t,pminfty)|0
angle=langle Omega|0 
angle V(t) |Omega
angle ,即兩個vacuum有交疊,這也是不正確的。

3,一個存在問題的思路:

正如上面所討論的,面對相互作用問題,我們常見的處理方法是存在問題的。但是如果我們先將這些問題擱置在一邊,還是按照原有的思路去計算,物理上會不會出現問題呢?

類似與量子力學中關注單個電子在某種勢場中的運動,量子場論中也有一類有代表性的實驗,一堆相對論性粒子的散射問題,即:一開始我們製備一堆無相互作用的粒子,經過長時間的運動它們在某個有限的區域內發生相互作用,在相互作用完成後又經過很長時間的運動,最後我們得到另一堆無相互作用的粒子。在實驗中我們關心兩個物理量:

衰變率: dGamma_{alpha	oeta}=frac{1}{2E_alpha}(2pi)^4delta^{4}(p_eta-p_alpha)left( prod_{f}frac{d^3p_f}{(2pi)^3} frac{1}{2E_f}
ight)left| M_{etaalpha} 
ight|^2

微分散射截面: dsigma_{alpha	oeta}=frac{1}{(2E_1)(2E_2)u_{1,2}}(2pi)^4delta^{4}(p_eta-p_alpha)left( prod_{f}frac{d^3p_f}{(2pi)^3} frac{1}{2E_f}
ight)left| M_{etaalpha} 
ight|^2

我們要使用量子場論中的公式來求出這兩個量,而其中存在的待定量就是 M_{etaalpha} 我們稱之為散射振幅。而與散射振幅相聯繫的就是S矩陣,具體來說有如下關係式:

S_{etaalpha}=delta(alpha-eta)-2pi idelta(E_alpha-E_eta)T^+_{etaalpha}

T^+{etaalpha}=(2pi)^4delta^4(p_eta-p_alpha)(iM_{etaalpha})

也就是說,我們在理論上計算的就是S矩陣,而S矩陣則可以展開為編時乘積,正如我們之前所討論的 那樣:

S_{etaalpha}=sum_{n=0}^{infty}{frac{(-i)^n}{n!}int d^4x_1...d^4x_nlangle0| prod_{out}a_{out}Tleft{ mathscr{H}(x_1)... mathscr{H}(x_n)
ight}prod_{in}a^{dagger}_{in} |0
angle}

根據這個公式,結合Wick定理,我們就可以逐階近似計算出 S_{etaalpha} 。另一方面,Gell-Mann-Low定理給出了編時格林函數的微擾計算方法,由此我們也可以通過LSZ約化公式來得到S矩陣的矩陣元。利用如上思路,我們可以處理量子電動力學中的很多低階的近似過程,即:用拉氏密度 mathscr{L}=ar{psi}left( igamma^mupartial_mu-m 
ight)psi-frac{1}{4}F_{mu
u}F^{mu
u}-eA_mu ar{psi}gamma^mu psi 描述的量子場論系統。這樣看來我們忽略理論的不自恰性似乎沒有什麼太大的影響。不過,當我們考慮更高階的近似時,我們會發現在我們的計算結果出現了實質性的發散現象,而這在物理上是不允許的。

綜上所述,一方面我們處理相互作用的理論本身就是嚴格不自恰的,另一方面,當我們忽略理論的不自恰性而直接用這些方法去計算時,我們會碰到物理上不能接受的發散(其實,正如我們之後所要討論的,這裡還可以加上場論中路徑積分測度的不存在性)。為了解決這些問題,我們需要討論量子場論的重整化問題,這正是量子場論(無窮自由度情況)與量子力學最大的不同之處。

(所有圖侵刪)

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