Значение КВАНТОВАЯ ТЕОРИЯ ПОЛЯ в Большой советской энциклопедии, БСЭ

теория поля.

Квантовая теория поля - квантовая теория систем с бесконечным числом степеней свободы ( полей физических ).К. т. п., возникшая как обобщение квантовой механики в связи с проблемой описания процессов порождения, поглощения и взаимных превращений элементарных частиц, нашла затем широкое применение в теории твёрдого тела , ядра атомного и др. и является теперь основным теоретическим методом исследования квантовых систем.

I. Частицы и поля квантовой теории

1. Двойственность классической теории. В классической теории, формирование которой в основном завершилось к началу 20 в., физическая картина мира складывается из двух элементов - частиц и полей. Частицы - маленькие комочки материи, движущиеся по законам классической механики Ньютона. Каждая из них имеет 3 степени свободы: её положение задаётся тремя координатами, например х , y , z ,если зависимость координат от времени известна, то это даёт исчерпывающую информацию о движении частицы. Описание полей значительно сложнее. Задать, например, электрическое поле - значит задать его напряжённость Е во всех точках пространства. Т. о., для описания поля необходимо знать не 3 (как для материальной точки), а бесконечно большое число величин в каждый из моментов времени; иначе говоря, поле имеет бесконечное число степеней свободы. Естественно, что и законы динамики электромагнитного поля, установление которых обязано в основном исследованиям М. Фарадея и Дж. Максвелла , оказываются сложнее законов механики.

Указанное различие между полями и частицами является главным, хотя и не единственным: частицы дискретны, а поля непрерывны; электромагнитное поле (электромагнитные волны) может порождаться и поглощаться, в то время как материальным точкам классической механики возникновение и исчезновение чуждо; наконец, электромагнитные волны могут, накладываясь, усиливать или ослаблять и даже полностью 'гасить' друг друга ( интерференция волн), чего, разумеется, не происходит при наложении потоков частиц. Хотя частицы и волны переплетены между собой сложной сетью взаимодействий, каждый из этих объектов выступает как носитель принципиально различных индивидуальных черт. Картине мира в классической теории присущи отчётливые черты двойственности. Открытие квантовых явлений поставило на место этой картины другую, которую можно назвать двуединой.

2. Кванты электромагнитного поля. В 1900 М. Планк для объяснения закономерностей теплового излучения тел впервые ввёл в физику понятие о порции, или кванте, излучения. Энергия E такого кванта пропорциональна частоте n излучаемой электромагнитной волны, E h n, где коэффициент пропорциональности h 6,62×10v27 эрг × сек (позднее он был назван постоянной Планка). А. Эйнштейн обобщил эту идею Планка о дискретности излучения, предположив, что такая дискретность не связана с каким-то особым механизмом взаимодействия излучения с веществом, а внутренне присуща самому электромагнитному излучению. Электромагнитное излучение 'состоит' из таких квантов - фотонов . Эти представления получили экспериментальное подтверждение - на их основе были объяснены закономерности фотоэффекта и Комптона эффекта .

Т. о., электромагнитному излучению присущи черты дискретности, которые прежде приписывались лишь частицам. Подобно частице (корпускуле), фотон обладает определённой энергией, импульсом, спином и всегда существует как единое целое. Однако наряду с корпускулярными фотон обладает и волновыми свойствами, проявляющимися, например, в явлениях дифракции света и интерференции света . Поэтому его можно было бы назвать 'волно-частицей'.

3. Корпускулярно-волновой дуализм. Двуединое, корпускулярно-волновое представление о кванте электромагнитного поля - фотоне - было распространено Л. де Бройлем на все виды материи. И электроны, и протоны, и любые др. частицы, согласно гипотезе де Бройля, обладают не только корпускулярными, но и волновыми свойствами, Это количественно проявляется в соотношениях де Бройля, связывающих такие 'корпускулярные' величины, как энергия E и импульс р частицы, с величинами, характерными для волнового описания, - длиной волны l и частотой n:

E h n ,p n ,(1)

где n - единичный вектор, указывающий направлениераспространения волны (см. Волны де Бройля ). Корпускулярно-волновой дуализм (подтверждённый экспериментально) потребовал пересмотра законов движения и самих способов описания движущихся объектов. Возникла квантовая механика (или волновая механика). Важнейшей чертой этой теории является идея вероятностного описания движения микрообъектов. Величиной, описывающей состояние системы в квантовой механике (например, электрона, движущегося в заданном поле), является амплитуда вероятности, или волновая функция y( х , у , z , t ). Квадрат модуля волновой функции, |y( х , у , z , t )|2, определяет вероятность обнаружить частицу в момент t в точке с координатами х , у , z . И энергия, и импульс, и все др. 'корпускулярные' величины могут быть однозначно определены, если известна y( х , у , z , t ). При таком вероятностном описании можно говорить и о 'точечности' частиц, Это находит своё отражение в так называемой локальности взаимодействия, означающей, что взаимодействие, например, электрона с некоторым полем определяется лишь значениями этого поля и волновой функции электрона, взятыми в одной и той же точке пространства и в один и тот же момент времени. В классической электродинамике локальность означает, что точечный заряд испытывает воздействие поля в той точке, в которой он находится, и не реагирует на поле во всех остальных точках.

Являясь носителем информации о корпускулярных свойствах частицы, амплитуда вероятности y( х , у , z , t ) в то же время отражает и её волновые свойства. Уравнение, определяющее y( х , у , z , t ), - Шрёдингера уравнение - является уравнением волнового типа (отсюда название - волновая механика); для y( х , у , z , t ) имеет место суперпозиции принцип , что и позволяет описывать интерференционные явления.

Т. о., отмеченная выше двуединость находит отражение в самом способе квантовомеханического описания, устраняющего резкую границу, разделявшую в классической теории поля и частицы. Это описание продиктовано корпускулярно-волновой природой микрообъектов, и его правильность проверена на огромном числе явлений.

4. Квантовая теория поля как обобщение квантовой механики. Квантовая механика блестяще разрешила важнейшую из проблем - проблему атома , а также дала ключ к пониманию многих др. загадок микромира. Но в то же время самое 'старое' из полей - электромагнитное поле - описывалось в этой теории классическими Максвелла уравнениями , т. е. рассматривалось по существу как классическое непрерывное поле. Квантовая механика позволяет описывать движение электронов, протонов и др. частиц, но не их порождение или уничтожение, т. е. применима лишь для описания систем с неизменным числом частиц. Наиболее интересная в электродинамике задача об испускании и поглощении электромагнитных волн заряженными частицами, что на квантовой языке соответствует порождению или уничтожению фотонов, по существу оказывается вне рамок её компетенции. При квантовомеханическом рассмотрении, например, атома водорода можно получить дискретный набор значений энергии электрона, момента количества движения и др. физических величин, относящихся к различным состояниям атома, можно найти, какова вероятность обнаружить электрон на определённом расстоянии от ядра, но переходы атома из одного состояния в другое, сопровождающиеся испусканием или поглощением фотонов, описать нельзя (по крайней мере, последовательно). Т. о., квантовая механика даёт лишь приближённое описание атома, справедливое в той мере, в какой можно пренебречь эффектами излучения.

Порождаться и исчезать могут не только фотоны. Одно из самых поразительных и, как выяснилось, общих свойств микромира - универсальная взаимная превращаемость частиц. Либо 'самопроизвольно' (на первый взгляд), либо в процессе столкновений одни частицы исчезают и на их месте появляются другие. Так, фотон может породить пару электрон-позитрон (см. Аннигиляция и рождение пар ); при столкновении протонов и нейтронов могут рождаться пимезоны ; пимезон распадается на мюон и нейтрино и т.д. Для описания такого рода процессов потребовалось дальнейшее развитие квантовой теории. Однако новый круг проблем не исчерпывается описанием взаимных превращений частиц, их порождения и уничтожения. Более общая и глубокая задача заключалась в том, чтобы 'проквантовать' поле, т. е. построить квантовую теорию систем с бесконечным числом степеней свободы. Потребность в этом была тем более настоятельной, что, как уже отмечалось, установление корпускулярно-волнового дуализма обнаружило волновые свойства у всех 'частиц'. Решение указанных проблем и является целью того обобщения квантовой механики, которое называется К. т. п.

Чтобы пояснить переход от квантовой механики к К. т. п., воспользуемся наглядной (хотя далеко не полной) аналогией. Рассмотрим сначала один гармонический осциллятор - материальную точку, колеблющуюся подобно маятнику. Переход от классической механики к квантовой при описании такого маятника выявляет ряд принципиально новых обстоятельств: допустимые значения энергии оказываются дискретными, исчезает возможность одновременного определения его координаты и импульса и т.д. Однако объектом рассмотрения по-прежнему остаётся один маятник (осциллятор), только величины, которые описывали его состояние в классической теории, заменяются, согласно общим положениям квантовой механики, соответствующими операторами .

Представим, что всё пространство заполнено такого рода осцилляторами. Вместо того чтобы как-то 'пронумеровать' эти осцилляторы, можно просто указывать координаты точек, в которых каждый из них находится, - так осуществляется переход к полю осцилляторов, число степеней свободы которого, очевидно, бесконечно велико.

Описание такого поля можно производить различными методами. Один из них заключается в том, чтобы проследить за каждым из осцилляторов. При этом на первый план выступают величины, называемые локальными, т. е. заданными для каждой из точек пространства (и момента времени), т.к. именно координаты 'помечают' выбранный осциллятор. При переходе к квантовому описанию эти локальные классические величины, описывающие поле, заменяются локальными операторами. Уравнения, которые в классической теории описывали динамику поля, превращаются в уравнения для соответствующих операторов. Если осцилляторы не взаимодействуют друг с другом (или с некоторым др. полем), то для такого поля свободных осцилляторов общая картина, несмотря на бесконечное число степеней свободы, получается относительно простой; при наличии же взаимодействий возникают усложнения.

Другой метод описания поля основан на том, что вся совокупность колебаний осцилляторов может быть представлена как набор волн, распространяющихся в рассматриваемом поле. В случае невзаимодействующих осцилляторов волны также оказываются независимыми; каждая из них является носителем энергии, импульса, может обладать определённой поляризацией. При переходе от классического рассмотрения к квантовому, когда движение каждого осциллятора описывается вероятностными квантовыми законами, волны также приобретают вероятностный смысл. Но с каждой такой волной (согласно корпускулярно-волновому дуализму) можно сопоставить частицу, обладающую той же, что и волна, энергией и импульсом (а следовательно, и массой) и имеющую спин (классическим аналогом которого является момент количества движения циркулярно поляризованной волны). Эту 'частицу', конечно, нельзя отождествить ни с одним из осцилляторов поля, взятым в отдельности, - она представляет собой результат процесса, захватывающего бесконечно большое число осцилляторов, и описывает некое возбуждение поля. Если осцилляторы не независимы (есть взаимодействия), то это отражается и на 'волнах возбуждения' или на соответствующих им 'частицах возбуждения' - они также перестают быть независимыми, могут рассеиваться друг на друге, порождаться и исчезать. Изучение поля, т. о., можно свести к рассмотрению квантованных волн (или 'частиц') возбуждений. Более того, никаких др. 'частиц', кроме 'частиц возбуждения', при данном методе описания не возникает, т.к. каждая частица-осциллятор отдельно в нарисованную общую картину квантованного осцилляторного поля не входит.

Рассмотренная 'осцилляторная модель' поля имеет в основном иллюстративное значение (хотя, например, она довольно полно объясняет, почему в физике твёрдого тела методы К. т. п. являются эффективным инструментом теоретического исследования). Однако она не только отражает общие важные черты теории, но и позволяет понять возможность различных подходов к проблеме квантового описания полей.

Первый из описанных выше методов ближе к так называемой гейзенберговской картине (или представлению Гейзенберга ) квантового поля. Второй - к 'представлению взаимодействия', которое обладает преимуществом большей наглядности и поэтому, как правило, будет использоваться в дальнейшем изложении. При этом, конечно, будут рассматриваться различные физические поля, не имеющие механической природы, а не поле механических осцилляторов. Так, рассматривая электромагнитное поле, было бы неправильным искать за электромагнитными волнами какие-то механические колебания: в каждой точке пространства колеблются (т. е. изменяются во времени) напряжённости электрического Е и магнитного Н полей. В гейзенберговской картине описания электромагнитного поля объектами теоретического исследования являются операторы ( х ) и ( х ) (и др. операторы, которые через них выражаются), появляющиеся на месте классических величин. Во втором из рассмотренных методов на первый план выступает задача описания возбуждений электромагнитного поля. Если энергия 'частицы возбуждения' равна E , а импульс р , то длина волны l и частота n соответствующей ей волны определяются формулами (1). Носитель этой порции энергии и импульса - квант свободного электромагнитного поля, или фотон. Т. о., рассмотрение свободного электромагнитного поля сводится к рассмотрению фотонов.

Исторически квантовая теория электромагнитного поля начала развиваться первой и достигла известной завершённости; поэтому квантовой теории электромагнитных процессов - квантовой электродинамике - отводится в статье основное место. Однако, кроме электромагнитного поля, существуют и др. типы физических полей: мезонные поля различных типов, поля нейтрино и антинейтрино, нуклонные, гиперонные и т.д. Если физическое поле является свободным (т. е. не испытывающим никаких взаимодействий, в том числе и самовоздействия), то его можно рассматривать как совокупность невзаимодействующих квантов этого поля, которые часто просто называют частицами данного поля. При наличии взаимодействий (например, между физическими полями различных типов) независимость квантов утрачивается, а когда взаимодействия начинают играть доминирующую роль в динамике полей, утрачивается и плодотворность самого введения квантов этих полей (по крайней мере, для тех этапов процессов в этих полях, для которых нельзя пренебречь взаимодействием). Квантовая теория таких полей недостаточно разработана и в дальнейшем почти не обсуждается.

5. Квантовая теория поля и релятивистская теория. Описание частиц высоких энергий должно проводиться в рамках релятивистской теории, т. е. в рамках специальной теории относительности Эйнштейна (см. Относительности теория ). Эта теория, в частности, устанавливает важное соотношение между энергией E , импульсом р и массой m частицы;

,(2)

( с - универсальная постоянная, равная скорости света в пустоте, с 3×1010 см / сек ). Из (2) видно, что энергия частицы не может быть меньше mc2 . Энергия, конечно, не возникает 'из ничего'. Поэтому минимальная энергия, необходимая для образования частицы данной массы m (она называется массой покоя), равна mc2 .

Если рассматривается система, состоящая из медленных частиц, то их энергия может оказаться недостаточной для образования новых частиц. В такой 'нерелятивистской' системе число частиц может оставаться неизменным. Это и обеспечивает возможность применения для её описания квантовой механики.

Всё изложенное выше относится к порождению частиц, имеющих отличную от нуля массу покоя. Но у фотона, например, масса покоя равна нулю, так что для его образования совсем не требуется больших, релятивистских, энергий. Однако и здесь невозможно обойтись без релятивистской теории, что ясно хотя бы из того, что нерелятивистская теория применима лишь при скоростях, много меньших скорости света с , а фотон всегда движется со скоростью с .

Кроме необходимости рассматривать релятивистскую область энергий, есть ещё одна причина важности теории относительности для К. т. п.: в физике элементарных частиц, изучение которых является одной из основных (и ещё не решенных) задач К. т. п., теория относительности играет фундаментальную роль. Это делает развитие релятивистской К. т. п. особенно важным.

Однако и нерелятивистская К. т. п. представляет значительный интерес хотя бы потому, что она успешно используется в физике твёрдого тела.

II. Квантовая электродинамика

1. Квантованное свободное поле. Вакуумное состояние поля, или физический вакуум. Рассмотрим электромагнитное поле, или - в терминах квантовой теории - поле фотонов. Такое поле имеет запас энергии и может отдавать её порциями. Уменьшение энергии поля на h n означает исчезновение одного фотона частоты n, или переход поля в состояние с уменьшившимся на единицу числом фотонов. В результате последовательности таких переходов в конечном итоге образуется состояние, в котором число фотонов равно нулю, и дальнейшая отдача энергии полем становится невозможной. Однако, с точки зрения К. т. п., электромагнитное поле не перестаёт при этом существовать, оно лишь находится в состоянии с наименьшей возможной энергией. Поскольку в таком состоянии фотонов нет, его естественно назвать вакуумным состоянием электромагнитного поля, или фотонным вакуумом. Следовательно, вакуум электромагнитного поля - низшее энергетическое состояние этого поля.

Представление о вакууме как об одном из состояний поля, столь необычное с точки зрения классических понятий, является физически обоснованным. Электромагнитное поле в вакуумном состоянии не может быть поставщиком энергии, но из этого не следует, что вакуум вообще никак не может проявить себя. Физический вакуум - не 'пустое место', а состояние с важными свойствами, которые проявляются в реальных физических процессах (см. ниже). Аналогично, и для др. частиц можно ввести представление о вакууме как о низшем энергетическом состоянии полей этих частиц. При рассмотрении взаимодействующих полей вакуумным называют низшее энергетическое состояние всей системы этих полей.

Если полю, находящемуся в вакуумном состоянии, сообщить достаточную энергию, то происходит возбуждение поля, т. е. рождение частицы - кванта этого поля. Т. о., появляется возможность описать порождение частиц как переход из 'ненаблюдаемого' вакуумного состояния в состояние реальное. Такой подход позволяет перенести в К. т. п. хорошо разработанные методы квантовой механики - свести изменение числа частиц данного поля к квантовым переходам этих частиц из одних состояний в другие.

Взаимные превращения частиц, порождение одних и уничтожение других, можно количественно описывать при помощи так называемого метода вторичного квантования [предложенного в 1927 П. Дираком и получившего дальнейшее развитие в работах В. А. Фока (1932)].

2. Вторичное квантование. Переход от классической механики к квантовой называют просто квантованием, или реже - 'первичным квантованием'. Как уже говорилось, такое квантование не даёт возможности описывать изменение числа частиц в системе. Основной чертой метода вторичного квантования является введение операторов, описывающих порождение и уничтожение частиц. Поясним действие этих операторов на простом примере (или модели) теории, в которой рассматриваются одинаковые частицы, находящиеся в одном и том же состоянии (например, все фотоны считаются имеющими одинаковую частоту, направление распространения и поляризацию). Т. к. число частиц в данном состоянии может быть произвольным, то этот случай соответствует бозе-частицам, или бозонам ,

подчиняющимся Бозе - Эйнштейна статистике .

В квантовой теории состояние системы частиц описывается волновой функцией или вектором состояния. Введём для описания состояния с N частицами вектор состояния YN; квадрат модуля YN, |YN|2, определяющий вероятность обнаружения N частиц, обращается, очевидно, в 1, если N достоверно известно. Это означает, что вектор состояния с любым фиксированным N нормирован на 1 . Введём теперь оператор уничтожения частицы а v и оператор рождения частицы а +. По определению, а v переводит состояние с N частицами в состояние с N -1 частицей, т. е.

(3)

Аналогично, оператор порождения частицы а + переводит состояние YN в состояние с N + 1 частицей:

,(4)

[множители в (3) и в (4) вводятся именно для выполнения условия нормировки: |YN|21]. В частности, при N 0 а+Y0 Y1 , где Y0 - вектор состояния, характеризующий вакуум; т. е. одночастичное состояние получается в результате порождения из 'вакуума' одной частицы. Однако аvY0 0 , поскольку невозможно уничтожить частицу в состоянии, в котором частиц нет; это равенство можно считать определением вакуума. Вакуумное состояние Y0 имеет в К. т. п. особое значение, т.к. из него при помощи операторов а + можно получить любое состояние. Действительно, в рассматриваемом случае (когда состояние всей системы определяется только числом частиц)

,

,(5)

-

Легко показать, что порядок действия операторов аv и а+ не безразличен. Действительно, аv(а+Y0) аvY1 Y0 , в то время как а+(аvY0) 0 . Т. о., (ava+ - a+av)Y0 Y0 , или

ava+-a+av 1 ,(6)

т. е. операторы а+ и аv являются непереставимыми (некоммутирующими). Соотношения типа (6), устанавливающие связь между действием двух операторов, взятых в различном порядке называется перестановочными соотношениями , или коммутационными соотношениями для этих операторов, а выражения вида - коммутаторами операторов и .

Если учесть, что частицы могут находиться в различных состояниях, то, записывая операторы порождения и уничтожения, надо дополнительно указывать, к какому состоянию частицы эти операторы относятся. В квантовой теории состояния задаются набором квантовых чисел , определяющих энергию, спин и др. физические величины; для простоты обозначим всю совокупность квантовых чисел одним индексом n : так, а+n обозначает оператор рождения частицы в состоянии с набором квантовых чисел n . Средние числа частиц, находящихся в состояниях, соответствующих различным n , называются числами заполнения этих состояний.

Рассмотрим выражение avn а+mY0 . Сначала на Y0 действует 'ближайший' к нему оператор а+m ; это отвечает порождению частицы в состоянии m . Если n m , то последующее действие оператора аvn приводит опять к Y0 , т. е. аvn а+n Y0 Y0 . Если n ¹ m ,то аvn а+m Y0 0 , поскольку невозможно уничтожение таких частиц, которых нет (оператор аvn описывает уничтожение частиц в таких состояниях n , каких не возникает при действии a+n на Y0 ). С учетом различных состоянии частиц перестановочные соотношения для операторов рождения и уничтожения имеют следующий вид:

аvnаvm -аvm аvn 0 ,

а+nа+m-а+m а+n 0 (7)

Однако существуют поля, для которых связь между произведением операторов рождения и уничтожения, взятых в различном порядке, имеет др. вид: знак минус в (7) заменяется на плюс (это называется заменой коммутаторов на антикоммутаторы),

(8)

аvnаvm -аvm аvn 0 , а+nа+m-а+m а+n 0

[эти соотношения также относят к классу перестановочных соотношений, хотя они и не имеют вида (6)]. Операторы, подчиняющиеся соотношениям (8), необходимо вводить для полей, кванты которых имеют полуцелый спин (т. е. являются фермионами ) и вследствие этого подчиняются Паули принципу , согласно которому в системе таких частиц (например, электронов) невозможно существование двух или более частиц в одинаковых состояниях (в состояниях с одинаковым набором всех квантовых чисел). Действительно, построив вектор состояния, содержащего 2 частицы (двухчастичного состояния), а+m а+n Y0 , нетрудно убедиться [учитывая (8)], что при n m он равен самому себе с обратным знаком; но это возможно только для величины, тождественно равной нулю. Т. о., если операторы рождения и уничтожения частиц удовлетворяют перестановочным соотношениям (8), то состояния с двумя (или более) частицами, имеющими одинаковые квантовые числа, автоматически исключаются. Такие частицы подчиняются Ферми - Дирака статистике . Для полей же, кванты которых имеют целый спин, операторы рождения и уничтожения частиц удовлетворяют соотношениям (7); здесь возможны состояния с произвольным числом частиц, имеющих одинаковые квантовые числа.

Наличие двух типов перестановочных соотношений имеет фундаментальное значение, поскольку оно определяет два возможных типа статистик.

Необходимость введения некоммутирующих операторов для описания систем с переменным числом частиц - типичная черта вторичного квантования.

Заметим, что 'первичное квантование' также можно рассматривать как переход от классической механики, в которой координаты q и импульсы p являются обычными числами (т. е., конечно, qp pq ), к такой теории, в которой q и р заменяются некоммутирующими операторами: . Переход от классической теории поля к квантовой (например, в электродинамике) производится аналогичным методом, но только роль координат (и импульсов) должны при этом играть величины, описывающие распределение поля во всём пространстве и во все моменты времени. Так, в классической электродинамике поле определяется значениями напряжённостей электрического Е и магнитного Н полей (как функций координат и времени). При переходе к квантовой теории Е и Н становятся операторами, которые не коммутируют с оператором числа фотонов в поле.

В квантовой механике доказывается, что если 2 каких-либо оператора не коммутируют, то соответствующие им физические величины не могут одновременно иметь точные значения. Отсюда следует, что не существует такого состояния электромагнитного поля, в котором были бы одновременно точно определёнными напряжённости поля и число фотонов. Если, в силу физических условий, точно известно число фотонов, то совершенно неопределёнными (способными принимать любые значения) оказываются напряжённости полей. Если же известны точно эти напряжённости, то неопределенным является число фотонов. Вытекающая отсюда невозможность одновременно положить равными нулю напряжённости поля и число фотонов и является физической причиной того, что вакуумное состояние не представляет собой просто отсутствие поля, а сохраняет важные физические свойства.

3. Полевые методы в квантовой теории многих частиц. Математические методы К. т. п. (как уже отмечалось) находят применение при описании систем, состоящих из большого числа частиц: в физике твёрдого тела, атомного ядра и т.д. Роль вакуумных состояний в твёрдом теле, например, играют низшие энергетические состояния, в которые система переходит при минимальной энергии (т. е. при температуре Т - 0). Если сообщить системе энергию (например, повышая её температуру), она перейдёт в возбужденное состояние. При малых энергиях процесс возбуждения системы можно рассматривать как образование некоторых элементарных возбуждений - процесс, подобный порождению частиц в К. т. п. Отдельные элементарные возбуждения в твёрдом теле ведут себя подобно частицам - обладают определенной энергией, импульсом, спином. Они называются квазичастицами . Эволюцию системы можно представить как столкновение, рассеяние, уничтожение и порождение квазичастиц, что и открывает путь к широкому применению методов К. т. п. (см. Твёрдое тело ). Одним из наиболее ярких примеров, показывающих плодотворность методов К. т. п. в изучении твердого тела является теория сверхпроводимости .

4. Кванты - переносчики взаимодействия. В классической электродинамике взаимодействие между зарядами (и токами) осуществляется через поле: заряд порождает поле и это поле действует на другие заряды. В квантовой теории взаимодействие поля и заряда выглядит как испускание и поглощение зарядом квантов Поля - фотонов. Взаимодействие же между зарядами, например между двумя электронами в К. т. п. является результатом их обмена фотонами: каждый из электронов испускает фотоны (кванты переносящего взаимодействие электромагнитного поля), которые затем поглощаются др. электроном. Это справедливо и для др. физических полей: взаимодействие в К. т. п. - результат обмена квантами поля.

В этой достаточно наглядной картине взаимодействия есть, однако, момент, нуждающийся в дополнительном анализе. Пока взаимодействие не началось, каждая из частиц является свободной, а свободная частица не может ни испускать, ни поглощать квантов. Действительно, рассмотрим свободную неподвижную частицу (если частица равномерно движется, всегда можно перейти к такой инерциальной системе отсчёта , в которой она покоится). Запаса кинетической энергии у такой частицы нет, потенциальной - излучение энергетически невозможно. Несколько более сложные рассуждения убеждают и в неспособности свободной частицы поглощать кванты. Но если приведённые соображения справедливы, то, казалось бы, неизбежен вывод о невозможности появления взаимодействий в К. т. п.

Чтобы разрешить этот парадокс, нужно учесть, что рассматриваемые частицы являются квантовыми объектами и что для них существенны неопределённостей соотношения . Эти соотношения связывают неопределённости координаты частицы (D х ) и её импульса (D р ):

(9)

Имеется и второе соотношение - для неопределённостей энергии D E и специфического времени D t данного физического процесса (т. е. времени, в течение которого процесс протекает):

.(10)

Если рассматривается взаимодействие между частицами посредством обмена квантами поля (это поле часто называется промежуточным), то за D t естественно принять продолжительность такого акта обмена. Вопрос о возможности испускания кванта свободной частицей отпадает: энергия частицы, согласно (10), не является точно определённой; при наличии же квантового разброса энергий D E законы сохранения энергии и импульса не препятствуют более ни испусканию, ни поглощению переносящих взаимодействие квантов, если только эти кванты имеют энергию ~ D E и существуют в течение промежутка времени .

Проведённые рассуждения не только устраняют указанный выше парадокс, но и позволяют получить важные физические выводы. Рассмотрим взаимодействие частиц в ядрах атомов. Ядра состоят из нуклонов, т. е. протонов и нейтронов. Экспериментально установлено, что вне пределов ядра, т. е. на расстояниях, больших примерно 10v12 см , взаимодействие неощутимо, хотя в пределах ядра оно заведомо велико. Это позволяет утверждать, что радиус действия ядерных сил имеет порядок L ~ 10v12 см .Именно такой путь пролетают, следовательно, кванты, переносящие взаимодействие между нуклонами в атомных ядрах. Время пребывания квантов 'в пути', даже если принять, что они движутся с максимально возможной скоростью (со скоростью света с ), не может быть меньше, чем D t '× L / c .Согласно предыдущему, квантовый разброс энергии D E взаимодействующих нуклонов получается равным D E ~ . В пределах этого разброса и должна лежать энергия кванта - переносчика взаимодействия. Энергия каждой частицы массы m складывается из её энергии покоя, равной mc2 ,и кинетической энергии, растущей по мере увеличения импульса частицы. При не слишком быстром движении частиц кинетическая энергия мала по сравнению с mc2 , так что можно принять D E ' mc2 . Тогда из предыдущей формулы следует, что квант, переносящий взаимодействия в ядре, должен иметь массу порядка . Если подставить в эту формулу численные значения величин, то оказывается, что масса кванта ядерного поля примерно в 200-300 раз больше массы электрона.

Такое полукачественное рассмотрение привело в 1935 японского физика-теоретика Х. Юкава к предсказанию новой частицы; позже эксперимент подтвердил существование такой частицы, названной пи-мезоном. Этот блистательный результат значительно укрепил веру в правильность квантовых представлений о взаимодействии как об обмене квантами промежуточного поля, веру, сохраняющуюся в значительной степени до сих пор, несмотря на то, что количественную мезонную теорию ядерных сил построить всё ещё не удалось.

Если рассмотреть 2 настолько тяжёлые частицы, что их можно считать классическими материальными точками, то взаимодействие между ними, возникающее в результате обмена квантами массы m ,приводит к появлению потенциальной энергии взаимодействия частиц, равной

,(11)

где r - расстояние между частицами, a g - так называемая константа взаимодействия рассматриваемых частиц с полем квантов, переносящих взаимодействие (или иначе - заряд, соответствующий данному виду взаимодействия).

Если применить эту формулу к случаю, когда переносчиками взаимодействия являются кванты электромагнитного поля - фотоны, масса покоя которых m 0, и учесть, что вместо g должен стоять электрический заряд е , то получится хорошо известная энергия кулоновского взаимодействия двух зарядов: U эл е2 / r .

5. Графический метод описания процессов. Хотя в К. т. п. рассматриваются типично квантовые объекты, можно дать процессам взаимодействия и превращения частиц наглядные графические изображения. Такого рода графики впервые были введены американским физиком Р. Фейнманом и носят его имя. Графики, или диаграммы, Фейнмана, внешне похожи на изображение путей движения всех участвующих во взаимодействии частиц, если бы эти частицы были классическими (хотя ни о каком классическом описании не может быть и речи). Для изображения каждой свободной частицы вводят некоторую линию (которая, конечно, есть всего лишь графический символ распространения частицы): так, фотон изображают волнистой линией, электрон - сплошной. Иногда на линиях ставят стрелки, условно обозначающие 'направление распространения' частицы. Ниже даны примеры таких диаграмм.

На рис. 1 изображена диаграмма, соответствующая рассеянию фотона на электроне: в начальном состоянии присутствуют один электрон и один фотон; в точке 1 они встречаются и происходит поглощение фотона электроном; в точке 2 появляется (испускается электроном) новый, конечный фотон. Это - одна из простейших диаграмм Комптон-эффекта.

Диаграмма на рис. 2 отражает обмен фотоном между двумя электронами: один электрон в точке 1 испускает фотон, который затем в точке 2 поглощается вторым электроном. Как уже говорилось, такого рода обмен приводит к появлению взаимодействия; т. о., данная диаграмма изображает элементарный акт электромагнитного взаимодействия двух электронов. Более сложные диаграммы, соответствующие такому взаимодействию, должны учитывать возможность обмена несколькими фотонами; одна из них изображена на рис. 3 .

В приведённых примерах проявляется некоторое общее свойство диаграмм, описывающих взаимодействие между электронами и фотонами: все диаграммы составляются из простейших элементов - вершинных частей, или вершин, одна из которых ( рис. 4 ) представляет испускание, а другая ( рис. 5 ) - поглощение фотона электроном. Оба эти процесса в отдельности запрещены законами сохранения энергии и импульса. Однако если такая вершина входит как составная часть в некоторую более сложную диаграмму, как это было в рассмотренных примерах, то квантовая неопределённость энергии, возникающая из-за того, что на промежуточном этапе некоторая частица существует короткое время D t , снимает энергетический запрет.

Частицы, которые рождаются, а затем поглощаются на промежуточных этапах процесса, называются виртуальными (в отличие от реальных частиц, существующих достаточно длительное время). На рис. 1 это - виртуальный электрон, возникающий в точке 1 и исчезающий в точке 2 , на рис. 2 - виртуальный фотон и т.д. Часто говорят, что взаимодействие переносится виртуальными частицами. Можно несколько условно принять, что частица виртуальна, если квантовая неопределённость её энергии D E порядка среднего значения энергии частицы, и её можно называть реальной, если D E < < (для относительно медленно движущихся частиц с неравной нулю массой покоя m это условие сведется к неравенству D E < < mc 2).

Диаграммы Фейнмана не только дают наглядное изображение процессов, но и позволяют при помощи определённых математических правил вычислять вероятности этих процессов. Не останавливаясь детально на этих правилах, отметим, что в каждой вершине осуществляется элементарный акт взаимодействия, приводящий к превращению частиц (т. е. к уничтожению одних частиц и рождению других). Поэтому каждая из вершин даёт вклад в амплитуду вероятности процесса, причём этот вклад пропорционален константе взаимодействия тех частиц (или полей), линии которых встречаются в вершине. Во всех приведённых выше диаграммах такой константой является электрический заряд е . Чем больше вершин содержит диаграмма процесса, тем в более высокой степени входит заряд в соответствующее выражение для амплитуды вероятности процесса. Так, амплитуда вероятности, соответствующая диаграммам 1 и 2 с двумя вершинами, квадратична по заряду ( ~ е2 ), а диаграмма 3 (содержащая 4 вершины) приводит к амплитуде, пропорциональной четвёртой степени заряда ( ~ е4 ). Кроме того, в каждой вершине нужно учитывать законы сохранения (за исключением закона сохранения энергии - его применимость лимитируется квантовым соотношением неопределённостей для энергии и времени): импульса (отвечающий каждой вершине акт взаимодействия может произойти в любой точке пространства, т. е. неопределённость координаты D х ¥, и, следовательно, импульс определён точно), электрического заряда и т.д., а также вводить множители, зависящие от спинов частиц.

Выше были рассмотрены лишь простейшие виды диаграмм для некоторых процессов. Эти диаграммы не исчерпывают всех возможностей. Каждую из простейших диаграмм можно дополнить бесконечным числом всё более усложняющихся диаграмм, включающих всё большее число вершин. Например, приведённую на рис. 1 'низшую' диаграмму Комптон-эффекта можно усложнять, выбирая произвольно пары точек на электронных линиях и соединяя эти пары волнистой фотонной линией ( рис. 6 ), т.к. число промежуточных (виртуальных) фотонных линий не лимитировано.

6. Взаимодействие частицы с вакуумом электромагнитного поля. Излучение атома. На приведённых графиках взаимодействия двух электронов ( рис. 2 и 3 ) каждый из фотонов порождается одним и поглощается др. электроном. Однако возможен и др. процесс ( рис. 7 ): фотон, испущенный электроном в точке 1 , через некоторое время поглощается им же в точке 2 . Поскольку обмен квантами обусловливает взаимодействие, то такой график также является одной из простейших диаграмм взаимодействия, но только взаимодействия электрона с самим собой, или, что то же самое, с собственным полем. Этот процесс можно также назвать взаимодействием электрона с полем виртуальных фотонов, или с фотонным вакуумом (последнее название определяется тем, что реальных фотонов здесь нет). Т. о., собственное электромагнитное (электростатическое) поле электрона создаётся испусканием и поглощением (этим же электроном) фотонов. Такие взаимодействия электрона с вакуумом обусловливают экспериментально наблюдаемые эффекты (что свидетельствует о реальности вакуума). Самый значительный из этих эффектов - излучение фотонов атомами. Согласно квантовой механике, электроны в атомах располагаются на квантовых энергетических уровнях, а излучение фотона происходит при переходе электрона с одного (высшего) уровня на другой, обладающий меньшей энергией. Однако квантовая механика оставляет открытым вопрос о причинах таких переходов, сопровождающихся так называемым спонтанным ('самопроизвольным') излучением; более того, каждый уровень выглядит здесь как вполне устойчивый. Физической причиной неустойчивости возбуждённых уровней и спонтанных квантовых переходов, согласно К. т. п., является взаимодействие атома с фотонным вакуумом. Образно говоря, взаимодействие с фотонным вакуумом трясёт, раскачивает атомный электрон - ведь при испускании и поглощении каждого виртуального фотона электрон испытывает толчок, отдачу; без этого электрон двигался бы устойчиво по орбите (ради наглядности, примем этот полуклассический образ). Один из таких толчков заставляет электрон 'упасть' на более устойчивую, т. е. обладающую меньшей энергией, орбиту; при этом освобождается энергия, которая идёт на возбуждение электромагнитного поля, т. е. на образование реального фотона.

То, что взаимодействие электронов с фотонным вакуумом обусловливает саму возможность переходов в атомах (и в др. излучающих фотоны системах), а значит, и излучение, - это наибольший по масштабу и по значению эффект в квантовой электродинамике. Однако есть и другие, гораздо более слабые, 'вакуумные эффекты', очень важные в принципиальном отношении; некоторые из них будут обсуждены в разделе III.

7. Электронно-позитронный вакуум . В 1928 английский физик П. Дирак , решая задачу о релятивистском квантовом уравнении движения электрона, предсказал, что у электрона должен быть 'двойник' - античастица, отличающаяся от электрона знаком электрического заряда. Такая частица, названная позитроном ,вскоре была обнаружена экспериментально. Позитрон не может порождаться в одиночку - это исключается, например, законом сохранения электрического заряда. Электроны и позитроны могут появляться и исчезать (аннигилировать) лишь парами. Для рождения электронно-позитронной пары необходима достаточно большая энергия (не меньше удвоенной энергии покоя электрона), которую может поставить, например, 'жёсткий', т. е. имеющий большую энергию, фотон (гамма-квант), налетающий на какую-либо заряженную частицу. Однако рождение пары может происходить и виртуально. Тогда образовавшаяся пара, просуществовав очень недолгое время D t , аннигилирует. Квантовый разброс энергий D E ~, если D t очень мало, делает такой процесс энергетически разрешенным.

Графически процесс рождения и аннигиляции виртуальной электронно-позитронной пары изображен на рис. 8 : фотон в точке 1 исчезает, порождая пару, которая затем аннигилирует в точке 2, в результате чего вновь образуется фотон. (Позитрон изображается такой же сплошной линией, как и электрон, на которой условно стрелка направлена в противоположную сторону, т. е. 'вспять' во времени.)

То обстоятельство, что электроны и позитроны не могут появляться и исчезать порознь, а возникают и уничтожаются только парами, показывает глубокое физическое единство электронно-позитронного поля. Электронное и позитронное поля выглядят как обособленные лишь до тех пор, пока не рассматриваются процессы, связанные с изменением числа электронов и позитронов.

Античастицы есть не только у электронов. Установлено, что каждая частица (кроме так назывемых истинно нейтральных частиц, например фотона и нейтрального пи-мезона) имеет свою античастицу. Процессы, подобные виртуальному рождению и аннигиляции электронно-позитронных пар, существуют для любых пар частица-античастица.

III. Метод возмущений в квантовой теории поля

1. Математическая и физическая частица. Полевая масса. Перенормировка массы. Для описания взаимодействующих полей часто применяется следующий метод (который фактически уже был использован выше). Сначала рассматриваются кванты свободных полей (частицы). Это так называемое нулевое приближение, в котором взаимодействие вообще не учитывается. Затем в рассмотрение вводится взаимодействие - частицы перестают быть независимыми, появляется возможность их рассеяния, порождения и уничтожения в результате взаимодействия. Последовательное увеличение числа учитываемых процессов, обусловленных взаимодействием, математически достигается применением так называемого метода возмущений. Ввиду большой роли, которую играет этот метод в теории, обсудим его физический смысл подробнее. Процедура последовательного уточнения вклада от взаимодействий фактически применяется и в классической электродинамике. Поясним это на примере электрона и создаваемого им электромагнитного поля. Электрон выступает в теории как носитель определённой массы m0 . Но так как он порождает электромагнитное поле, имеющее энергию Еэл , а следовательно (согласно релятивистскому соотношению E mc2 , и массу Еэл/c2 , то, ускоряя электрон, нужно преодолевать и инерцию его электромагнитного (в простейшем случае - кулоновского) поля.

Т. о., вводя в рассмотрение взаимодействие между электроном и электромагнитным полем, к 'неполевой', или 'затравочной', массе m0 необходимо добавить 'полевую' часть массы mпол Еэл/ c 2. Вычисление полевой массы для точечной частицы (а именно такими приходится считать рассматриваемые в нулевом приближении 'затравочные' частицы) приводит к лишённому физического смысла результату: mпол оказывается бесконечно большой. Действительно, энергия кулоновского поля частицы, имеющей заряд е и протяжённость а , равна Екул ke2/a ( k - множитель порядка единицы, численное значение которого зависит от распределения заряда); переход к точечной частице ( a - 0) приводит Екул - ¥.

Бесконечное значение (расходимость) полевой массы (хотя и в несколько измененном, 'ослабленном' виде) сохраняется и при переходе от классической теории к квантовой. Больше того, появляются и расходимости др. типов. Анализ встречающихся здесь трудностей привёл к появлению идеи так называемых перенормировок. Деление массы на полевую и неполевую возникает (как видно из предыдущего) из-за принятого метода рассмотрения: вначале вводится свободная 'затравочная' частица, а затем 'включается' взаимодействие. В эксперименте, конечно, нет ни 'затравочной', ни полевой массы, там проявляется только общая масса частицы. В теории, что очень существенно, эти массы также выступают лишь в сумме, а не порознь, Объединение полевой и неполевой массы и использование для суммарной массы значения, получаемого не теоретически, а из опыта, называется перенормировкой массы.

Традиционный путь построения теории в рамках метода теории возмущений таков: вначале формулируется теория свободных (не взаимодействующих) частиц, а затем вводится в рассмотрение взаимодействие между ними. Так, например, сначала строится теория свободных электронов (или электронно-позитронного поля), а затем рассматривается взаимодействие этих 'математических', или 'голых', электронов с электромагнитным полем. Однако реально существующие в природе 'физические' электроны, в отличие от 'математических', всегда взаимодействуют с фотонами (хотя бы с виртуальными), и 'выключить' это взаимодействие можно только умозрительно. Важной частью идеи перенормировок является указание на необходимость построения теории, в которой выступали бы не математические, а физические частицы.

Любопытно, что природа в какой-то мере даёт возможность увидеть различие между частицей со 'включенным' и 'выключенным' электромагнитным взаимодействием. Например, известны три пи-мезона: с положительным (p+), отрицательным (pv) и нулевым (p|) электрическими зарядами. Это различные зарядовые состояния одной и той же частицы, Заряженные мезоны (p+ и pv) имеют большую массу, чем нейтральный (p|); очевидно, здесь проявляется добавка, обусловленная полевой (электромагнитной) массой, хотя теория пока не может достаточно четко объяснить этого явления количественно.

В К. т. п. процесс 'облачения' математической частицы, т. е, её превращение в физическую, выглядит сложнее, чем в классической электродинамике, где всё сводится к 'пристёгиванию' к частице кулоновского 'шлейфа'. В квантовой теории физическая частица отличается от математической 'шубой', гораздо более сложной по своему строению: её образуют 'облака' рождаемых и вслед затем поглощаемых частицей виртуальных квантов. Это могут быть кванты любого из полей, с которыми частица находится во взаимодействии (электромагнитного, электронно-позитронного, мезонного и т.д.). 'Шуба' не есть нечто застывшее, - образующие её кванты непрерывно порождаются и поглощаются. 'Шуба' пульсирует, т. е. несущая её частица как бы проводит часть времени в 'облачённом', а часть - в 'голом' состоянии. Какую именно часть - это определяется степенью интенсивности взаимодействий. Например, мезонные взаимодействия нуклонов более чем в сто раз интенсивнее электромагнитных; это позволяет предполагать, что мезонное 'одеяние' протона более чем в сто раз 'плотнее' электромагнитного. Это, может быть, позволяет понять, почему квантовая теория электромагнитных процессов даже при далеко не полном учёте вакуумных эффектов блестяще согласуется с экспериментом, тогда как мезонная теория не добилась таких успехов. В квантовой электродинамике можно ограничиться рассмотрением процессов с малым числом виртуальных фотонов и виртуальных электроннопозитронных пар, что соответствует учёту небольшого числа 'низших' поправок по методу теории возмущений; в мезонной теории это не приводит к успеху, что и создаёт трудности, которые будут рассмотрены в разделе IV.

Все приведённые выше рассуждения о 'шубе' частиц являются, строго говоря, полуинтуитивными и не могут быть пока переведены на язык точной теории. Однако они могут быть полезными хотя бы потому, что помогают уяснить отличие математической частицы от физической и понять, что описание последней является далеко не простой задачей.

2. Поляризация вакуума . Перенормировка заряда. Электрическое (и в первую очередь кулоновское) поле заряженной частицы оказывает влияние на распределение виртуальных электронно-позитронных пар (и пар любых других заряженных частиц-античастиц). Реальный электрон притягивает виртуальные позитроны и отталкивает виртуальные электроны. Это должно приводить к явлениям, напоминающим поляризацию среды, в которую вносится заряженная частица. Для описания таких явлений опять применим метод возмущений.

Поляризация электронно-позитронного вакуума (принято использовать подсказываемый приведённой аналогией термин) является чисто квантовым эффектом, вытекающим из К. т. п. Эта поляризация приводит к тому, что электрон оказывается окруженным плотным слоем позитронов из виртуальных пар, так что эффективный заряд электрона должен существенно изменяться. Возникает экранировка заряда, т. е. его эффективное уменьшение. Если рассматривать 'затравочные' частицы как точечные, то экранировка оказывается полной, т. е. эффективный заряд нулевым (проблема 'заряда нуль'). Для преодоления этой трудности используется идея перенормировки заряда. Здесь почти дословно повторяются приводившиеся при обсуждении перенормировки массы аргументы. Назовём 'затравочным' заряд, который был бы у частицы, если бы исчезло взаимодействие с электронно-позитронным вакуумом (будем говорить только о нём, хотя, конечно, нужно учитывать и влияние виртуальных пар др. полей). Наличие такого взаимодействия приводит к появлению 'поправки' к заряду. Корректно вычислять её физики не умеют, как не умеют и определять 'затравочный' заряд. Но поскольку эти две части заряда ни в эксперименте, ни в теории не выступают порознь, можно обойти трудность, подставляя на место общего заряда величину, непосредственно взятую из опыта. Эта процедура называется перенормировкой заряда. Перенормировки заряда и массы не решают проблем, возникающих в теории точечных частиц, они лишь изолируют эти проблемы на некотором этапе теории и (что весьма важно) дают возможность выделить конечные наблюдаемые части из бесконечных значений для некоторых величин, характеризующих физические частицы.

3. Некоторые наблюдаемые 'вакуумные' эффекты. Существует возможность экспериментально наблюдать влияние'вакуума' на частицы. Оказывается, что 'шуба' физических частиц зависит оттого, какие внешние поля действуют на эту частицу. Иначе говоря, полевые добавки к энергии частицы зависят от её состояния. Общая полевая энергия, как уже говорилось, получается в теории точечных частиц бесконечно большой, но из этой бесконечно большой величины можно выделить конечную часть, которая меняется в зависимости от состояния частицы и поэтому может быть обнаружена на опыте.

Лэмбовский сдвиг уровня. В атоме водорода (и некоторых др. лёгких атомах) имеются два состояния - 2S1/2 и 2P1/2 , энергии которых, согласно квантовой механике, должны совпадать. В то же время картина движения электронов в этих состояниях различна. Образно говоря, S -электрон (электрон в S -состоянии) проводит основную часть своего времени вблизи ядра, а Р -электрон в среднем находится на большем удалении от ядра. Поэтому S -электрон в среднем находится в более сильном поле, чем Р -электрон. Это приводит к тому, что добавки к энергии за счёт взаимодействия с фотонным вакуумом у Р -электрона и у S -электрона оказываются разными, что можно пояснить наглядно. Как уже говорилось, взаимодействие с вакуумом как бы раскачивает, трясёт электрон. Вместо того чтобы двигаться по некоторой устойчивой, например круговой, орбите радиуса r (примем опять этот классический образ), электрон начинает хаотически отклоняться то в одну, то в другую сторону от этой орбиты. При отклонении в каждую сторону на D г энергия меняется по-разному. Действительно, кулоновская энергия электрона в поле ядра меняется по закону: Епотенц . ~ 1/ r ; при увеличении r на D г энергия изменяется на величину , а при уменьшении r на D r, на величину , т. е. абсолютное значение больше, чем D E . Это приводит к тому, что 'вакуумное дрожание' электрона меняет значение его потенциальной энергии. Особенно заметно это изменение там, где сама потенциальная энергия велика и быстро меняется с изменением r, т. е. вблизи ядра. Т. о., для S -электронов вакуумные добавки к энергии (они называются радиационными поправками) должны быть больше, чем для Р -электронов, что и 'раздвигает' уровни их энергии, которые без этого совпадали бы. Величина расщепления, называемая лэмбовским сдвигом уровней (впервые он был теоретически объяснён Х. Бете и обнаружен экспериментально в 1947 американскими физиками У. Лэмбом и Р. Резерфордом), согласно К. т. п., оказывается равной (если выражать её в единицах частоты n): для водорода 1057,77 Мгц, для дейтерия 1058,9 Мгц, для гелия 14046,3 Мгц (переход к энергетическим единицам - эргам - производится по формуле E h n , где n выражено в гц ) . Эти значения находятся в таком хорошем соответствии с данными эксперимента, что дальнейшее увеличение экспериментальной точности приведёт уже к обнаружению эффектов, обусловленных не электромагнитными взаимодействиями, а так называемыми сильными взаимодействиями .

Аномальный магнитный момент. Не менее замечательна точность, с которой вычисляется аномальный магнитный момент электрона, также отражающий 'вакуумные' (радиационные) влияния на эту частицу. Из квантовой теории электрона П. Дирака следует, что электрон должен обладать магнитным моментом

.(12)

Но это относится к 'голому' электрону. Процесс его 'облачения' меняет магнитный момент. Включив в рассмотрение взаимодействие электрона с вакуумом, нужно прежде всего заменить заряд ( е0 ) и массу ( m0 ) идеализированной математической частицы на физические значения этих величин:

m0 - m физич., е0 - ефизич ..

Однако этим не исчерпывается учёт наблюдаемых эффектов. Магнитный момент - величина, обусловливающая взаимодействие покоящейся частицы с внешним магнитным полем. Поправки появляющиеся в выражении для энергии такого взаимодействия, естественно интерпретировать как результат появления 'вакуумных' добавок к магнитному моменту (эти добавки, впервые теоретически исследованные Ю. Швингером , и называется аномальным магнитным моментом). Аномальный магнитный момент электрона вычислен и измерен с высокой точностью, о чем можно судить по следующим данным:

mтеоретич. mнормальн. + mанормальн. m0 + m0 1,0011596m0,(13)

где a - так называемая постоянная тонкой структуры, равная

точнее ;(14)

mэксперим. (1,0011609|0,0000024) m0.(15).

Здесь опять наблюдается поразительное совпадение измеренного магнитного момента электрона и его значения, полученного на основе К. т. п.

Рассеяние света на свете. Существуют и др. описываемые К. т. п. эффекты. Ограничимся рассмотрением ещё одного эффекта, который предсказывается К. т. п. Известно, что для электромагнитных волн справедлив принцип суперпозиции: электромагнитные волны, накладываясь, не оказывают друг на друга никакого влияния. Этот принцип наложения волн без взаимных искажений переходит из классической теории в квантовую, где он принимает форму утверждения об отсутствии взаимодействия между фотонами. Однако положение меняется, если учесть эффекты, обусловленные электронно-позитронным вакуумом.

Диаграмма, изображенная на рис. 9 , соответствует следующему процессу: в начальном состоянии имеется два фотона; один из них в точке 1 исчезает, породив виртуальную электронно-позитронную пару; второй фотон поглощается одной из частиц этой пары (на приведённой диаграмме - позитроном) в точке 2 . Затем появляются конечные фотоны: один из них рождается в точке 3 виртуальным электроном, а другой возникает в результате аннигиляции пары в точке 4 . Эта диаграмма (и бесчисленное множество других, более сложных) показывает, что благодаря виртуальным электронно-позитронным парам должно появляться взаимодействие между фотонами, т. е. принцип суперпозиции должен нарушаться. Нарушения должны проявляться в таких процессах, как рассеяние света на свете (однако эффект этот настолько мал, что его ещё не удалось наблюдать на опыте). Вне экспериментальных возможностей лежит пока и имеющий несколько большую вероятность процесс рассеяния фотонов на внешнем электростатическом поле. Но успехи квантовой электродинамики настолько велики, что не приходится сомневаться в достоверности и этих её предсказаний.

Кроме указанных эффектов, 'высшие' поправки, которые вычисляются по методу возмущений (радиационные поправки), появляются в процессах рассеяния заряженных частиц и в некоторых др. явлениях.

IV. Трудности и проблемы квантовой теории поля

1. Успех, нуждающийся в объяснении. Успехи квантовой электродинамики, о которых говорилось выше, впечатляющи, но не вполне объяснимы. Эти успехи связаны с анализом только простейших, низших диаграмм Фейнмана, учитывающих лишь небольшое число виртуальных частиц, или - на математическом языке - низшие приближения теории возмущений. К каждой из таких диаграмм можно добавлять (рассматривая более высокие приближения) бесчисленное число все более усложняющихся диаграмм высших порядков, включающих всё большее число внутренних линий (каждая такая внутренняя линия отвечает виртуальной частице). Правда, в такие усложненные диаграммы, будет входить всё увеличивающееся число вершин, каждая же вершина вносит в выражение для амплитуды вероятности процесса множитель е , точнее e /. Поскольку внутренние линии имеют два конца (две вершины), добавление каждой внутренней линии, грубо говоря, изменяет амплитуду в e2/ ' 1/137 раз. Если записать амплитуду в виде суммы членов с возрастающими степенями величины a e 2/ c (математически построение такой суммы, или ряда, и соответствует применению метода теории возмущений), то каждому следующему члену будет соответствовать диаграмма Фейнмана со всё большим числом внутренних линий. Каждый член ряда должен быть поэтому примерно на два порядка (в сто раз) меньше предыдущего. Поэтому, казалось бы, действительно, высшие диаграммы дают ничтожный вклад и могут быть отброшены. Однако более внимательное рассмотрение показывает, что, поскольку число таких отброшенных диаграмм бесконечно велико, оценка их вклада не проста и не очевидна. Задача усложняется ещё и тем, что a выступает в комбинации с множителем, пропорциональным логарифму энергии, так что при высоких энергиях метод возмущений оказывается неэффективным.

Если в квантовой электродинамике данная проблема может показаться не очень актуальной, т.к. здесь теория блестяще описывает опыт, то в теориях др. полей положение иное.

2. Проблема сильных взаимодействий. Теория сильных взаимодействий начала развиваться по аналогии с квантовой электродинамикой, только роль переносчиков взаимодействия приписывалась, как уже говорилось выше, пи-мезонам - частицам, обладающим массой покоя, примерно в двести раз превосходящей массу покоя электрона. Однако здесь выявилось обстоятельство, принципиально отличающее электродинамику от мезодинамики: константа взаимодействия g , т. е. величина, играющая роль заряда в сильных взаимодействиях относительно велика, и вместо e 2/ ' 1/137 < < 1 в мезодинамике появляется величина g 2/ > 1 . Поэтому те аргументы, которые в электродинамике в какой-то степени оправдывают отбрасывание высших диаграмм (т. е. использование низших приближений теории возмущений), в мезодинамике теряют силу. Не удивительно, что учет только низших диаграмм в случае сильно взаимодействующих частиц не согласуется с опытом. Иначе говоря, метод возмущений для вычисления амплитуды вероятности здесь неприменим.

В К. т. п. сложилась довольно своеобразная ситуация: уравнения для взаимодействующих полей написаны уже много лет назад, найден, в принципе, способ выделить то, что отвечает физическим частицам, и в то же время точно решать эти уравнения теоретики не умеют. Приближённые же методы, в первую очередь метод теории возмущений, далеко не всегда пригодны. Но, не зная точного решения уравнений К. т. п., трудно судить с уверенностью, хороши ли эти уравнения, а значит, и те физические представления, на которых они основаны.

Трудности решения уравнений К. т. п. порождают не только 'технические' проблемы. Метод решения в значительной мере определяет те физические образы, с которыми оперирует теория. Что такое, например, 'математические' частицы и процедура их 'облачения', о которой говорилось выше- Все эти представления продиктованы теорией возмущений: в нулевом приближении взаимодействие вообще не учитывается (отсюда - 'голые' частицы), в следующих - взаимодействие учитывается введением одной, двух и т.д. виртуальных частиц; так возникает картина постепенного 'обрастания' частицы облаком виртуальных квантов. Но в природе нет никаких 'математических' частиц, все частицы - 'физические', именно их должна описывать теория. Хотя в теории перенормировок выдвигается именно такая программа, конкретные вычисления заставляют возвращаться к теории возмущений (отметим, что в электродинамике доказывается принципиальная возможность провести перенормировки в любом приближении).

3. Проблема перенормируемости. Анализ трудностей теории. До появления идеи перенормировок К. т. п. не могла рассматриваться как непротиворечивое построение, поскольку в ней появлялись бессмысленные бесконечно большие значения (расходимости) для некоторых физических величин и отсутствовало понимание того, что же с ними делать. Идея перенормировок не только объяснила наблюдаемые эффекты, но одновременно придала всей теории черты логической замкнутости, устранив из неё расходимости.

Образно говоря, был предложен метод учёта изменений 'шубы' физических частиц в зависимости от внешних условий и количественные исследования связанных с этим эффектов. В то же время само 'облачение' частицы выпадает из рассмотрения. Частица рассматривается как целое в её внешних проявлениях, т. е. во взаимодействии с др. частицами.

Далеко не всегда программа перенормировок может быть проведена успешно, т. е. перенормировка конечного числа величин устраняет расходимости. В некоторых случаях рассмотрение диаграмм всё более высокого порядка приводит к появлению расходимостей новых типов - тогда говорят, что теория неперенормируема. Такова, например, теория слабых взаимодействий . Быть может, здесь теория встречается с такими объектами, внутренняя структура которых сказывается в их взаимодействиях.

Т. о., метод возмущений, в котором в качестве отправного пункта используется представление о свободных полях, а затем рассматривается всё более усложняющаяся картина взаимодействий, оказывается эффективным в квантовой электродинамике, т.к. в этой теории с помощью перенормировок можно получить результаты, хорошо согласующиеся с экспериментом. Однако даже в этой теории проблема расходимостей не может считаться решенной (расходимости не устраняются, а только изолируются). В др. теориях положение ещё сложнее: в теории сильных взаимодействий метод возмущений перестаёт быть применимым, в теории слабых взаимодействий обнаруживается неперенормируемость. Т. е. существуют несомненные фундаментальные трудности К. т. п., не нашедшие пока решения.

Есть несколько тенденций в объяснении причин возникновения этих трудностей, Согласно одной из точек зрения, все затруднения обусловлены неправильным методом решения уравнений К. т. п. Действительно, метод возмущений имеет очевидные минусы; больше того, именно он порождает, например, проблему перенормировок. Если пользоваться гейзенберговской картиной при описании полей, то можно избежать необходимости вводить 'математические' частицы и рассматривать их последующее 'облачение', Единственные частицы, которые при этом фигурируют в теории, - 'физические'. Но, чтобы ввести такие частицы, нужно принять, что все взаимодействия начинаются в некоторый (хотя, возможно, и очень отдалённый) момент, а затем, в будущем (которое также может быть очень далёким) заканчиваются. Такое представление действительно близко к тому, что выступает в эксперименте, где взаимодействие начинается, когда какие-то частицы налетают на др. частицы-мишени, а продукты, образовавшиеся при столкновении, по истечении некоторого времени разлетаются так далеко, что взаимодействие между ними прекращается. Возможность рассматривать асимптотически (т. е. в моменты времени t - ¥ и t +¥) свободные поля, а следовательно, и частицы не снимает, однако, всех трудностей, т.к. достаточно эффективных методов решения уравнений для гейзенберговских операторов пока найти не удалось. Т. о., согласно этой точке зрения, причина затруднений - именно в неумении достаточно корректно решать уравнения К. т. п.

Распространено также мнение, что и избавившись от всех недостатков метода возмущений, теория не обретёт желаемого совершенства, т. е. что трудности имеют не математическую, а физическую природу. Указывается, например, что рассмотрение ограниченного числа типов взаимодействующих полей неправомерно, т.к. все поля взаимосвязаны. Возможно, последовательное рассмотрение всех полей в их взаимодействии (включая и гравитационное поле) приведёт к правильному и непротиворечивому описанию явлений.

Пересмотр представлений о взаимодействии типичен и для так называемых нелокальных квантовых теорий поля, исходящих из предположения, что взаимодействие между полями 'размазано', так как определяется не только значениями этих полей в одной и той же точке пространства и в одинаковые моменты времени. Требования теории относительности налагают весьма жёсткие ограничения на возможные типы 'размазывания', что, в частности, приводит к возникновению проблемы причинного описания в нелокальных теориях.

Ещё одна тенденция: причина затруднений усматривается в том, что современная теория пытается излишне детализировать описание явлений в микромире. Подобно тому, как при переходе от классической механики к квантовой теряют смысл такие классические представления, как траектория частицы, прослеживание её координаты во все чередующиеся моменты времени, невозможно (и неправильно) пытаться описать в принятых понятиях детальную картину эволюции поля во времени - можно лишь ставить вопрос о вероятности перехода из начальных состояний поля, когда взаимодействие ещё не началось, в конечные состояния, когда оно уже закончилось. Задача заключается в нахождении законов, определяющих вероятности таких переходов (заметим, что такая программа фактически выходит за рамки традиционной К. т. п.). На первый план при этом выступает оператор (называемый S -матрицей), устанавливающий связь между вектором состояния Y(v¥) в бесконечном прошлом ( t v ¥ ) и вектором Y(+¥), относящимся к бесконечному будущему ( t + ¥ ): Y(+¥) SY(v¥) . Проблема заключается в нахождении законов, определяющих S -матрицу, причём таких законов, которые не основывались бы на детализированном описании эволюции системы во все промежуточные между t v ¥ и t + ¥ моменты времени. Об открывающихся здесь возможностях могут, например, свидетельствовать исследования, базирующиеся на рассмотрении зависимости S -матрицы от заряда и приводящие к новым типам решений задач К. т. п.

Нельзя не упомянуть, наконец, ещё об одном распространённом мнении, согласно которому для устранения дефектов теории необходим радикальный шаг, принципиально новая идея, в результате которой будет введена в рассмотрение новая универсальная постоянная, например фундаментальная (элементарная) длина. Уже неоднократно предпринимались попытки пересмотра представлений о пространстве и времени, также использующие представление о такой фундаментальной длине (см. Квантование пространства-времени ).

Анализ причин, приводящих к появлению трудностей в теории, имеет большое значение. Но едва ли не большую роль играют новые пути развития теории. Некоторые из них рассматриваются ниже.

V. Некоторые новые методы в квантовой теории поля

Одним из важных примеров нового подхода к исследованию квантовых полей является так называемый аксиоматический подход. Для него типичны тщательный анализ положений, образующий математический и физический фундамент теории, и выделение из их числа наиболее 'надёжных'. К числу таких положений ('аксиом') относятся: релятивистская инвариантность (т. е. удовлетворение требованиям теории относительности); условие причинности , или локальности взаимодействия, приводящее к требованию, чтобы коммутировали операторы полей, относящиеся к различным точкам пространства и к таким моментам времени, которые исключают возможность обмена сигналами со скоростью, превосходящей скорость света (исключение сверхсветовых сигналов соответствует требованию, чтобы причина всегда предшествовала во времени следствию); условие так называемой спектральности, означающее требование, чтобы энергии всех допустимых состояний физической системы (спектр энергий) были положительными (если считать энергию вакуумного состояния равной нулю). Очень важен вопрос о том, можно ли на базе принимаемых аксиом получать экспериментально проверяемые предсказания, относящиеся к взаимодействующим полям. Не менее важно понять, можно ли на данной основе построить непротиворечивую теорию таких полей.

Одна из причин, обусловливающих интерес к аксиоматическому подходу, заключается в том, что он должен указать доступные экспериментальному изучению следствия, вытекающие из современных представлений о пространстве и времени, и тем самым сделать возможным прямую проверку этих представлений. Так, эксперименты, в которых обнаружилось бы нарушение аксиомы локальности, служили бы доказательством необходимости ревизии физической картины пространства-времени на сверхмалых расстояниях.

Важнейшим примером того, что можно вывести из фундаментальных постулатов К. т. п., является СРТ-теорема . Оказывается, что из условия локальности и релятивистской инвариантности вытекает, что теория должна быть инвариантной по отношению к трём одновременно производимым операциям: пространственному отражению Р (замене координат r на v r ), инверсии времени Т (замене времени t на v t ), зарядовому сопряжению С (замене частиц на античастицы); более наглядно, СРТ -теорема формулируется как утверждение об инвариантности теории по отношению к замене в любом процессе падающих частиц на уходящие античастицы. Нетривиальность СРТ -теоремы видна хотя бы из того, что, например, инвариантность только по отношению к пространственному отражению или (и) к зарядовому сопряжению отсутствует.

И ещё одна особенность аксиоматического подхода: проводимые в его рамках тщательные исследования позволяют обнаруживать те исходные положения в традиционной К. т. п., которые нуждаются в логическом и математическом уточнении.

Интенсивное развитие техники ускорителей заряженных частиц и обязанное ему небывалое увеличение потока экспериментальной информации об элементарных частицах заметно отразились на направлении теоретических поисков. Особое внимание привлекает величина, имеющая непосредственный физический смысл, - амплитуда рассеяния (квадрат её модуля определяет вероятность процесса). Для каждого процесса амплитуде рассеяния можно поставить в соответствие диаграмму, напоминающую по виду диаграмму Фейнмана, но имеющую принципиально иной смысл. Рассмотрим, например, диаграмму, изображенную на рис. 10 . Она похожа ( рис. 4 и 5 ) на график вершинной части (и называется также вершинной), но теперь это не графическое изображение приближённого (полученного при помощи теории возмущений) решения некоторого уравнения, - график просто фиксирует процесс, в котором принимают участие частицы А , В и С .Если масса mA частицы А больше суммы масс mB + mC частиц В и С , то диаграмма описывает реальный распад А - В + С . Если распад энергетически запрещен, то хотя бы одна из линий диаграммы относится к виртуальной частице. Кружок на рис. 10 означает, что вершина является физической, т. е. непосредственно соответствует тому, что выступает в эксперименте. Если линии А и В относятся к реальным нуклонам (например, протонам), а линия С изображает виртуальный фотон, то такая вершинная часть зависит лишь от одной переменной. Требования теории относительности заставляют выбрать в качестве такой переменной величину , так как только такая комбинация из энергии Ec и импульса рс частицы не меняется при переходе от одной инерциальной системы отсчёта к другой; величина рс называется четырёхмерным импульсом частицы С . Для реальной частицы , при этом говорят, что частица лежит на массовой поверхности. Виртуальные частицы лежат 'вне массовой поверхности'; это обусловлено наличием заметного квантового разброса энергии, или, что эквивалентно, квантового разброса масс.

Зависимость амплитуды рассеяния от описывает наблюдаемое на опыте с распределение электрического заряда, магнитного момента и всех высших электрических и магнитных мультипольных моментов протона (так называемый электромагнитный форм-фактор протона). В рамках методов, о которых шла речь выше и которые типичны для квантовой электродинамики, такой форм-фактор в принципе следовало бы искать, анализируя 'шубу' протона; как уже отмечалось, эффективных методов такого анализа не существует. Важная черта нового подхода - активное использование данных эксперимента для заполнения тех 'брешей', которые возникают в теории.

Приведём ещё один важный пример 'обобщённых' диаграмм - так называемую 'четырёххвостку' ( рис. 11 ). Она изображает либо распад одной частицы на три ( А - В + С + D ), если такой процесс энергетически разрешен, либо переходы типа 'две частицы - две частицы', в частности, если частицы в начале и в конце процесса одинаковы, - упругое рассеяние частиц. Рассмотрим этот последний процесс и, ради простоты, примем, что все частицы имеют одинаковую массу и нулевой спин. Тогда амплитуда рассеяния оказывается (если все 4 линии относятся к реальным частицам) зависящей лишь от двух инвариантных переменных. Обычно используются такие переменные: s ( p A + p B)2 - величина, равная квадрату энергии сталкивающихся частиц в системе центра инерции (т. е. в системе, в которой общий импульс частиц А и В равен нулю), и t ( p A+ p C)2 - величина, определяющая передачу импульса при рассеянии.

Приведённые на рис. 10 и 11 диаграммы не исчерпывают, разумеется, всех возможностей. Однако они играют заметную роль и часто используются в качестве 'узлов' при построении более сложных диаграмм, описывающих процессы с участием большего числа (более четырёх) частиц.

Для исследования амплитуды рассеяния f привлекается аппарат теории аналитических функций . При этом s и t , от которых зависит амплитуда рассеяния f ( s , t ), рассматривают как комплексные переменные. Такой подход оправдывается тем, что поведение аналитических функций в значительной мере определяется видом и положением так называемых особенностей функции (см. Особая точка ). Один из важнейших видов особенностей - полюс функции f ( z )в некоторой точке z 0отвечающий обращению функции f в этой точке в бесконечность типа 1/( z - z 0). Оказывается, что полюсы в амплитуде рассеяния могут получить наглядную интерпретацию. Если, например, в амплитуде рассеяния, описывающей процесс А + В - С +D , появляется полюс вида 1/( s - m2с4 ), то это означает, что процесс идёт через промежуточную (виртуальную) частицу Q , А + В - Q - С + D , причём масса промежуточной частицы m Q m .Полюс вида 1/( t - m 2с4 ) соответствует диаграмме, изображенной на рис. 12 ; m есть масса промежуточной (виртуальной) частицы на этой диаграмме. Особенности др. типов также могут интерпретироваться физически как отражение неких важных процессов, проявляющихся на промежуточных этапах рассеяния. Если все эти особенности найдены, то на базе общих теорем теории аналитических функций можно пытаться полностью восстановить вид амплитуды рассеяния при всех значениях s и t , в частности при непосредственно интересующих физиков действительных значениях этих величин. Для нахождения особенностей используются как уже упоминавшиеся фундаментальные принципы релятивистской квантовой механики, так и ряд других. Важную роль играет условие унитарности; оно означает следующее: если процесс может происходить несколькими различными способами (протекать по различным 'каналам'), например

A + B - ,

то полная вероятность всех возможных превращений равна единице. Несмотря на кажущуюся тривиальность, такие требования, как унитарность и положительность энергий физических частиц, вносят довольно жёсткие ограничения на амплитуды рассеяния.

Очень важную роль при построении амплитуды рассеяния для различных процессов играют также требования симметрии (см. Симметрия в квантовой физике), в частности то обстоятельство, что частицы можно разбить на группы, внутри каждой из которых массы растут прямо пропорционально спинам. Необходимо, наконец, учитывать те законы сохранения, которые важны для каждого из конкретных рассматриваемых процессов (законы сохранения электрического заряда, барионного заряда , лептонного заряда и т.д.).

К. т. п. успешно использует также некоторые методы, появившиеся впервые в классической электродинамике. Одним из них является метод, раскрывающий связь между зависящими от частоты действительными и мнимыми частями диэлектрической проницаемости диэлектрика. Т. к. зависимость от частоты света показателя преломления диэлектрика называется дисперсией (а показатель преломления определяется диэлектрической проницаемостью), то указанная связь называется дисперсионными соотношениями. Оказывается, что, даже не делая никаких конкретных предположений о строении диэлектрика, можно, исходя из требования причинности [здесь оно предстаёт в виде требования, чтобы поляризация диэлектрика в любой момент определялась лишь напряжённостями электрических полей в тот же или предшествующие (но не в последующие) моменты], получить выражение для мнимой части диэлектрической проницаемости, определяющей поглощение электромагнитной волны, если известна её действительная часть во всём бесконечном интервале частот (и наоборот). Дисперсионные соотношения позволяют сделать выводы, непосредственно проверяемые экспериментально, например вывод о том, что в областях прозрачности (т. е. при частотах, отвечающих малому поглощению) дисперсия является нормальной: показатель преломления увеличивается при возрастании частоты. Кроме того, из дисперсионных соотношений можно получить сведения об асимптотическом (при очень больших частотах) поведении действительной и мнимой частей диэлектрической проницаемости.

Поскольку классическая задача о дисперсии, или о рассеянии электромагнитных волн в веществе, решается в рамках дисперсионного подхода без использования каких-либо конкретных моделей строения вещества, естественно ожидать, что такой подход окажется плодотворным и при рассмотрении др. задач о рассеянии, в частности в К. т. п. Здесь также можно выделить действительную и мнимую (отражающую вклад от неупругих процессов, при которых в конечном состоянии появляются новые частицы) части амплитуды рассеяния и установить соотношения между ними. Мнимая часть амплитуды рассеяния учитывает все возможные (в том числе и упругие) процессы. Так называемая оптическая теорема утверждает, что мнимая часть амплитуды рассеяния по направлению вперёд пропорциональна полной вероятности рассеяния.

Дисперсионный подход, получивший надёжное математическое обоснование и развитие в работах Н. Н. Боголюбова и его школы, позволил получить ряд интересных результатов. К ним относится, например, определение точных значений констант взаимодействия пи-мезонов с протонами и нейтронами (нуклонами), а также констант взаимодействия К-мезонов, нуклонов и Л- гиперонов . Представляют значительный интерес и предсказания относительно асимптотического поведения амплитуд рассеяния.

Однако программа полного построения амплитуд процессов в рамках дисперсионного подхода также не находит пока окончательного решения. Видимо, кроме тех общих принципов, о которых говорилось выше, теория должна опираться на какие-то более конкретные положения, играющие роль динамических принципов. Иногда такая новая динамика выступает в виде указания правил, по которым следует определять особенности амплитуд; нахождение этих правил требует тщательного использования экспериментальных данных. Однако такой 'косвенный' учёт динамики не является единственно возможным.

Нельзя не отметить возрождения интереса к теориям, в которых законы динамики вновь приобретают традиционный вид уравнений, описывающих детальную пространственно-временную картину процессов, Толчком к этому послужили важные исследования в области систематики элементарных частиц и установление новых свойств симметрии (см. Элементарные частицы ). За обнаруженными здесь закономерностями естественно искать динамические законы. Очень интересные, хотя и предварительные результаты попыток согласовать динамику полей со свойствами симметрии элементарных частиц, по-видимому, приводят к необходимости рассмотрения нелинейных (т. е. испытывающих самовоздействие) полей (см. Нелинейная квантовая теория поля ). В известном смысле это направление близко к единой К. т. п. (см. Единая теория поля ), в которой делаются попытки рассматривать материю в целом как некое единое фундаментальное поле (или несколько основных типов фундаментальных полей), а отдельные частицы - как различные проявления (состояния) этого поля.

Было бы преждевременно оценивать все имеющиеся попытки решения проблем, возникающих в К. т. п. Однако сам факт многочисленности таких попыток свидетельствует о серьёзности этих проблем и об усилиях, которые предпринимаются для решения основного вопроса физики - вопроса о строении материи.

Лит.: Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М., Теория поля, М., 1967 (Теоретическая физика, т. 2); Швебер С., Введение в релятивистскую квантовую теорию поля, [пер. с англ.], М., 1963; Боголюбов Н. Н., Ширков Д. В., Введение в теорию квантованных полей, М., 1957; Салам А., Фундаментальная теория материи (результаты и методы), 'Успехи Физических наук', 1969, т. 99, в. 4, с. 571-611; Ахиезер А. И., Берестецкий В. Б., Квантовая электродинамика, 3 изд., М., 1969; Займан Дж., Современная квантовая теория, [пер. с англ.], М., 1971; Боголюбов Н. Н., Тодоров И. Т., Логунов А. А., Основы аксиоматического подхода в квантовой теории поля, М., 1969; Иден Р., Соударения элементарных частиц при высоких энергиях, [пер. с англ.], М., 1970.

В. И. Григорьев.