Литмир - Электронная Библиотека
Содержание  
A
A

21a) Отметим, что мы работаем в низшем порядке теории возмущений по слабому и электромагнитному взаимодействиям. В противном случае возникает необходимость включения в формулы слабых и электромагнитных перенормировочных множителей ZωF, ZemF и т.д.

Несохраняющиеся операторы, как правило, требуют проведения перенормировки. Чтобы убедиться в этом, рассмотрим в качестве простого примера оператор Σi:qi(x)qi(x)≡M(x). Как уже обсуждалось в § 8 и 9, можно работать либо с неперенормированной величиной ququ и проводить вычисления, учитывая контрчлены, либо использовать перенормированную величину Z-1Fququ , проводя подстановки g→gu=Zgg для константы связи и m→mu=Zmm для массы и пренебрегая контрчленами. Тем не менее, вообще говоря, этого оказывается недостаточно, чтобы величина M была конечной. Для того чтобы получить конечные выражения для матричных элементов оператора M, необходимо умножить его на дополнительный множитель ZM, называемый перенормировочным множителем оператора:

M

R

(x)=Z

M

M(x) .

(13.2)

Чтобы доказать это утверждение, используем формулы § 3. При этом поля, отмеченные верхним или нижним индексом 0, являются свободными, например q0≡q0u или B0≡B0u. В терминах свободных полей оператор MR записывается в виде

M

R

(x)=Z

M

T:

q

0

(x)q

0

(x):

exp i

d

4

zℒ

0

int

(z) .

В низшем порядке теории возмущений по константе связи g это выражение принимает вид

M

R

(x)

=

Z

 

M

Z

-1

F

:

q

0

(x)q

0

(x):

=

-

g

2

2!

Z

M

∑∫

d

4

z

1

d

4

z

2

T

:

q

0

(x)q

0

(x):

:

q

0

(z

1

)t

a

γ

μ

q

0

(z

1

):

×

q

0

(z

2

)t

b

γ

ν

q

0

(z

2

):

B

μ

0a

(z

1

)

B

ν

0b

(z

2

) .

(13.3)

Поскольку перенормировочный множитель оператора имеет вид ZM=1+O(g2), множителем ZM во втором слагаемом правой части (13.3) можно пренебречь. Рассмотрим далее расходящиеся матричные элементы, а именно матричные элементы MR по кварковым состояниям с равным импульсом p; нетрудно видеть, что характер расходимости в рассматриваемом примере одинаков как для диагональных, так и для недиагональных матричных элементов. Обозначим диагональные матричные элементы операторов M и MR соответственно через ⟨M⟩p и ⟨MRp. Тогда в калибровке Ферми-Фейнмана после простых вычислений из выражения (13.3) для этих матричных элементов получим

⟨M

R

p

=

Z

 

M

Z

-1

F

⟨M

0

p

+

i⟨M

0

p

g

2

C

F

d

D

μ

(

p

+

k

)(

p

+

k

μ

k

2

(p+k)

4

+S

u

(p)+S

u

(p)

.

(13.4)

где

M

0

:

q

0

q

0

: .

Квантовая хромодинамика: Введение в теорию кварков и глюонов - _11.jpg

Квантовая хромодинамика: Введение в теорию кварков и глюонов - _12.jpg

Квантовая хромодинамика: Введение в теорию кварков и глюонов - _13.jpg

Рис. 9. Перенормировка оператора qq.

Соответствующие фейнмановские диаграммы приведены на рис. 9. Первое слагаемое правой части (13.4) соответствует диаграмме рис. 9, а , два последних слагаемых - диаграмме рис. 9, б, а интеграл соответствует диаграмме рис. 9, в. Вычисления проведены в приближении безмассовых кварков. Легко убедиться в том, что пренебрежение массой кварков не влияет на характер расходимостей. Очевидно, что расходящаяся часть одного из кварковых пропагаторов Su в правой части (13.4) точно сокращается с фермионным перенормировочным множителем ZF; таким образом, остается только расходимость, связанная с интегралом:

-iC

F

g

2

d

D

k

(2π)

D

ν

4-D

0

γ

μ

γ

μ

k

2

(p+k)

2

div

=

 

4g

2

C

F

16π

2

Γ(ε/2)(4π)

ε/2

ν

ε

0

.

Добавляя вклад от расходимости, обусловленной вторым кварковым пропагатором Su , получаем

Z

M

(ν)=1-

3C

F

α

g

2

ε

+log 4π-γ

E

-log ν

2

2

33
{"b":"570039","o":1}