Вайнберг С. Квантовая теория полей. Том 1 (2001)

58.Sakata, S. and Inoue, T., Progr. Theor. Phys., 1, 143 (1946); Marshak, R.E. and Bethe, H.A., Phys. Rev., 77, 506 (1947).

59.Lattes, C.M.G., Occhialini, G.P.S., and Powell, C.F., Nature, 160, 453, 486 (1947).

60.Rochester, G.D. and Butler, C.C., Nature, 160, 855 (1947).

61.Oppenheimer, J.R., Phys. Rev., 35, 461 (1930).

62.Waller, I., Z. f. Phys., 59, 168 (1930); ibid., 61, 721, 837 (1930); ibid., 62, 673 (1930).

63.Weisskopf, V.F., Z. f. Phys., 89, 27 (1934). Электромагнитная

собственная энергия в этой работе вычислена только в низшем порядке по α. Доказательство того, что расходимость имеет ло-

гарифмический характер во всех порядках теории возмущений было дано в работе: Weisskopf, V.F., Phys. Rev., 56, 72 (1939).

64.Dirac, P.A.M., XVII Conseil Solvay de Physique, p. 203 (1933). Последующие вычисления, основанные на менее ограничительных предположениях: Heisenberg, W., Z. f. Phys., 90, 209 (1934); Sachs. Akad. Wiss., 86, 317 (1934); Serber, R., Phys. Rev., 43, 49 (1935); Uehling, E.A., Phys. Rev., 48, 55 (1935); Pauli, W. and Rose, M., Phys. Rev., 49, 462 (1936). См. также: Furry and Oppenheimer, [44]; Peierls, [44], Weisskopf, [63].

65.Euler, H. and Kockel, B., Naturwiss., 23, 246 (1935); Heisenberg, W. and Euler, H., Z. f. Phys., 98, 714 (1936).

66.Dirac, P.A.M., Proc. Camb. Phil. Soc., 30, 150 (1934).

67.Heisenberg, W., Z. f. Phys., 90, 209 (1934).

68.Kemmer, N. and Weisskopf, V.F., Nature, 137, 659 (1936).

68a. Bloch, F. and Nordsieck, A., Phys. Rev., 52, 54 (1937). См. также: Pauli, W. and Fierz, M., Nuovo Cimento, 15, 167 (1938).

69. Dancoff, S.M., Phys. Rev., 55, 959 (1939).

14, No. 6 (1934), особенно c. 34 и c. 5-6. См. также: Pauli and Fierz, [68a]; Kramers [79a].

77.Pasternack, S., Phys. Rev., 54, 1113 (1938). Это предложение было основано на экспериментах: Houston, W.V., Phys. Rev., 51, 446 (1937); Williams, R.C., Phys. Rev., 54, 558 (1938). Сообщения о противоположных данных: Drinkwater , J.W., Richardson, O., and Williams, W.E., Proc. Roy. Soc., 174, 164 (1940).

78.Uehling, E.A., [64].

79.Lamb, W.E. and Retherford, R.C., Phys. Rev., 72, 241 (1947).

79a. Kramers, H.A., Nuovo Cimento, 15, 108 (1938); Ned. T. Natwink.,

11, 134 (1944); Rapports du 8me Conseil de Physique Solvay 1948

(R. Stoops, Brussels, 1950).

80.Bethe, H.A., Phys. Rev., 72, 339 (1947).

81.French, J.B. and Weisskopf, V.F., Phys. Rev., 75, 1240 (1949); Kroll, M. and Lamb, W.E., ibid., 75, 388 (1949); Schwinger, J., Phys. Rev., 75, 898 (1949); Feynman, R.P., Rev. Mod. Phys., 20, 367 (1948); Phys. Rev., 74, 939, 1430 (1948); 76, 749, 769 (1949); 80, 440 (1950); Fukuda, H., Miyamoto, Y., and Tomonaga, S.,

Progr. Theor. Phys. Rev. Mod. Phys., 4, 47, 121 (1948).

82.Nafe, J.E., Nelson, E.B., and Rabi, I.I., Phys. Rev., 71, 914 (1947); Nagel, D.E., Julian, R.S., and Zacharias, J.R., Phys. Rev., 72, 973 (1947).

83.Kush, P. and Foley, H.M., Phys. Rev., 72, 1256 (1947).

83a. Breit, G., Phys. Rev., 71, 984 (1947). Швингер включил в работу

[84]исправленный вариант результатов Брейта.

84.Schwinger, J., Phys. Rev., 73, 416 (1948).

85.Schwinger, J., Phys. Rev., 74, 1439 (1948); ibid., 75, 651 (1949);

ibid., 76, 790 (1949); ibid., 82, 664, 914 (1951); ibid., 91, 713 (1953); Proc. Nat. Acad. Sci., 37, 452 (1951).

86.Tomonaga, S., Progr. Theor. Phys. Rev. Mod. Phys., 1, 27 (1946); Koba, Z., Tati, T., and Tomonaga, S., ibid., 2, 101 (1947); Kanesawa, S. and Tomonaga, S., ibid., 3, 1, 101 (1948); Tomonaga, S., Phys. Rev., 74, 224 (1948); Ito, D., Koba, Z., and Tomonaga, S., Progr. Theor. Phys., 3, 276 (1948); Koba, Z. and Tomonaga, S., ibid., 3, 290 (1948).

87.Feynman, R.P., Rev. Mod. Phys., 20, 367 (1948); Phys. Rev., 74, 939, 1430 (1948); ibid., 76, 749, 769 (1949); ibid., 80, 440 (1950).

88.Dyson, F.J., Phys. Rev., 75, 486, 1736 (1949).

88a. Frohlich, H., Heitler, W., and Kahn, B., Proc. Roy. Soc., A171, 269 (1939); Phys. Rev., 56, 961 (1939).

88b. Lamb, W.E., Jr., Phys. Rev., 56, 384 (1939); 57, 458 (1940).

89.Цитируется Р. Сербером в книге: The Birth of Particle Physics, [69b], p. 270.

любой паре векторов сопоставляется комплексное число (F,Y),

причем выполнены следующие условия:

Норма (Y,Y) удовлетворяет также условию положительности: (Y,Y) ³ 0, причем норма обращается в нуль, если и только если Y = 0. (Есть еще ряд технических предположений, позволяющих

совершать предельные переходы для векторов внутри гильбертова пространства.) Луч — это множество нормированных векторов (т. е. (Y, Y) = 1), причем Y è Y¢ принадлежат одному лучу, если Y¢ = xY, ãäå x — произвольное комплексное число с |x| = 1.

(2) Наблюдаемые представляются эрмитовыми операторами. Это отображения Y ® AY гильбертова пространства в себя, линей-

ные в том смысле, что

и удовлетворяющие условию вещественности A† = A, где для любого линейного оператора А сопряженный ему оператор А† определяется условием

(Φ, A†Ψ) ≡ (AΦ, Ψ) = (Ψ, AΦ)* . (2.1.5)

(Есть также и некоторые технические предположения о непрерывности AY как функции Y.) Состояние, представленное лучом R, имеет определенное значение a наблюдаемой, оператор которой есть А, если векторы Y, принадлежащие этому лучу, являются собственными векторами А с собственными значениями a:

Элементарная теорема утверждает, что если А — эрмитов оператор, то собственные значения a действительны, а собственные векторы, отвечающие разным a, ортогональны.

(3) Если система находится в состоянии, представленном лучом R, и проводится эксперимент по проверке того, является ли это состояние одним из различных состояний, представленных взаимно ортогональными лучами R1, R2, ... (например, путем измерения одной или более наблюдаемых), то вероятность обнаружить систему в состоянии, описываемом лучом Rn, равна

ãäå Ψ è Ψn — любые векторы, принадлежащие лучам R и Rn,

соответственно. (Пара лучей называется ортогональной, если скалярные произведения векторов из двух лучей равны нулю.) Другая элементарная теорема утверждает, что если векторы состояний Ψn

образуют полную систему, то полная вероятность равна единице:

2.2. Симметрии

Преобразование симметрии — это такое изменение нашей точки зрения, которое не меняет результатов возможных экспе-

..., соответственно, однако оба наблюдателя должны обнаружить, что соответствующие вероятности не изменились:

(Это лишь необходимое условие того, чтобы преобразование лучей было симметрией; дальнейшие условия обсуждаются в следующей главе.) Важная теорема, доказанная Вигнером в начале 1930-х годов, утверждает, что для любого преобразования лучей R → R′

можно определить в гильбертовом пространстве оператор U, причем, если Ψ принадлежит лучу R, то UΨ принадлежит лучу R′, а сам оператор U является либо унитарным и линейным:

В аргументации Вигнера пропущены некоторые этапы. Более полное доказательство дано в Приложении А к этой главе.

Как уже отмечалось, оператор, сопряженный линейному оператору L, определяется равенством

Это условие не может быть выполнено для антилинейного оператора, так как в этом случае правая часть соотношения (2.2.6) была бы линейна по Φ, в то время как левая часть − антилинейна. Вместо

этого оператор, сопряженный антилинейному оператору А, определяется равенством

Если принять это определение, то условия унитарности или антиунитарности имеют одинаковый вид

Всегда существует тривиальное преобразование симметрии R → R, которому соответствует единичный оператор U = 1. Этот

оператор, конечно, унитарный и линейный. Теперь из соображений непрерывности можно заключить, что любая симметрия (типа вращения, трансляции или лоренцовского преобразования), которая может быть сделана тривиальной путем непрерывного изменения некоторых параметров (углов поворота, расстояний или скоростей), должна представляться не антилинейным и антиунитарным оператором, а только линейным унитарным оператором U. (Симметрии, пред-

ставляемые антиунитарными антилинейными операторами, менее известны в физике; все они включают обращение направления течения времени. Подробнее см. раздел 2.6.)

Âчастности, преобразование симметрии, бесконечно близкое

êтривиальному, можно представить линейным унитарным оператором, бесконечно близким к единичному:

ãäå ε — действительное бесконечно малое число. Для того, чтобы

этот оператор был унитарным и линейным, оператор t должен быть эрмитовым и линейным. Поэтому t является кандидатом на то, чтобы быть наблюдаемой. Действительно, большинство (если не все) наблюдаемых в физике, вроде импульса или углового момента, возникают подобным образом из преобразований симметрии.

Множество преобразований симметрии обладает свойствами, позволяющими установить, что оно является группой. Если T1 — преобразование, переводящее лучи Rn â R′n, à T2 — другое преобразование, переводящее R′n â R′′n, то результат последо-

вательного осуществления обоих преобразований является тоже преобразованием симметрии, переводящим Rn â R′′n, которое мы

записываем как T2T1. Кроме того, преобразованию симметрии Т, переводящему лучи Rn â R′n, соответствует обратное преобразование Т−1, переводящее R′n â Rn. Наконец, существует тож-

дественное-преобразование Т = 1, оставляющее лучи неизменными.

Унитарные или антиунитарные операторы U(T), соответствующие этим преобразованиям симметрии, отражают групповую структуру преобразований, но с тем усложнением, что в противоположность самим преобразованиям симметрии операторы U(T) действуют не на лучи, а на векторы в гильбертовом пространстве. Если Т1 переводит Rn â R′n, òî U(T1), действуя на вектор Ψn èç ëó÷à Rn, превращает его в вектор U(T1)Ψn èç ëó÷à R′n. Далее,

åñëè Ò2 переводит R′n â R′′n, то, действуя на U(T1)Ψn, получаем

вектор U(T2)U(T1)Ψn èç ëó÷à R′′n. Однако U(T2T1)Ψn также при-

надлежит этому лучу, так что два вектора могут отличаться только фазой φn(T2, T1):

ÿíèÿ Ψn. Приведем доказательство. Рассмотрим два различных вектора ΨA, ΨB, не пропорциональные друг другу. Применяя (2.2.10) к состоянию ΨAB ≡ ΨA + ΨB, получим

eiφAB U(T2T1)(ΨA + ΨB) = U(T2 )U(T1)(ΨA + ΨB)

Всякий унитарный или антиунитарный оператор имеет обратный оператор (сопряженный исходному), который также унитарен или антиунитарен. Умножая (2.2.11) слева на U−1(T2T1), находим, что

причем верхние или нижние знаки соответствуют унитарному или антиунитарному оператору U(T2T1). Òàê êàê ΨA è ΨB линейно

независимы, это возможно лишь при условии, что

Таким образом, как и утверждалось, фаза в (2.2.10) не зависит от вектора состояния Ψn, так что само соотношение можно записать

как операторное равенство

Ïðè φ = 0 говорят, что U(T) реализует представление группы преобразований симметрии. При произвольных фазах φ(T2, T1)

мы получаем то, что называется проективным представлением или «представлением с точностью до фазы». Структура группы Ли сама по себе не может указать, реализуют ли физические векторы состояний обычное или проективное представление, однако, как мы увидим, эта структура может указать, имеет ли группа хотя бы одно внутренне ей присущее проективное представление.