Теорія Редже: відмінності між версіями
[неперевірена версія] | [неперевірена версія] |
Shkod (обговорення | внесок) Немає опису редагування |
|||
Рядок 1: | Рядок 1: | ||
'''Теорія Редже''' (метод полюсів Редже, метод комплексних [[Момент імпульсу|кутових моментів]]) |
'''Теорія Редже''' (метод полюсів Редже, метод комплексних [[Момент імпульсу|кутових моментів]]) — метод описання та дослідження [[Розсіювання частинок і хвиль|розсіяння елементарних частинок]] в [[квантова механіка|квантовій механіці]] та [[квантова теорія поля|квантовій теорії поля]], що ґрунтується на формальному [[Аналітичне продовження|аналітичному продовженні]] [[парціальна амплітуда|парціальних амплітуд]] з області фізичних значень моменту імпульсу <math>M=\hbar\ell, \ell= 0, 1, 2,\ldots</math> в область комплексних значень <math>\ell</math>. Метод запровадив італійський фізик [[Туліо Редже]] при вивченні аналітичних властивостей квантовомеханічної [[Амплітуда розсіяння|амплітуди розсіяння]]. |
||
== Суть теорії Редже == |
== Суть теорії Редже == |
||
Теорія Редже виникла при дослідженні потенціального розсіювання |
Теорія Редже виникла при дослідженні потенціального розсіювання в квантовій механіці. Основна ідея полягала в тому, що квантові числа кутового моменту в загальному випадку можуть набувати комплексних значень, тоді парціальну амплітуду <math>a_{\ell}(k)</math> інтерполюють до функції <math>a(\ell,k)</math>, яка для цілих значень <math>\ell |
||
</math> збігається з <math>a_{\ell}(k) |
</math> збігається з <math>a_{\ell}(k) |
||
</math>. Для певного типу потенціалів (наприклад, [[Потенціал Юкави|юкавського потенціалу]]) сингулярності <math>a(\ell,k)</math> виявляються<ref name=":0">{{Cite book|title=Потенциальное рассеяние|last=В. де Альфаро, Т.Редже|first=|year=1966|publisher=Изд. "Мир"|location=Москва|pages=275|language=|isbn=}}</ref> простими полюсами (полюси Редже), що змінюють місце знаходження в комплексній площині кутового моменту зі зміною енергії. Їхнє розташування визначається зі співвідношення <math>\ell=\alpha(k),</math> де <math>\alpha(k) |
</math>. Для певного типу потенціалів (наприклад, [[Потенціал Юкави|юкавського потенціалу]]) сингулярності <math>a(\ell,k)</math> виявляються<ref name=":0">{{Cite book|title=Потенциальное рассеяние|last=В. де Альфаро, Т.Редже|first=|year=1966|publisher=Изд. "Мир"|location=Москва|pages=275|language=|isbn=}}</ref> простими полюсами (полюси Редже), що змінюють місце знаходження в комплексній площині кутового моменту зі зміною енергії. Їхнє розташування визначається зі співвідношення <math>\ell=\alpha(k),</math> де <math>\alpha(k) |
||
</math> |
</math> — функція енергії, що називається траєкторією Редже (може бути представлена як функція [[Кінематичні змінні Мандельштама|кінематичних змінних Мандельштама]], <math>s, t, u</math>). Кожній сім'ї [[Резонанс (фізика елементарних частинок)|резонансів]], а також набору зв'язаних станів відповідає одна траєкторія Редже. Ідея Редже була успішно розвинута в рамках фізики високих енергій<ref>{{Cite news|url=http://link.aps.org/doi/10.1103/PhysRevLett.7.394|title=Principle of Equivalence for all Strongly Interacting Particles within the $S$-Matrix Framework|last=Chew|first=Geoffrey F.|last2=Frautschi|first2=S. C.|date=1961-11-15|pages=394–397|work=Physical Review Letters|volume=7|doi=10.1103/PhysRevLett.7.394|issue=10|accessdate=2016-04-19}}</ref>. |
||
Зокрема, при певних не дуже великих <math>t</math>, де <math>\alpha(t)</math> дійсна, цілочисельні значення <math>\alpha(t)</math> відповідають стабільним зв'язаним станам. При великих <math>t</math>, що перевищують границю суцільного [[Спектр|спектру]] ([[кінетична енергія]] частинки додатня), функція <math>\alpha(t)</math> стає комплексною: <math>\alpha(t) = \text{Re } \alpha(t)+i \text{Im } \alpha(t)</math>. Тоді дійсна частина продовжує визначати положення тепер вже резонансного рівня, а уявна частина пропорційна повній ширині рівня, тобто визначає [[час життя]] резонансу. |
Зокрема, при певних не дуже великих <math>t</math>, де <math>\alpha(t)</math> дійсна, цілочисельні значення <math>\alpha(t)</math> відповідають стабільним зв'язаним станам. При великих <math>t</math>, що перевищують границю суцільного [[Спектр|спектру]] ([[кінетична енергія]] частинки додатня), функція <math>\alpha(t)</math> стає комплексною: <math>\alpha(t) = \text{Re } \alpha(t)+i \text{Im } \alpha(t)</math>. Тоді дійсна частина продовжує визначати положення тепер вже резонансного рівня, а уявна частина пропорційна повній ширині рівня, тобто визначає [[час життя]] резонансу. |
||
Рядок 18: | Рядок 18: | ||
</math> має прості полюси (першопочаткове припущення) при <math>\ell=\alpha(t). |
</math> має прості полюси (першопочаткове припущення) при <math>\ell=\alpha(t). |
||
</math> Кожен полюс дає внесок в амплітуду розсіяння, який асимптотично (<math>s\rightarrow\infty </math> при |
</math> Кожен полюс дає внесок в амплітуду розсіяння, який асимптотично (<math>s\rightarrow\infty </math> при фіксованому <math>t</math>) поводиться як |
||
<math display="block">A(s,t)\sim_{s\rightarrow\infty}s^{\alpha(t)}.</math> |
<math display="block">A(s,t)\sim_{s\rightarrow\infty}s^{\alpha(t)}.</math> |
||
Рядок 29: | Рядок 29: | ||
Основним принципом кросингу є те, що з однієї і тієї ж функції <math>A(s,t)</math> аналітично продовженої в три фізичні області значень кінематичних змінних отримується амплітуда розсіяння для відповідної області, де <math>s, t, u</math> пов'язані як <math display="block">s+t+u=\sum_{i=1}^{4}m_i^2.</math>Таке твердження виявляється правильним для [[Діаграма Фейнмана|діаграм Фейнмана]], де, наприклад, для реакцій <math>e^{-}e^{-}\rightarrow e^{-}e^{-}</math> і <math>e^{+}e^{-}\rightarrow e^{+}e^{-}</math> для опису використовується одна і та ж діаграма Фейнмана. Кросингова [[Симетрія (фізика)|симетрія]] є наслідком аналітичних властивостей амплітуди. Припустімо, що є процес |
Основним принципом кросингу є те, що з однієї і тієї ж функції <math>A(s,t)</math> аналітично продовженої в три фізичні області значень кінематичних змінних отримується амплітуда розсіяння для відповідної області, де <math>s, t, u</math> пов'язані як <math display="block">s+t+u=\sum_{i=1}^{4}m_i^2.</math>Таке твердження виявляється правильним для [[Діаграма Фейнмана|діаграм Фейнмана]], де, наприклад, для реакцій <math>e^{-}e^{-}\rightarrow e^{-}e^{-}</math> і <math>e^{+}e^{-}\rightarrow e^{+}e^{-}</math> для опису використовується одна і та ж діаграма Фейнмана. Кросингова [[Симетрія (фізика)|симетрія]] є наслідком аналітичних властивостей амплітуди. Припустімо, що є процес |
||
<math display="block">a+b\rightarrow c+d,</math>амплітуду можна записати у вигляді <math>A_{a+b\rightarrow c+d}(s,t,u)</math>, лишаючи <math>u</math> |
<math display="block">a+b\rightarrow c+d,</math>амплітуду можна записати у вигляді <math>A_{a+b\rightarrow c+d}(s,t,u)</math>, лишаючи <math>u</math> для симетрії, але пам'ятаючи, що вона не є незалежною змінною. Фізичною областю для вищенаписаного процесу є область, де <math>s>\max\{(m_{a}+m_{b})^2,(m_{c}+m_{d})^2\}</math>. В загальному випадку основна частина фізичної області по <math>t</math> і <math>u</math> має обмеження <math>t,u<0</math>. Амплітуда може бути аналітично проджена в область <math>t>\max\{(m_{a}+m_{\bar{c}})^2,(m_{\bar{b}}+m_{d})^2\}</math> і <math>s,u<0</math>, в такій області матимемо амплітуду для процесу в <math>t</math>-каналі<math display="block">a+\bar{c}\rightarrow \bar{b}+d,</math>де <math>\bar{c}</math> і <math>\bar{b}</math> античастинки відповідно для <math>b</math> і <math>c</math>. Таким чином, для амплітуд існуватиме рівність |
||
<math display="block">A_{a+b\rightarrow c+d}(s,t,u)=A_{a+\bar{c}\rightarrow\bar{b}+d}(t,s,u).</math> |
<math display="block">A_{a+b\rightarrow c+d}(s,t,u)=A_{a+\bar{c}\rightarrow\bar{b}+d}(t,s,u).</math> |
||
Рядок 37: | Рядок 37: | ||
<math display="block">r^2U(r)\rightarrow_{r\rightarrow0}0; |
<math display="block">r^2U(r)\rightarrow_{r\rightarrow0}0; |
||
rU(r)\rightarrow_{r\rightarrow\infty}0.</math>Тоді парціальна амплітуда, продовжена в [[Комплексна площина|комплексну площину]] [[Кутовий момент|кутового моменту]], запишеться так |
rU(r)\rightarrow_{r\rightarrow\infty}0.</math>Тоді парціальна амплітуда, продовжена в [[Комплексна площина|комплексну площину]] [[Кутовий момент|кутового моменту]], запишеться так |
||
:<math display="block">a(\ell,k)=\frac{e^{i\pi\ell} g(\ell,k)-g(\ell,-k)}{2ikg(\ell,-k)},</math> |
: <math display="block">a(\ell,k)=\frac{e^{i\pi\ell} g(\ell,k)-g(\ell,-k)}{2ikg(\ell,-k)},</math> |
||
де <math>g(\ell,k)</math> так звана функція Йоста<ref name=":0" />. Важливий клас потенціалів, що мають вищезазначені властивості записується у вигляді узагальненого [[Потенціал Юкави|потенціалу Юкави]] |
де <math>g(\ell,k)</math> так звана функція Йоста<ref name=":0" />. Важливий клас потенціалів, що мають вищезазначені властивості записується у вигляді узагальненого [[Потенціал Юкави|потенціалу Юкави]] |
||
Рядок 45: | Рядок 45: | ||
</math>, в якій <math> t=-q^2=-(\textbf{k}'-\textbf{k})^2</math> і яка подібна на амплітуду обміну скалярним [[Мезони|мезоном]]. Таким чином, взаємодія при потенціалах юкавського типу має схожість із взаємодією в теорії <math>S</math>-матриці. |
</math>, в якій <math> t=-q^2=-(\textbf{k}'-\textbf{k})^2</math> і яка подібна на амплітуду обміну скалярним [[Мезони|мезоном]]. Таким чином, взаємодія при потенціалах юкавського типу має схожість із взаємодією в теорії <math>S</math>-матриці. |
||
Функції Йоста мають такі аналітичні властивості<ref>{{Cite news|url=http://link.springer.com/article/10.1007/BF02731254|title=Potential scattering for complex energy and angular momentum|last=Bottino|first=A.|last2=Longoni|first2=A. M.|last3=Regge|first3=T.|date=2007-10-25|pages=954–1004|language=en|work=Il Nuovo Cimento (1955-1965)|volume=23|doi=10.1007/BF02731254|issn=1827-6121|issue=6|accessdate=2016-04-19}}</ref> : перше |
Функції Йоста мають такі аналітичні властивості<ref>{{Cite news|url=http://link.springer.com/article/10.1007/BF02731254|title=Potential scattering for complex energy and angular momentum|last=Bottino|first=A.|last2=Longoni|first2=A. M.|last3=Regge|first3=T.|date=2007-10-25|pages=954–1004|language=en|work=Il Nuovo Cimento (1955-1965)|volume=23|doi=10.1007/BF02731254|issn=1827-6121|issue=6|accessdate=2016-04-19}}</ref> : перше — для <math>\text{Re } \textrm{ }\ell>-1/2</math> сингулярностями <math>a(\ell,k)</math> як функції <math>\ell</math> є скінченна кількість простих полюсів, друге — амплітуда <math>a(\ell,k)</math> прямує експотенціально до нуля при <math>|\ell|\rightarrow\infty</math>, коли <math> \text{Re }\textrm{ }\ell>-1/{2}.</math>. |
||
Таким чином, задовольняються всі умови щодо аналітичного продовження функції <math>a(\ell,k)</math> , яку до того ж може бути продовжено єдиним способом. Далі можна отримати представлення Ватсона-Зомерфельда для <math>|cos\theta|\rightarrow\infty</math> і фіксованої енергії <math>k |
Таким чином, задовольняються всі умови щодо аналітичного продовження функції <math>a(\ell,k)</math> , яку до того ж може бути продовжено єдиним способом. Далі можна отримати представлення Ватсона-Зомерфельда для <math>|cos\theta|\rightarrow\infty</math> і фіксованої енергії <math>k |
||
Рядок 52: | Рядок 52: | ||
<math display="block">f(k,\theta){\sim}_{|\cos\theta|\rightarrow\infty}-\beta(k)\frac{(-\cos\theta)^{\alpha(k)}}{\sin\pi\alpha(k)}, |
<math display="block">f(k,\theta){\sim}_{|\cos\theta|\rightarrow\infty}-\beta(k)\frac{(-\cos\theta)^{\alpha(k)}}{\sin\pi\alpha(k)}, |
||
</math>де <math>\alpha(k)</math> |
</math>де <math>\alpha(k)</math> — це домінантна траєкторія Редже, <math>\beta(k) |
||
</math> |
</math> — [[лишок]] полюсу Редже, <math>\cos\theta=1+\frac{2t}{s-4m^2}. |
||
</math> Зрозуміло, що вираз <math>|\cos\theta|\rightarrow\infty</math> не має сенсу, а вивід має тільки демонстративне значення, але в релятивістській теорії ця умова може бути записана як <math>|t|\rightarrow\infty</math>, а вона вже має фізичний |
</math> Зрозуміло, що вираз <math>|\cos\theta|\rightarrow\infty</math> не має сенсу, а вивід має тільки демонстративне значення, але в релятивістській теорії ця умова може бути записана як <math>|t|\rightarrow\infty</math>, а вона вже має фізичний |
||
зміст. |
зміст. |
||
Рядок 59: | Рядок 59: | ||
За наявності [[Обмінна взаємодія|обмінної взаємодії]] у виразі для амплітуди з'являється множник <math>(-1)^{\ell} |
За наявності [[Обмінна взаємодія|обмінної взаємодії]] у виразі для амплітуди з'являється множник <math>(-1)^{\ell} |
||
</math>. У цьому випадку умова можливості аналітичного продовження не задовольняється, оскільки при <math>|\ell|\rightarrow\infty |
</math>. У цьому випадку умова можливості аналітичного продовження не задовольняється, оскільки при <math>|\ell|\rightarrow\infty |
||
</math> цей множник вносить [[Збіжність|розбіжність]] в амплітуду. В результаті теорема Карлсона не справджується, цю проблему можна зняти, якщо ввести ще одне додаткове [[квантове число]] |
</math> цей множник вносить [[Збіжність|розбіжність]] в амплітуду. В результаті теорема Карлсона не справджується, цю проблему можна зняти, якщо ввести ще одне додаткове [[квантове число]] — сигнатуру. |
||
У квантовій механіці множник <math>(-1)^{\ell} |
У квантовій механіці множник <math>(-1)^{\ell} |
||
Рядок 65: | Рядок 65: | ||
== Полюси Редже в релятивістській квантовій теорії == |
== Полюси Редже в релятивістській квантовій теорії == |
||
Можна показати, що для парціальної амплітуди для випадку релятивистської квантової теорії можливе [[представлення]] Фруассара-Грибова, вводячи нове квантове число |
Можна показати, що для парціальної амплітуди для випадку релятивистської квантової теорії можливе [[представлення]] Фруассара-Грибова, вводячи нове квантове число — сигнатуру, яка приймає два значення <math>\xi=\pm1 |
||
</math>, можна переписати амплітуду із |
</math>, можна переписати амплітуду із визначеною сигнатурою, що має «гарну» поведінку при <math>\ell\rightarrow\infty |
||
</math>: |
</math>: |
||
Рядок 94: | Рядок 94: | ||
</math> , тільки |
</math> , тільки додатково із сигнатурним множником <math>(1+\xi e^{-i\pi\ell})</math>. |
||
</math>. |
|||
== Див. також == |
== Див. також == |
||
* [[Померон]] |
* [[Померон]] |
||
* [[Одерон]] |
* [[Одерон]] |
||
== Примітки == |
|||
{{reflist}} |
|||
== Література == |
== Література == |
||
* Ширков Д. В., ''Свойства траекторий полюсов Редже'', «УФН», 1970, т. 102, в. 1 |
* Ширков Д. В., ''Свойства траекторий полюсов Редже'', «УФН», 1970, т. 102, в. 1 |
||
* Коллинз П. Д. Б., ''Сквайр Э. Дж., Полюса Редже в физике частиц'', пер. с англ., М., 1971 |
* Коллинз П. Д. Б., ''Сквайр Э. Дж., Полюса Редже в физике частиц'', пер. с англ., М., 1971 |
||
* Regge Т., ''Introduction to complex· orbital momenta'', |
* Regge Т., ''Introduction to complex· orbital momenta'', «Nuovo Cim.», 1959, v. 14, p. 951 |
||
* R.J. Eden, ''Regge poles and elementary particles'', Rep. Prog. Phys. 34 995—1053 (1971) |
* R.J. Eden, ''Regge poles and elementary particles'', Rep. Prog. Phys. 34 995—1053 (1971) |
||
* A.C. Irving, R.P. Worden, ''Regge phenomenology'', Phys.Rept. 34, 117—231 (1977) |
* A.C. Irving, R.P. Worden, ''Regge phenomenology'', Phys.Rept. 34, 117—231 (1977) |
||
== Зовнішні посилання == |
|||
[[Категорія:Фізика елементарних частинок]] |
[[Категорія:Фізика елементарних частинок]] |
Версія за 12:07, 31 травня 2016
Теорія Редже (метод полюсів Редже, метод комплексних кутових моментів) — метод описання та дослідження розсіяння елементарних частинок в квантовій механіці та квантовій теорії поля, що ґрунтується на формальному аналітичному продовженні парціальних амплітуд з області фізичних значень моменту імпульсу в область комплексних значень . Метод запровадив італійський фізик Туліо Редже при вивченні аналітичних властивостей квантовомеханічної амплітуди розсіяння.
Суть теорії Редже
Теорія Редже виникла при дослідженні потенціального розсіювання в квантовій механіці. Основна ідея полягала в тому, що квантові числа кутового моменту в загальному випадку можуть набувати комплексних значень, тоді парціальну амплітуду інтерполюють до функції , яка для цілих значень збігається з . Для певного типу потенціалів (наприклад, юкавського потенціалу) сингулярності виявляються[1] простими полюсами (полюси Редже), що змінюють місце знаходження в комплексній площині кутового моменту зі зміною енергії. Їхнє розташування визначається зі співвідношення де — функція енергії, що називається траєкторією Редже (може бути представлена як функція кінематичних змінних Мандельштама, ). Кожній сім'ї резонансів, а також набору зв'язаних станів відповідає одна траєкторія Редже. Ідея Редже була успішно розвинута в рамках фізики високих енергій[2].
Зокрема, при певних не дуже великих , де дійсна, цілочисельні значення відповідають стабільним зв'язаним станам. При великих , що перевищують границю суцільного спектру (кінетична енергія частинки додатня), функція стає комплексною: . Тоді дійсна частина продовжує визначати положення тепер вже резонансного рівня, а уявна частина пропорційна повній ширині рівня, тобто визначає час життя резонансу.
У теорії -матриці немає рівняння Шредінгера, тож не можна отримати амплітуду розсіяння таким шляхом, як у квантовій механіці, звідки безпосередньо можна було б вивчати її аналітичні властивості. Отже, існування полюсів Редже насправді є припущенням, але це припущення дозволяє розв'язувати деякі проблеми теорії і, що найголовніше, підтверджується великою кількістю феноменологічних спостережень[3].
Якщо застосовувати ідею Редже до теорії релятивістської -матриці, можна показати, зробивши ряд припущень, що релятивістську парціальну амплітуду можна аналітично продовжити до комплексних значень і при тому єдиним способом. Отримана фунцкія має прості полюси (першопочаткове припущення) при Кожен полюс дає внесок в амплітуду розсіяння, який асимптотично ( при фіксованому ) поводиться як
Тобто сингулярність, що має найбільшу дійсну частину (основна сингулярність) в -каналі визначає асимптотичне поводження амплітуди розсіяння в -каналі. Насправді, в теорії Редже, що застосовується в теорії -матриці, вигляд сингулярностей складніший, аніж прості полюси (наприклад, наявність таких сингулярностей, як розрізи, які значно ускладнюють теорію Редже).
Кросинг
Основним принципом кросингу є те, що з однієї і тієї ж функції аналітично продовженої в три фізичні області значень кінематичних змінних отримується амплітуда розсіяння для відповідної області, де пов'язані як
Полюси Редже в квантовій механіці
У квантовій механіці теорія Редже застосовна тільки до певного класу потенціалів, до них є дві умови:
де так звана функція Йоста[1]. Важливий клас потенціалів, що мають вищезазначені властивості записується у вигляді узагальненого потенціалу Юкави
Функції Йоста мають такі аналітичні властивості[4] : перше — для сингулярностями як функції є скінченна кількість простих полюсів, друге — амплітуда прямує експотенціально до нуля при , коли .
Таким чином, задовольняються всі умови щодо аналітичного продовження функції , яку до того ж може бути продовжено єдиним способом. Далі можна отримати представлення Ватсона-Зомерфельда для і фіксованої енергії , амплітуда розсіяння поводиться як
За наявності обмінної взаємодії у виразі для амплітуди з'являється множник . У цьому випадку умова можливості аналітичного продовження не задовольняється, оскільки при цей множник вносить розбіжність в амплітуду. В результаті теорема Карлсона не справджується, цю проблему можна зняти, якщо ввести ще одне додаткове квантове число — сигнатуру.
У квантовій механіці множник з'являється тільки в окремих випадках (наявності обмінних взаємодій), в той час як в релятивістській теорії він є наслідком кросингу і не може бути виключеним, тому врахування сигнатури в ній необхідне всюди.
Полюси Редже в релятивістській квантовій теорії
Можна показати, що для парціальної амплітуди для випадку релятивистської квантової теорії можливе представлення Фруассара-Грибова, вводячи нове квантове число — сигнатуру, яка приймає два значення , можна переписати амплітуду із визначеною сигнатурою, що має «гарну» поведінку при :
де сумування по полюсах із визначеною сигнатурою і Повна амплітуда тоді
при великих значеннях , враховуючи тільки крайній правий полюс,
Див. також
Примітки
- ↑ а б В. де Альфаро, Т.Редже (1966). Потенциальное рассеяние. Москва: Изд. "Мир". с. 275.
- ↑ Chew, Geoffrey F.; Frautschi, S. C. (15 листопада 1961). Principle of Equivalence for all Strongly Interacting Particles within the $S$-Matrix Framework. Physical Review Letters. Т. 7, № 10. с. 394—397. doi:10.1103/PhysRevLett.7.394. Процитовано 19 квітня 2016.
- ↑ V.Barone, E.Predazzi (2002). High-energy particle diffraction. Berlin: Springer. с. 410.
- ↑ Bottino, A.; Longoni, A. M.; Regge, T. (25 жовтня 2007). Potential scattering for complex energy and angular momentum. Il Nuovo Cimento (1955-1965) (англ.). Т. 23, № 6. с. 954—1004. doi:10.1007/BF02731254. ISSN 1827-6121. Процитовано 19 квітня 2016.
Література
- Ширков Д. В., Свойства траекторий полюсов Редже, «УФН», 1970, т. 102, в. 1
- Коллинз П. Д. Б., Сквайр Э. Дж., Полюса Редже в физике частиц, пер. с англ., М., 1971
- Regge Т., Introduction to complex· orbital momenta, «Nuovo Cim.», 1959, v. 14, p. 951
- R.J. Eden, Regge poles and elementary particles, Rep. Prog. Phys. 34 995—1053 (1971)
- A.C. Irving, R.P. Worden, Regge phenomenology, Phys.Rept. 34, 117—231 (1977)