Einführung in die Quantenfeldtheorie - Institut für Theoretische Physik
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<strong>E<strong>in</strong>führung</strong> <strong>in</strong> <strong>die</strong> <strong>Quantenfeldtheorie</strong><br />
Gernot Münster<br />
W<strong>in</strong>tersemester 2011/12<br />
Vorlesungsmitschrift von Burkhard Echtermeyer<br />
Inhaltsverzeichnis<br />
0 Vorbemerkung 3<br />
1 Relativistische Quantenmechanik 5<br />
1.1 Grundelemente der speziellen Relativitätstheorie . . . . . . . . 5<br />
1.2 Kle<strong>in</strong>-Gordon-Gleichung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10<br />
1.2.1 Probleme der Kle<strong>in</strong>-Gordon-Gleichung . . . . . . . . . 14<br />
1.3 Diracgleichung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16<br />
1.3.1 Freie Diracgleichung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16<br />
1.3.2 Kovarianz der Diracgleichung . . . . . . . . . . . . . . 28<br />
1.3.3 Sp<strong>in</strong> . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 36<br />
1.3.4 Äußere elektromagnetische Felder . . . . . . . . . . . . 39<br />
1.3.5 Nichtrelativistischer Grenzfall . . . . . . . . . . . . . . 40<br />
2 Feldoperatoren <strong>in</strong> der nichtrelativistischen QM 43<br />
2.1 Viel-Teilchen-Quantenmechanik . . . . . . . . . . . . . . . . . 43<br />
2.2 Erzeugungs- und Vernichtungsoperatoren . . . . . . . . . . . . 46<br />
2.3 Vertauschungsregeln . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 49<br />
2.4 Fock-Raum . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 51<br />
2.5 Operatoren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 52<br />
3 Feldquantisierung 58<br />
3.1 Lagrange-Formalismus <strong>für</strong> Felder . . . . . . . . . . . . . . . . 58<br />
3.2 Quantisierung, Bosonen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 63<br />
3.3 Quantisierung des Schröd<strong>in</strong>gerfeldes . . . . . . . . . . . . . . . 63<br />
3.4 Fermionen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 66<br />
3.5 Zusammenfassung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 68<br />
1
2 INHALTSVERZEICHNIS<br />
4 Quantisierung freier relativistischer Felder 69<br />
4.1 Komplexes Skalarfeld . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 69<br />
4.2 Reelles Skalarfeld . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 76<br />
4.3 Kommutator und Propagator . . . . . . . . . . . . . . . . . . 78<br />
4.4 Yukawa-Potenzial . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 81<br />
4.5 Symmetrien und Erhaltungssätze . . . . . . . . . . . . . . . . 83<br />
4.5.1 Symmetrie-Transformationen . . . . . . . . . . . . . . 86<br />
4.5.2 Raumzeit-Symmetrien . . . . . . . . . . . . . . . . . . 88<br />
4.5.3 Innere Symmetrien . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 92<br />
4.5.4 Symmetrien <strong>in</strong> der Quantentheorie . . . . . . . . . . . 94<br />
4.6 Dirac-Feld . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 98<br />
4.6.1 Felder und Erhaltungsgrößen . . . . . . . . . . . . . . . 98<br />
4.6.2 Quantisierung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 99<br />
4.6.3 Propagator und Antikommutator . . . . . . . . . . . . 103<br />
4.6.4 Diskrete Transformationen . . . . . . . . . . . . . . . . 105<br />
4.7 Elektromagnetisches Feld . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 111<br />
5 Wechselwirkende Felder 119<br />
5.1 Wechselwirkungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 119<br />
5.2 Green’sche Funktionen und S-Matrix . . . . . . . . . . . . . . 122<br />
5.2.1 Green’sche Funktionen . . . . . . . . . . . . . . . . . . 122<br />
5.2.2 S-Matrix . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 126<br />
5.2.3 Reduktionsformeln . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 131<br />
5.3 Störungstheorie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 134<br />
5.3.1 Beispiel: Mott-Streuung . . . . . . . . . . . . . . . . . 134<br />
5.3.2 Gell-Mann-Low-Formel . . . . . . . . . . . . . . . . . . 139<br />
5.3.3 Wick’sches Theorem . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 142<br />
5.3.4 Feynman-Diagramme <strong>für</strong> <strong>die</strong> ϕ 4 -Theorie . . . . . . . . 146<br />
5.3.5 Feynman-Regeln <strong>für</strong> <strong>die</strong> QED . . . . . . . . . . . . . . 156
3<br />
0 Vorbemerkung<br />
Quantenmechanik<br />
Bei nicht zu großen Energien gilt <strong>die</strong> nichtrelativistische Quantenmechanik.<br />
E<strong>in</strong> e<strong>in</strong>zelnes Teilchen <strong>in</strong> e<strong>in</strong>em Potenzial V hat <strong>die</strong> Energie E = p2<br />
2m + V ,<br />
was Anlass zur Schröd<strong>in</strong>gergleichung gab<br />
i ∂ (<br />
)<br />
∂t ψ = − 2<br />
2m ∇2 + V ψ. (0.1)<br />
Kennzeichnend ist hier der nichtrelativistische Zusammenhang zwischen Energie<br />
und Impuls e<strong>in</strong>es Teilchens.<br />
Systeme mit mehreren Teilchen, z. B. mit e<strong>in</strong>er festen Teilchenzahl N erfordern<br />
e<strong>in</strong>e Wellenfunktion mit N Ortsvariablen<br />
ψ(⃗r 1 ,⃗r 2 , . . . ,⃗r N , t). (0.2)<br />
Systeme, <strong>die</strong> auf <strong>die</strong>se Weise beschrieben werden, s<strong>in</strong>d<br />
• Atomhülle,<br />
• Moleküle,<br />
• Festkörper (Phononen, Magnonen, Exzitonen),<br />
• Atomkerne (Nukleonen, Schalenmodell).<br />
Es zeigen sich Grenzen <strong>für</strong> den Gültigkeitsbereich der nichtrelativistischen<br />
Theorie, z. B. bei der Atomhülle: <strong>die</strong> Fe<strong>in</strong>struktur der Spektrall<strong>in</strong>ien, <strong>die</strong><br />
Sp<strong>in</strong>-Bahn-Kopplung, der Darw<strong>in</strong>-Term und Energiekorrekturen ∼ p 4 s<strong>in</strong>d<br />
relativistische Effekte.<br />
Relativistische Quantenmechanik<br />
Die relativistische Energie-Impulsbeziehung, <strong>die</strong> <strong>für</strong> e<strong>in</strong> freies Teilchen<br />
E 2 = m 2 0c 4 + c 2 p 2 (0.3)<br />
lautet, motiviert relativistische Wellengleichungen, wie <strong>die</strong> Kle<strong>in</strong>-Gordon-<br />
Gleichung und <strong>die</strong> Diracgleichung.<br />
Aber auch hier treten Probleme auf, <strong>die</strong> <strong>in</strong> der als fest angenommenen Teilchenzahl<br />
ihren Ursprung haben. Offenbar können Teilchen-Erzeugungs- und<br />
-Vernichtungs-Prozesse so nicht behandelt werden. Die Kle<strong>in</strong>-Gordon-Gleichung<br />
lässt Lösungen mit negativen, nach unten unbeschränkten Energien<br />
zu, was <strong>die</strong> Existenz e<strong>in</strong>es Grundzustandes verh<strong>in</strong>dert, den es <strong>in</strong> der nichtrelativistischen<br />
Quantenmechanik gibt. Dieses Problem erfährt se<strong>in</strong>e Lösung
4 0 VORBEMERKUNG<br />
<strong>in</strong> der <strong>Quantenfeldtheorie</strong>, welche <strong>die</strong> negativen Frequenzen den Antiteilchen<br />
zuweist. Die Existenz der Antiteilchen erlaubt ke<strong>in</strong>e feste Teilchenzahl N <strong>in</strong><br />
der Theorie. Als weiteres Problem führt <strong>die</strong> Kle<strong>in</strong>-Gordon-Gleichung sogar<br />
zu negativen Wahrsche<strong>in</strong>lichkeiten.<br />
Diese Probleme werden im Rahmen der relativistischen <strong>Quantenfeldtheorie</strong><br />
gelöst.<br />
Neue Phänomene, <strong>die</strong> von der <strong>Quantenfeldtheorie</strong> beschrieben werden, s<strong>in</strong>d<br />
• Die Existenz von Antiteilchen. (E<strong>in</strong> Teilchen kann auch se<strong>in</strong> eigenes Antiteilchen<br />
se<strong>in</strong>, z. B. Photon oder hypothetische Majorana-Neutr<strong>in</strong>os.)<br />
Die negativen Frequenzen der Antiteilchen gehören zu positiven Energien.<br />
• Variable Teilchenzahl N. In e<strong>in</strong>er Theorie, <strong>die</strong> Wechselwirkungen be<strong>in</strong>haltet,<br />
können Teilchen erzeugt und vernichtet werden. Bei den Teilchenkollisionen<br />
der Hochenergiephysik entstehen oft riesige Teilchenmengen.<br />
Die Möglichkeit variabler Teilchenzahlen löst auch das Problem<br />
negativer Wahrsche<strong>in</strong>lichkeiten und von Wahrsche<strong>in</strong>lichkeiten, <strong>die</strong><br />
den Wert 1 übersteigen.<br />
• Statistik. Die Bose-E<strong>in</strong>ste<strong>in</strong>- und <strong>die</strong> Fermi-Dirac-Statistik werden begründet,<br />
ebenso der Sp<strong>in</strong>-Statistik-Zusammenhang.<br />
Das Teilchen-Feld-Konzept <strong>in</strong> der <strong>Quantenfeldtheorie</strong><br />
Die klassische <strong>Physik</strong> kennt Teilchen und Felder – <strong>in</strong>sbesondere als elektromagnetisches<br />
Feld (Maxwellfeld). Während e<strong>in</strong> Teilchen durch <strong>die</strong> Angabe<br />
von Ort und Zeit festgelegt ist, hat e<strong>in</strong> Feld e<strong>in</strong>e unendliche Anzahl von<br />
Freiheitsgraden.<br />
In der Quantenmechanik werden Teilchen durch e<strong>in</strong>e Wellenfunktion ψ beschrieben.<br />
Felder treten als äußere Felder, z. B. als Maxwellfeld, auf.<br />
Die Quantisierung des Maxwellfeldes führt Photonen e<strong>in</strong>. Auf <strong>die</strong>se Weise f<strong>in</strong>det<br />
der Welle-Teilchen-Dualismus beim Licht se<strong>in</strong>en vollständigen Ausdruck.<br />
In analoger Weise gelangt man durch <strong>die</strong> Quantisierung des klassischen Schröd<strong>in</strong>ger-Materiefeldes<br />
zu e<strong>in</strong>er Mehrteilchen-Quantentheorie mit beliebiger Teilchenzahl<br />
N, was e<strong>in</strong>e nichtrelativistische <strong>Quantenfeldtheorie</strong> darstellt.<br />
Die relativistische <strong>Quantenfeldtheorie</strong> schließlich beschreibt vorwiegend Objekte<br />
der Hochenergiephysik, also Elementarteilchen.<br />
Pfad<strong>in</strong>tegrale<br />
In <strong>die</strong>ser Vorlesung wird <strong>die</strong> <strong>Quantenfeldtheorie</strong> im kanonischen Operator-<br />
Formalismus e<strong>in</strong>geführt. Pfad<strong>in</strong>tegrale bieten e<strong>in</strong>e alternative Formulierung<br />
der Quantenmechanik und der <strong>Quantenfeldtheorie</strong>, <strong>die</strong> e<strong>in</strong>ige Vorzüge hat.
5<br />
An <strong>die</strong> Stelle von Schröd<strong>in</strong>gergleichung oder von Heisenbergs Matrizenmechanik,<br />
<strong>die</strong> zur heutigen Quantenmechanik mit Operatoren im Hilbertraum<br />
geführt hat, treten Pfad<strong>in</strong>tegrale, mit denen quantenmechanische Übergangsamplituden<br />
berechnet werden.<br />
∫<br />
=<br />
alleWege<br />
e iS (0.4)<br />
wobei S <strong>die</strong> Wirkung entlang e<strong>in</strong>es Weges vom Anfangszustand zum Endzustand<br />
ist.<br />
x(t)<br />
x(0)<br />
1 Relativistische Quantenmechanik<br />
1.1 Grundelemente der speziellen Relativitätstheorie<br />
Der M<strong>in</strong>kowski-Raum<br />
In der Raumzeit werden Ereignisse durch Vektoren <strong>in</strong> e<strong>in</strong>em M<strong>in</strong>kowski-<br />
Raum repräsentiert,<br />
x = (x 0 , x 1 , x 2 , x 3 ) = (x µ ), x 0 = ct. (1.1)<br />
Der metrische Fundamentaltensor ist<br />
⎛<br />
⎞<br />
1 0 0 0<br />
0 −1 0 0<br />
(g µν ) = ⎜<br />
⎟<br />
⎝0 0 −1 0 ⎠<br />
0 0 0 −1<br />
(1.2)<br />
und das M<strong>in</strong>kowski-Skalarprodukt wird dann mit der E<strong>in</strong>ste<strong>in</strong>’schen Summationskonvention<br />
geschrieben als<br />
x · y = x µ g µν x ν = x 0 y 0 − ⃗x · ⃗y = x µ y µ . (1.3)<br />
Das Herunterziehen e<strong>in</strong>es Index vermöge<br />
x µ = g µν x ν (1.4)
6 1 RELATIVISTISCHE QUANTENMECHANIK<br />
lässt <strong>die</strong> Zeitkomponente e<strong>in</strong>es Vektors unverändert, während <strong>die</strong> räumlichen<br />
Komponenten ihr Vorzeichen umkehren.<br />
(x 0 , x 1 , x 2 , x 3 ) = (x 0 , −x 1 , −x 2 , −x 3 ) = (ct, −⃗x). (1.5)<br />
Lorentz-Transformationen<br />
E<strong>in</strong>e Lorentz-Transformation Λ : x → x ′ wird durch e<strong>in</strong>e 4 × 4 - Matrix<br />
beschrieben<br />
x ′µ = Λ µ ν xν . (1.6)<br />
Sie soll das M<strong>in</strong>kowski-Skalarprodukt unverändert lassen. Dazu fordern wir<br />
<strong>die</strong> Bed<strong>in</strong>gung<br />
g µν Λ µ ρ Λν σ = g ρσ (1.7)<br />
oder <strong>in</strong> Operatorschreibweise Λ T gΛ = g.<br />
Es folgt <strong>die</strong> Invarianz des M<strong>in</strong>kowski-Skalarproduktes:<br />
x ′ · y ′ = Λ µ ρx ρ g µν Λ ν σy σ = x ρ g ρσ y σ = x · y. (1.8)<br />
Die Menge der Lorentz-Transformationen Λ bildet <strong>die</strong> Lorentz-Gruppe L, <strong>die</strong><br />
6 freie Parameter hat. Es gilt<br />
| det Λ| = 1. (1.9)<br />
E<strong>in</strong> bekanntes Beispiel <strong>für</strong> Lorentz-Transformationen s<strong>in</strong>d <strong>die</strong> „boosts“ <strong>in</strong><br />
x-Richtung:<br />
x 1 ′ = γ(x 1 − βct), x 2 ′ = x 2 , x 3 ′ = x 3 , ct ′ = γ(ct − βx 1 ) (1.10)<br />
mit β = v c , γ = ( 1 − β 2) − 1 2<br />
.<br />
Man rechnet leicht nach, dass x ′ · x ′ = x · x gilt.<br />
Die physikalische Bedeutung der Lorentz-Transformationen liegt im Pr<strong>in</strong>zip<br />
begründet, dass <strong>die</strong> Lichtgeschw<strong>in</strong>digkeit <strong>in</strong> allen Inertialsystemen <strong>die</strong>selbe<br />
ist. Daher gilt <strong>für</strong> <strong>die</strong> Ereignisse auf dem Lichtkegel<br />
c 2 t ′ 2 − ⃗x ′ 2 = c 2 t 2 − ⃗x 2 = 0. (1.11)
1.1 Grundelemente der speziellen Relativitätstheorie 7<br />
ct ct ′ x ′<br />
x<br />
Davon ausgehend lässt sich begründen, dass <strong>die</strong> Längen aller Raumzeit-<br />
Intervalle x · x = c 2 t 2 − ⃗x 2 <strong>in</strong>variant s<strong>in</strong>d:<br />
x ′ · x ′ = x · x. (1.12)<br />
Mit x · y = 1 4 ((x + y)2 − (x − y) 2 ) folgt daraus <strong>die</strong> Invarianz der Skalarprodukte.<br />
Für <strong>die</strong> <strong>Physik</strong> ist <strong>die</strong> Menge der eigentlichen, orthochronen Lorentz-Transformationen<br />
wichtig<br />
L ↑ + = { Λ ∈ L | Λ 0 0 ≥ 1, det Λ = +1} . (1.13)<br />
Dabei bedeutet Λ0 0 ≥ 1, dass nur Lorentz-Transformationen, welche <strong>die</strong> Zeitrichtung<br />
nicht umkehren, betrachtet werden, und det Λ = +1 lässt nur solche<br />
Lorentz-Transformationen zu, <strong>die</strong> stetig aus der Identität hervorgehen -<br />
räumliche Spiegelungen s<strong>in</strong>d damit ausgeschlossen.<br />
Ableitungen nach den Koord<strong>in</strong>aten<br />
Für <strong>die</strong> Ableitungen verwenden wir <strong>die</strong> Konventionen:<br />
∂ µ =<br />
∂<br />
∂x µ , (∂ 0, ∂ 1 , ∂ 2 , ∂ 3 ) =<br />
( 1<br />
c<br />
∂ µ = g µν ∂ ν =<br />
∂<br />
∂x µ<br />
, (∂ µ ) =<br />
( 1<br />
c<br />
)<br />
∂<br />
∂t , ∇ , (1.14)<br />
)<br />
∂<br />
∂t , −∇ , (1.15)<br />
□ = −∂ µ ∂ µ = −<br />
∂2<br />
∂(ct) + ∇ · ∇ = − 1 ∂ 2<br />
+ ∆. (1.16)<br />
2 c 2 ∂t2 Der Wellenoperator oder d’Alembert-Operator □ ist ebenfalls Lorentz-<strong>in</strong>variant:<br />
∂ ′ µ ∂′µ = ∂ µ ∂ µ . Er wird oft auch mit dem entgegengesetzten Vorzeichen<br />
def<strong>in</strong>iert.
8 1 RELATIVISTISCHE QUANTENMECHANIK<br />
K<strong>in</strong>ematik e<strong>in</strong>es Teilchens<br />
Die Bewegung e<strong>in</strong>es Teilchens beschreiben wir mit e<strong>in</strong>em Vierervektor, dem<br />
Viererimpuls oder Energie-Impuls-Vektor,<br />
(p µ ) =<br />
Die Länge des Viererimpulses ist Lorentz-<strong>in</strong>variant:<br />
( E<br />
c , ⃗p )<br />
. (1.17)<br />
p 2 = p µ p µ = E2<br />
c 2 − ⃗p 2 = m 2 c 2 . (1.18)<br />
Aufgelöst nach der Energie erhält man hieraus<br />
E =<br />
E 2<br />
c 2 − ⃗p 2 = m 2 c 2 (1.19)<br />
√<br />
m 2 c 4 + c 2 ⃗p 2<br />
= mc 2 + ⃗p 2<br />
2m − (⃗p 2 ) 2<br />
8m 3 c 2 + . . . . (1.20)<br />
Der Grund <strong>für</strong> <strong>die</strong> Verwendung der Vierer-Vektoren<br />
Das Relativitätspr<strong>in</strong>zip fordert, dass Naturgesetze <strong>in</strong> allen Bezugssystemen <strong>in</strong><br />
gleicher Weise gelten. Dieses ist erfüllt, wenn Gleichungen, <strong>die</strong> Naturgesetze<br />
ausdrücken, beim Übergang <strong>in</strong> e<strong>in</strong> anderes Bezugssystem ihre Form beibehalten.<br />
Sollte <strong>die</strong>s nicht der Fall se<strong>in</strong>, so bleibt <strong>die</strong> Aufgabe, nachzuweisen,<br />
dass e<strong>in</strong>e Aussage auch <strong>in</strong> unterschiedlichen Bezugssystemen wahr bleibt.<br />
Beim Übergang von e<strong>in</strong>em ungestrichenen zu e<strong>in</strong>em gestrichenen Koord<strong>in</strong>atensystem<br />
ist e<strong>in</strong>e Gleichung form<strong>in</strong>variant wenn sie von der Art ist:<br />
V µ = W µ −→ V ′µ = W ′µ . (1.21)<br />
Bei Gleichungen, <strong>die</strong> Vierer-Vektorkomponenten oder entsprechende Tensorkomponenten<br />
enthalten, lässt sich <strong>die</strong> Form<strong>in</strong>varianz beim Wechsel des Bezugssystems<br />
häufig sofort erkennen. Darum ist es nützlich, Naturgesetze <strong>in</strong><br />
<strong>die</strong>ser Form relativistisch kovarianter Vektor- und Tensorgleichungen zu formulieren.<br />
Kont<strong>in</strong>uitätsgleichungen<br />
In der Strömungsmechanik, der Elektrodynamik und der Quantenmechanik<br />
haben wir Kont<strong>in</strong>uitätsgleichungen kennen gelernt, <strong>die</strong> lokal Erhaltungssätze<br />
formulieren. Diese lassen sich auch <strong>in</strong> relativistisch kovarianter Form notieren.
1.1 Grundelemente der speziellen Relativitätstheorie 9<br />
In der Strömungsmechanik bezeichne ρ(⃗r, t) <strong>die</strong> Materiedichte und ⃗j(⃗r, t) <strong>die</strong><br />
Stromdichte am Ort ⃗r zur Zeit t<br />
⃗j(⃗r, t) = ρ(⃗r, t)⃗v(⃗r, t). (1.22)<br />
Dann gilt <strong>für</strong> kle<strong>in</strong>e Volumenbereiche lokal e<strong>in</strong>e Bilanzgleichung <strong>für</strong> <strong>die</strong> Materie<br />
∂ρ<br />
∂t + ∇ ·⃗j = 0. (1.23)<br />
Mit Hilfe des Gauß’schen Satzes folgt hieraus <strong>die</strong> globale Erhaltung der Größe<br />
∫<br />
Q =<br />
d 3 r ρ(⃗r, t) = konst,<br />
d<br />
Q = 0. (1.24)<br />
dt<br />
Die analoge Situation hat man <strong>in</strong> der Elektrodynamik und <strong>in</strong> der Quantenmechanik.<br />
In der Maxwell-Theorie bedeuten ρ(⃗r, t) <strong>die</strong> Ladungsdichte und<br />
⃗j(⃗r, t) <strong>die</strong> Dichte des elektrischen Stromes, <strong>in</strong> der Quantenmechanik übernehmen<br />
Wahrsche<strong>in</strong>lichkeitsdichte und Wahrsche<strong>in</strong>lichkeitsstrom im S<strong>in</strong>ne<br />
der Born’schen statistischen Deutung <strong>die</strong>se Rollen.<br />
ρ = ψ ∗ ψ, (1.25)<br />
⃗j = ψ ∗ ∇ψ − ψ∇ψ ∗ . (1.26)<br />
Die relativistische Form der Kont<strong>in</strong>uitätsgleichungen erhält man, wenn man<br />
setzt<br />
j 0 (x) := cρ(⃗r, t), (1.27)<br />
j µ (x) := ( cρ(⃗r, t), ⃗j(⃗r, t) ) . (1.28)<br />
Damit ergibt sich <strong>die</strong> Kont<strong>in</strong>uitätsgleichung als Gleichung <strong>für</strong> Vierervektoren<br />
∂cρ<br />
∂ct + ∇ ·⃗j = ∂ µ j µ = 0. (1.29)<br />
Man beachte, dass <strong>die</strong> globale Ladung Q zu e<strong>in</strong>em festen Zeitpunkt t 0<br />
∫<br />
Q =<br />
t 0 fest<br />
d 3 x ρ(x) (1.30)<br />
nicht relativistisch kovariant geschrieben ist. Dem entspricht, dass Ereignisse,<br />
<strong>die</strong> <strong>in</strong> e<strong>in</strong>em Bezugssystem gleichzeitig zum Zeitpunkt t 0 s<strong>in</strong>d, <strong>in</strong> e<strong>in</strong>em<br />
anderen Bezugssystem nicht mehr gleichzeitig s<strong>in</strong>d. Dies zeigt sich im M<strong>in</strong>kowski-Diagramm:
10 1 RELATIVISTISCHE QUANTENMECHANIK<br />
t = konst<br />
t ′ = konst<br />
ct ct ′ x ′<br />
x<br />
Gleichwohl folgt aus der Invarianz der Kont<strong>in</strong>uitätsgleichung gegenüber Lorentz-Transformationen,<br />
dass <strong>die</strong> im im zweiten Bezugssystem def<strong>in</strong>ierte Ladung<br />
Q ′ ,<br />
∫<br />
Q ′ = d 3 x ′ ρ(x ′ ), (1.31)<br />
t ′ 0 fest<br />
ebenfalls zeitlich konstant bleibt.<br />
1.2 Kle<strong>in</strong>-Gordon-Gleichung<br />
d<br />
dt Q = 0 = d . (1.32)<br />
dt ′Q′<br />
Wir wollen e<strong>in</strong>e relativistisch kovariante Wellengleichung f<strong>in</strong>den, <strong>die</strong> an <strong>die</strong><br />
Stelle der nichtrelativistischen Schröd<strong>in</strong>gergleichung treten könnte. Dazu er<strong>in</strong>nern<br />
wir uns an den historischen Beg<strong>in</strong>n der Quantenmechanik, als de Broglie<br />
<strong>für</strong> ebene Wellen von den Zusammenhängen<br />
E = hν = ω, (1.33)<br />
p = h λ oder ⃗p = ⃗ k (1.34)<br />
ausg<strong>in</strong>g. In kovarianter Schreibweise haben wir wegen p 0 = E = ω c c<br />
=: k 0<br />
p µ = k µ , (1.35)<br />
k = ( ω c ,⃗ k), (1.36)<br />
und e<strong>in</strong>e ebene Welle ist gegeben durch<br />
ψ = A e i(⃗k·⃗r−ωt) = A e −ik·x . (1.37)
1.2 Kle<strong>in</strong>-Gordon-Gleichung 11<br />
Für sie gilt<br />
i ∂ ψ = Eψ,<br />
∂t<br />
(1.38)<br />
<br />
∇ψ = ⃗p ψ.<br />
i<br />
(1.39)<br />
Im nichtrelativistischen Fall gilt <strong>für</strong> e<strong>in</strong> freies Teilchen E = ⃗p 2 /2m, was zur<br />
Schröd<strong>in</strong>gergleichung e<strong>in</strong>es freien Teilchen führt<br />
i ∂ ∂t ψ = − 2<br />
∇·∇ ψ. (1.40)<br />
2m<br />
Wir haben also <strong>in</strong> der nichtrelativistischen Energie-Impuls-Beziehung <strong>die</strong> Ersetzungen<br />
E −→ i ∂ ∂t<br />
⃗p −→ i ∇ (1.41)<br />
vorgenommen, um zur Schröd<strong>in</strong>gergleichung zu gelangen. Dasselbe Verfahren<br />
wenden wir auf <strong>die</strong> relativistische Energie-Impuls-Relation<br />
an und erhalten<br />
E 2 = ⃗p 2 c 2 + m 2 c 4 (1.42)<br />
− 2 ∂2<br />
∂t 2 ψ = −2 c 2 ∆ψ + m 2 c 4 ψ. (1.43)<br />
In der Lorentz-kovarianten Schreibweise liest sich das als<br />
p µ −→ i∂ µ , (1.44)<br />
(− 2 ∂ µ ∂ µ − m 2 c 2 )ψ(x) = 0. (1.45)<br />
Diese Gleichung ist als Kle<strong>in</strong>-Gordon-Gleichung bekannt. Sie wurde zuerst<br />
von Schröd<strong>in</strong>ger verwendet, um <strong>die</strong> Fe<strong>in</strong>struktur des H-Atoms zu berechnen.<br />
Zu <strong>die</strong>sem Zeitpunkt war der Elektronen-Sp<strong>in</strong> noch unbekannt, der über<br />
Sp<strong>in</strong>-Bahnkopplung e<strong>in</strong>en weiteren Beitrag zur Fe<strong>in</strong>struktur liefert. Darum<br />
stimmte <strong>die</strong> berechnete Fe<strong>in</strong>struktur mit dem Experiment nicht übere<strong>in</strong> und<br />
Schröd<strong>in</strong>ger wandte sich der nichtrelativistischen Gleichung zu, <strong>die</strong> heute<br />
se<strong>in</strong>en Namen trägt. Kle<strong>in</strong>, Gordon und Fock haben unabhängig vone<strong>in</strong>ander<br />
<strong>die</strong> Gleichung neu erfunden.
12 1 RELATIVISTISCHE QUANTENMECHANIK<br />
Die Kle<strong>in</strong>-Gordon-Gleichung <strong>für</strong> e<strong>in</strong> geladenes Teilchen<br />
Die elektromagnetischen Potenziale s<strong>in</strong>d <strong>in</strong> e<strong>in</strong>em Vierer-Vektor zusammengefasst<br />
A µ (x), A 0 = Φ c , (Aj (x)) = ⃗ A(x). (1.46)<br />
Die Regel <strong>für</strong> <strong>die</strong> Kopplung e<strong>in</strong>es Teilchens der Ladung −e an das Maxwellfeld<br />
fordert <strong>die</strong> Ersetzung<br />
E −→ E − eΦ,<br />
⃗p −→ ⃗p − e ⃗ A,<br />
(1.47)<br />
so dass <strong>die</strong> relativistische Energie-Impuls Beziehung<br />
lautet. In kovarianter Form ist das<br />
(E − eΦ) 2 = (⃗p − e ⃗ A) 2 c 2 + m 2 c 4 (1.48)<br />
(p − eA) 2 = m 2 c 2 . (1.49)<br />
Daraus ergibt sich <strong>die</strong> Kle<strong>in</strong>-Gordon-Gleichung <strong>für</strong> e<strong>in</strong> Elektron <strong>in</strong> e<strong>in</strong>em<br />
äußeren elektromagnetischen Feld zu<br />
(i∂ µ − eA µ )(i∂ µ − eA µ )ψ = m 2 c 2 ψ. (1.50)<br />
Die Lösung des Coulomb-Problems<br />
Die potenzielle Energie e<strong>in</strong>es Elektrons <strong>in</strong> e<strong>in</strong>em Coulomb-Potenzial ist<br />
eΦ(r) = V (r) = − γ r , γ = e2<br />
4πǫ 0<br />
. (1.51)<br />
Das bestimmt <strong>die</strong> zeitliche Komponente A 0 des Vierer-Potenzials, während<br />
<strong>die</strong> räumlichen Komponenten A j verschw<strong>in</strong>den. Wie bei den stationären Lösungen<br />
der Schröd<strong>in</strong>gergleichung setzen wir den Ansatz<br />
ψ(x) = ϕ(⃗r ) e −i E t (1.52)<br />
<strong>in</strong> <strong>die</strong> Kle<strong>in</strong>-Gordon-Gleichung (1.50) e<strong>in</strong> und erhalten<br />
[ (<br />
E + γ r<br />
) 2<br />
+ 2 c 2 ∆ − m 2 c 4 ]<br />
ϕ(⃗r ) = 0. (1.53)
1.2 Kle<strong>in</strong>-Gordon-Gleichung 13<br />
Wie bei der Lösung der Schröd<strong>in</strong>gergleichung <strong>für</strong> e<strong>in</strong> kugelsymmetrisches<br />
Potenzial separieren wir <strong>die</strong> W<strong>in</strong>kelabhängigkeit mit Kugelflächenfunktionen<br />
und führen e<strong>in</strong>e radiale Wellenfunktion u(r) e<strong>in</strong><br />
Wir erhalten<br />
[ (<br />
E + γ ) ( 2 1 + 2 c 2<br />
r r<br />
[ ∂<br />
2<br />
ϕ(⃗r ) = u l(r)<br />
Y lm (θ, ϕ). (1.54)<br />
r<br />
∂<br />
∂r<br />
)<br />
∂ l(l + 1)<br />
r −<br />
∂r r 2<br />
]<br />
− m 2 c 4 ul (r)<br />
Y lm (θ, ϕ) = 0,<br />
r<br />
l(l + 1) − α2<br />
− + 2Eα<br />
∂r2 r 2 cr + E2 − m 2 c 4 ]<br />
u<br />
2 c 2 l (r) = 0. (1.55)<br />
In <strong>die</strong>ser Gleichung tritt <strong>die</strong> Sommerfeld’sche Fe<strong>in</strong>strukturkonstante α auf<br />
α = γ c =<br />
e2<br />
4πǫ 0 c ≈ 1<br />
137, 036 . (1.56)<br />
Zum Vergleich sei hier <strong>die</strong> nichtrelativistische radiale Schröd<strong>in</strong>gergleichung<br />
<strong>für</strong> das Coulomb-Potenzial notiert<br />
[ ∂<br />
2<br />
l(l + 1)<br />
− + 2mγ<br />
∂r2 r 2 2 r + 2mE ]<br />
u<br />
2 l (r) = 0. (1.57)<br />
Die relativistische radiale Wellengleichung (1.55) kann man wie ihr nichtrelativistisches<br />
Pendant durch e<strong>in</strong>en Sommerfeld’schen Potenzreihenansatz lösen.<br />
Die Energie-Eigenwerte zeigen nun nicht mehr <strong>die</strong> Drehimpulsentartung, <strong>die</strong><br />
wir aus der nichtrelativistischen Rechnung kennen. Sie s<strong>in</strong>d<br />
E n,l = mc 2 ⎡<br />
⎢<br />
⎣1 +<br />
= mc 2 − mc2 α 2<br />
2n 2<br />
⎤− 1<br />
α 2<br />
2<br />
(<br />
n − (l +<br />
1<br />
) + √ ⎥<br />
) 2 ⎦<br />
(l + 1 2 2 )2 − α 2<br />
⎡<br />
⎤<br />
(1.58)<br />
(<br />
⎢ 1 + α2 n<br />
⎣ n 2 l + 1 − 3 )<br />
+O(α 4 )<br />
⎥<br />
4<br />
. 2<br />
⎦<br />
} {{ }<br />
=:H 1<br />
Der erste Term ist <strong>die</strong> Ruheenergie. Der zweite Term −mc 2 α 2 /2n 2 stellt <strong>die</strong><br />
nichtrelativistische Balmer-Formel dar. Der dritte Term H 1 , der <strong>die</strong> Fe<strong>in</strong>struktur<br />
verursacht, resultiert aus der relativistischen Korrektur zur k<strong>in</strong>etischen<br />
Energie. Er stimmt allerd<strong>in</strong>gs nicht mit der experimentellen Fe<strong>in</strong>struktur<br />
beim Wasserstoff übere<strong>in</strong>. Die anderen Fe<strong>in</strong>strukturterme, nämlich<br />
Sp<strong>in</strong>-Bahn-Kopplung und Darw<strong>in</strong>-Term, treten <strong>in</strong> <strong>die</strong>ser Theorie nicht auf.<br />
Gleichwohl ist unser Ergebnis relevant, wenn das Elektron durch e<strong>in</strong> sp<strong>in</strong>loses<br />
Teilchen ersetzt wird, z. B. durch e<strong>in</strong> π − Teilchen <strong>für</strong> pionische Atome.
14 1 RELATIVISTISCHE QUANTENMECHANIK<br />
1.2.1 Probleme der Kle<strong>in</strong>-Gordon-Gleichung<br />
a) Negative Wahrsche<strong>in</strong>lichkeitsdichten<br />
Es muss e<strong>in</strong>e Kont<strong>in</strong>uitätsgleichung <strong>für</strong> <strong>die</strong> Wahrsche<strong>in</strong>lichkeitsdichte ρ(⃗x, t)<br />
gelten<br />
∂ρ<br />
∂t + ∇ ·⃗j = 0 oder ∂ µ j µ = 0. (1.59)<br />
Wir suchen daher e<strong>in</strong>en vernünftigen Ansatz <strong>für</strong> j µ . Zunächst stellen wir<br />
fest, dass j 0 = cρ mit ρ = ψ ∗ ψ ke<strong>in</strong>e 0-Komponente e<strong>in</strong>es Vierer-Vektors se<strong>in</strong><br />
kann, denn <strong>die</strong> skalare Größe ψ ∗ ψ ist <strong>in</strong> allen Bezugssystemen gleich.<br />
Nun starten wir – auf ähnliche Weise wie <strong>in</strong> der nichtrelativistischen Quantentheorie<br />
– mit der Kle<strong>in</strong>-Gordon-Gleichung und ihrer konjugierten Gleichung<br />
Subtraktion ergibt<br />
was auf<br />
führt. Def<strong>in</strong>iert man<br />
ψ ∗ ( 2 ∂ µ ∂ µ + m 2 c 2) ψ = 0, (1.60)<br />
ψ ( 2 ∂ µ ∂ µ + m 2 c 2) ψ ∗ = 0. (1.61)<br />
ψ ∗ ∂ µ ∂ µ ψ − ψ∂ µ ∂ µ ψ ∗ = 0, (1.62)<br />
∂ µ (ψ ∗ ∂ µ ψ − ψ∂ µ ψ ∗ ) = 0 (1.63)<br />
j µ = i<br />
2m (ψ∗ ∂ µ ψ − ψ∂ µ ψ ∗ ), (1.64)<br />
so ist ∂ µ j µ = 0 erfüllt. (Dieses ist der e<strong>in</strong>zig mögliche Kandidat <strong>für</strong> j.)<br />
Die räumlichen Komponenten von j<br />
⃗j =<br />
<br />
2mi (ψ∗ ∇ψ − ψ∇ψ ∗ ) (1.65)<br />
s<strong>in</strong>d <strong>die</strong> gleichen wie im nichtrelativistischen Fall. Die zeitliche Komponente<br />
liefert<br />
ρ = j0<br />
c = i (<br />
ψ ∗ ∂ψ )<br />
2mc 2 ∂t − ψ∂ψ∗ . (1.66)<br />
∂t<br />
Jedoch ist <strong>die</strong>ses ρ nicht notwendig positiv. Man kann Wellenpakete bilden,<br />
<strong>für</strong> <strong>die</strong> ρ <strong>in</strong> e<strong>in</strong>igen Bereichen negativ wird.<br />
b) Negative Energien<br />
Die allgeme<strong>in</strong>e Lösung der freien Kle<strong>in</strong>-Gordon-Gleichung ist e<strong>in</strong>e Superposition<br />
von ebenen Wellen<br />
ψ(⃗r, t) = A e i (⃗p·⃗r−Et) . (1.67)
1.2 Kle<strong>in</strong>-Gordon-Gleichung 15<br />
Diese erfüllen <strong>die</strong> Kle<strong>in</strong>-Gordon-Gleichung<br />
unter der Bed<strong>in</strong>gung, dass<br />
( 2 ∂ µ ∂ µ + m 2 c 2 )ψ = 0 (1.68)<br />
E 2 = ⃗p 2 c 2 + m 2 c 4 (1.69)<br />
gilt. Zu e<strong>in</strong>em vorgegebenen Impuls ⃗p gibt es daher zwei Lösungen mit positiver<br />
und mit negativer Energie,<br />
√<br />
E ± = ± ⃗p 2 c 2 + m 2 c 4 . (1.70)<br />
Die allgeme<strong>in</strong>e Lösung der Kle<strong>in</strong>-Gordon-Gleichung ist<br />
∫<br />
ψ(⃗r, t) =<br />
d 3 k<br />
(2π) 3 (<br />
A( ⃗ k) e<br />
i( ⃗ k·⃗r−ω + t) + B( ⃗ k) e i(⃗ k·⃗r−ω − t) ) . (1.71)<br />
E + = ω + > 0, E − = ω − < 0. (1.72)<br />
Falls B nicht identisch Null ist, enthält ψ Anteile mit negativen Energien.<br />
Für freie Teilchen könnte man <strong>die</strong> Lösungen auf den Teilraum mit B = 0 beschränken.<br />
Mit Wechselwirkung ist das nicht mehr möglich. Z. B. können bei<br />
der Streuung e<strong>in</strong>es Wellenpaketes an e<strong>in</strong>em äußeren Potenzial bisher nicht<br />
vorhandene negative Frequenzkomponenten B( ⃗ k) ≠ 0 erzeugt werden. Bekannt<br />
ist das Kle<strong>in</strong>’sche Paradoxon, bei dem e<strong>in</strong> Wellenpaket mit B = 0 an<br />
e<strong>in</strong>er Potenzialstufe h<strong>in</strong>reichend großer Höhe (> mc 2 ) gestreut wird. Sowohl<br />
im reflektierten, als auch im transmittierten Wellenpaket werden Anteile mit<br />
B ≠ 0 neu erzeugt.<br />
B = 0 B ≠ 0 B ≠ 0<br />
Potenzialschwelle<br />
Auch im Coulomb-Potenzial gibt es stationäre Lösungen mit nach unten unbeschränkten<br />
Energien. Die tieferen Energien spiegeln das Termschema der<br />
höheren Energien bei e<strong>in</strong>er Energielücke von 2mc 2 . E<strong>in</strong> Elektron <strong>in</strong> e<strong>in</strong>em<br />
solchen Potenzial könnte <strong>in</strong> immer niedrigere Energieniveaus herabfallen und<br />
dabei beständig Photonen aussenden. Offenbar ist das auszuschließen.<br />
Die Lösung der beiden Probleme, <strong>die</strong> <strong>die</strong> Wahrsche<strong>in</strong>lichkeiten und <strong>die</strong> Energien<br />
betreffen, wird <strong>in</strong> der quantisierten Feldtheorie erreicht.
16 1 RELATIVISTISCHE QUANTENMECHANIK<br />
1.3 Diracgleichung<br />
1.3.1 Freie Diracgleichung<br />
Wir folgen der historischen Entwicklung der Diracgleichung. 1 Dirac suchte<br />
1928 e<strong>in</strong>e relativistische Wellengleichung, <strong>die</strong> e<strong>in</strong>e positiv def<strong>in</strong>ite Wahrsche<strong>in</strong>lichkeitsdichte<br />
zulässt. Sie sollte e<strong>in</strong>e Gestalt wie <strong>die</strong> Schröd<strong>in</strong>gergleichung<br />
mit e<strong>in</strong>em Hamiltonoperator haben<br />
i ∂ ψ = Hψ, (1.73)<br />
∂t<br />
wobei aus Gründen der Kovarianz H l<strong>in</strong>ear <strong>in</strong> ∂<br />
∂x k<br />
, k = 1, 2, 3, se<strong>in</strong> sollte. So<br />
liegt e<strong>in</strong> Ansatz nahe<br />
i ∂ t ψ = c i<br />
3∑<br />
α k ∂ k ψ + βmc 2 ψ. (1.74)<br />
k=1<br />
Das def<strong>in</strong>iert den Hamiltonoperator <strong>in</strong> Gleichung (1.73). Mit dem Impulsoperator<br />
⃗ P = i ∇ hat man H = c⃗α · ⃗P + βmc 2<br />
= i c ⃗α · ∇ + βmc2 .<br />
(1.75)<br />
Nun aber steht e<strong>in</strong> hier e<strong>in</strong>zuführender Vektor ⃗α im Widerspruch zur Isotropie<br />
des Raumes, so dass <strong>die</strong> α k nicht e<strong>in</strong>fach Zahlen se<strong>in</strong> können. Im Jahr<br />
1928 war <strong>die</strong> Pauli-Gleichung bekannt, so dass man <strong>für</strong> <strong>die</strong> α k an mathematische<br />
Objekte denken konnte, <strong>die</strong> wie <strong>die</strong> Pauli-Matrizen Elemente e<strong>in</strong>er<br />
Algebra s<strong>in</strong>d.<br />
Für ebene Wellen sollte gelten<br />
i∂ t ψ = Eψ und ⃗ Pψ = ⃗pψ, (1.76)<br />
wobei der relativistische Energie-Impuls-Zusammenhang zu fordern ist<br />
E 2 = ⃗p 2 c 2 + m 2 c 4 . (1.77)<br />
1 E<strong>in</strong>e Herleitung der Diracgleichung, <strong>die</strong> auf der Darstellungstheorie der <strong>in</strong>homogenen<br />
Lorentz-Gruppe beruht, f<strong>in</strong>det man <strong>in</strong> S. We<strong>in</strong>berg, The Quantum Theory of Fields, Vol. 1,<br />
Cambridge University Press, 1995.
1.3 Diracgleichung 17<br />
Darum quadrieren wir <strong>die</strong> Gleichung (1.73)<br />
Dies muss gleich<br />
se<strong>in</strong>. Daraus folgt<br />
(i ∂ ∂t )2 ψ = H 2 ψ<br />
= c 2 3∑<br />
j,k=1<br />
1<br />
2 (α jα k + α k α j )P j P k ψ<br />
3∑<br />
+ mc 3 (α k β + βα k )P k ψ<br />
k=1<br />
+ β 2 m 2 c 4 ψ.<br />
(1.78)<br />
c 2 ⃗ P 2 ψ + m 2 c 4 ψ (1.79)<br />
α j α k + α k α j = 2δ jk ,<br />
α k β + βα k = 0,<br />
β 2 = 1.<br />
(1.80)<br />
Die Antikommutator-Regel Gl. (1.80) ist <strong>die</strong> ähnlich zu derjenigen, <strong>die</strong> von<br />
den drei Pauli-Matrizen erfüllt wird, σ j σ k + σ k σ j = 2δ jk ; aber hier benötigen<br />
wir 4 Matrizen α k , β. Weil es e<strong>in</strong>e vierte Pauli-Matrix, <strong>die</strong> β repräsentiert,<br />
nicht gibt, können <strong>die</strong> Pauli-Matrizen nicht <strong>die</strong> Lösung se<strong>in</strong>. Wir suchen daher<br />
e<strong>in</strong>e Lösung durch n×n - Matrizen. Damit der Hamiltonoperator hermitesch<br />
ist, müssen <strong>die</strong> Matrizen hermitesch se<strong>in</strong>. Weiterh<strong>in</strong> muss n gerade se<strong>in</strong> 2 ,<br />
daher ist n ≥ 4.<br />
Dirac fand <strong>für</strong> n = 4 e<strong>in</strong>e Lösung der Gleichungen (1.80). In Blockform mit<br />
Pauli’s Sp<strong>in</strong>-Matrizen σ k ist sie<br />
α k =<br />
(<br />
0 σk<br />
σ k 0<br />
)<br />
(k = 1, 2, 3), β =<br />
( )<br />
1 0<br />
. (1.82)<br />
0 −1<br />
Die Wellenfunktionen, <strong>die</strong> nun zu Dirac’s Hamiltonoperator gehören, haben<br />
vier Komponenten<br />
⎛ ⎞<br />
ψ 1 (⃗r, t)<br />
ψ<br />
ψ(⃗r, t) = 2 (⃗r, t)<br />
⎜ ⎟<br />
⎝ψ 3 (⃗r, t) ⎠ , (1.83)<br />
ψ 4 (⃗r, t)<br />
2 Wegen der Gleichungen (1.80) und der zyklischen Eigenschaft der Spur gilt<br />
Sp(β/2) = Sp(α k α k β) = Sp(α k βα k ) = Sp(α k (−α k β)) = − Sp(β/2). (1.81)<br />
Darum verschw<strong>in</strong>det Sp β. E<strong>in</strong>e ähnliche Rechnung liefert Sp α k = 0. In e<strong>in</strong>er Basis, <strong>in</strong> der<br />
β e<strong>in</strong>e Diagonalmatrix ist, folgt aus β 2 = 1, dass β genau so viele Diagonalelemente +1<br />
wie −1 hat. Daher ist n gerade.
18 1 RELATIVISTISCHE QUANTENMECHANIK<br />
und <strong>die</strong> Diracgleichung ist e<strong>in</strong> System von vier l<strong>in</strong>earen Gleichungen.<br />
i ∂ ∂t ψ = ( c⃗α · ⃗P + βmc 2) ψ. (1.84)<br />
Wahrsche<strong>in</strong>lichkeitsdichte<br />
Wir bezeichnen <strong>die</strong> transponierte konjugiert-komplexe Wellenfunktion mit<br />
ψ + := (ψ1, ∗ ψ2, ∗ ψ3, ∗ ψ4) ∗ = (ψ ∗ ) T (1.85)<br />
und multiplizieren <strong>die</strong> Diracgleichung damit<br />
iψ + ˙ψ = i cψ+ ⃗α · ∇ψ + mc 2 ψ + βψ. (1.86)<br />
Ähnlich verfahren wir mit der konjugierten Dirac Gleichung<br />
− i ˙ψ + = − i c(∇ψ+ ) · ⃗α + mc 2 ψ + β, (1.87)<br />
− i ˙ψ + ψ = − i c(∇ψ+ ) · ⃗αψ + mc 2 ψ + βψ. (1.88)<br />
Subtraktion der Gleichungen (1.86) und (1.88) gibt<br />
Damit haben wir e<strong>in</strong>e Kont<strong>in</strong>uitätsgleichung<br />
mit e<strong>in</strong>em positiv def<strong>in</strong>iten ρ,<br />
∂<br />
∂t (ψ+ ψ) = −c∇ · (ψ + ⃗αψ). (1.89)<br />
∂<br />
∂t ρ + ∇ ·⃗j = 0 (1.90)<br />
4∑<br />
ρ = ψ + ψ = ψi ∗ ψ i, und ⃗j = cψ + ⃗αψ. (1.91)<br />
i=1<br />
Das Problem der negativen Wahrsche<strong>in</strong>lichkeiten, das bei der Kle<strong>in</strong>-Gordon-<br />
Gleichung auftritt, gibt es bei der Diracgleichung also nicht mehr. Bestehen<br />
bleibt das Problem unbeschränkt negativer Energien.<br />
Kovariante Schreibweise<br />
Wir multiplizieren <strong>die</strong> Diracgleichung (1.74)<br />
i ∂ t ψ = i c⃗α · ∇ ψ + βmc2 ψ (1.92)
1.3 Diracgleichung 19<br />
mit 1 c β und erhalten wegen β2 = 1<br />
i {β∂ 0 + β⃗α · ∇} ψ − mc ψ = 0. (1.93)<br />
Die Gleichung lässt sich kompakter schreiben, wenn wir neu def<strong>in</strong>ierte Dirac-<br />
Matrizen γ µ verwenden<br />
Damit lautet <strong>die</strong> Diracgleichung<br />
γ 0 := β und γ k := βα k (k = 1, 2, 3). (1.94)<br />
(iγ µ ∂ µ − mc) ψ = 0 (1.95)<br />
oder auch<br />
Man schreibt auch<br />
(γ µ P µ − mc) ψ = 0. (1.96)<br />
γ µ ∂ µ = ∂/, γ µ P µ = P/. (1.97)<br />
Die „kovariante Diracgleichung“ ist nicht manifest kovariant, weil <strong>die</strong> γ µ nicht<br />
Komponenten e<strong>in</strong>es Vierer-Vektors s<strong>in</strong>d, sondern konstante Matrizen, so dass<br />
beim Wechsel des Bezugssystem nicht γ ′µ = Λ µ νγ ν gilt.<br />
Algebraische Beziehungen der γ’s<br />
Aus den Gleichungen (1.80) folgen vierdimensionale Erweiterungen der Antivertauschungsregeln:<br />
γ µ γ ν + γ ν γ µ = 2g µν 1. (1.98)<br />
Die γ’s bilden daher <strong>die</strong> Basiselemente e<strong>in</strong>er Clifford Algebra. Ihre Matrixdarstellungen<br />
s<strong>in</strong>d<br />
γ 0 =<br />
( )<br />
1 0<br />
, γ k =<br />
0 −1<br />
( )<br />
0 σk<br />
, (1.99)<br />
−σ k 0<br />
(γ 0 ) † = γ 0 , (γ k ) † = −γ k . (1.100)<br />
Ladungs- und Stromdichte nach Gleichung (1.91) bilden zusammen e<strong>in</strong>en<br />
Viererstrom (beachte j 0 = cρ)<br />
j µ = cψ + γ 0 γ µ ψ. (1.101)<br />
Def<strong>in</strong>iert man<br />
ψ := ψ + γ 0 = (ψ ∗ 1, ψ ∗ 2, −ψ ∗ 3, −ψ ∗ 4), (1.102)<br />
so wird der Viererstrom zu<br />
j µ = ψγ µ ψ. (1.103)
20 1 RELATIVISTISCHE QUANTENMECHANIK<br />
Die konjugierte Diracgleichung<br />
wird <strong>in</strong> der Viererschreibweise zu<br />
− i ˙ψ + = − i c(∇ψ+ ) · ⃗α + mc 2 ψ + β (1.104)<br />
− i∂ µ ψγ µ − mcψ = 0. (1.105)<br />
Lösungen der Diracgleichung<br />
Wir wählen e<strong>in</strong>en Lösungsansatz <strong>für</strong> ebene Wellen, wie sie z. B. bei Streulösungen<br />
gebraucht werden,<br />
⎛ ⎞<br />
u 1<br />
ψ(⃗r, t) = u e i(⃗k·⃗r−ωt) = u e −ik·x u , mit u = 2<br />
⎜ ⎟<br />
⎝u 3 ⎠ . (1.106)<br />
u 4<br />
Wir geben ⃗ k vor, setzen ψ <strong>in</strong> <strong>die</strong> Diracgleichung (1.95) e<strong>in</strong> und erhalten mit<br />
k µ = p µ<br />
(γ µ p µ − mc)u = 0. (1.107)<br />
Dies s<strong>in</strong>d 4 l<strong>in</strong>eare Gleichungen <strong>für</strong> u 1 , . . . , u 4 . Nichttriviale Lösungen existieren,<br />
falls <strong>die</strong> Determ<strong>in</strong>ante des Gleichungssystems verschw<strong>in</strong>det,<br />
det(γ µ p µ − mc) = 0. (1.108)<br />
Die Determ<strong>in</strong>ante ist proportional zu p µ p µ − m 2 c 2 , so dass <strong>für</strong> <strong>die</strong> Lösungen<br />
gelten muss<br />
p µ p µ = m 2 c 2 . (1.109)<br />
Alternativ kann man<br />
betrachten, woraus ebenfalls folgt<br />
(γ µ P µ + mc)(γ ν P ν − mc)u = 0,<br />
p µ p µ − m 2 c 2 = 0. (1.110)<br />
Betrachten wir zunächst e<strong>in</strong> ruhendes Teilchen mit ⃗p = 0 oder ⃗ k = 0. Ist <strong>die</strong><br />
Lösungsbed<strong>in</strong>gung (1.109) erfüllt, so folgt daraus<br />
E 2 = m 2 c 4 . (1.111)<br />
Für das ruhende Teilchen reduziert sich <strong>die</strong> Diracgleichung auf<br />
(γ 0 p 0 − mc)u = 0. (1.112)
1.3 Diracgleichung 21<br />
In Komponenten ist das<br />
(E − mc 2 )u 1 = 0,<br />
(E − mc 2 )u 2 = 0,<br />
(−E − mc 2 )u 3 = 0,<br />
(−E − mc 2 )u 4 = 0.<br />
(1.113)<br />
Es gibt vier Lösungen u (1) , u (2) , v (1) , v (2) , der Gleichungen (1.113).<br />
⎛ ⎞<br />
1<br />
1. E = mc 2 u = u (1) 0<br />
= ⎜ ⎟<br />
⎝0⎠<br />
0<br />
⎛ ⎞<br />
0<br />
2. E = mc 2 u = u (2) 1<br />
= ⎜ ⎟<br />
⎝0⎠<br />
0<br />
⎛ ⎞<br />
0<br />
3. − E = mc 2 u = v (1) 0<br />
= ⎜ ⎟<br />
⎝1⎠<br />
0<br />
⎛ ⎞<br />
0<br />
4. − E = mc 2 u = v (2) 0<br />
= ⎜ ⎟<br />
⎝0⎠<br />
1<br />
(1.114)<br />
(1.115)<br />
(1.116)<br />
(1.117)<br />
Wie man sieht, gehören zwei <strong>die</strong>ser Lösungen zu negativen Energien.<br />
Wir verlassen jetzt den Spezialfall des ruhenden Teilchens. Die ebenen Wellen-<br />
Lösungen der vollen Diracgleichung zerlegen wir <strong>in</strong> zwei Anteile<br />
( ( ) ( )<br />
ϕ ϕ1 χ1<br />
ψ = mit ϕ = , χ = . (1.118)<br />
χ)<br />
ϕ 2 χ 2<br />
Die Diracgleichung mit der Lösungsbed<strong>in</strong>gung <strong>für</strong> ebene Wellen führt jetzt<br />
auf<br />
( ) (<br />
(γ µ (p0 − mc)ϕ − ⃗p · ⃗σχ 0<br />
p µ − mc)ψ =<br />
= . (1.119)<br />
(−p 0 − mc)χ + ⃗p · ⃗σϕ 0)<br />
Es folgt<br />
χ =<br />
⃗p · ⃗σ<br />
⃗p · ⃗σ<br />
ϕ, ϕ = χ. (1.120)<br />
p 0 + mc p 0 − mc
22 1 RELATIVISTISCHE QUANTENMECHANIK<br />
Prüfen wir das Ergebnis. Mit (⃗p · ⃗σ)(⃗p · ⃗σ) = ⃗p 2 = p 2 0 − m 2 c 2 erhält man<br />
ϕ =<br />
⃗p · ⃗σ<br />
p 0 − mc χ =<br />
⃗p · ⃗σ<br />
p 0 − mc<br />
⃗p · ⃗σ<br />
p 0 + mc ϕ = ⃗p 2<br />
p 2 0 − m 2 c2ϕ = ϕ. (1.121)<br />
Das heißt, <strong>für</strong> E 2 = ⃗p 2 c 2 + m 2 c 4 f<strong>in</strong>det man Lösungen, bei denen ϕ beliebig<br />
ist.<br />
Um jetzt <strong>die</strong> ebene Wellen-Lösungen mit Amplituden u (r) ( ⃗ k), v (r) ( ⃗ k) aufzuschreiben,<br />
sei abgekürzt<br />
√<br />
E = E p = ⃗p 2 c 2 + m 2 c 4 > 0 (1.122)<br />
e<strong>in</strong>e positive Energie. Für<br />
ψ (+) (x) = u( ⃗ k)e −ik·x (1.123)<br />
erhalten wir <strong>die</strong> folgenden zwei Amplituden (mit Normierungsfaktor N).<br />
⎛ ⎞ ⎛<br />
1<br />
1<br />
u (1) ( ⃗ 0<br />
k) = N ⎜ ( )<br />
⎟<br />
⎝ ⃗p·⃗σ 1 ⎠ = N 0<br />
⎜ p<br />
⎝c<br />
3 ⎟ . (1.124)<br />
E+mc 2 ⎠<br />
p 0 +mc 0 c p 1+ip 2<br />
E+mc 2 ⎞<br />
Für ⃗p = 0 reduziert sich das auf das frühere Ergebnis u (1) . Entsprechend ist<br />
⎛ ⎞ ⎛<br />
0<br />
0<br />
u (2) ( ⃗ 1<br />
k) = N ⎜ ( )<br />
⎟<br />
⎝ ⃗p·⃗σ 0 ⎠ = N 1<br />
⎜<br />
⎝c p 1−ip 2 ⎟ . (1.125)<br />
E+mc 2 ⎠<br />
p 0 +mc 1 c −p 3<br />
E+mc 2 ⎞<br />
Im nichtrelativistischen Grenzfall ist ||χ||
1.3 Diracgleichung 23<br />
⎛ ( ) ⎞ ⎛<br />
⃗p·⃗σ 0 c p 1−ip 2<br />
⎞<br />
|E|+mc<br />
v (2) ( ⃗ −p 0 +mc 1<br />
2<br />
k) = N ⎜<br />
⎟<br />
⎝ 0 ⎠ = N −p c 3<br />
|E|+mc<br />
⎜<br />
2<br />
⎟<br />
⎝ 0<br />
. (1.129)<br />
⎠<br />
1<br />
1<br />
Hier s<strong>in</strong>d <strong>die</strong> Rollen der großen und der kle<strong>in</strong>en Komponenten vertauscht.<br />
Wie im obigen Spezialfall e<strong>in</strong>es ruhenden Teilchens haben wir e<strong>in</strong>e Basis<br />
des Lösungsraumes mit vier Basiselementen, deren Eigenschaften wir jetzt<br />
betrachten wollen.<br />
Eigenschaften der Basis-Lösungen<br />
Wenn wir stets k 0 > 0, mit anderen Worten<br />
k 0 = E p<br />
c<br />
> 0, (1.130)<br />
wählen, so lauten <strong>die</strong> Diracgleichungen <strong>für</strong> u bzw. v<br />
(γ µ k µ − mc)u( ⃗ k) = 0 (1.131)<br />
(γ µ k µ + mc)v( ⃗ k) = 0. (1.132)<br />
Für den noch freien Normierungsfaktor wählen wir bei beiden Lösungstypen<br />
N =<br />
Dann gilt e<strong>in</strong>e „Orthonormalität“ der Art, (r, s = 1, 2)<br />
√<br />
|p 0 |c + mc 2 . (1.133)<br />
u (r) ( ⃗ k)u (s) ( ⃗ k) = 2mc 2 δ r,s , (1.134)<br />
v (r) ( ⃗ k)v (s) ( ⃗ k) = −2mc 2 δ r,s , (1.135)<br />
u (r) ( ⃗ k)v (s) ( ⃗ k) = v (r) ( ⃗ k)u (s) ( ⃗ k) = 0. (1.136)<br />
Wir haben auch e<strong>in</strong>e Art Vollständigkeitsrelation<br />
u (1)<br />
α (⃗ k) u (1)<br />
β (⃗ k) + u (2)<br />
α (⃗ k) u (2)<br />
β (⃗ k)<br />
− v α (1) (⃗ k) v (1)<br />
β (⃗ k) − v α (2) (⃗ k) v (2)<br />
β (⃗ (1.137)<br />
k) = 2mc 2 δ α,β<br />
E<strong>in</strong> Lorentz-<strong>in</strong>variantes Integrationsmaß <strong>für</strong> Wellenpakete<br />
Wellenpakete s<strong>in</strong>d Superpositionen der Wellenfunktionen e −ik·x mit ⃗p = ⃗ k,<br />
also Integrale der Form<br />
∫<br />
d 3 p . . . . (1.138)
24 1 RELATIVISTISCHE QUANTENMECHANIK<br />
E<strong>in</strong> geschicktes Integrationsmaß ist Lorentz-<strong>in</strong>variant. Wir wollen e<strong>in</strong> solches<br />
Integrationsmaß entwickeln. Dazu nehmen wir e<strong>in</strong>e beliebige Funktion f(p)<br />
als Integrand zu Hilfe. Das Vierer-Integral ist Lorentz-<strong>in</strong>variant:<br />
∫<br />
∫<br />
∫<br />
∫<br />
d 4 p f(p) = d 4 p ′ f(p ′ ) = d 4 p det } {{ Λ}<br />
f(Λp) =<br />
=1<br />
d 4 p f(Λp). (1.139)<br />
Das Integral über <strong>die</strong> dreidimensionale Submannigfaltigkeit<br />
∫<br />
d 4 p δ(p 2 − mc 2 ) f(p) (1.140)<br />
zerfällt <strong>in</strong> zwei ebenfalls Lorentz-<strong>in</strong>variante Anteile. Der Anteil mit positiver<br />
Energie p 0 ist 3<br />
∫<br />
∫<br />
=<br />
∫<br />
=<br />
∫<br />
=<br />
∫<br />
=<br />
∫<br />
=<br />
d 4 p δ(p 2 − mc 2 )Θ(p 0 ) f(p)<br />
d 4 p δ ( (p 0 ) 2 − (⃗p 2 + mc 2 ) ) Θ(p 0 ) f(p 0 , ⃗p )<br />
(<br />
d 4 p δ (p 0 ) 2 − 1 )<br />
c 2E2 p Θ(p 0 ) f(p 0 , ⃗p )<br />
d 4 p<br />
c (<br />
δ(p 0 − E p<br />
2E p c ) + δ(p0 + E )<br />
p<br />
c ) Θ(p 0 ) f(p 0 (1.143)<br />
, ⃗p )<br />
∫<br />
dp 0 d 3 p<br />
c δ(p 0 − E p<br />
2E p c ) f(p0 , ⃗p )<br />
d 3 p<br />
c f( E p<br />
2E p c , ⃗p )<br />
Da das Integral Lorentz-<strong>in</strong>variant ist, ist<br />
∫<br />
d 3 p<br />
2E p<br />
c (1.144)<br />
e<strong>in</strong> Lorentz-<strong>in</strong>variantes Maß auf der dreidimensionalen Hyperfläche positiver<br />
Energie.<br />
3 g(x) habe n e<strong>in</strong>fache Nullstellen x i und dort <strong>die</strong> Ableitungen g ′ (x i ) ≠ 0. Dann ist<br />
δ(g(x)) =<br />
n∑<br />
i=1<br />
1<br />
|g ′ (x i )| δ(x − x i). (1.141)<br />
Also <strong>für</strong> a > 0<br />
δ(x 2 − a 2 ) = 1 (δ(x − a) + δ(x + a)) (1.142)<br />
2a
1.3 Diracgleichung 25<br />
p 0<br />
⃗p<br />
Zurück zu den Lösungen der Diracgleichung, <strong>die</strong> sich als Superpositionen<br />
ebener Wellen mit jeweils positiven oder negativen Energien angeben lassen.<br />
Wellenpakete mit positiver Energie s<strong>in</strong>d<br />
∫<br />
ψ (+) (x) =<br />
d 3 p<br />
(2π) 3 2E p<br />
{<br />
b1 ( ⃗ k)u (1) ( ⃗ k) + b 2 ( ⃗ k)u (2) ( ⃗ k) } e −ik·x , (1.145)<br />
wobei k 0 = E p /c > 0 ist, und <strong>die</strong> b i ( ⃗ k) i. A. komplexwertige Funktionen<br />
s<strong>in</strong>d.<br />
Wellenpakete mit negativer Energie schreiben wir als Überlagerung von ebenen<br />
Wellen der Form<br />
∫<br />
ψ (−) (x) =<br />
v( ⃗ k)e ik·x mit k 0 = E p<br />
c<br />
> 0. (1.146)<br />
d 3 p<br />
(2π) 3 2E p<br />
{<br />
d<br />
∗<br />
1 ( ⃗ k)v (1) ( ⃗ k) + d ∗ 2 (⃗ k)v (2) ( ⃗ k) } e ik·x . (1.147)<br />
Die Notation d ∗ <strong>für</strong> <strong>die</strong> komplexwertigen Funktionen garantiert später etwas<br />
bequemere Ausdrücke.<br />
Beide Lösungstypen superponieren zur allgeme<strong>in</strong>en Lösung der freien Dirac<br />
Gleichung<br />
∫<br />
ψ(x) =<br />
d 3 p<br />
(2π) 3 2E p<br />
2∑ {<br />
br ( ⃗ k)u (r) ( ⃗ k)e −ik·x + d ∗ r (⃗ k)v (r) ( ⃗ k)e ik·x} . (1.148)<br />
r=1<br />
Wahrsche<strong>in</strong>lichkeiten bei Dirac-Wellenpaketen<br />
Die Wahrsche<strong>in</strong>lichkeitsdichte war allgeme<strong>in</strong> (siehe Seite 18)<br />
ψ + ψ = ψγ 0 ψ (1.149)
26 1 RELATIVISTISCHE QUANTENMECHANIK<br />
und <strong>die</strong> Gesamtwahrsche<strong>in</strong>lichkeit ist<br />
∫<br />
d 3 r ψ + (⃗r, t)ψ(⃗r, t). (1.150)<br />
Wir berechnen <strong>die</strong> Gesamtwahrsche<strong>in</strong>lichkeit <strong>für</strong> e<strong>in</strong> Wellenpaket. Benutzung<br />
der Relationen<br />
liefert<br />
u (r)† ( ⃗ k)u (s) ( ⃗ k) = 2E p δ r,s , (1.151)<br />
v (r)† ( ⃗ k)v (s) ( ⃗ k) = 2E p δ r,s , (1.152)<br />
u (r)† ( ⃗ k)v (s) (− ⃗ k) = v (r)† (− ⃗ k)u (s) ( ⃗ k) = 0 (1.153)<br />
∫<br />
∫<br />
d 3 r ψ + (⃗r, t)ψ(⃗r, t) =<br />
d 3 p<br />
(2π) 3 2E p<br />
2∑ {<br />
b<br />
∗<br />
r ( ⃗ k)b r ( ⃗ k) + d r ( ⃗ k)d ∗ r (⃗ k) } . (1.154)<br />
r=1<br />
Alle Anteile hier<strong>in</strong> s<strong>in</strong>d manifest positiv.<br />
Die Dirac’sche Löchertheorie<br />
Zwar sche<strong>in</strong>t das Problem der negativen Wahrsche<strong>in</strong>lichkeitsdichte gelöst zu<br />
se<strong>in</strong>, jedoch bleibt das Problem negativer Energie bestehen, denn <strong>die</strong> Lösungen<br />
mit negativen Energien treten i. A. wieder auf, wenn äußere Felder – wie<br />
beim Coulomb-Potenzial – vorhanden s<strong>in</strong>d.<br />
Dirac entwickelte um 1930 <strong>die</strong> Idee, dass <strong>die</strong> Zustände möglicher negativer<br />
Energien – etwa <strong>in</strong> e<strong>in</strong>em Atom – bereits mit Elektronen besetzt se<strong>in</strong> könnten.<br />
E<strong>in</strong>e Atom, dessen <strong>in</strong>nere Schalen besetzt s<strong>in</strong>d, lässt ja auch ke<strong>in</strong>en Übergang<br />
e<strong>in</strong>es Elektrons <strong>in</strong> <strong>die</strong>se bereits besetzten Zustände zu. Das Pauli-Verbot war<br />
zu <strong>die</strong>ser Zeit formuliert worden.<br />
Der Vakuumzustand ist dadurch charakterisiert, dass alle negativen Energiezustände<br />
besetzt s<strong>in</strong>d.<br />
mc 2<br />
−mc 2<br />
Dirac-See<br />
verboten
1.3 Diracgleichung 27<br />
Die Idee wurde kontrovers diskutiert, z. B. brachten Heisenberg und Pauli<br />
E<strong>in</strong>wände vor. E<strong>in</strong>e Ladungsdichte des Vakuums war wenig überzeugend.<br />
E<strong>in</strong>e Theorie, welche <strong>die</strong> negativen Elektronenladungen wie <strong>in</strong> e<strong>in</strong>em Metall<br />
durch positive Ladungen neutralisieren würde, war nicht <strong>in</strong> Sicht. Es sei angemerkt,<br />
dass Diracs Vorstellungen ihren Niederschlag <strong>in</strong> der Festkörpertheorie<br />
der Metalle (Pauli, Bloch, Wannier) und später <strong>in</strong> der Halbleiterphysik fanden.<br />
Außerdem löst <strong>die</strong>se Idee nicht das Problem der negativen Energien im Falle<br />
der Kle<strong>in</strong>-Gordon-Gleichung, da das Pauli-Pr<strong>in</strong>zip nicht <strong>für</strong> Sp<strong>in</strong> 0 Teilchen<br />
gilt, welche ja durch <strong>die</strong> Kle<strong>in</strong>-Gordon-Gleichung beschrieben werden.<br />
Ausgehend von der Vorstellung der besetzten negativen Energiezustände entwickelte<br />
Dirac se<strong>in</strong>e Löchertheorie. E<strong>in</strong> Photon kann e<strong>in</strong> Elektron aus den<br />
besetzten negativen Energieniveaus – dem „See“ <strong>in</strong> e<strong>in</strong>en Zustand positiver<br />
Energie überführen. In dem „See“ entsteht e<strong>in</strong> Loch mit der Ladung +e,<br />
welches sich wie e<strong>in</strong> Teilchen bewegen kann.<br />
Das e<strong>in</strong>zige positiv geladene Teilchen, das zu <strong>die</strong>ser Zeit bekannt war, war<br />
das Proton. Konnte <strong>die</strong>ses mit se<strong>in</strong>er 1836-fachen Elektronenmasse das Lochteilchen<br />
se<strong>in</strong>? Hermann Weyl zeigte, dass <strong>die</strong> Masse des Lochteilchens gleich<br />
der Elektronenmasse se<strong>in</strong> muss. Im Jahr 1930 entdeckte schließlich Carl D.<br />
Anderson <strong>in</strong> der Höhenstrahlung das Positron, dessen Nebelkammerspur <strong>in</strong><br />
e<strong>in</strong>em Magnetfeld e<strong>in</strong>e positive Ladung und e<strong>in</strong>e Masse von der Größenordnung<br />
des Elektrons zeigte.<br />
Damit konnte man <strong>die</strong> Erzeugung e<strong>in</strong>es Lochs im Dirac-See als e<strong>in</strong>en Paar-<br />
Erzeugungsprozess deuten. Der umgekehrte Prozess der Paarvernichtung unter<br />
Aussendung e<strong>in</strong>es Gammaquants existiert ebenfalls.<br />
Vakuum<br />
Elektron<br />
E > 0<br />
−mc 2<br />
Dirac-See<br />
−mc 2<br />
Loch<br />
Im Rahmen der Dirac’schen Löchertheorie ist es grundsätzlich möglich, <strong>die</strong><br />
Rolle von Elektronen und Positronen zu vertauschen und e<strong>in</strong>en See von besetzten<br />
negativen Positronenzuständen mit Elektronen als Löchern zu deu-
28 1 RELATIVISTISCHE QUANTENMECHANIK<br />
ten. 4<br />
Die <strong>Quantenfeldtheorie</strong> verzichtet auf das Bild vom Dirac’schen See und behandelt<br />
Elektronen und Positronen symmetrisch, wie wir noch sehen werden.<br />
Zurück zu den Lösungen der Diracgleichung, <strong>die</strong> zu jeder der positiven und<br />
negativen Energien noch zwei Komponenten hat. Der Sp<strong>in</strong> des Elektrons als<br />
Observable <strong>in</strong> e<strong>in</strong>em zweidimensionalen Hilbertraum lässt vermuten, dass <strong>die</strong><br />
doppelten Lösungen etwas mit dem Sp<strong>in</strong> zu tun haben. Da der Drehimpulsoperator<br />
e<strong>in</strong> Generator <strong>für</strong> Rotationen ist, erwarten wir, dass Bahndrehimpuls<br />
und Sp<strong>in</strong> <strong>in</strong> Zusammenhang stehen mit dem Transformationsverhalten<br />
der Lösungen der Diracgleichung unter Rotationen.<br />
1.3.2 Kovarianz der Diracgleichung<br />
Transformationsverhalten<br />
Betrachte e<strong>in</strong>e Lorentz-Transformation x −→ x ′ , <strong>die</strong> als passive Transformation<br />
den Übergang zu e<strong>in</strong>em neuen Bezugssystem beschreibt,<br />
x ′µ = Λ µ νx ν . (1.155)<br />
Hier bezeichnen x und x ′ <strong>die</strong> <strong>in</strong> verschiedenen Bezugssystemen unterschiedlichen<br />
Koord<strong>in</strong>aten desselben Punktes bzw. Ereignisses.<br />
Das Transformationsverhalten von Feldern unterscheidet sich <strong>für</strong> skalare Felder,<br />
Vektor- oder Tensorfelder.<br />
x 2<br />
skalare Felder<br />
x ′ 2<br />
x 2<br />
Vektorfelder<br />
⃗A<br />
A ′ 2<br />
x ′ 2 x 1<br />
x ′ 1<br />
A ′ 1<br />
x ′ 1<br />
x 1<br />
Bei e<strong>in</strong>em skalaren Feld ϕ(x) gilt<br />
ϕ ′ (x ′ ) = ϕ(x). (1.156)<br />
Bei Vektorfeldern A µ (x) hat man zu berücksichtigen, dass außerdem <strong>die</strong> Vektorkomponenten<br />
A µ <strong>in</strong> verschiedenen Bezugssystemen unterschiedlich s<strong>in</strong>d,<br />
A ′µ (x ′ ) = Λ µ ν Aν (x). (1.157)<br />
4 Zur Dirac’schen Löchertheorie siehe auch: W. Gre<strong>in</strong>er, J. Re<strong>in</strong>hardt, <strong>Theoretische</strong><br />
<strong>Physik</strong>, Bd. 7, Quantenelektrodynamik, Harri Deutsch, 1994, S. 408 f.
1.3 Diracgleichung 29<br />
Wir <strong>in</strong>teressieren uns <strong>für</strong> das Transformationsverhalten der Lösungen der Diracgleichung<br />
unter e<strong>in</strong>er Lorentz-Transformation, d. h., wie sich <strong>die</strong> vierkomponentige<br />
Lösung beim Übergang zu e<strong>in</strong>em anderen Bezugssystem ändern<br />
muss, damit <strong>die</strong> Diracgleichung beim Übergang form<strong>in</strong>variant ist. Ist etwa<br />
⎛ ⎞<br />
ψ 1 (x)<br />
ψ<br />
ψ(x) = 2 (x)<br />
⎜ ⎟<br />
⎝ψ 3 (x) ⎠<br />
ψ 4 (x)<br />
(1.158)<br />
e<strong>in</strong> Vierervektor, oder s<strong>in</strong>d <strong>die</strong> Komponenten ψ k (x) skalare Funktionen? Wir<br />
werden sehen, dass beides nicht zutrifft.<br />
Betrachten wir <strong>die</strong> Diracgleichungen <strong>in</strong> beiden Bezugssystemen<br />
(iγ µ ∂ µ − mc)ψ(x) = 0,<br />
(iγ µ ∂ ′ µ − mc)ψ′ (x ′ ) = 0,<br />
(1.159)<br />
wobei<br />
∂ µ = ∂x′ν ∂<br />
∂x µ ∂x = ′ν Λν µ ∂ ν ′ . (1.160)<br />
Die Transformation ψ(x) −→ ψ ′ (x ′ ) soll, so postulieren wir, l<strong>in</strong>ear se<strong>in</strong> und<br />
natürlich von Λ abhängen. Wir schreiben also<br />
ψ ′ (x ′ ) = S(Λ) ψ(x) (1.161)<br />
mit e<strong>in</strong>er noch zu bestimmenden 4 × 4-Matrix S(Λ). Die Umkehrung der<br />
Transformation erfordert, dass<br />
S(Λ −1 ) = (S(Λ)) −1 (1.162)<br />
gilt. Mit <strong>die</strong>sen Festlegungen schreiben wir <strong>die</strong> ursprüngliche Diracgleichung<br />
um als<br />
(iΛ ν µ γµ ∂ ν ′ − mc)S−1 (Λ)ψ ′ (x ′ ) = 0 (1.163)<br />
und nach Multiplikation mit S(Λ) ergibt sich<br />
(<br />
iΛ<br />
ν<br />
µ S(Λ)γ µ S −1 (Λ)∂ ′<br />
ν − mc ) ψ ′ (x ′ ) = 0, (1.164)<br />
wobei <strong>die</strong> Ableitung ∂ ′ µ mit S −1 (Λ) vertauscht, weil Λ nicht von den Koord<strong>in</strong>aten<br />
abhängt. S(Λ) vertauscht mit den Koeffizienten Λ ν µ .<br />
Damit <strong>die</strong> Diracgleichung form<strong>in</strong>variant beim Wechsel des Bezugssystem ist,<br />
muss also gelten<br />
Λ ν µ S(Λ)γµ S −1 (Λ) = γ ν (1.165)
30 1 RELATIVISTISCHE QUANTENMECHANIK<br />
oder<br />
Λ ν µ γµ = S −1 (Λ)γ ν S(Λ). (1.166)<br />
Wir wollen jetzt S(Λ) konstruieren. Weil S(Λ), ebenso wie Λ, e<strong>in</strong>e Transformationsmatrix<br />
ist, <strong>die</strong> kont<strong>in</strong>uierlich an <strong>die</strong> Identität anschließt, reicht es,<br />
wenn wir <strong>in</strong>f<strong>in</strong>itesimale Transformationen betrachten. Wir werden uns also<br />
zunächst <strong>die</strong> <strong>in</strong>f<strong>in</strong>itesimalen Versionen von Λ und danach von S(Λ) verschaffen,<br />
und <strong>für</strong> <strong>die</strong>se <strong>die</strong> Bestimmungsgleichung (1.166) auswerten.<br />
E<strong>in</strong>schub: Inf<strong>in</strong>itesimale Transformationen<br />
E<strong>in</strong>e <strong>in</strong>f<strong>in</strong>itesimale Lorentz-Transformation notieren wir als<br />
Λ ν µ = δ ν µ + ǫ ω ν µ + O(ǫ 2 )<br />
Λ = 1 + ǫ ω + . . . .<br />
Aus der def<strong>in</strong>ierenden Gleichung der Lorentz-Transformationen<br />
(1.167)<br />
g µν Λ µ ρ Λν σ = g ρσ (1.168)<br />
folgt durch kurze Rechnung <strong>die</strong> Antisymmetrie der Matrix (ω µν ), wobei e<strong>in</strong><br />
Index hochgezogen wurde,<br />
ω µν = −ω νµ . (1.169)<br />
Das zeigt, dass ω – und damit <strong>die</strong> Lorentz-Transformationen – durch sechs<br />
reelle Parameter bestimmt s<strong>in</strong>d.<br />
⎛ ⎞<br />
0 · · ·<br />
0 · ·<br />
ω = ⎜ ⎟<br />
(1.170)<br />
⎝ 0 · ⎠<br />
0<br />
Die sechs Parameter entsprechen drei Freiheitsgraden <strong>für</strong> Lorentz-Boosts und<br />
drei Freiheitsgraden <strong>für</strong> <strong>die</strong> Rotation. E<strong>in</strong> Lorentz-Boost gehört zu e<strong>in</strong>er<br />
gleichförmig geradl<strong>in</strong>igen Bewegung des Bezugssystems, wie sie zum Beispiel<br />
durch <strong>die</strong> Standard-Transformation (1.10) gegeben ist. In der Matrixdarstellung<br />
lautet <strong>die</strong>se Transformation<br />
⎛<br />
⎞<br />
γ −γβ 0 0<br />
(Λ µ ν ) = −γβ γ 0 0<br />
⎜<br />
⎟<br />
⎝ 0 0 1 0⎠ . (1.171)<br />
0 0 0 1<br />
Für e<strong>in</strong>e <strong>in</strong>f<strong>in</strong>itesimale Geschw<strong>in</strong>digkeit β ist <strong>die</strong> ω-Matrix dazu gegeben<br />
durch<br />
⎛<br />
⎞<br />
0 −β 0 0<br />
(ω µ ν ) = −β 0 0 0<br />
⎜<br />
⎟<br />
⎝ 0 0 0 0⎠ . (1.172)<br />
0 0 0 0
1.3 Diracgleichung 31<br />
Durch das Heraufziehen e<strong>in</strong>es Index wird (ω µν ) antisymmetrisch.<br />
E<strong>in</strong> <strong>in</strong>f<strong>in</strong>itesimaler Lorentz-Boost <strong>in</strong> e<strong>in</strong>er beliebigen Richtung ist gegeben<br />
durch<br />
ω 0 j = −ω j 0 , (j = 1, 2, 3), (1.173)<br />
dabei s<strong>in</strong>d c ω 0 j (j = 1, 2, 3) <strong>die</strong> drei Komponenten der Geschw<strong>in</strong>digkeit.<br />
Räumliche Rotationen s<strong>in</strong>d charakterisiert durch<br />
t ′ = t, ⃗r ′ = R · ⃗r (1.174)<br />
mit e<strong>in</strong>er 3 × 3 Rotationsmatrix R.<br />
⎛<br />
(Λ µ ν) = ⎜<br />
⎝<br />
1 0 0 0<br />
0<br />
0 R<br />
0<br />
⎞<br />
⎟<br />
⎠ . (1.175)<br />
Die <strong>in</strong>f<strong>in</strong>itesimalen Transformationen der räumlichen Drehungen mit Drehw<strong>in</strong>kel<br />
ǫ s<strong>in</strong>d<br />
R = 1 3×3 + ǫ ˜ω. (1.176)<br />
˜ω ist e<strong>in</strong>e antisymmetrische 3 × 3-Matrix, <strong>die</strong> als Parameter <strong>die</strong> drei Komponenten<br />
der Drehachse ⃗n enthält,<br />
⎛<br />
⎞<br />
0 −n 3 n 2<br />
⎜<br />
⎟<br />
˜ω = ⎝ n 3 0 −n 1 ⎠ , ˜ω ij = −ǫ ijk n k . (1.177)<br />
−n 2 n 1 0<br />
—<br />
Nach <strong>die</strong>sem E<strong>in</strong>schub über <strong>in</strong>f<strong>in</strong>itesimale Transformationen kommen wir zurück<br />
zu unserem Ziel, S(Λ) zu bestimmen. Die <strong>in</strong>f<strong>in</strong>itesimale Transformation<br />
zur 4 × 4-Matrix S(Λ) ist der Anfang e<strong>in</strong>er Entwicklung<br />
S(Λ) = 1 − i 4 ǫ ωµν σ µν + O(ǫ 2 ). (1.178)<br />
Der Faktor 1 4 ist Konvention und <strong>die</strong> sechs Parameter ωµν geben <strong>die</strong> Lorentz-<br />
Transformation Λ an. Die 4 × 4-Matrizen σ µν s<strong>in</strong>d zu bestimmen. Wegen der<br />
Antisymmetrie der ω µν können wir verlangen, dass<br />
σ µν = −σ νµ . (1.179)<br />
Damit gibt es genau sechs verschiedene Matrizen σ µν unter den 16 Indexkomb<strong>in</strong>ationen<br />
µ, ν.
32 1 RELATIVISTISCHE QUANTENMECHANIK<br />
Entwickelt man <strong>die</strong> Bestimmungsgleichung <strong>für</strong> S(Λ), Gl.(1.166), mit Hilfe<br />
der l<strong>in</strong>earen Näherung <strong>für</strong> S(Λ), Gleichung (1.178), bis zur ersten Ordnung<br />
<strong>in</strong> ǫ, so folgt <strong>für</strong> den l<strong>in</strong>earen Term<br />
ω ν µ γµ = − i 4 ωα β [γ ν , σ αβ ]. (1.180)<br />
Behauptung:<br />
σ αβ = i 2 [γ α, γ β ] (1.181)<br />
löst <strong>die</strong>se Gleichung.<br />
Beweis:<br />
Da <strong>die</strong> Antikommutatoren der γ µ e<strong>in</strong>fach auswertbar s<strong>in</strong>d, benutzen wir zunächst<br />
e<strong>in</strong>e allgeme<strong>in</strong> gültige Identität, <strong>die</strong> Kommutatoren durch Antikommutatoren<br />
ersetzt, und danach <strong>die</strong> Antikommutatorregel <strong>für</strong> <strong>die</strong> Dirac-Matrizen<br />
γ µ .<br />
[γ ν , [γ α , γ β ]]<br />
=[[γ ν , γ α ] + , γ β ] + − [[γ ν , γ β ] + , γ α ] +<br />
=2g να γ β + 2γ β g να − 2g νβ γ α − 2γ α g νβ<br />
=4g να γ β − 4g νβ γ α .<br />
(1.182)<br />
Es folgt, wenn man <strong>die</strong> Behauptung Gl. (1.181) <strong>in</strong> Gleichung (1.180) e<strong>in</strong>setzt<br />
− i 4 ωα β [γ ν , σ αβ ] = 1 8 ωαβ [γ ν , [γ α , γ β ]]<br />
= 1 2 ωαβ (δ ν αγ β − δ ν βγ α ) = 1 2 (ωνβ γ β − ω αν γ α )<br />
(1.183)<br />
=ω ν µ γµ .<br />
Damit ist <strong>die</strong> <strong>in</strong>f<strong>in</strong>itesimale Transformation zu S(Λ), Gl. (1.178) gefunden.<br />
Die Transformationen S(Λ) der Dirac-Wellenfunktionen bilden e<strong>in</strong>e Darstellung<br />
der Lorentz-Gruppe: S(ΛΛ ′ ) = S(Λ)S(Λ ′ ), S(Λ −1 ) = (S(Λ)) −1 ,<br />
S(1) = 1. Ihre Generatoren s<strong>in</strong>d <strong>die</strong> sechs σ µν . Die Lorentz-Gruppe ist e<strong>in</strong>e<br />
Liegruppe, und <strong>für</strong> Liegruppen lassen sich <strong>die</strong> endlichen Transformationen<br />
durch Exponenzierung der Generatoren f<strong>in</strong>den. Für e<strong>in</strong>e endliche Transformation<br />
S(Λ) bedeutet das<br />
S(Λ) = exp<br />
(− i )<br />
4 ωµν σ µν . (1.184)
1.3 Diracgleichung 33<br />
Wir notieren noch <strong>die</strong> Generatoren.<br />
σ 0j = i 2 [γ 0, γ j ] = −iα j = −i<br />
σ 1 2 =<br />
( )<br />
σ3 0<br />
0 σ 3<br />
(<br />
0 σj<br />
σ j 0<br />
)<br />
und zyklisch vertauscht, d. h.<br />
, (j = 1, 2, 3), (1.185)<br />
( )<br />
σl 0<br />
σ jk = ǫ jkl . (1.186)<br />
0 σ l<br />
Raumspiegelungen<br />
E<strong>in</strong>e Transformation, <strong>die</strong> das Vorzeichen aller räumlichen Koord<strong>in</strong>aten ändert,<br />
also<br />
t ′ = t, ⃗r ′ = −⃗r (1.187)<br />
heißt Raumspiegelung. Ihre Matrixdarstellung ist<br />
⎛<br />
⎞<br />
1 0 0 0<br />
0 −1 0 0<br />
Λ P = ⎜<br />
⎟<br />
⎝0 0 −1 0 ⎠ . (1.188)<br />
0 0 0 −1<br />
Ihre Determ<strong>in</strong>ante ist det Λ = −1, und sie gehört nicht zur eigentlichen<br />
orthochronen Lorentz-Gruppe L ↑ +. Wir suchen e<strong>in</strong>e Matrix P , mit ψ ′ (x ′ ) =<br />
P ψ(x), welche <strong>die</strong> Diracgleichung <strong>in</strong>variant lässt, d. h. Gleichung (1.166) soll<br />
gelten mit P an Stelle von S.<br />
(Λ P ) ν µ γµ = P −1 γ ν P (1.189)<br />
Wir verlangen 5 P 2 = 1, also P −1 = P , und sehen, dass <strong>die</strong> Dirac-Invarianz<br />
erfordert<br />
γ 0 = P γ 0 P, −γ j = P γ j P (j = 1, 2, 3). (1.190)<br />
E<strong>in</strong>e Lösung ist offenbar P = γ 0 .<br />
Bei e<strong>in</strong>er Raumspiegelung transformiert sich e<strong>in</strong>e Lösung der Dirac Gleichung<br />
also gemäß<br />
ψ(x) −→ ψ ′ (x ′ ) = γ 0 ψ(x). (1.191)<br />
Bil<strong>in</strong>eare Kovarianten<br />
Es ist nützlich, e<strong>in</strong>ige Größen mit bestimmtem Transformationsverhalten bereitzustellen.<br />
Dazu benutzen wir <strong>die</strong> Identität<br />
5 <strong>Physik</strong>alisch genügt P 4 = 1 (Wigner, Bargmann).<br />
S −1 (Λ) = γ 0 S † (Λ)γ 0 , (1.192)
34 1 RELATIVISTISCHE QUANTENMECHANIK<br />
<strong>die</strong> wir zunächst <strong>für</strong> <strong>die</strong> <strong>in</strong>f<strong>in</strong>itesimale Transformation beweisen:<br />
Aus Gleichung (1.190) folgt nach Transposition<br />
und mit σ µν = i 2 [γ µ, γ ν ] erhält man<br />
γ µ = γ 0 (γ µ ) † γ 0 , γ µ = γ 0 γ † µ γ0 , (1.193)<br />
und<br />
γ 0 σ µν † γ0 = −i<br />
2 γ0[ γ ν † , µ] γ† γ 0 = i [<br />
γ 0 γ µ † 2<br />
γ0 , γ 0 γ ν † γ0] = σ µν (1.194)<br />
γ 0 (− i 4 ωµν σ µν<br />
) †<br />
γ 0 = i 4 ωµν σ µν . (1.195)<br />
Das überträgt sich durch E<strong>in</strong>fügen von 1 = γ 0 γ 0 auf <strong>die</strong> gesamte Exponentialreihe<br />
<strong>für</strong> S(Λ)<br />
γ 0 S † (Λ)γ 0 = exp<br />
(+ i )<br />
4 ωµν σ µν = S −1 (Λ), (1.196)<br />
was zu zeigen war. Ebenso ist<br />
γ 0 P † γ 0 = P = P −1 . (1.197)<br />
Mit der Hilfe <strong>die</strong>ser Identitäten f<strong>in</strong>den wir, wie sich ψ(x) = ψ + (x)γ 0 unter<br />
Lorentz-Transformationen verhält:<br />
ψ ′ (x ′ ) = ψ ′+ (x ′ )γ 0 = ψ + (x)S † (Λ)γ 0<br />
= ψ(x)γ 0 S † (Λ)γ 0 = ψ(x)S −1 (Λ)<br />
Also gilt<br />
ψ ′ (x ′ ) = S(Λ)ψ(x)<br />
ψ ′ (x ′ ) = ψ(x)S −1 (Λ)<br />
(1.198)<br />
Hiermit lässt sich das Transformationsverhalten e<strong>in</strong>iger häufig auftretender<br />
Ausdrücke bestimmen<br />
a) ψψ ist e<strong>in</strong>e skalare Größe.<br />
ψ ′ (x ′ )ψ ′ (x ′ ) = ψ(x)ψ(x). (1.199)<br />
b) ψγ µ ψ ist e<strong>in</strong> Vektor.<br />
Mit der Ausgangsbed<strong>in</strong>gung an S(Λ), Gleichung (1.166), folgt<br />
ψ ′ γ ν ψ ′ = ψS −1 (Λ)γ ν S(Λ)ψ = Λ ν µ ψγµ ψ. (1.200)
1.3 Diracgleichung 35<br />
c) ψσ µν ψ ist e<strong>in</strong> antisymmetrischer Tensor zweiter Stufe.<br />
Weil σ µν e<strong>in</strong> Kommutator der γ’s ist, σ µν = i 2 [γ µ, γ ν ], folgt <strong>die</strong> Behauptung<br />
wieder mit Gleichung (1.166) aus<br />
S −1 (Λ)γ µ γ ν S(Λ) = S −1 (Λ)γ µ S(Λ)S −1 (Λ)γ ν S(Λ) = Λ α<br />
µ Λ β<br />
ν γ α γ β . (1.201)<br />
Sogenannte Pseudoskalare oder Pseudovektoren transformieren sich nur unter<br />
den eigentlichen orthochronen Lorentz-Transformationen wie Skalare oder<br />
Vektoren. Bei Raumspiegelung ändern sie ihr Vorzeichen. Für e<strong>in</strong>e ökonomische<br />
und suggestive Bezeichnung <strong>die</strong>ser Größen def<strong>in</strong>ieren wir e<strong>in</strong>e fünfte<br />
Gamma-Matrix<br />
γ 5 = γ 5 := i ( )<br />
0 1<br />
4! ǫ µνρσγ µ γ ν γ ρ γ σ = iγ 0 γ 1 γ 2 γ 3 = . (1.202)<br />
1 0<br />
Die Summe ǫ µνρσ γ µ γ ν γ ρ γ σ enthält 4!=24 nichtverschw<strong>in</strong>dende Terme, bei<br />
denen (µ, ν, ρ, σ) e<strong>in</strong>e Permutation π der 4 Zahlen (0, 1, 2, 3) ist,<br />
(µ, ν, ρ, σ) = (π(0), π(1), π(2), π(3)). (1.203)<br />
Da alle Gamma-Matrizen mit verschiedenen Indizes antikommutieren, kann<br />
man das Produkt der γ’s nach aufsteigenden Indizes umordnen<br />
γ π(0) γ π(1) γ π(2) γ π(3) = sign(π) γ 0 γ 1 γ 2 γ 3 . (1.204)<br />
Für <strong>die</strong> Elemente der total antisymmetrischen Matrix gilt<br />
ǫ π(0)π(1)π(2)π(3) = sign(π), (1.205)<br />
so dass folgt<br />
Es gilt<br />
ǫ µνρσ γ µ γ ν γ ρ γ σ = 4! γ 0 γ 1 γ 2 γ 3 . (1.206)<br />
S −1 (Λ)γ 5 S(Λ) = i 4! ǫ µνρσ Λ µ µ ′Λν ν ′Λρ ρ ′Λσ σ ′ γµ′ γ ν′ γ ρ′ γ σ′<br />
d) ψγ 5 ψ ist e<strong>in</strong> Pseudoskalar.<br />
= (det Λ) γ 5<br />
(1.207)<br />
ψ ′ γ 5 ψ ′ = ψS −1 (Λ)γ 5 S(Λ)ψ = (det Λ) ψγ 5 ψ . (1.208)<br />
Da det(Λ) = −1 bei Raumspiegelungen und det(Λ) = +1 <strong>für</strong> e<strong>in</strong>e eigentliche<br />
orthochrone Lorentz-Transformation ist, ist ψγ 5 ψ e<strong>in</strong> Pseudoskalar.<br />
Entsprechend gilt<br />
e) ψγ µ γ 5 ψ ist e<strong>in</strong> Pseudovektor.
36 1 RELATIVISTISCHE QUANTENMECHANIK<br />
1.3.3 Sp<strong>in</strong><br />
Die Generatoren der Rotationsgruppe <strong>in</strong> der Quantentheorie<br />
Wir betrachten e<strong>in</strong>e Schröd<strong>in</strong>ger-Wellenfunktion ψ(⃗r, t) und wollen <strong>die</strong> Transformation<br />
<strong>die</strong>ser Wellenfunktion unter e<strong>in</strong>er räumlichen Rotation bestimmen.<br />
Die Wirkung der Rotation auf <strong>die</strong> Koord<strong>in</strong>aten von ⃗r wird durch e<strong>in</strong>e orthogonale<br />
Matrix R dargestellt<br />
R : ⃗r −→ ⃗r ′ , R † R = 1. (1.209)<br />
Hier bezeichnet ⃗r nicht e<strong>in</strong>en Koord<strong>in</strong>aten-unabhängigen Vektor, sondern <strong>die</strong><br />
drei Komponenten des Ortsvektors <strong>in</strong> dem jeweils betrachteten Bezugssystem.<br />
R beschreibt e<strong>in</strong>e passive Transformation. Die Matrix R kann durch<br />
e<strong>in</strong>en Drehw<strong>in</strong>kel α und e<strong>in</strong>en E<strong>in</strong>heitsvektor ⃗n <strong>für</strong> <strong>die</strong> Drehachse bestimmt<br />
se<strong>in</strong>. Man def<strong>in</strong>iert<br />
⃗α = α ⃗n. (1.210)<br />
E<strong>in</strong>e Wellenfunktion sollte ihren Wert an e<strong>in</strong>em Ort ⃗r beibehalten, wenn man<br />
zu anderen Koord<strong>in</strong>aten ⃗r ′ übergeht,<br />
ψ ′ (⃗r ′ ) = ψ(⃗r) bzw. ψ ′ (⃗r ) = ψ(R −1 ⃗r ). (1.211)<br />
Wir betrachten e<strong>in</strong>e <strong>in</strong>f<strong>in</strong>itesimale Rotation mit <strong>in</strong>f<strong>in</strong>itesimalem Drehw<strong>in</strong>kel<br />
α<br />
⃗r ′ = ⃗r + ⃗α × ⃗r + O(|α| 2 ) (1.212)<br />
und erhalten <strong>in</strong> l<strong>in</strong>earer Näherung<br />
ψ ′ (⃗r ) = ψ(⃗r − ⃗α × ⃗r )<br />
= ψ(⃗r ) − ⃗α · (⃗r × ∇)ψ(⃗r )<br />
= (1 − i ⃗α · ⃗L) ψ(⃗r ).<br />
(1.213)<br />
Die Komponenten des Drehimpulses L ⃗ s<strong>in</strong>d also <strong>die</strong> Generatoren der Rotationen<br />
der Wellenfunktion.<br />
E<strong>in</strong>e analoge Überlegung <strong>für</strong> <strong>die</strong> zweikomponentigen Pauli-Sp<strong>in</strong>orwellenfunktionen<br />
( )<br />
ψ1 (⃗r )<br />
ψ(⃗r ) =<br />
(1.214)<br />
ψ 2 (⃗r )<br />
führt zur Aussage, dass <strong>die</strong> Rotationen im dreidimensionalen Raum durch<br />
<strong>die</strong> sechs Generatoren<br />
⃗J = L ⃗ + S ⃗ mit S ⃗<br />
= ⃗σ (1.215)<br />
2
1.3 Diracgleichung 37<br />
erzeugt werden. (Hier ist ⃗ S Generator <strong>für</strong> <strong>die</strong> Drehung der Sp<strong>in</strong>oren.)<br />
Sp<strong>in</strong> <strong>in</strong> der Dirac-Theorie<br />
Wir betrachten räumliche Drehungen um <strong>die</strong> durch ⃗n, |⃗n| = 1 gegebene<br />
Achse mit e<strong>in</strong>em W<strong>in</strong>kel α. Die Lorentz-Transformation dazu lautet<br />
⎛<br />
Λ = ⎜<br />
⎝<br />
⃗r ′ = R(⃗α)⃗r.<br />
1 0 0 0<br />
0<br />
0 R<br />
0<br />
Die <strong>in</strong>f<strong>in</strong>itesimale Transformation dazu ist<br />
⎞<br />
⎟<br />
⎠ , RT R = 1 3×3 ,<br />
(1.216)<br />
<strong>in</strong> Komponenten<br />
⃗r ′ = ⃗r + δ⃗α × ⃗r, (1.217)<br />
x ′ j = x j + ǫ jkl δα k x l . (1.218)<br />
Vergleicht man <strong>die</strong>s mit Gleichung (1.167)<br />
so f<strong>in</strong>det man<br />
Λ ν µ = δν µ + ǫ ων µ<br />
ǫω jl = −ǫ jkl δα k . (1.219)<br />
Damit erhält man <strong>für</strong> e<strong>in</strong>e <strong>in</strong>f<strong>in</strong>itesimale Rotation (ω 0j = ω j0 = 0)<br />
S(Λ) = 1 − i 4 ǫω µνσ µν (1.220)<br />
= 1 + i 4 ǫ jklδα k σ jl . (1.221)<br />
Mit<br />
( )<br />
( )<br />
σ jl σk 0<br />
= ǫ jlk , ǫ<br />
0 σ jkl σ jl σk 0<br />
= −2<br />
k 0 σ k<br />
erhält man <strong>für</strong> <strong>die</strong> <strong>in</strong>f<strong>in</strong>itesimale Rotation<br />
S = 1 − i ( )<br />
⃗σ 0<br />
2 δ⃗α · 0 ⃗σ<br />
= 1 − i δ⃗α · ⃗Σ<br />
2<br />
(1.222)<br />
(1.223)<br />
und <strong>für</strong> endlichen Drehungen<br />
S = exp(− i 2 ⃗α · ⃗Σ). (1.224)
38 1 RELATIVISTISCHE QUANTENMECHANIK<br />
Für e<strong>in</strong>e volle Drehung um 360 ◦ (α = 2π) ist S = −1, so dass erst zwei volle<br />
Drehungen wieder zur ursprünglichen Dirac-Wellenfunktion zurück führen.<br />
Vergleicht man <strong>die</strong>s mit der unitären Transformation <strong>für</strong> Pauli-Sp<strong>in</strong>oren <strong>in</strong><br />
der Quantenmechanik<br />
U S (⃗α) = exp(− i ⃗α · ⃗σ), (1.225)<br />
2<br />
so sieht man, dass <strong>in</strong> der Zerlegung<br />
ψ =<br />
(<br />
ϕ<br />
χ)<br />
(1.226)<br />
<strong>die</strong> Komponenten ϕ und χ sich unter re<strong>in</strong> räumlichen Drehungen wie Pauli-<br />
Sp<strong>in</strong>oren transformieren.<br />
Transformation der Dirac-Wellenfunktion unter Drehungen<br />
ψ ′ (x ′ ) = exp(− i 2 ⃗α · ⃗Σ)ψ(x 0 , R −1 (⃗α) · ⃗r )<br />
= exp(− i 2 ⃗α · ⃗Σ) exp(− i ⃗α · ⃗L) ψ(x 0 ,⃗r)<br />
= exp<br />
(− i (<br />
⃗α · ⃗L + ))<br />
Σ<br />
2 ⃗ ψ(x).<br />
(1.227)<br />
Es folgt, dass räumliche Drehungen wie <strong>in</strong> der Quantenmechanik erzeugt<br />
werden von den Generatoren<br />
⃗J = ⃗ L + 2 ⃗ Σ = ⃗ L + ⃗ S. (1.228)<br />
Dabei wurde der Sp<strong>in</strong> ⃗ S def<strong>in</strong>iert als<br />
⃗S := Σ<br />
2 ⃗ = ( )<br />
⃗σ 0<br />
. (1.229)<br />
2 0 ⃗σ<br />
Wir notieren noch e<strong>in</strong>ige Eigenschaften der Generatoren ⃗ S und ⃗ L<br />
[L i , S j ] = 0, (1.230)<br />
[S i , S j ] = iǫ ijk S k , (1.231)<br />
( ) 2<br />
( S ⃗ <br />
) 2 = (σ1 2 + σ2 3 + σ 2<br />
2<br />
3) 1<br />
= 3 4 2 1 = s(s + 1) 2 1. (1.232)
1.3 Diracgleichung 39<br />
Man sieht hieraus, dass der Sp<strong>in</strong> s = 1 2 ist.<br />
Vertauschungsrelationen zwischen Hamiltonoperator und Drehimpulsoperatoren<br />
s<strong>in</strong>d <strong>in</strong> der Quantenmechanik von besonderem Interesse. Für den Dirac-<br />
Hamiltonoperator e<strong>in</strong>es freien Teilchens, Gleichung (1.75)<br />
ergeben sich nach etwas Rechnung<br />
H = c⃗α · ⃗P + βmc 2<br />
[ ⃗ L, H] = ic ⃗α × ⃗ P , (1.233)<br />
[ ⃗ S, H] = −ic ⃗α × ⃗ P , (1.234)<br />
[ ⃗ J, H] = 0. (1.235)<br />
Während also sowohl der Bahndrehimpuls als auch der Sp<strong>in</strong> ke<strong>in</strong>e Erhaltungsgrößen<br />
s<strong>in</strong>d, ist der Gesamtdrehimpuls ⃗ J erhalten.<br />
Wir notieren noch <strong>die</strong> Wirkung der dritten Sp<strong>in</strong>komponente S 3 auf <strong>die</strong> überschaubaren<br />
Lösungen der Diracgleichung e<strong>in</strong>es ruhenden Teilchens (⃗p = ⃗0):<br />
S 3 u (1) = 2 u(1) , S 3 u (2) = − 2 u(2) . (1.236)<br />
Die ersten beiden Lösungen u (r) beschreiben somit <strong>die</strong> Sp<strong>in</strong>zustände<br />
Entsprechend ist<br />
u (1) ̂= sp<strong>in</strong> up, (1.237)<br />
u (2) ̂= sp<strong>in</strong> down. (1.238)<br />
S 3 v (1) = 2 v(1) , S 3 v (2) = − 2 v(2) . (1.239)<br />
1.3.4 Äußere elektromagnetische Felder<br />
Die Eichkovarianz des Maxwellfeldes erlaubt <strong>die</strong> Ankopplung an das Dirac-<br />
Feld über <strong>die</strong> Ersetzung<br />
P µ −→ P µ − eA µ . (1.240)<br />
Der Dirac-Hamiltonoperator, Gleichung (1.75), wird dadurch zu<br />
H = c⃗α · ( ⃗ P − e ⃗ A) + eΦ + βmc 2 (1.241)<br />
und <strong>die</strong> Wellengleichung lautet <strong>in</strong> kovarianter Schreibweise<br />
(iγ µ ∂ µ − eγ µ A µ − mc)ψ = 0. (1.242)
40 1 RELATIVISTISCHE QUANTENMECHANIK<br />
Mit<br />
folgt<br />
ψ =<br />
(<br />
ϕ<br />
χ)<br />
(1.243)<br />
(i ∂ ∂t − eΦ − mc2 ) ϕ = c( ⃗ P − e ⃗ A) · ⃗σ χ, (1.244)<br />
(i ∂ ∂t − eΦ + mc2 ) χ = c( ⃗ P − e ⃗ A) · ⃗σ ϕ. (1.245)<br />
1.3.5 Nichtrelativistischer Grenzfall<br />
Wir beschränken uns hier auf <strong>die</strong> spezielle Situation stationärer Lösungen, betrachten<br />
also Energie-Eigenzustände. Phänomene wie Sp<strong>in</strong>-Präzession klammern<br />
wir aus. Die Eigenwertgleichung zum Hamiltonoperator ergibt sich mit<br />
zu<br />
i ∂ ψ = Eψ (1.246)<br />
∂t<br />
(E − eΦ − mc 2 ) ϕ = c( ⃗ P − e ⃗ A) · ⃗σ χ, (1.247)<br />
(E − eΦ + mc 2 ) χ = c( ⃗ P − e ⃗ A) · ⃗σ ϕ. (1.248)<br />
Wir können jetzt durch E − eΦ − mc 2 teilen und <strong>die</strong> Differentialgleichungen<br />
entkoppeln.<br />
(E − eΦ − mc 2 ) ϕ<br />
= c 2 ( ⃗ P − e ⃗ A) · ⃗σ (E − eΦ + mc 2 ) −1 ( ⃗ P − e ⃗ A) · ⃗σ ϕ<br />
(1.249)<br />
Nun betrachten wir den nicht-relativistischen Grenzfall. Wir def<strong>in</strong>ieren<br />
und verlangen, dass<br />
E = mc 2 + E ′ , (1.250)<br />
E ′ ≪ mc 2 und eΦ = V ≪ mc 2 . (1.251)<br />
a) In führender Ordnung vernachlässigen wir Terme der Größe E′ und V<br />
mc 2<br />
Wir nähern somit (E − eΦ + mc 2 ) ≈ 2mc 2 und erhalten<br />
mc 2 . 6<br />
(E ′ − eΦ) ϕ = 1 [ ]<br />
( P ⃗ − eA) ⃗ 2<br />
· ⃗σ ϕ. (1.252)<br />
2m<br />
6 Im Rahmen der klassischen Mechanik (E = 1 2 mv2 ) entspräche <strong>die</strong>s e<strong>in</strong>er Vernachlässigung<br />
von Termen der Ordnung v2<br />
c 2 .
1.3 Diracgleichung 41<br />
Da <strong>die</strong> Komponenten P i , A j nicht vertauschen, betrachten wir <strong>die</strong> e<strong>in</strong>zelnen<br />
Beiträge <strong>in</strong> der Summe<br />
∑<br />
(P i − eA i )σ i (P j − eA j )σ j , (1.253)<br />
i,j<br />
Die Diagonalterme mit i = j liefern wegen (σ i ) 2 = 1<br />
∑<br />
(P i − eA i )σ i (P i − eA i )σ i = ( )<br />
P ⃗ − eA ⃗ 2. (1.254)<br />
i<br />
Bei den nichtdiagonalen Elementen hat man wegen σ 1 σ 2 = iσ 3 zwei Beiträge<br />
(P 1 − eA 1 )(P 2 − eA 2 )iσ 3 − (P 2 − eA 2 )(P 1 − eA 1 )iσ 3 (1.255)<br />
Hier heben sich <strong>die</strong> nicht gemischten Terme gegenseitig auf. Übrig bleiben<br />
− e ( A 1 P 2 + P 1 A 2 − (A 2 P 1 + P 2 A 1 ) ) iσ 3<br />
= − e (<br />
A 1 ∂ 2 + ∂ 1 A 2 − A 2 ∂ 1 − ∂ 2 A 1) iσ 3<br />
i<br />
= − e ( (∂ 1 A 2 ) − (∂ 2 A 1 ) ) σ 3<br />
= − e ( ∇ × A ⃗ ) σ 3 .<br />
3<br />
(1.256)<br />
Entsprechende Beiträge kommen von den zyklisch vertauschten Geschwistern<br />
<strong>die</strong>ser Terme. Insgesamt folgt<br />
(E ′ − eΦ)ϕ =<br />
Dies ist <strong>die</strong> Pauli-Gleichung. Der Pauli-Term<br />
hat den gyromagnetischen Faktor<br />
{ }<br />
1 ( ) ⃗P − eA ⃗ 2 e − B<br />
2m<br />
2m ⃗ · ⃗σ ϕ. (1.257)<br />
− g e<br />
2m ⃗ S · ⃗B = −g e<br />
4m ⃗σ · ⃗B (1.258)<br />
g = 2, (1.259)<br />
der sich als nichtrelativistische Näherung aus der Diracgleichung ergibt.<br />
b) Entwicklung e<strong>in</strong>schließlich der Terme der Ordnung E′<br />
und V .<br />
mc 2 mc 2<br />
Jetzt lassen wir zur Vere<strong>in</strong>fachung der Rechnung das Magnetfeld fort:<br />
⃗A = ⃗0. (1.260)
42 1 RELATIVISTISCHE QUANTENMECHANIK<br />
Die Gleichung (1.249) vere<strong>in</strong>facht sich zu<br />
(E ′ − eΦ) ϕ = c 2 ⃗ P · ⃗σ (E ′ − eΦ + 2mc 2 ) −1 ⃗ P · ⃗σ ϕ. (1.261)<br />
Hier wird <strong>die</strong> Näherung<br />
(2mc 2 + E ′ − eΦ) −1 = 1<br />
2mc 2 (1 − E′ − eΦ<br />
2mc 2 + . . . ) (1.262)<br />
und ( P ⃗ · ⃗σ) 2 = P ⃗ 2 benutzt und wir erhalten<br />
⎛<br />
(E ′ − eΦ) ϕ =<br />
⃗ ⎞<br />
P<br />
⎝ 2<br />
2m − 1 P<br />
4m 2 c ⃗ · ⃗σ(E ′ − eΦ) P ⃗ · ⃗σ ⎠ ϕ. (1.263)<br />
2<br />
E<strong>in</strong>e längere Umformung führt schließlich zu<br />
mit<br />
E ′ ϕ = H (2) ϕ (1.264)<br />
H (2) = ⃗ P 2<br />
2m + eΦ + H 1 + H 2 + H 3 . (1.265)<br />
Die Terme H 1 , H 2 , H 3 s<strong>in</strong>d<br />
H 1 = − ( P ⃗ 2 ) 2<br />
8m 3 c2, (1.266)<br />
H 2 = 1 1 dV<br />
S<br />
2m 2 c 2 r dr ⃗ · ⃗L, (1.267)<br />
H 3 =<br />
2<br />
8m 2 c2∆V. (1.268)<br />
H 1 stammt von der Entwicklung der k<strong>in</strong>etischen Energie:<br />
√m 2 c 4 + ⃗p 2 c 2 = mc 2 + ⃗p 2<br />
− (⃗p 2 ) 2<br />
.<br />
2m 8m 3 c 2<br />
H 2 ist <strong>die</strong> Sp<strong>in</strong>-Bahn-Kopplung.<br />
H 3 heißt Darw<strong>in</strong>-Term. Im Coulomb-Potenzial gibt ∆V (r) nur bei r = 0<br />
e<strong>in</strong>en wesentlichen Beitrag, d. h. <strong>für</strong> s-Wellenfunktionen.<br />
Das relativistische Coulomb-Problem ist exakt lösbar. Das Ergebnis <strong>für</strong> <strong>die</strong><br />
Energie-Eigenwerte ist ähnlich zu Gleichung (1.58). Energiekorrekturen, <strong>die</strong><br />
<strong>in</strong> <strong>die</strong>ser Theorie nicht enthalten s<strong>in</strong>d, s<strong>in</strong>d Lamb-Shift und Hyperfe<strong>in</strong>struktur.<br />
Die Lamb-Shift hebt <strong>die</strong> Energie des 2s-Zustandes um ca. 1 GHz an.<br />
Die Ursache hier<strong>für</strong> s<strong>in</strong>d Vakuumfluktuationen des elektromagnetischen Feldes,<br />
wodurch das Elektron im Coulomb-Potenzial etwas schwächer gebunden<br />
wird.
2 Feldoperatoren <strong>in</strong> der nichtrelativistischen<br />
QM<br />
2.1 Viel-Teilchen-Quantenmechanik<br />
E<strong>in</strong>e Wellenfunktion <strong>für</strong> e<strong>in</strong> System von N Teilchen ist, wenn wir vom Sp<strong>in</strong><br />
absehen, e<strong>in</strong>e quadrat<strong>in</strong>tegrable Funktion von N Ortsvariablen. Z. B.<br />
N = 1 ψ 1 (⃗r ), ψ 1 ∈ H ′ 1 = L 2 (R 3 )<br />
N = 2 ψ 2 (⃗r 1 ,⃗r 2 ), ψ 2 ∈ H ′ 2 = L 2(R 6 )<br />
. . .<br />
ψ N (⃗r 1 ,⃗r 2 , . . . ,⃗r N ), ψ N ∈ H ′ N = L 2(R 3N )<br />
Die Ununterscheidbarkeit quantenmechanischer gleicher Teilchen erfordert,<br />
dass e<strong>in</strong>e Wellenfunktion entweder total symmetrisch oder total antisymmetrisch<br />
unter Vertauschung ihrer Argumente ist. Symmetrische Wellenfunktionen<br />
gehören zu Bosonen, antisymmetrische zu Fermionen. Bezeichnen wir<br />
den Projektionsoperator auf den Unterhilbertraum der symmetrischen Wellenfunktionen<br />
mit P S und <strong>die</strong> Projektion auf <strong>die</strong> antisymmetrischen Wellenfunktionen<br />
mit P A , so formalisieren wir<br />
43<br />
Bosonen : ψ N = P S ψ N = 1 ∑<br />
ψ N (⃗r π(1) , . . . ,⃗r π(N) ),<br />
N!<br />
π∈S N<br />
Fermionen : ψ N = P A ψ N = 1 ∑<br />
sign(π)ψ N (⃗r π(1) , . . . ,⃗r π(N) ).<br />
N!<br />
π∈S N<br />
(2.1)<br />
Beispiel:<br />
P S ψ 2 (⃗r 1 ,⃗r 2 ) = 1 2(<br />
ψ2 (⃗r 1 ,⃗r 2 ) + ψ 2 (⃗r 2 ,⃗r 1 ) ) ,<br />
P A ψ 2 (⃗r 1 ,⃗r 2 ) = 1 2(<br />
ψ2 (⃗r 1 ,⃗r 2 ) − ψ 2 (⃗r 2 ,⃗r 1 ) ) .<br />
(2.2)<br />
Diese Zustände s<strong>in</strong>d noch nicht normiert. Für <strong>die</strong> Projektionsoperatoren hat<br />
man<br />
P 2 S = P S , P 2 A = P A , P S P A = P A P S = 0. (2.3)<br />
Wir schreiben auch P σ <strong>für</strong> σ = S bzw. σ = A.<br />
E<strong>in</strong>e diskrete orthonormierte Basis des Hilbertraums, wie es z. B. <strong>die</strong> Eigenfunktionen<br />
e<strong>in</strong>es harmonischen Oszillators s<strong>in</strong>d, sei gegeben durch<br />
{ϕ j | j = 1, 2 . . . } Basis von H 1 , (2.4)
44 2 FELDOPERATOREN IN DER NICHTRELATIVISTISCHEN QM<br />
= δ jk . (2.5)<br />
Wir können Produktzustände mit den Wellenfunktionen<br />
ψ j1 ,...,j N<br />
(⃗r 1 , . . . ,⃗r N ) = ϕ j1 (⃗r 1 )ϕ j2 (⃗r 2 ) · · · ϕ jN (⃗r jN ) (2.6)<br />
bilden. In der Schreibweise als Tensorprodukt lautet das<br />
ψ j1 ,...,j N<br />
= ϕ j1 ⊗ ϕ j2 ⊗ · · · ⊗ ϕ jN . (2.7)<br />
Zur Er<strong>in</strong>nerung: das Tensorprodukt von Zuständen ist def<strong>in</strong>iert durch<br />
(ϕ j1 ⊗ · · · ⊗ ϕ jN )(⃗r 1 , . . . ,⃗r N ) = ϕ j1 (⃗r 1 ) · · · ϕ jN (⃗r jN ). (2.8)<br />
Die Produktzustände s<strong>in</strong>d i. A. weder symmetrisch noch antisymmetrisch.<br />
Daher werden sie bzw. <strong>die</strong> Produktwellenfunktionen (anti-)symmetrisiert:<br />
ψ (σ)<br />
j 1 ,...,j N<br />
= 1 N!<br />
ψ (σ)<br />
j 1 ,...,j N<br />
(⃗r 1 , . . . ,⃗r N ) = 1 N!<br />
∑<br />
[ ]<br />
sign(π) ϕπ(j1 ) ⊗ · · · ⊗ ϕ π(jN ),<br />
π∈S N<br />
(2.9)<br />
∑ [ ]<br />
sign(π) ϕπ(j1 )(⃗r 1 ) · · · ϕ π(jN )(⃗r N ).<br />
π∈S N<br />
(2.10)<br />
Diese – <strong>in</strong> <strong>die</strong>ser Form noch nicht normierten – Wellenfunktionen bilden e<strong>in</strong>e<br />
Basis von H N . Der Gesamt-Hilbertraum ist <strong>die</strong> direkte Summe<br />
H = H 0 ⊕ H 1 ⊕ . . . , ⊕H N ⊕ . . . (2.11)<br />
E<strong>in</strong> Vektor ψ ∈ H wird repräsentiert durch e<strong>in</strong>e unendliche Folge<br />
wobei ψ N e<strong>in</strong>e Funktion von N Orten ist:<br />
Das Skalarprodukt <strong>in</strong> H ist<br />
ψ = (ψ 0 , ψ 1 , ψ 2 , . . . ), (2.12)<br />
ψ 0 ∈ C, ψ 1 (⃗r 1 ), ψ 2 (⃗r 1 ,⃗r 2 ), . . . . (2.13)<br />
= ∑ N<br />
, (2.14)<br />
speziell ist <strong>die</strong> Norm von ψ gegeben durch<br />
‖ψ‖ 2 == ‖ψ 0 ‖ 2 + ‖ψ 1 ‖ 2 + . . . . (2.15)<br />
Nach Normierung ‖ψ‖ = 1 gibt<br />
P n := (2.16)
2.1 Viel-Teilchen-Quantenmechanik 45<br />
<strong>die</strong> Wahrsche<strong>in</strong>lichkeit an, n Teilchen zu f<strong>in</strong>den.<br />
Der Vakuumzustand |0>∈ H ist gegeben durch (1, 0, 0, . . .).<br />
Besetzungszahldarstellung<br />
Wir bleiben bei e<strong>in</strong>er diskreten Hilbertraumbasis <strong>für</strong> <strong>die</strong> E<strong>in</strong>-Teilchen-Zustände<br />
und betrachten e<strong>in</strong>en Zustand aus H, bei dem n 1 Teilchen sich im Zustand<br />
1 bef<strong>in</strong>den, n 2 Teilchen im Zustand 2, usw. Die Zahlen n 1 , n 2 , etc. heißen<br />
Besetzungszahlen. Dann ist <strong>die</strong> gesamte Teilchenzahl<br />
N = n 1 + n 2 + n 3 + . . . (2.17)<br />
und e<strong>in</strong>e orthonormierte Basis von H wird gebildet von den Zuständen<br />
⎧ ⎫<br />
⎨ 1 ∏ ⎬<br />
|N; n 1 , n 2 , n 3 , . . . >= n<br />
⎩ j !<br />
N! ⎭<br />
j<br />
− 1 2<br />
ψ 1,...,1,2,...,2,3,...,3,... , (2.18)<br />
wobei der Indexsatz 1, . . . , 1, 2, . . . , 2, 3, . . . , 3, . . . andeutet, dass es n 1 Indizes<br />
1 gibt, n 2 Indizes 2, n 3 Indizes 3, usw. Diese Zustände bilden <strong>die</strong> Besetzungszahldarstellung.<br />
Im Falle von Fermionen können <strong>die</strong> Besetzungszahlen nur<br />
<strong>die</strong> Werte n i = 0 oder n i = 1 annehmen.<br />
Operatoren<br />
Betrachten wir Operatoren auf <strong>die</strong>sen Viel-Teilchen-Hilberträumen. Wir beg<strong>in</strong>nen<br />
mit e<strong>in</strong>em E<strong>in</strong>-Teilchen-Operator<br />
a : H 1 −→ H 1 . (2.19)<br />
wie z. B. <strong>die</strong> Operatoren Q i , P i oder e<strong>in</strong> Hamiltonoperator h. Wir erweitern<br />
a zu e<strong>in</strong>em Operator a (N)<br />
i auf dem N-Teilchen-Hilbertraum folgendermaßen.<br />
Se<strong>in</strong>e Wirkung auf <strong>die</strong> re<strong>in</strong>en Produktzustände <strong>in</strong> H N ′ wird dadurch def<strong>in</strong>iert,<br />
dass es auf den i-ten (tensoriellen) Faktor wirkt:<br />
a (N)<br />
i (ϕ j1 ⊗ · · · ⊗ ϕ ji ⊗ · · · ⊗ ϕ jN ) = ϕ j1 ⊗ · · · ⊗ aϕ ji ⊗ · · · ⊗ ϕ jN . (2.20)<br />
Auf <strong>die</strong> gleiche Weise wirkt a (N)<br />
i auf L<strong>in</strong>earkomb<strong>in</strong>ationen der Produktzustände,<br />
<strong>in</strong>dem es bei jedem Summanden so wirkt, wie eben def<strong>in</strong>iert. Wir<br />
lassen ab jetzt den oberen Index (N) bei a (N)<br />
i fort.<br />
E<strong>in</strong> symmetrisch def<strong>in</strong>ierter Operator ist<br />
N∑<br />
A = a i : H N ′ −→ H′ N . (2.21)<br />
i=1
46 2 FELDOPERATOREN IN DER NICHTRELATIVISTISCHEN QM<br />
Dieser respektiert symmetrische und antisymmetrische Zustände, d. h. er<br />
vertauscht mit P σ . Somit operiert er auf den Hilberträumen H N .<br />
A : H N −→ H N . (2.22)<br />
E<strong>in</strong> Beispiel <strong>für</strong> solch e<strong>in</strong>en Operator A ist der Hamiltonoperator <strong>für</strong> N Teilchen,<br />
<strong>die</strong> untere<strong>in</strong>ander nicht wechselwirken:<br />
N∑<br />
H = h i , mit h i = − 2<br />
i=1<br />
2m ∆ ⃗r i<br />
+ V (⃗r i ),<br />
(<br />
)<br />
N∑<br />
(Hψ N ) (⃗r 1 , . . . ,⃗r N ) = − 2<br />
i=1<br />
2m ∆ ⃗r i<br />
+ V (⃗r i ) ψ N (⃗r 1 , . . . ,⃗r N ).<br />
(2.23)<br />
Für Teilchen, <strong>die</strong> untere<strong>in</strong>ander wechselwirken, braucht man Zwei-Teilchen-<br />
Operatoren<br />
v : H 2 −→ H 2 . (2.24)<br />
E<strong>in</strong> Beispiel ist das Wechselwirkungspotenzial <strong>für</strong> zwei geladene Teilchen<br />
Allgeme<strong>in</strong>er betrachtet man Operatoren<br />
(v ψ 2 )(⃗r 1 ,⃗r 2 ) = v(⃗r 1 ,⃗r 2 ) ψ 2 (⃗r 1 ,⃗r 2 ). (2.25)<br />
v ij : H ′ N −→ H ′ N, (N ≥ 2), (2.26)<br />
<strong>die</strong> sich auf <strong>die</strong> zwei Teilchen mit den Nummern i und j beziehen, z. B.<br />
und Zwei-Teilchen-Operatoren<br />
(v ij ψ)(⃗r 1 , . . . ,⃗r N ) = v(⃗r i ,⃗r j ) ψ(⃗r 1 , . . . ,⃗r N ), (2.27)<br />
V = ∑ v ij = 1<br />
i
2.2 Erzeugungs- und Vernichtungsoperatoren 47<br />
erzeugt e<strong>in</strong> weiteres Teilchen <strong>in</strong> e<strong>in</strong>em gewissen Zustand. Sei ϕ ∈ H 1 , so<br />
def<strong>in</strong>iert man a † ϕ durch se<strong>in</strong>e Wirkung auf Zustände (ψ 0, ψ 1 , ψ 2 , . . . ), wobei<br />
<strong>die</strong> Symmetrieeigenschaften der Teilchenzustände respektiert werden sollen:<br />
a † ϕ (ψ 0, ψ 1 , ψ 2 , . . . ) = (ψ ′ 0 , ψ′ 1 , ψ′ 2 , . . . )<br />
mit ψ ′ N (⃗r 1, . . . ,⃗r N ) = √ N P σ (ψ N−1 ⊗ ϕ)(⃗r 1 , . . . ,⃗r N ).<br />
(2.30)<br />
Man sagt, a † ϕ erzeugt e<strong>in</strong> Teilchen im Zustand ϕ. Zur Verdeutlichung <strong>die</strong>ser<br />
Def<strong>in</strong>ition betrachte<br />
ψ ′ 0 =0,<br />
ψ ′ 1(⃗r ) =ψ 0 ϕ(⃗r ),<br />
ψ ′ 2 (⃗r 1,⃗r 2 ) = √ 2 1 2!(<br />
ψ1 (⃗r 1 ) ϕ(⃗r 2 ) ± ϕ(⃗r 1 ) ψ 1 (⃗r 2 ) ) ,<br />
ψ ′ 3 (⃗r 1,⃗r 2 ,⃗r 3 ) = √ 3 1 3!(<br />
ψ1 ⊗ ψ 2 ⊗ ϕ ± ψ 1 ⊗ ϕ ⊗ ψ 2 ± ψ 2 ⊗ ψ 1 ⊗ ϕ<br />
+ ψ 2 ⊗ ϕ ⊗ ψ 1 + ϕ ⊗ ψ 1 ⊗ ψ 2 ± ϕ ⊗ ψ 2 ⊗ ψ 1<br />
)<br />
(⃗r1 ,⃗r 2 ,⃗r 3 ).<br />
(2.31)<br />
Für L<strong>in</strong>earkomb<strong>in</strong>ationen ϕ = λ 1 ϕ 1 + λ 2 ϕ 2 gilt<br />
a † ϕ = λ 1a † ϕ 1<br />
+ λ 2 a † ϕ 2<br />
. (2.32)<br />
Bei e<strong>in</strong>er diskreten Basis ϕ j von H 1 schreibt man kurz<br />
a † j := a † ϕ j<br />
a † j|j 1 , . . . , j N−1 > σ = √ N|j 1 , . . . , j N−1 , j> σ .<br />
(2.33)<br />
In der Besetzungszahldarstellung ist <strong>die</strong> Wirkung von a † j<br />
a † j |N −1; n 1 , . . . , n j , . . .> = √ n j + 1 |N; n 1 , . . . , n j−1 , n j + 1, n j+1 , . . . ><br />
(2.34)<br />
Erzeugungsoperatoren im Orts- und Impulsraum<br />
Die Erzeugung e<strong>in</strong>es Teilchens mit dem scharfen Impuls ⃗ k bewirkt der Operator<br />
a † ⃗ k<br />
= a † ϕ ⃗k<br />
, mit ϕ ⃗k (⃗r ) = e i⃗ k·⃗r . (2.35)<br />
Schreiben wir e<strong>in</strong>en E<strong>in</strong>-Teilchen-Zustand ϕ(⃗r ) als Überlagerung solcher Impulseigenzustände<br />
ϕ ⃗k ,<br />
∫<br />
ϕ(⃗r ) =<br />
d 3 k<br />
(2π) 3 ˜ϕ(⃗ k )e ik·⃗r , (2.36)
= 1 √<br />
2<br />
δ j j2 ± |j 2 > δ j j1<br />
)<br />
,<br />
(2.45)<br />
48 2 FELDOPERATOREN IN DER NICHTRELATIVISTISCHEN QM<br />
so kann der Erzeugungsoperator <strong>für</strong> e<strong>in</strong> Teilchen mit ϕ(⃗r ) geschrieben werden<br />
als<br />
∫<br />
a † ϕ = d 3 k<br />
(2π) ˜ϕ(⃗ k )a † 3 ⃗ k<br />
. (2.37)<br />
E<strong>in</strong> Teilchen am scharf bestimmten Ort ⃗x hat <strong>die</strong> Wellenfunktion<br />
ϕ(⃗r ) = δ (3) (⃗r − ⃗x ) (2.38)<br />
und der Erzeugungsoperator dazu wird bezeichnet mit<br />
Ψ † (⃗x ) := a † ϕ . (2.39)<br />
Ψ † (⃗x ) heißt „Feldoperator“, er erzeugt e<strong>in</strong> Teilchen genau am Orte ⃗x,<br />
Ψ † (⃗x ) |⃗r 1 , . . . ,⃗r n−1 > σ = √ N |⃗r 1 , . . . ,⃗r n−1 , ⃗x> σ . (2.40)<br />
E<strong>in</strong>e allgeme<strong>in</strong>e Wellenfunktion können wir als Überlagerung von lokalisierten<br />
Wellenfunktionen schreiben,<br />
∫<br />
ϕ(⃗r ) = d 3 x ϕ(⃗x )δ (3) (⃗r − ⃗x ), (2.41)<br />
und es folgt wieder<br />
a † ϕ = ∫<br />
d 3 x ϕ(⃗x )Ψ † (⃗x ). (2.42)<br />
So hat man auch <strong>für</strong> Erzeugungsoperatoren e<strong>in</strong>e Fourier-H<strong>in</strong>- und Rücktransformation<br />
∫<br />
a † ⃗ k<br />
= d 3 x e i⃗k·⃗x Ψ † (⃗x ) ,<br />
∫<br />
Ψ † d 3 k<br />
(2.43)<br />
(⃗x ) =<br />
(2π) 3 e−i⃗ k·⃗x a † ⃗ k<br />
.<br />
Vernichtungsoperatoren<br />
Der zu e<strong>in</strong>em Erzeugungsoperator a † ϕ adjungierte Operator a ϕ<br />
a ϕ : H N+1 −→ H N , a ϕ : H 0 −→ {0} (2.44)<br />
verr<strong>in</strong>gert <strong>die</strong> Anzahl der vorhandenen Teilchen um 1 und heißt darum Vernichtungsoperator.<br />
Für N = 1 zum Beispiel rechnet man mit Gleichung (2.2)<br />
σ σ = σ ∗ σ = σ ∗ σ<br />
= √ 2 1 ( )(<br />
)<br />
4<br />
= √ 2 1 ( )<br />
δ j j2 ± δ j j1 ± δ j j1 + δ j j2<br />
4
2.3 Vertauschungsregeln 49<br />
woraus folgt<br />
a j |j 1 j 2 > σ = 1 √<br />
2<br />
(<br />
|j1 > δ j j2 ± |j 2 > δ j j1<br />
)<br />
. (2.46)<br />
Für Bosonen ist allgeme<strong>in</strong><br />
a j |j 1 , . . . , j N+1 > σ :=<br />
N+1<br />
1 ∑<br />
√ δ j ji |j 1 , . . . , j i−1 , j i+1 , . . . , j N+1 > σ . (2.47)<br />
N + 1<br />
i=1<br />
In der Besetzungszahldarstellung lautet <strong>die</strong>s<br />
a j |N +1; n 1 , . . . , n j , . . . >= √ n j |N; n 1 , . . . , n j −1, . . . > . (2.48)<br />
Vernichtungsoperatoren <strong>für</strong> Fermionen werden analog gebildet. In der (2.47)<br />
entsprechenden Gleichung treten zusätzliche Vorzeichen auf.<br />
2.3 Vertauschungsregeln<br />
a) Bosonen beschreiben wir hier <strong>in</strong> der Besetzungszahldarstellung bezogen<br />
auf e<strong>in</strong>e diskrete Basis. Wie bei harmonischen Oszillatoren <strong>in</strong> der Quantenmechanik<br />
gilt<br />
a † ia † j |N; n 1 , . . . , n i , . . . , n j , . . . ><br />
√<br />
= (n i +1)(n j +1) |N +2; n 1 , . . . , n i +1, . . . , n j +1, . . . ><br />
= a † ja † i |N; n 1 , . . . , n i , . . . , n j , . . . > (i ≠ j).<br />
(2.49)<br />
Analog rechnet man bei den Vernichtungsoperatoren. Man erhält<br />
[a † i, a † j] = [a i , a j ] = 0. (2.50)<br />
Für <strong>die</strong> gemischten Kommutatoren f<strong>in</strong>det man<br />
a i a † j |N; n 1 , . . . , n i , . . . , n j , . . . ><br />
√<br />
= n i (n j +1) |N; n 1 , . . . , n i −1, . . . , n j +1, . . . > , (2.51)<br />
= a † ja i |N; n 1 , . . . , n i , . . . , n j , . . . > (i ≠ j).<br />
also<br />
Übrig bleibt noch<br />
[a i , a † j] = 0, (i ≠ j). (2.52)<br />
a i a † i |N; n 1 , . . . , n i , . . . > = (n i +1) |N; n 1 , . . . , n i , . . . >,<br />
a † ia i |N; n 1 , . . . , n i , . . . > = n i |N; n 1 , . . . , n i , . . . >,<br />
(2.53)
50 2 FELDOPERATOREN IN DER NICHTRELATIVISTISCHEN QM<br />
so dass wie beim harmonischen Oszillator gilt<br />
[a i , a † i] = 1. (2.54)<br />
Insgesamt hat man <strong>die</strong> bosonischen Vertauschungsregeln<br />
[a i , a † j] = δ ij . (2.55)<br />
In den kont<strong>in</strong>uierlichen Darstellungen gilt 7<br />
[<br />
a⃗k , a † ⃗ k ′<br />
]<br />
= (2π) 3 δ (3) ( ⃗ k − ⃗ k ′ ), (2.56)<br />
b) Fermionen<br />
[Ψ(⃗x), Ψ † (⃗x ′ )] = δ (3) (⃗x − ⃗x ′ ). (2.57)<br />
Nach dem Paulipr<strong>in</strong>zip kann jeder Zustand höchstens mit e<strong>in</strong>em Teilchen besetzt<br />
se<strong>in</strong>, <strong>die</strong> Besetzungszahlen bezüglich e<strong>in</strong>er diskreten Basis s<strong>in</strong>d deshalb<br />
n i ∈ {0, 1}. Erzeugungs- und Vernichtungsoperatoren erfüllen daher<br />
a †2<br />
i = 0, a 2 i<br />
= 0. (2.58)<br />
Auf <strong>die</strong> antisymmetrisierten Viel-Teilchen-Zustände angewandt erhält man<br />
bei Vertauschung verschiedener Operatoren, i ≠ j,<br />
√<br />
a † ia † j|j 1 , . . . , j N > A = (N + 1)(N + 2)|j 1 , . . . , j N , j, i> A<br />
√<br />
a † ja † i|j 1 , . . . , j N > A = (N + 1)(N + 2)|j 1 , . . . , j N , i, j> A<br />
= −a † ia † j|j 1 , . . . , j N > A .<br />
Daraus folgt <strong>die</strong> Antikommutatorregel<br />
(2.59)<br />
[a † i, a † j] + = 0, (i ≠ j). (2.60)<br />
Durch Übergang zu adjungierten Operatoren hat man<br />
[a i , a j ] + = 0, (i ≠ j). (2.61)<br />
Weiterh<strong>in</strong> ist<br />
a i a † j|j 1 , . . . , j N > A = −a † ja i |j 1 , . . . , j N > A , (2.62)<br />
so dass gilt [<br />
ai , a † j]<br />
+<br />
= 0, (i ≠ j). (2.63)<br />
7 In späteren Abschnitten wird <strong>für</strong> <strong>die</strong> Entwicklung der Felder e<strong>in</strong> Lorentz-<strong>in</strong>variantes<br />
Maß verwendet. Dadurch werden auch <strong>die</strong> Erzeugungs- und Vernichtungsoperatoren umdef<strong>in</strong>iert,<br />
so dass dann [ a ⃗k , a † ⃗ k ′]<br />
= (2π) 3 2ω k δ (3) ( ⃗ k − ⃗ k ′ ) wird.
2.4 Fock-Raum 51<br />
Schließlich betrachten wir<br />
{<br />
a i a † 0, falls i ∈ {j<br />
i|j 1 , . . . , j N > A =<br />
1 , . . . , j N }<br />
|j 1 . . . , j N > A , falls i /∈ {j 1 , . . . , j N }<br />
a † ia i |j 1 , . . . , j N > A =<br />
Damit hat man<br />
{<br />
|j1 . . . , j N > A , falls i ∈ {j 1 , . . . , j N }<br />
0, falls i /∈ {j 1 , . . . , j N }<br />
(2.64)<br />
(2.65)<br />
(<br />
ai a † i + a † ia i<br />
)<br />
|j1 . . . , j N > A = |j 1 . . . , j N > A . (2.66)<br />
Zusammenfassend gelten also <strong>die</strong> Antikommutatorregel <strong>für</strong> Fermiteilchen<br />
[<br />
ai , a † j]<br />
+ = δ ij 1. (2.67)<br />
Für <strong>die</strong> Feldoperatoren der Fermionen gilt entsprechend<br />
[<br />
Ψ(⃗x ), Ψ † (⃗y ) ] + = δ(3) (⃗x − ⃗y ). (2.68)<br />
2.4 Fock-Raum<br />
Iteriert man<br />
so f<strong>in</strong>det man<br />
a † j|j 1 , . . . , j N−1 > σ = √ N |j 1 , . . . , j N−1 , j> σ , (2.69)<br />
|j 1 . . . , j N > σ = 1 √<br />
N!<br />
a † j N<br />
a † j N−1 · · · a † j 1<br />
|0> . (2.70)<br />
Der von <strong>die</strong>sen Vektoren aufgespannte Raum heißt Fock-Raum. Er ist charakterisiert<br />
durch<br />
a) e<strong>in</strong>en Vakuumzustand |0>, <strong>für</strong> den a j |0>= 0 gilt, und<br />
b) Operatoren a † , <strong>für</strong> welche <strong>die</strong> Vertauschungsregeln des vorigen Abschnitts<br />
gelten.<br />
Die Symmetrieeigenschaften der Zustände s<strong>in</strong>d durch <strong>die</strong>se Schreibweise automatisch<br />
berücksichtigt. Wegen der Vertauschungsregeln <strong>für</strong> <strong>die</strong> Feldoperatoren<br />
Ψ † (⃗r ) hat man<br />
|⃗r 1 , . . . ,⃗r N > σ = 1 √<br />
N!<br />
Ψ † (⃗r N )Ψ † (⃗r N−1 ) · · · Ψ † (⃗r 1 ) |0> . (2.71)<br />
Den <strong>in</strong> der Quantenmechanik verwendeten uneigentlichen Ortszustand erhält<br />
man mit N = 1<br />
|⃗r >= Ψ † (⃗r )|0> . (2.72)
52 2 FELDOPERATOREN IN DER NICHTRELATIVISTISCHEN QM<br />
2.5 Operatoren<br />
Die Erzeugungs- und Vernichtungsoperatoren erlauben es, Operatoren auf<br />
e<strong>in</strong>e e<strong>in</strong>fache Weise aufzuschreiben, <strong>die</strong> unabhängig von der Teilchenzahl ist.<br />
Im folgenden betrachten wir teilchenzahl-erhaltende Operatoren, d. h. sie<br />
wirken von H N nach H N .<br />
E<strong>in</strong>-Teilchen-Operatoren<br />
Der E<strong>in</strong>fachheit halber beschränken wir uns zunächst auf Bosonen. Es sei<br />
H = ∑ i,j<br />
h ij a † ia j : H −→ H. (2.73)<br />
H ist offenbar teilchenzahl-erhaltend. Wie wirkt H auf Zustände? Dazu wählen<br />
wir e<strong>in</strong>e Fock-Raum-Basis und fragen also nach<br />
H a † j N · · · a † j 1<br />
|0>= ? (2.74)<br />
Um <strong>die</strong> Wirkung von H auf e<strong>in</strong>en Fock-Zustand zu bestimmen, benutzt man<br />
e<strong>in</strong>e Technik, bei der alle Vernichtungsoperatoren mit Hilfe der Kommutatorregel<br />
[<br />
ai , a † ]<br />
j = δij (2.75)<br />
nach rechts verschoben werden. Dort wirken <strong>die</strong> Vernichter auf den Vakuumzustand,<br />
wo sie ke<strong>in</strong>en Beitrag mehr liefern.<br />
Beispielsweise erhält man mit dem Operator H<br />
H a † k |0> = ∑ i,j<br />
= ∑ i,j<br />
= ∑ i,j<br />
= ∑ i<br />
h ij a † ia j a † k |0><br />
h ij a † i<br />
(<br />
a<br />
†<br />
k a j + [a j , a † k ]) |0><br />
h ij a † iδ jk |0><br />
h ik a † i|0><br />
(2.76)<br />
e<strong>in</strong>e L<strong>in</strong>earkomb<strong>in</strong>ation von E<strong>in</strong>-Teilchen-Zuständen. Dieses Ergebnis drückt<br />
<strong>in</strong> Matrixschreibweise aus, wie e<strong>in</strong> Operator auf Basiszustände wirkt.<br />
H|k>= ∑ i<br />
h ik |i> . (2.77)<br />
Vergleichen wir <strong>die</strong>s mit<br />
H|k>= ∑ i<br />
|i>, (2.78)
2.5 Operatoren 53<br />
so sehen wir, dass<br />
h ik = (2.79)<br />
gilt. E<strong>in</strong>geschränkt auf den E<strong>in</strong>-Teilchen-Hilbertraum wirkt H wie e<strong>in</strong> E<strong>in</strong>-<br />
Teilchen-Operator h := H| H1 , nämlich gemäß<br />
h |k>= ∑ i<br />
h ik |i> . (2.80)<br />
Die Technik, um <strong>die</strong> Wirkung e<strong>in</strong>es Operators zu bestimmen, der <strong>in</strong> Erzeugern<br />
und Vernichtern ausgedrückt ist, wollen wir nun erweitern auf den<br />
Vielteilchen-Hilbertraum. Untersuchen wir also<br />
H a † j N<br />
. . . , a † j 1<br />
|0>= ∑ i,j<br />
h ij a † ia j a † j N · · · a † j 1<br />
|0> . (2.81)<br />
Den Vernichter tauschen wir nach rechts durch. Für Bosonen gilt<br />
a j a † j N · · · a † j 1<br />
|0> = δ j,jN a † j N−1 · · · a † j 1<br />
|0> + a † j N<br />
a j a † j N−1 · · · a † j 1<br />
|0><br />
= . . .<br />
N∑<br />
= δ j,jk a † j N · · · a † j k+1<br />
a † j k−1 · · · a † j 1<br />
|0>,<br />
k=1<br />
<strong>die</strong>s schreibt man gelegentlich auch<br />
=<br />
N∑<br />
k=1<br />
δ j,jk a † j N · · · a \ † j k<br />
· · · a † j 1<br />
|0> .<br />
Die Wirkung des Hamiltonoperators auf den N-Teilchen-Zustand ist dann<br />
H a † j N · · · a † j 1<br />
|0> = ∑ N∑<br />
h ij a † i δ j,jk a † j N · · · a \ † j k<br />
· · · a † j 1<br />
|0><br />
i,j k=1<br />
( )<br />
N∑<br />
∑<br />
= a † j N · · · a † j k+1<br />
h i,jk a † i a † j k−1 · · · a † j 1<br />
|0><br />
k=1 i<br />
N∑<br />
= h k a † j N · · · a † j 1<br />
|0> .<br />
k=1<br />
(2.82)<br />
Hierbei haben wir wie früher wir Operatoren h k e<strong>in</strong>geführt, <strong>die</strong> auf den Zustand<br />
des k-ten Teilchens wie obiger Operator h wirken. Wir sehen, dass<br />
N∑<br />
H = h k (2.83)<br />
k=1
54 2 FELDOPERATOREN IN DER NICHTRELATIVISTISCHEN QM<br />
gilt. Das Gleiche f<strong>in</strong>det man im Falle von Fermionen. Als Ergebnis halten wir<br />
fest:<br />
E<strong>in</strong> E<strong>in</strong>-Teilchen-Operator H = ∑ N<br />
k=1 h k kann geschrieben werden als<br />
H = ∑ i,j<br />
h ij a † ia j (2.84)<br />
mit h ij = . (2.85)<br />
Dieser Ausdruck hängt nicht von N ab und H kann auf natürliche Weise als<br />
Operator auf dem ganzen Hilbertraum H angesehen werden.<br />
Die Notation h <strong>für</strong> e<strong>in</strong>en Operator auf e<strong>in</strong>em E<strong>in</strong>-Teilchen-Hilbertraum und<br />
H <strong>für</strong> e<strong>in</strong>en Operator auf dem ganzen Viel-Teilchen-Hilbertraum verwenden<br />
wir generell.<br />
Ist speziell h diagonal, also h|j>= ǫ j |j>, so ist<br />
H = ∑ i<br />
ǫ i a † ia i . (2.86)<br />
Beispiel 1: Hamiltonoperator<br />
h = ⃗p 2<br />
2m + V,<br />
H = ∑ E i a † ia i .<br />
i<br />
(2.87)<br />
In der Ortsdarstellung mit h = − 2 ∆ + V (⃗r ) ist<br />
2m<br />
{<br />
}<br />
= − 2<br />
2m ∆ y + V (⃗y ) δ (3) (⃗x − ⃗y ),<br />
∫<br />
H = d 3 x d 3 y Ψ † (⃗x) Ψ(⃗y )<br />
∫ {<br />
}<br />
= d 3 x Ψ † (⃗x) − 2<br />
2m ∆ + V (⃗x ) Ψ(⃗x ).<br />
(2.88)<br />
Dieser Ausdruck, der wie e<strong>in</strong> Erwartungswert von H aussieht, ist jedoch e<strong>in</strong><br />
Operator auf dem gesamten Hilbertraum der Viel-Teilchen-Zustände.
2.5 Operatoren 55<br />
Beispiel 2: Impulsoperator<br />
Beispiel 3: Teilchenzahloperator<br />
Für <strong>die</strong>sen Operator gilt<br />
∑<br />
a † ia i |j 1 , . . . , j N >= ∑ i<br />
i<br />
⃗p = i ∇ (2.89)<br />
= i ∇ x δ (3) (⃗x−⃗y ) (2.90)<br />
∫<br />
⃗P = d 3 x d 3 y Ψ † (⃗x ) i ∇ x δ (3) (⃗x−⃗y )Ψ(⃗y ) (2.91)<br />
∫<br />
= d 3 x Ψ † (x) ∇Ψ(⃗x) (2.92)<br />
i<br />
∫<br />
d 3 k<br />
=<br />
(2π) ⃗ k a † 3 ⃗ k<br />
a ⃗k . (2.93)<br />
ˆN = ∑ a † ia i (2.94)<br />
i<br />
∫<br />
= d 3 x Ψ † (⃗x )Ψ(⃗x ) (2.95)<br />
∫<br />
=<br />
d 3 k<br />
(2π) 3 a† ⃗ k<br />
a ⃗k . (2.96)<br />
n i |j 1 , . . . , j N >= N |j 1 , . . . , j N >, (2.97)<br />
wobei n i <strong>die</strong> Anzahl der Teilchen im Zustand |i> angibt. Diese Gleichungen<br />
erhält man auch mit der Rechnung zum Operator H, Gleichung (2.82), mit<br />
h ij = δ ij . Der zur Quantenzahl n i gehörende Operator heißt Besetzungszahl-<br />
Operator ˆn j<br />
ˆn j = a † ja j ,<br />
ˆn j |N; n 1 , n 2 , . . . >= n j |N; n 1 , n 2 , . . . > .<br />
(2.98)<br />
Zwei-Teilchen-Operatoren<br />
Es sei nun<br />
V = 1 2<br />
N∑<br />
α,β=1<br />
α̸=β<br />
v αβ (2.99)<br />
e<strong>in</strong> Zwei-Teilchen-Operator, wie weiter oben e<strong>in</strong>geführt. In e<strong>in</strong>er diskreten<br />
Basis lauten se<strong>in</strong>e Matrixelemente<br />
≡ . (2.100)
56 2 FELDOPERATOREN IN DER NICHTRELATIVISTISCHEN QM<br />
Nun def<strong>in</strong>ieren wir<br />
V = 1 ∑<br />
a † k<br />
2<br />
2<br />
a † k 1<br />
a l1 a l2 . (2.101)<br />
k 1 ,k 2 ,l 1 ,l 2<br />
Wenden wir V auf den N-Teilchen-Zustand |j 1 , . . . , j n >= a † j N<br />
. . . a † j N<br />
|0> an,<br />
so f<strong>in</strong>den wir mit e<strong>in</strong>er Rechnung ähnlich zu Gleichung (2.82)<br />
V a † j N · · · a † j 1<br />
|0> = 1 2<br />
N∑<br />
α,β=1<br />
α̸=β<br />
= Va † j N · · · a † j 1<br />
|0> .<br />
v αβ a † j N · · · a † j α · · · a † j β · · · a † j 1<br />
|0><br />
(2.102)<br />
Also ist V = V. Halten wir fest: Zwei-Teilchen-Operatoren können unabhängig<br />
von N geschrieben werden als<br />
V = 1 ∑<br />
a † k<br />
2<br />
2<br />
a † k 1<br />
a l1 a l2 . (2.103)<br />
k 1 ,k 2 ,l 1 ,l 2<br />
Dies gilt ebenso <strong>für</strong> Fermionen.<br />
Als Anwendung betrachten wir das Wechselwirkungs-Potential <strong>in</strong> der Ortsdarstellung.<br />
Die Wirkung von V auf <strong>die</strong> N-Teilchen-Wellenfunktion ist<br />
(V ψ N ) (⃗r 1 , . . . , ⃗r N ) = 1 2<br />
N∑<br />
α,β=1<br />
α̸=β<br />
und das Zwei-Teilchen-Matrixelement ist<br />
v(⃗r α ,⃗r β )ψ N (⃗r 1 , . . . ,⃗r N ) (2.104)<br />
= v(⃗x 1 , ⃗x 2 )δ (3) (⃗x 1 −⃗y 1 )δ (3) (⃗x 2 −⃗y 2 ). (2.105)<br />
Hiermit berechnen wir V <strong>in</strong> der Ortsdarstellung<br />
∫<br />
V = d 3 x 1 d 3 x 2 d 3 y 1 d 3 y 2 Ψ † (⃗x 2 )Ψ † (⃗x 1 )Ψ(⃗y 1 )Ψ(⃗y 2 )<br />
= 1 ∫<br />
d 3 x 1 d 3 x 2 v(⃗x 1 , ⃗x 2 ) Ψ † (⃗x 2 )Ψ † (⃗x 1 )Ψ(⃗x 1 )Ψ(⃗x 2 ). (2.106)<br />
2<br />
Das Ergebnis er<strong>in</strong>nert an <strong>die</strong> durch Wellenfunktionen ausgedrückte Wechselwirkungsenergie<br />
<strong>in</strong> der Quantenmechanik<br />
∫<br />
1<br />
2<br />
d 3 x 1 d 3 x 2 v(⃗x 1 , ⃗x 2 ) |ψ(⃗x 1 )| 2 |ψ(⃗x 2 )| 2 , (2.107)<br />
ist aber e<strong>in</strong> Operator auf dem gesamten Viel-Teilchen-Hilbertraum.
2.5 Operatoren 57<br />
Bemerkung: <strong>die</strong> Reihenfolge der Erzeugungs- und Vernichtungsoperatoren ist<br />
von Bedeutung. E<strong>in</strong>e andere Reihenfolge, z. B.<br />
V ′ = 1 ∫<br />
d 3 x 1 d 3 x 2 v(⃗x 1 , ⃗x 2 ) Ψ † (⃗x 2 )Ψ(⃗x 2 )Ψ † (⃗x 1 )Ψ(⃗x 1 ) (2.108)<br />
2<br />
würde bedeuten, dass man bei der Anwendung V ′ ψ N (⃗x 1 , . . . , ⃗x N ) den Faktor<br />
Ψ(⃗x 2 ) zusätzlich nach rechts über den Faktor Ψ † (⃗x 1 ) h<strong>in</strong>weg tauschen muss.<br />
Das ergibt zusätzliche Terme mit dem Faktor δ (3) (⃗x 2 −⃗x 1 ), <strong>die</strong> <strong>in</strong> der Summe<br />
V ′ ψ N (⃗r 1 , . . . , ⃗r N ) = 1 2<br />
N∑<br />
α,β=1<br />
v(⃗r α ,⃗r β )ψ N (⃗r 1 , . . . ,⃗r N )<br />
zu Diagonaltermen führen. Diese würden e<strong>in</strong>en Selbstenergiebeitrag der Gestalt<br />
1 2<br />
∑ Ni=1<br />
v(⃗r i ,⃗r i ) darstellen, der <strong>für</strong> das Coulomb-Potenzial nicht def<strong>in</strong>iert<br />
werden kann. Das Problem der Wahl e<strong>in</strong>er korrekten Reihenfolge haben bereits<br />
Jordan und Kle<strong>in</strong> im Jahre 1927 erkannt.<br />
H<strong>in</strong>weis auf <strong>die</strong> BCS-Theorie<br />
In der Theorie der Elektronen <strong>in</strong> Metallen setzt sich der Hamiltonoperator<br />
zusammen aus dem freien Anteil und der Wechselwirkung zwischen je zwei<br />
Elektronen. E<strong>in</strong>schließlich des Sp<strong>in</strong>s τ ist der freie Anteil<br />
H 0 = ∑ τ<br />
∫<br />
d 3 k<br />
(2π) 3ǫ(⃗ k) a † ⃗ k,τ<br />
a ⃗k,τ ,<br />
2<br />
(2.109)<br />
ǫ( ⃗ k) = 2 ⃗ k<br />
2m .<br />
Mit dem fouriertransformierten Coulomb-Potenzial<br />
Ṽ C (⃗q ) = e2<br />
ǫ 0<br />
1<br />
⃗q 2 (2.110)<br />
ist der Wechselwirkungsterm<br />
H WW = 1 ∫<br />
d 3 k d 3 k ′ d 3 q ∑<br />
2 (2π) 3 (2π) 3 (2π) ṼC(⃗q ) a † 3 ⃗ k+⃗q,τ ′ a† ⃗ a k ′ −⃗q,τ<br />
⃗ k ′ ,τ<br />
a ′ ⃗k,τ . (2.111)<br />
τ,τ ′<br />
Bei Berücksichtigung von Phononen-Austausch ist der Wechselwirkungsterm<br />
durch e<strong>in</strong> effektives Potential zu ergänzen, V ee = ṼC + V eff , wobei V eff <strong>in</strong> der<br />
Nähe der Fermi-Fläche anziehend ist.<br />
In der BCS-Theorie stellt sich der dom<strong>in</strong>ante Teil des Hamilton-Operators<br />
heraus als<br />
H BCS = H 0 + H 1<br />
H 1 = 1 ∫<br />
d 3 k d 3 q<br />
L 3 (2π) 3 (2π) 3V ee( ⃗ k, − ⃗ k, ⃗q ) a † ⃗ k+⃗q,↑<br />
a † − ⃗ a k−⃗q,↓ − ⃗ k,↓ a ⃗ k,↑<br />
.<br />
(2.112)
58 3 FELDQUANTISIERUNG<br />
In H 1 treten Paarungs-Terme auf, <strong>für</strong> <strong>die</strong> ⃗ k 1 + ⃗ k 2 = 0 ist und der Gesamtsp<strong>in</strong><br />
ebenfalls verschw<strong>in</strong>det. Der Grundzustand, also der Zustand niedrigster<br />
Energie, ist<br />
|Ω>= ∏ (<br />
)<br />
1<br />
u ⃗k + v ⃗k<br />
L<br />
⃗ 3a† ⃗ k,↑<br />
a † − ⃗ |0>, (2.113)<br />
k,↓<br />
k<br />
mitKoeffizienten, <strong>für</strong> <strong>die</strong> gilt<br />
|u ⃗k | 2 + |v ⃗k | 2 = 1. (2.114)<br />
Hier<strong>in</strong> stellt a † ⃗ k,↑<br />
a † − ⃗ k,↓<br />
e<strong>in</strong>en Erzeuger <strong>für</strong> <strong>die</strong> Cooper-Paare dar.<br />
3 Feldquantisierung<br />
3.1 Lagrange-Formalismus <strong>für</strong> Felder<br />
E<strong>in</strong> klassisches Feld, z. B. das elektromagnetische Feld, besitzt unendlich<br />
viele Freiheitsgrade, <strong>die</strong> sich <strong>in</strong> den unendlich vielen Variablen der Lagrangefunktion<br />
spiegeln. Im Hamilton-Formalismus gehören dazu <strong>die</strong> kanonisch<br />
konjugierten Variablen. Diese s<strong>in</strong>d <strong>für</strong> <strong>die</strong> kanonische Quantisierung erforderlich.<br />
Wir demonstrieren <strong>die</strong> Quantisierung am System e<strong>in</strong>er l<strong>in</strong>earen Kette,<br />
<strong>in</strong> der Massenpunkte durch Federelemente verbunden <strong>in</strong> gerader L<strong>in</strong>ie angeordnet<br />
s<strong>in</strong>d. Die Massen können longitud<strong>in</strong>ale Schw<strong>in</strong>gungen ausführen. Der<br />
Übergang zum Feld geschieht anschließend, <strong>in</strong>dem <strong>die</strong> Massenkette durch e<strong>in</strong><br />
elastisches Gummiband ersetzt wird.<br />
i − 1 i i + 1<br />
q i−1<br />
q i q i+1<br />
Wenn nun q i (t) <strong>die</strong> Auslenkung des i-ten Massenpunktes aus se<strong>in</strong>er Ruhelage<br />
beschreibt, so ist <strong>die</strong> Wirkung S <strong>für</strong> <strong>die</strong> l<strong>in</strong>eare Kette gegeben durch<br />
∫<br />
S = dt L(q i , ˙q i ) mit (3.1)<br />
L = m 2<br />
∑<br />
˙q i 2 − k ∑<br />
(q i+1 − q i ) 2 . (3.2)<br />
i<br />
2<br />
i<br />
Das Hamiltonpr<strong>in</strong>zip fordert, dass unter e<strong>in</strong>er Variation<br />
q i (t) −→ q i (t) + δq i (t) (3.3)
3.1 Lagrange-Formalismus <strong>für</strong> Felder 59<br />
<strong>die</strong> Wirkung S stationär ist, d. h.<br />
δS = 0. (3.4)<br />
Das führt auf <strong>die</strong> Euler-Lagrange-Bewegungsgleichungen<br />
d ∂L<br />
− ∂L = 0. (3.5)<br />
dt ∂ ˙q i ∂q i<br />
Hier liefern <strong>die</strong>se Gleichungen <strong>die</strong> Newton’schen Bewegungsgleichungen<br />
m¨q i − k(q i+1 − q i ) + k(q i − q i−1 ) = 0. (3.6)<br />
mit den beiden Hooke’schen Kräften, <strong>die</strong> von l<strong>in</strong>ks und rechts auf <strong>die</strong> i-te<br />
Masse e<strong>in</strong>wirken.<br />
Die Hamiltonfunktion H(p i , q i ) mit den kanonisch konjugierten Impulsen<br />
erhält man aus der Lagrangefunktion<br />
p i = ∂L<br />
∂ ˙q i<br />
= m ˙q i (3.7)<br />
H(p i , q i ) = ∑ i<br />
p i ˙q i − L, (3.8)<br />
wenn man <strong>die</strong> Variablen ˙q i <strong>in</strong> L ersetzt. In unserm Beispiel der l<strong>in</strong>earen Kette<br />
geschieht das durch<br />
H = ∑ i<br />
m<br />
2 ˙q2 i + k 2<br />
∑<br />
(q i+1 − q i ) 2 = ∑<br />
i<br />
i<br />
p 2 i<br />
2m + k 2<br />
∑<br />
(q i+1 − q i ) 2 . (3.9)<br />
i<br />
Wir gehen jetzt zu e<strong>in</strong>em kont<strong>in</strong>uierlichen Feld über. Die Nummer i des<br />
Massenpunktes wird zur Ortskood<strong>in</strong>ate x und <strong>die</strong> Auslenkung q i (t) des i-ten<br />
Massenpunktes wird zum Wert des Feldes ϕ(x, t).<br />
i −→ x (3.10)<br />
q i (t) −→ ϕ(x, t) (3.11)<br />
In dem oben angesprochenen Bild e<strong>in</strong>es Gummibandes bedeutet ϕ(x, t) <strong>die</strong><br />
Auslenkung e<strong>in</strong>es kle<strong>in</strong>en Gummielements aus se<strong>in</strong>er Ruhelage x. Wenn a der<br />
Abstand der Ruhelagen <strong>in</strong> der Kette ist, geht <strong>die</strong> Differenz der benachbarten<br />
Auslenkungen über <strong>in</strong><br />
q i+1 − q i −→ a ∂ϕ<br />
∂x . (3.12)
60 3 FELDQUANTISIERUNG<br />
Für <strong>die</strong> Lagrangefunktion bedeutet das<br />
L = ∑ i<br />
a<br />
{ m<br />
2a ˙q2 i − ka (q i+1 − q i ) 2 } ∫<br />
−→<br />
2 a 2<br />
{ µ<br />
dx<br />
2 ˙ϕ2 − κ 2<br />
( }<br />
∂ϕ) 2<br />
. (3.13)<br />
∂x<br />
Hier haben wir <strong>die</strong> Massenbelegung µ und <strong>die</strong> Konstante κ e<strong>in</strong>geführt durch<br />
µ := m , κ := ka. (3.14)<br />
a<br />
Die Lagrangefunktion zum elastischen Gummiband ist also e<strong>in</strong>e Funktion der<br />
Feldgröße ϕ(x, t) und ihrer Ableitungen<br />
∫<br />
L =<br />
Die Wirkung ist dann<br />
S =<br />
dx L (ϕ, ∂ϕ<br />
∂x , ∂ϕ<br />
∂t ) = ∫<br />
{ µ<br />
dx<br />
2 ˙ϕ2 − κ 2<br />
( }<br />
∂ϕ) 2<br />
. (3.15)<br />
∂x<br />
∫<br />
dt L(ϕ, ∂ϕ<br />
∂x , ∂ϕ ∫ ∫<br />
∂t ) = dt dx L (ϕ, ∂ϕ<br />
∂x , ∂ϕ<br />
∂t ) (3.16)<br />
und der Integrand L heißt Lagrangedichte.<br />
In der Verallgeme<strong>in</strong>erung auf mehrere Dimensionen lautet <strong>die</strong>s<br />
∫ ∫<br />
S = dt d 3 x L (ϕ, ∇ϕ, ∂ϕ<br />
∂t )<br />
∫<br />
= d 4 x L (ϕ, ∂ µ ϕ).<br />
(3.17)<br />
Die Stationarität der Wirkung unter e<strong>in</strong>er Variation von ϕ und ∂ µ ϕ führt<br />
wie <strong>in</strong> der klassischen Mechanik auf Euler-Lagrange-Gleichungen, hier s<strong>in</strong>d<br />
<strong>die</strong>s <strong>die</strong> Feldgleichungen. In der Mechanik gehört zur Variation <strong>die</strong> Vorschrift,<br />
dass <strong>die</strong> Endpunkte der klassischen Bahn, x(t 1 ) und x(t 2 ), festzuhalten s<strong>in</strong>d.<br />
Dies hat folgende Entsprechung <strong>in</strong> der Feldtheorie.<br />
Man betrachte e<strong>in</strong> Gebiet G ∈ R 4 , auf dem ϕ(x) def<strong>in</strong>iert ist, mit se<strong>in</strong>em<br />
Rand ∂G, der nicht ganz im Endlichen liegen muss. (G ist nicht notwendig<br />
kompakt.) Die zulässigen Variationen von ϕ auf dem Gebiet G s<strong>in</strong>d dann<br />
ϕ(x) −→ ϕ ′ (x) = ϕ(x) + δϕ(x)<br />
δϕ = 0 auf ∂G.<br />
mit<br />
(3.18)<br />
E<strong>in</strong> Spezialfall ist bei e<strong>in</strong>em gegebenen Koord<strong>in</strong>atensystem x = (x 0 ,⃗r) das<br />
scheibenförmige Gebiet<br />
G = {x ∈ R 4 |ct 1 ≤ x 0 ≤ ct 2 }. (3.19)
3.1 Lagrange-Formalismus <strong>für</strong> Felder 61<br />
In <strong>die</strong>sem Fall betrachten wir Felder, <strong>die</strong> im räumlich Unendlichen verschw<strong>in</strong>den:<br />
|⃗x|→∞<br />
ϕ(x), ∂ µ ϕ(x) −→ 0. (3.20)<br />
Ganz wie <strong>in</strong> der Mechanik wenden wir das Hamilton-Pr<strong>in</strong>zip an:<br />
∫<br />
0 = δS = δ d 4 x L (ϕ, ∂ µ ϕ)<br />
G<br />
∫ { }<br />
∂L<br />
= d 4 x<br />
G ∂ϕ(x) δϕ(x) + ∂L<br />
∂(∂ µ ϕ(x)) ∂ µδϕ(x)<br />
∫ { [<br />
] (<br />
∂L<br />
= d 4 x<br />
G ∂ϕ(x) δϕ(x) + ∂ ∂L<br />
µ<br />
∂(∂ µ ϕ(x)) δϕ(x) −<br />
∂ µ<br />
) }<br />
∂L<br />
δϕ(x) .<br />
∂(∂ µ ϕ(x))<br />
(3.21)<br />
Hier wurde <strong>die</strong> Leibniz’sche Produktregel angewendet. Nach dem Gauß’schen<br />
Satz ist<br />
∫ [<br />
] ∫ [<br />
]<br />
d 4 ∂L<br />
x ∂ µ<br />
G ∂(∂ µ ϕ(x)) δϕ(x) ∂L<br />
=<br />
∂G ∂(∂ µ ϕ(x)) δϕ(x) df µ = 0, (3.22)<br />
weil δϕ(x) auf dem Rand ∂G verschw<strong>in</strong>det. Für beliebige zulässige Variationen<br />
δϕ haben wir also<br />
∫<br />
0 =<br />
G<br />
{ ∂L<br />
d 4 x<br />
∂ϕ(x) − ∂ µ<br />
∂L<br />
∂(∂ µ ϕ(x))<br />
}<br />
δϕ(x). (3.23)<br />
Daher muss im Gebiet G <strong>die</strong> Euler-Lagrange-Bewegungsgleichung<br />
( )<br />
∂L<br />
∂ µ<br />
∂(∂ µ ϕ(x))<br />
als Feldgleichung <strong>für</strong> ϕ(x) gelten.<br />
Beispiel:<br />
− ∂L<br />
∂ϕ(x) = 0 (3.24)<br />
Im Zusammenhang mit der l<strong>in</strong>earen Kette hatten wir <strong>die</strong> Lagrangedichte <strong>für</strong><br />
e<strong>in</strong> freies Feld<br />
L = µ 2 ˙ϕ2 − κ( ∂ϕ) 2<br />
(3.25)<br />
2 ∂x<br />
entwickelt. „Frei“ bedeutet hier dass L quadratisch <strong>in</strong> se<strong>in</strong>en Variablen ist,<br />
darum s<strong>in</strong>d <strong>die</strong> Ableitungen l<strong>in</strong>ear <strong>in</strong> den Variablen<br />
∂L<br />
∂ϕ = 0,<br />
∂L<br />
∂( ˙ϕ(x)) = µ ˙ϕ(x), ∂L<br />
∂(∂ 1 ϕ(x)) = −κ∂ϕ ∂x . (3.26)
62 3 FELDQUANTISIERUNG<br />
Die Euler-Lagrange-Gleichung dazu lautet<br />
µ ¨ϕ(x) − κ ∂ 2 ϕ<br />
∂x 2 , (3.27)<br />
<strong>die</strong>s ist <strong>die</strong> Feldgleichung <strong>für</strong> <strong>die</strong> longitud<strong>in</strong>alen Schw<strong>in</strong>gungen e<strong>in</strong>es elastischen<br />
Gummibandes.<br />
Die kanonisch konjugierten Impulse bei der l<strong>in</strong>earen Kette werden beim Übergang<br />
zum Kont<strong>in</strong>uum<br />
1<br />
a p i = 1 a m ˙q i = µ ˙q i −→ µ ˙ϕ(x, t) =: π(x, t). (3.28)<br />
Der kanonische Feldimpuls ∂L = µ ˙ϕ korrespon<strong>die</strong>rt also zu e<strong>in</strong>er „Impulsbelegung“<br />
<strong>in</strong> der l<strong>in</strong>earen Kette.<br />
∂ ˙ϕ<br />
Allgeme<strong>in</strong> def<strong>in</strong>iert man den konjugierten Impuls <strong>für</strong> Felder<br />
π(x) = π(⃗r, t) =<br />
∂L<br />
∂( ˙ϕ(x)) = δL<br />
δ ˙ϕ(x) , (3.29)<br />
um <strong>für</strong> <strong>die</strong> Quantisierung zu e<strong>in</strong>em Hamilton-Formalismus überzugehen. Dadurch<br />
erhält <strong>die</strong> Zeit e<strong>in</strong>e ausgezeichnete Rolle gegenüber den Ortsvariablen.<br />
Während <strong>die</strong> Lagrangefunktion Ort und Zeit kovariant behandelt, ist im<br />
Hamilton-Formalismus <strong>die</strong> manifeste Kovarianz gebrochen. Man hat daher<br />
<strong>die</strong> – manchmal schwierige – Aufgabe, <strong>die</strong> Lorentz-Invarianz bei den Ergebnisse<br />
der Hamilton-Theorie nachzuweisen. In e<strong>in</strong>er Pfad<strong>in</strong>tegralformulierung<br />
der <strong>Quantenfeldtheorie</strong> kann dagegen alles manifest kovariant formuliert werden.<br />
Die Hamilton Funktion ist<br />
∫<br />
H = d 3 r π(⃗r, t) ˙ϕ(⃗r, t) − L<br />
∫<br />
= d 3 r { π(⃗r, t) ˙ϕ(⃗r, t) − L } (3.30)<br />
,<br />
wobei H als Funktional des Feldes ϕ(x) und Impulses π(x) aufgefasst wird.<br />
Insbesondere ist ˙ϕ(x) durch π(x) auszudrücken. Es gelten <strong>die</strong> kanonischen<br />
Gleichungen mit Funktionalableitungen<br />
˙ϕ(⃗r, t) =<br />
δH<br />
δπ(⃗r, t) , (3.31)<br />
˙π(⃗r, t) = −<br />
δH<br />
δϕ(⃗r, t) . (3.32)
3.2 Quantisierung, Bosonen 63<br />
E<strong>in</strong>e triviale Verallgeme<strong>in</strong>erung auf Felder mit mehreren Komponenten ϕ α (x)<br />
notieren wir als<br />
(<br />
)<br />
∂L<br />
∂ µ −<br />
∂L = 0, (3.33)<br />
∂(∂ µ ϕ α (x)) ∂ϕ α (x)<br />
π α (x) =<br />
∂L<br />
∂ ˙ϕ α (x) , (3.34)<br />
∫ { ∑<br />
}<br />
H = d 3 r π α (⃗r, t) ˙ϕ α (⃗r, t) − L . (3.35)<br />
α<br />
3.2 Quantisierung, Bosonen<br />
In der Quantenmechanik fordert man <strong>die</strong> Vertauschungsregeln<br />
[p j (t), q k (t)] = i δ j,k. (3.36)<br />
Die Vertauschungsregeln – hier im Heisenberg Bild – s<strong>in</strong>d <strong>die</strong> Grundlage <strong>für</strong><br />
<strong>die</strong> Quantisierung. Beim Übergang von der klassischen Mechanik auf e<strong>in</strong>em<br />
d-dimensionalen räumlichen Gitter mit der Gitterkonstanten a zu e<strong>in</strong>er kont<strong>in</strong>uierlichen<br />
Feldtheorie tritt an <strong>die</strong> Stelle von δ i,i ′<br />
1<br />
a d δ i,i ′ −→ δ(d) (⃗r − ⃗r ′ ). (3.37)<br />
Für <strong>die</strong> <strong>Quantenfeldtheorie</strong> mit d = 3 räumlichen Koord<strong>in</strong>aten bekommt man<br />
so <strong>die</strong> zeitgleichen Vertauschungsregeln <strong>für</strong> <strong>die</strong> <strong>die</strong> kanonisch konjugierten<br />
Feldoperatoren<br />
[<br />
π(⃗r, t), ϕ(⃗r ′ , t) ] = i δ(3) (⃗r − ⃗r ′ ), (3.38)<br />
[<br />
ϕ(⃗r, t), ϕ(⃗r ′ , t) ] = 0, (3.39)<br />
[<br />
π(⃗r, t), π(⃗r ′ , t) ] = 0. (3.40)<br />
ϕ(x) und π(x) s<strong>in</strong>d nun kanonisch konjugierte Operatoren, oder besser gesagt<br />
Operator-Felder.<br />
3.3 Quantisierung des Schröd<strong>in</strong>gerfeldes<br />
Wir betrachten <strong>die</strong> Schröd<strong>in</strong>ger-Wellenfunktion ψ(⃗r, t) ∈ C als e<strong>in</strong> klassisches<br />
komplexwertiges Feld. Se<strong>in</strong>e Lagrangedichte sei gegeben durch<br />
L = iψ ∗ ˙ψ − 2<br />
2m ∇ψ∗ · ∇ψ − V (⃗r )ψ ∗ ψ. (3.41)
64 3 FELDQUANTISIERUNG<br />
Bemerkung: <strong>die</strong>se Lagrangedichte ist nicht symmetrisch <strong>in</strong> ψ und ψ ∗ und ist<br />
nicht reell. Es ist aber<br />
iψ ∗ ˙ψ = i 1 2 ψ∗ ˙ψ − i 1 2 ˙ψ ∗ ψ + 1 2 i d dt (ψ∗ ψ). (3.42)<br />
Die totale Zeitableitung im letzten Term wirkt sich nicht auf <strong>die</strong> Feldgleichungen<br />
aus und kann fortgelassen werden. Statt iψ ∗ ˙ψ kann also auch der reelle<br />
Ausdruck i 1 2 (ψ∗ ˙ψ− ˙ψ ∗ ψ) verwendet werden. Allerd<strong>in</strong>gs s<strong>in</strong>d <strong>die</strong> Rechnungen<br />
mit dem anderen Term etwas kürzer.<br />
Das komplexwertige Feld kann man auch als e<strong>in</strong> zweikomponentiges reelles<br />
Feld ψ α , α = 1, 2 mit<br />
ψ = 1 √<br />
2<br />
(ψ 1 + iψ 2 ), ψ ∗ = 1 √<br />
2<br />
(ψ 1 − iψ 2 ),<br />
ψ 1 = 1 √<br />
2<br />
(ψ + ψ ∗ ), ψ 2 = 1<br />
i √ 2 (ψ − ψ∗ )<br />
(3.43)<br />
ansehen. Die Variation des komplexen Feldes ist äquivalent zur Variation der<br />
Komponenten ψ 1 und ψ 2 und liefert zwei Feldgleichungen. Mit der <strong>E<strong>in</strong>führung</strong><br />
der komplexen Ableitungen<br />
∂<br />
∂ψ = √ 1 ( ∂ ∂<br />
− i ),<br />
2 ∂ψ 1 ∂ψ 2<br />
∂<br />
∂ψ = √ 1 ( ∂ ∂<br />
+ i ) (3.44)<br />
∗ 2 ∂ψ 1 ∂ψ 2<br />
können <strong>die</strong> beiden Feldgleichungen wieder zu e<strong>in</strong>er komplexen Feldgleichung<br />
<strong>für</strong> ψ und der dazu komplex-konjugierten Feldgleichung zusammengefügt<br />
werden. Verschw<strong>in</strong>det <strong>die</strong> Variation e<strong>in</strong>es Funktionals F[ψ 1 , ψ 2 , ∂ µ ψ 1 , ∂ µ ψ 2 ],<br />
wenn man <strong>die</strong> ψ α (α = 1, 2) unabhängig vone<strong>in</strong>ander variiert, so ist das äquivalent<br />
dazu, dass <strong>die</strong> Variation von F, ausgedrückt als Funktional von ψ, ψ ∗ ,<br />
∂ µ ψ, ∂ µ ψ ∗ , verschw<strong>in</strong>det, wenn man ψ, ψ ∗ unabhängig vone<strong>in</strong>ander variiert.<br />
Es folgt, dass <strong>die</strong> Euler-Lagrange-Feldgleichungen <strong>für</strong> <strong>die</strong> Felder ψ und ψ ∗ <strong>in</strong><br />
der Gestalt<br />
(<br />
)<br />
∂L<br />
∂ µ −<br />
∂(∂ µ ψ ∗ (x))<br />
∂L<br />
(<br />
∂ψ ∗ (x) = 0, ∂ µ<br />
∂L<br />
∂(∂ µ ψ(x))<br />
)<br />
− ∂L<br />
∂ψ(x)<br />
= 0. (3.45)<br />
gelten. Mit obiger Lagrangedichte <strong>für</strong> das Schröd<strong>in</strong>gerfeld erhalten wir<br />
Variable ψ ∗ :<br />
Variable ψ :<br />
i ˙ψ = − 2<br />
∆ψ + V ψ, (3.46)<br />
2m<br />
−i ˙ψ ∗ = − 2<br />
2m ∆ψ∗ + V ψ ∗ . (3.47)
3.3 Quantisierung des Schröd<strong>in</strong>gerfeldes 65<br />
Man erhält also <strong>die</strong> Schröd<strong>in</strong>gergleichung als klassische Feldgleichung geme<strong>in</strong>sam<br />
mit ihrer komplex-konjugierten Gleichung.<br />
Die zu den Feldern ψ und ψ ∗ kanonisch konjugierten Impulse s<strong>in</strong>d allgeme<strong>in</strong><br />
Für das Schröd<strong>in</strong>gerfeld ergibt sich<br />
π = √ 1 (π 1 − iπ 2 ) = ∂L<br />
2 ∂ψ ˙ ,<br />
π ∗ = 1 √<br />
2<br />
(π 1 + iπ 2 ) = ∂L<br />
∂ ˙ ψ ∗ . (3.48)<br />
π = iψ ∗ , π ∗ = 0. (3.49)<br />
Aufgrund <strong>die</strong>ser Gleichungen s<strong>in</strong>d im Hamilton-Formalismus ψ ∗ und π ∗ zu<br />
elim<strong>in</strong>ieren. Für <strong>die</strong> Hamilton-Funktion erhalten wir<br />
∫<br />
H = d 3 r { π ˙ψ + π ∗ ˙ψ ∗ − L }<br />
∫<br />
=<br />
∫<br />
=<br />
∫<br />
=<br />
d 3 r { 2<br />
2m ∇ψ∗ · ∇ψ + V (⃗r )ψ ∗ ψ }<br />
d 3 r { − 2<br />
2m ψ∗ ∆ψ + V (⃗r )ψ ∗ ψ }<br />
d 3 r 1<br />
i π{ − 2<br />
2m ∆ψ + V (⃗r )ψ} .<br />
(3.50)<br />
Wir wenden jetzt <strong>die</strong> Quantisierungsvorschrift an: Die Felder werden zu Feldoperatoren<br />
ψ(⃗r, t) −→ Ψ(⃗r, t),<br />
ψ ∗ (⃗r, t) −→ Ψ † (⃗r, t),<br />
Π(⃗r, t) = iΨ † (⃗r, t),<br />
(3.51)<br />
<strong>für</strong> welche <strong>die</strong> Vertauschungsregeln gelten<br />
[<br />
Ψ(⃗r, t), Ψ(⃗r ′ , t) ] = 0, (3.52)<br />
[<br />
Ψ † (⃗r, t), Ψ † (⃗r ′ , t) ] = 0, (3.53)<br />
[<br />
Π(⃗r, t), Ψ † (⃗r ′ , t) ] = i δ(3) (⃗r − ⃗r ′ ). (3.54)<br />
Die letzte Relation wird zu<br />
[<br />
Ψ(⃗r, t), Ψ † (⃗r ′ , t) ] = δ (3) (⃗r − ⃗r ′ ). (3.55)
66 3 FELDQUANTISIERUNG<br />
Die Vertauschungsregeln s<strong>in</strong>d identisch mit den im Abschnitt 3.2 e<strong>in</strong>geführten<br />
Vertauschungsregeln <strong>für</strong> Feldoperatoren.<br />
Die Hamiltonfunktion wird jetzt zum Operator<br />
∫<br />
d 3 r Ψ † (⃗r, t) { − 2<br />
2m ∆ + V (⃗r)} Ψ(⃗r, t). (3.56)<br />
Dies ist das gleiche Ergebnis wie <strong>die</strong> Gleichung (2.88) auf Seite 54.<br />
Die Heisenberg’sche Bewegungsgleichung <strong>in</strong> der Gestalt<br />
i ˙Ψ(⃗r, t) = [ Ψ(⃗r, t), H ] (3.57)<br />
gilt ebenfalls, wie man sich durch Ausrechnen des Kommutators<br />
leicht überzeugt:<br />
[<br />
Ψ(⃗r, t), H<br />
]<br />
=<br />
(− 2<br />
2m ∆ + V (⃗r) )<br />
Ψ(⃗r, t) (3.58)<br />
[<br />
Ψ(⃗r, t), H<br />
]<br />
=<br />
∫<br />
∫<br />
=<br />
=<br />
d 3 r ′[ Ψ(⃗r, t), Ψ † (⃗r ′ , t) { − 2<br />
2m ∆′ + V (⃗r ′ ) } Ψ(⃗r ′ , t) ]<br />
d 3 r ′ [ Ψ(⃗r, t), Ψ † (⃗r ′ , t) ]<br />
} {{ }<br />
=δ (3) (⃗r−⃗r ′ )<br />
(− 2<br />
2m ∆ + V (⃗r) )<br />
Ψ(⃗r, t).<br />
{<br />
−<br />
2<br />
2m ∆′ + V (⃗r ′ ) } Ψ(⃗r ′ , t)<br />
(3.59)<br />
3.4 Fermionen<br />
Wirkung, Lagrangefunktion und Hamiltonfunktion <strong>für</strong> fermionische Felder<br />
haben <strong>die</strong> gleiche Gestalt wie <strong>für</strong> Bosonen<br />
∫<br />
S = d 3 r L (ψ, ∂ µ ψ), (3.60)<br />
( ) ∂L<br />
∂ µ − ∂L = 0, (3.61)<br />
∂(∂ µ ψ) ∂ψ<br />
π(x) = ∂L , (3.62)<br />
∂ ˙ψ<br />
∫<br />
H = d 3 r ( π(⃗r, t) ˙ψ(⃗r, t) − L ) . (3.63)
3.4 Fermionen 67<br />
Dagegen verlangt <strong>die</strong> Quantisierungsvorschrift <strong>für</strong> Fermionen, dass alle Kommutatoren<br />
durch Antikommutatoren ersetzt werden.<br />
[<br />
π(⃗r, t), ψ(⃗r ′ , t) ] + = i δ(3) (⃗r − ⃗r ′ ), (3.64)<br />
[<br />
ψ(⃗r, t), ψ(⃗r ′ , t) ] = 0,<br />
+<br />
(3.65)<br />
[<br />
π(⃗r, t), π(⃗r ′ , t) ] = 0.<br />
+<br />
(3.66)
68 3 FELDQUANTISIERUNG<br />
3.5 Zusammenfassung<br />
Die Quantenmechanik e<strong>in</strong>es Teilchens mit der Wellenfunktion ψ(x) ist im<br />
H<strong>in</strong>blick auf <strong>die</strong> Schröd<strong>in</strong>gergleichung formal identisch ist mit e<strong>in</strong>er klassischen<br />
Feldtheorie <strong>für</strong> das Feld ψ(x). Ebenso, wie <strong>die</strong> klassische Mechanik<br />
durch <strong>die</strong> Quantisierung auf <strong>die</strong> Quantenmechanik führt, wird aus der klassischen<br />
Feldtheorie durch Quantisierung <strong>die</strong> <strong>Quantenfeldtheorie</strong>. Erweitert<br />
man <strong>die</strong> Quantenmechanik e<strong>in</strong>es Teilchens zur Viel-Teilchen-Quantenmechanik,<br />
so ist <strong>die</strong>se ebenfalls formal und <strong>in</strong>haltlich identisch mit der <strong>Quantenfeldtheorie</strong>,<br />
wie es zum Beispiel <strong>in</strong> Gleichung (2.88) zum Ausdruck kommt.<br />
Auch aus der klassischen Mechanik vieler Teilchen gelangt man durch Quantisierung<br />
zur <strong>Quantenfeldtheorie</strong>.<br />
klassische Mechanik<br />
e<strong>in</strong>es Teilchens<br />
klassische Mechanik<br />
vieler Teilchen<br />
Q<br />
Q<br />
Quantenmechanik<br />
e<strong>in</strong>es Teilchens<br />
formal gleich<br />
klassische Feldtheorie<br />
ψ(x)<br />
N<br />
Q „2. Quantisierung“<br />
Quantenmechanik<br />
vieler Teilchen<br />
formal und<br />
<strong>in</strong>haltlich gleich<br />
<strong>Quantenfeldtheorie</strong><br />
[π, ψ] = i
4 Quantisierung freier relativistischer Felder<br />
In <strong>die</strong>sem Abschnitt wird <strong>die</strong> Quantisierung von Feldtheorien, wie wir sie<br />
zuvor <strong>für</strong> <strong>die</strong> nichtrelativistische Feldtheorie e<strong>in</strong>geführt haben, auf relativistische<br />
freie Felder angewandt. Quantisierte relativistische Felder bilden <strong>die</strong><br />
Grundlage <strong>für</strong> <strong>die</strong> theoretische Beschreibung von Elementarteilchen und ihren<br />
Wechselwirkungen. In der quantisierten relativistischen Feldtheorie treten<br />
neue Aspekte auf, z. B. <strong>die</strong> Existenz von Antiteilchen.<br />
Konvention: Von nun an werden E<strong>in</strong>heiten verwendet, <strong>in</strong> denen = 1 und<br />
c = 1 ist.<br />
4.1 Komplexes Skalarfeld<br />
Zu e<strong>in</strong>em komplexwertigen Feld ϕ(x) ∈ C, das der Kle<strong>in</strong>-Gordon-Gleichung<br />
69<br />
(<br />
□ − m<br />
2 ) ϕ(x) = 0 (4.1)<br />
genügt, gehört <strong>die</strong> Lagrangedichte<br />
L = (∂ µ ϕ ∗ )(∂ µ ϕ) − m 2 ϕ ∗ ϕ. (4.2)<br />
Die Euler-Lagrange-Gleichungen liefern <strong>für</strong> <strong>die</strong> unabhängig variierten Feldkomponenten<br />
ϕ und ϕ ∗<br />
( ) ∂L<br />
∂ µ − ∂L<br />
∂(∂ µ ϕ) ∂ϕ = 0 −→ ∂ µ∂ µ ϕ ∗ + m 2 ϕ ∗ = 0, (4.3)<br />
( ) ∂L<br />
∂ µ − ∂L<br />
∂(∂ µ ϕ ∗ ) ∂ϕ = 0 −→ ∂ µ∂ µ ϕ + m 2 ϕ = 0, (4.4)<br />
∗<br />
also wie angekündigt, <strong>die</strong> Kle<strong>in</strong>-Gordon-Gleichung und ihr konjugiert-komplexes<br />
Gegenstück. Die allgeme<strong>in</strong>e Lösung der Kle<strong>in</strong>-Gordon-Gleichung ist e<strong>in</strong>e räumliche<br />
Superposition von ebenen Wellen,<br />
wobei<br />
∫<br />
ϕ(x) =<br />
d 3 {<br />
}∣<br />
k<br />
a(k)e −ik·x + b ∗ (k)e ik·x ∣∣∣k0<br />
, (4.5)<br />
(2π) 3 2ω k =ω k<br />
ω k = +<br />
√⃗ k<br />
2<br />
+ m<br />
2<br />
(4.6)<br />
ist. In <strong>die</strong>sem Abschnitt wird <strong>die</strong> E<strong>in</strong>schränkung auf Wellenfunktionen mit<br />
k 0 = ω k stets beibehalten, darum werden wir <strong>die</strong>s hier nicht mehr explizit<br />
vermerken. Weiterh<strong>in</strong> wird zur Vere<strong>in</strong>fachung der Schreibweise nicht mehr
70 4 QUANTISIERUNG FREIER RELATIVISTISCHER FELDER<br />
a( ⃗ k ), b( ⃗ k ) sonder nur noch a(k), b(k) geschrieben. Die kanonisch konjugierten<br />
Felder s<strong>in</strong>d<br />
π(x) = ∂L<br />
∂ ˙ϕ(x) = ˙ϕ∗ (x), (4.7)<br />
π ∗ (x) =<br />
∂L = ˙ϕ(x).<br />
∂ ˙ϕ ∗ (x)<br />
(4.8)<br />
Damit wird <strong>die</strong> Hamiltonfunktion<br />
∫<br />
H = d 3 r { π ˙ϕ + π ∗ ˙ϕ ∗ − L }<br />
∫<br />
= d 3 r { π ∗ π + ˙ϕ ˙ϕ ∗ − ( ˙ϕ ∗ ˙ϕ − ∇ϕ ∗ · ∇ϕ − m 2 ϕ ∗ ϕ) }<br />
∫<br />
= d 3 r { π ∗ π + ∇ϕ ∗ · ∇ϕ + m 2 ϕ ∗ ϕ } .<br />
(4.9)<br />
Die kanonischen Gleichungen liefern wiederum <strong>die</strong> Kle<strong>in</strong>-Gordon-Gleichung:<br />
Nach partieller Integration mit verschw<strong>in</strong>denden Randtermen ergibt sich<br />
¨ϕ = ˙π ∗ = − ∂H<br />
∂ϕ = −(−∇ · ∇)ϕ + ∗ m2 ϕ, (4.10)<br />
¨ϕ ∗ = ˙π = − ∂H<br />
∂ϕ = −(−∇ · ∇)ϕ∗ + m 2 ϕ ∗ . (4.11)<br />
Das ist <strong>die</strong> Kle<strong>in</strong>-Gordon-Gleichung und ihre komplex Konjugierte.<br />
Wir führen jetzt <strong>die</strong> Quantisierung durch<br />
∫<br />
ϕ(x) =<br />
ϕ(x) −→ ϕ(x) (Feldoperator), (4.12)<br />
ϕ ∗ (x) −→ ϕ † (x), (4.13)<br />
d 3 {<br />
}∣<br />
k<br />
a(k)e −ik·x + b † (k)e ik·x ∣∣∣k0<br />
. (4.14)<br />
(2π) 3 2ω k =ω k<br />
a(k) und b † (k) s<strong>in</strong>d jetzt Operatoren. H<strong>in</strong>sichtlich e<strong>in</strong>er Darstellung im Fock-<br />
Raum ist es geschickter ϕ(x) wie hier im Impulsraum zu entwickeln, statt im<br />
Ortsraum zu bleiben. Der adjungierte Feldoperator ist<br />
∫<br />
ϕ † (x) =<br />
d 3 {<br />
}∣<br />
k<br />
b(k)e −ik·x + a † (k)e ik·x ∣∣∣k0<br />
. (4.15)<br />
(2π) 3 2ω k =ω k<br />
Es gilt nun<br />
π(x) = ˙ϕ † (x), π † (x) = ˙ϕ(x). (4.16)
4.1 Komplexes Skalarfeld 71<br />
Die kanonischen Vertauschungsrelationen <strong>für</strong> gleiche Zeiten werden so postuliert,<br />
wie es im vorigen Abschnitt e<strong>in</strong>geführt wurde. Die von Null verschiedenen<br />
Kommutatoren s<strong>in</strong>d<br />
[<br />
π(⃗r, t), ϕ(⃗r ′ , t) ] = −iδ (3) (⃗r − ⃗r ′ ),<br />
[<br />
π † (⃗r, t), ϕ † (⃗r ′ , t) ] = −iδ (3) (⃗r − ⃗r ′ ).<br />
(4.17)<br />
Alle anderen Kommutatoren der Operatoren ϕ, ϕ † , π, π † verschw<strong>in</strong>den.<br />
Um <strong>die</strong> Kommutatoren der Erzeugungs- und Vernichtungsoperatoren im Impulsraum<br />
zu bekommen, können wir <strong>die</strong> Darstellungen von ϕ und ϕ † nach a,<br />
b und ihren Adjungierten auflösen. Die Umkehrung der Gleichungen (4.14)<br />
und (4.15) hat Ähnlichkeit mit der Fourier-Umkehrung, es entstehen aber<br />
Frequenzanteile, <strong>die</strong> bei der Fouriertransformation so nicht auftreten würden.<br />
Wir notieren zunächst e<strong>in</strong>e Hilfsformel. Es ist<br />
∫<br />
d 3 r e ik·x e −ik′·x = (2π) 3 δ (3) ( ⃗ k − ⃗ k ′ ). (4.18)<br />
Wie oben vere<strong>in</strong>bart, betrachten wir stets ebene Wellenfunktionen mit k 0 =<br />
ω k , ohne dass <strong>die</strong>s explizit vermerkt wird. Die Frequenzfaktoren mit k 0 = k ′ 0<br />
heben sich hier auf. Mit <strong>die</strong>ser Hilfe folgt<br />
∫<br />
∫<br />
d 3 r e ik·x ϕ(x) = 1 [<br />
a(k) + b † (−k)e ] 2iω kt<br />
,<br />
2ω k<br />
(4.19)<br />
d 3 r e ik·x ˙ϕ(x) = −i [<br />
a(k) − b † (−k)e ] 2iω kt<br />
.<br />
2<br />
(4.20)<br />
Daraus erhalten wir den gewünschten Ausdruck <strong>für</strong> den Operator<br />
∫<br />
a(k) = d 3 r e ik·x{ ω k ϕ(x) + i ˙ϕ(x) }<br />
∫<br />
= i d 3 r { e ik·x ˙ϕ(x) − (∂ 0 e ik·x )ϕ(x) }<br />
∫<br />
= i d 3 r { e ik·x←→ ∂ 0 ϕ(x) } .<br />
(4.21)<br />
Das Symbol ←→ ∂ ist def<strong>in</strong>iert durch f ←→ ∂ g := f∂g − (∂f)g. Der Ausdruck <strong>für</strong><br />
a(k) ist unabhängig von der Zeit t, wie es se<strong>in</strong> sollte. Auf <strong>die</strong> gleiche Weise
72 4 QUANTISIERUNG FREIER RELATIVISTISCHER FELDER<br />
rechnet man (mit ω k = ω −k )<br />
∫<br />
b † (−k)e 2iωkt = d 3 r e ik·x{ ω k ϕ(x) − i ˙ϕ(x) } ,<br />
∫<br />
b † (k) = d 3 r e −ik·x{ ω k ϕ(x) − i ˙ϕ(x) }<br />
∫<br />
= d 3 r { i(∂ 0 e −ik·x )ϕ(x) − e −ik·x i ˙ϕ(x) }<br />
∫<br />
= −i d 3 r { e −ik·x←→ ∂ 0 ϕ(x) } , (4.22)<br />
∫<br />
b(k) = i d 3 r { e ik·x←→ ∂ 0 ϕ † (x) } . (4.23)<br />
Jetzt rechnen wir <strong>die</strong> Vertauschungsrelationen <strong>für</strong> <strong>die</strong> a(k) und b(k) aus:<br />
[<br />
a(k), a † (k ′ ) ] ∫<br />
= d 3 r d 3 r [ ′ e ik·x←→ ∂ 0 ϕ(x), e −ik′·x ′←→ ∂ 0 ϕ † (x ′ ) ]<br />
∫<br />
= d 3 r d 3 r {[ ′ (−∂ 0 e ik·x )ϕ(x) + e ik·x ˙ϕ(x),<br />
(−∂ 0 e −ik′·x ′ )ϕ † (x ′ ) + e −ik′·x ′ ˙ϕ † (x ′ ) ]}<br />
∫<br />
= d 3 r d 3 r { ′ (−∂ 0 e ik·x )e −ik′·x ′[ ϕ(⃗r, t), ˙ϕ † (⃗r ′ , t) ]<br />
+ e ik·x (−∂ 0 e −ik′·x ′ ) [ ˙ϕ(⃗r, t), ϕ † (⃗r ′ , t) ]}<br />
∫<br />
= i d 3 r e ik·x←→ ∂ 0 e −ik′·x<br />
∣<br />
= (2π) 3 2ω k δ (3) ( ⃗ k − ⃗ k ′ ).<br />
∣ t=t ′<br />
(4.24)<br />
Hierbei wurde benutzt, dass nur Kommutatoren der Form [ϕ, π] und [ϕ † , π † ]<br />
nicht verschw<strong>in</strong>den, und wegen ˙ϕ † =π, ˙ϕ=π † überleben nur Kommutatoren<br />
der Form [ ϕ, ˙ϕ †] oder [ ˙ϕ, ϕ †] .<br />
Analog zeigt man<br />
[<br />
b(k), b † (k ′ ) ] = (2π) 3 2ω k δ (3) ( ⃗ k − ⃗ k ′ ). (4.25)<br />
Alle übrigen Kommutatoren verschw<strong>in</strong>den. Bis auf den Faktor 2ω k s<strong>in</strong>d <strong>die</strong>s<br />
<strong>die</strong> Kommutatoren <strong>für</strong> zwei Sorten von Bosonen im Impulsraum.<br />
Fock-Raum<br />
Mit e<strong>in</strong>em – als Postulat e<strong>in</strong>geführten – Vakuumzustand |0><br />
a(k)|0>= 0, b(k)|0>= 0 (4.26)<br />
und den Erzeugungsoperatoren bildet man N-Teilchen-Zustände, <strong>die</strong> den<br />
Fock-Raum aufspannen.
4.1 Komplexes Skalarfeld 73<br />
E<strong>in</strong>-Teilchen-Zustände s<strong>in</strong>d<br />
a † (k)|0>, b † (k)|0> (stets ist k 0 = ω k ). (4.27)<br />
Der Fock-Raum enthält also Zustände mit zwei verschiedenen Teilchensorten.<br />
Zwei-Teilchen-Zustände s<strong>in</strong>d<br />
a † (k 1 )a † (k 2 )|0>, b † (k 1 )b † (k 2 )|0>,<br />
a † (k 1 )b † (k 2 )|0>, b † (k 1 )a † (k 2 )|0> .<br />
(4.28)<br />
Die letzten beiden Zustände s<strong>in</strong>d verschieden! Zwar kommutieren a † und b † ,<br />
aber ⃗ k 1 und ⃗ k 2 s<strong>in</strong>d i. A. verschieden.<br />
Die Normierung der Fock-Zustände ergibt sich aus dem Vakuum-Erwartungswert<br />
von aa † =<br />
= (2π) 3 2ω k δ (3) ( ⃗ k − ⃗ k ′ ).<br />
(4.29)<br />
Um e<strong>in</strong>en Hamiltonoperator <strong>in</strong> der quantisierten Theorie zu f<strong>in</strong>den, setzen<br />
wir zunächst an<br />
H ′ = d 3 r { π † π + ∇ϕ † · ∇ϕ + m 2 ϕ † ϕ } . (4.30)<br />
Wir ersetzen gemäß Gl. (4.14)<br />
∫<br />
π = ˙ϕ † = i<br />
∫<br />
∇ϕ = i<br />
d 3 {<br />
}<br />
k<br />
ω<br />
(2π) 3 k a † (k)e ik·x − b(k)e −ik·x<br />
2ω k<br />
d 3 {<br />
k<br />
⃗ k a(k)e −ik·x − b † (k)e<br />
}.<br />
ik·x<br />
(2π) 3 2ω k<br />
(4.31)<br />
Benutzen wir wieder <strong>die</strong> Hilfsformel (4.18), so erhalten wir nach etwas Algebra<br />
H ′ = 1 2<br />
∫<br />
d 3 k<br />
(2π) 3 2ω k<br />
ω k<br />
{<br />
a † (k)a(k)+a(k)a † (k)+b † (k)b(k)+b(k)b † (k) } . (4.32)<br />
Hier ist H ′ nicht normalgeordnet. Anwendung von H ′ auf den Vakuumzustand<br />
ergibt<br />
H ′ |0> = 1 ∫<br />
d 3 k {[<br />
ω<br />
2 (2π) 3 k a(k), a † (k) ] + [ b(k), b † (k) ]} |0><br />
2ω k<br />
∫<br />
= d 3 k ω k δ (3) (0)|0>= ∞.<br />
(4.33)
74 4 QUANTISIERUNG FREIER RELATIVISTISCHER FELDER<br />
Dieser Ausdruck divergiert zweifach, δ (3) (0) = ∞ und ∫ d 3 k ω k = ∞. In e<strong>in</strong>er<br />
Lorentz-<strong>in</strong>varianten Theorie muss aber <strong>die</strong> Energie des Vakuumzustandes<br />
verschw<strong>in</strong>den. Der auf <strong>die</strong>se Weise aus der Hamiltonfunktion bei der Quantisierung<br />
gewonnene Hamiltonoperator ist also unbrauchbar. Daher schreiben<br />
wir <strong>die</strong> Hamiltonfunktion gleich so auf, dass nach dem Quantisierungsprozess<br />
– der Ersetzung der Feldfunktionen durch Operatoren –, <strong>die</strong> Vernichter<br />
rechts von den Erzeugern stehen. Mit anderen Worten, wir def<strong>in</strong>ieren H <strong>in</strong><br />
normalgeordneter Form.<br />
Für e<strong>in</strong>en Operator A ist <strong>die</strong> Normalordnung von A, mit :A: bezeichnet,<br />
dadurch def<strong>in</strong>iert, dass alle Venichtungsoperatoren rechts von allen Erzeugungsoperatoren<br />
stehen.<br />
Seien <strong>die</strong> positiven und <strong>die</strong> negativen Frequenzanteile von ϕ<br />
so dass<br />
Dann ist beispielsweise<br />
∫<br />
ϕ (+) =<br />
∫<br />
ϕ (−) =<br />
d 3 k<br />
(2π) 3 2ω k<br />
a(k)e −ik·x ∣ ∣∣∣k0<br />
=ω k<br />
,<br />
d 3 k<br />
(2π) 3 2ω k<br />
b † (k)e ik·x ∣ ∣∣∣k0<br />
=ω k<br />
,<br />
(4.34)<br />
ϕ(x) = ϕ (+) (x) + ϕ (−) (x). (4.35)<br />
: ϕ(x)ϕ(y): = : ( ϕ (+) (x) + ϕ (−) (x) )( ϕ (+) (y) + ϕ (−) (y) ) :<br />
= ϕ (+) (x)ϕ (+) (y) + ϕ (−) (x)ϕ (−) (y)<br />
+ ϕ (−) (y)ϕ (+) (x) + ϕ (−) (x)ϕ (+) (y).<br />
Der Hamiltonoperator wird zu<br />
∫<br />
H = d 3 r : { π † π + ∇ϕ † · ∇ϕ + m 2 ϕ † ϕ } :<br />
Hieraus folgt sofort<br />
∫<br />
=<br />
d 3 k<br />
(2π) 3 2ω k<br />
ω k<br />
{<br />
a † (k)a(k) + b † (k)b(k) } .<br />
(4.36)<br />
(4.37)<br />
H|0>= 0. (4.38)<br />
Berechnen wir nun <strong>die</strong> Energie e<strong>in</strong>es E<strong>in</strong>-Teilchen-Zustandes a † (k)|0>. Dazu<br />
berechnen wir zunächst<br />
[<br />
H, a † (k) ] ∫<br />
d 3 k ′ [<br />
=<br />
ω<br />
(2π) 3 k ′ a † (k ′ )a(k ′ ), a † (k) ]<br />
2ω k ′<br />
∫<br />
d 3 k ′<br />
=<br />
ω<br />
(2π) 3 k ′ a † (k ′ ) [ a(k ′ ), a † (k) ]<br />
(4.39)<br />
2ω k ′<br />
} {{ }<br />
= ω k a † (k).<br />
(2π) 3 2ω k δ (3) ( ⃗ k ′ − ⃗ k)
4.1 Komplexes Skalarfeld 75<br />
Damit ergibt sich<br />
Ebenso hat man<br />
Ha † (k)|0> = [ H, a † (k) ] |0> = ω k a † (k)|0> . (4.40)<br />
Hb † (k)|0> = ω k b † (k)|0> . (4.41)<br />
H beschreibt Teilchen, <strong>die</strong> im Impulseigenzustand a † (k)|0> bzw. b † (k)|0><br />
<strong>die</strong> Energie ω k =<br />
√<br />
⃗k2 + m 2 haben. Alle Zustände besitzen positive Energie!<br />
Betrachten wir noch e<strong>in</strong>mal <strong>die</strong> Zerlegung von ϕ(x):<br />
ϕ(x) = ϕ (+) (x) + ϕ (−) (x).<br />
ϕ enthält e<strong>in</strong>en Anteil ϕ (−) (x) mit negativen Frequenzen. In der relativistischen<br />
Quantenmechanik wurde <strong>die</strong>ser den negativen Energien zugeordnet. In<br />
der quantisierten Feldtheorie ist se<strong>in</strong>e Bedeutung nun anders.<br />
a. ϕ (+) (x) ist der Operator <strong>für</strong> den positiven Frequenzanteil von ϕ(x). Er<br />
enthält <strong>die</strong> Vernichtungsoperatoren a(k).<br />
(ϕ (+) (x)) † erzeugt im Fock-Raum Teilchen der Sorte a mit positiver<br />
Energie.<br />
b. ϕ (−) (x) ist der Operator <strong>für</strong> den negativen Frequenzanteil von ϕ(x). Er<br />
enthält <strong>die</strong> Erzeugungsoperatoren b † (k).<br />
(ϕ (−) (x)) † erzeugt im Fock-Raum aber nicht Teilchen mit negativer<br />
Energie, sondern vernichtet Teilchen der Sorte b mit positiver Energie.<br />
Das Problem der negativen Energien der Kle<strong>in</strong>-Gordon-Gleichung <strong>in</strong> der relativistischen<br />
Quantenmechanik ist somit <strong>in</strong> der <strong>Quantenfeldtheorie</strong> gelöst. Das<br />
zweite Problem betraf <strong>die</strong> Wahrsche<strong>in</strong>lichkeitsdichte ρ(x) = i(ϕ ∗ (x) ˙ϕ(x) −<br />
ϕ(x) ˙ϕ ∗ (x)), <strong>die</strong> negativ werden konnte. Welche Bedeutung hat jetzt<br />
ρ(x) = i(ϕ † (x) ˙ϕ(x) − ϕ(x) ˙ϕ † (x)) ? (4.42)<br />
Wir stellen fest, dass <strong>die</strong> dar<strong>in</strong> enthaltenen Operatoren bereits normalgeordnet<br />
auftreten. Betrachten wir das gesamte Integral<br />
∫<br />
Q := d 3 rρ(⃗r, t). (4.43)<br />
Analog zu den Rechnungen zum Hamiltonoperator, Gleichung (4.37), erhalten<br />
wir<br />
∫<br />
d 3 k {<br />
Q =<br />
a † (k)a(k) − b † (k)b(k) } =: N<br />
(2π) 3 + − N − . (4.44)<br />
2ω k
76 4 QUANTISIERUNG FREIER RELATIVISTISCHER FELDER<br />
N + ist der Teilchenzahloperator <strong>für</strong> <strong>die</strong> Teilchensorte a und N − ist der Teilchenzahloperator<br />
<strong>für</strong> <strong>die</strong> Teilchensorte b. Beispielsweise gilt<br />
N + |0>= N − |0>= 0,<br />
N + a † |0>= 1 a † |0>,<br />
N − b † |0>= 1 b † |0> .<br />
(4.45)<br />
Man erhält <strong>die</strong>s, <strong>in</strong>dem man z. B. [ N + , a † (k 1 ) ] = a † (k 1 ) benutzt. Weitere<br />
Beispiele s<strong>in</strong>d<br />
N + b † |0>= 0,<br />
N − a † |0>= 0,<br />
N + a † (k 1 )b † (k 2 )a † (k 3 )b † (k 4 )b † (k 5 )|0><br />
= 2 a † (k 1 )b † (k 2 )a † (k 3 )b † (k 4 )b † (k 5 )|0> .<br />
(4.46)<br />
Die Eigenwerte zu N + und N − s<strong>in</strong>d also 0, 1, 2, . . . .<br />
Wir können Q als Ladungsoperator <strong>in</strong>terpretieren, <strong>in</strong>dem wir den Teilchen<br />
der Sorte a <strong>die</strong> Ladung +1 und den Teilchen der Sorte b <strong>die</strong> Ladung -1<br />
zuordnen, z. B.<br />
Qa † (k 1 )a † (k 2 )b † (k 3 )|0>= (2 − 1)a † (k 1 )a † (k 2 )b † (k 3 )|0> . (4.47)<br />
Da Q mit H vertauscht, [Q, H] = 0, ist Q erhalten, d. h. ˙Q = 0.<br />
Die Rechtfertigung der Interpretation von Q als Ladung besteht dar<strong>in</strong>, dass<br />
<strong>die</strong> Kopplung an das elektromagnetische Feld über den Strom j µ (x) erfolgt,<br />
siehe Abschnitt 1.2 und später.<br />
Man kann <strong>die</strong> Teilchen mit Ladung Q = 1 als „Teilchen“ bezeichnen, und<br />
<strong>die</strong>jenigen mit Ladung Q = −1 als „Antiteilchen“.<br />
Fassen wir zusammen: das komplexe Kle<strong>in</strong>-Gordon-Feld beschreibt geladene,<br />
skalare Teilchen und <strong>die</strong> zugehörigen Antiteilchen <strong>in</strong> symmetrischer Weise.<br />
E<strong>in</strong> Beispiel <strong>für</strong> skalare (sp<strong>in</strong>lose) Teilchen s<strong>in</strong>d <strong>die</strong> beiden geladenen Pionen<br />
π + und π − .<br />
Die Frage nach dem neutralen Pion π 0 leitet über zum nächsten Abschnitt.<br />
4.2 Reelles Skalarfeld<br />
Für e<strong>in</strong> klassisches, reelles, skalares Feld gilt ϕ(x) = ϕ ∗ (x). Das überträgt<br />
sich auf das quantisierte Feld als<br />
ϕ(x) = ϕ † (x). (4.48)
4.2 Reelles Skalarfeld 77<br />
Das operatorwertige Feld ist also selbstadjungiert. Nach Gleichung (4.14) hat<br />
man<br />
∫<br />
d 3 {<br />
}<br />
k<br />
ϕ(x) =<br />
a(k)e −ik·x + b † (k)e ik·x = ϕ † (x). (4.49)<br />
(2π) 3 2ω k<br />
Es muss daher<br />
a(k) = b(k) (4.50)<br />
se<strong>in</strong>, und folglich gibt es beim reellen Skalarfeld nur e<strong>in</strong>e Teilchensorte (ohne<br />
Antiteilchen).<br />
Die Lagrangedichte ist<br />
L = 1 2{<br />
(∂µ ϕ)(∂ µ ϕ) − m 2 ϕ 2} . (4.51)<br />
Mit<br />
π(x) = ˙ϕ(x) (4.52)<br />
f<strong>in</strong>det man den Hamiltonoperator<br />
∫<br />
H =<br />
d 3 r 1 2 :{ π 2 + (∇ϕ) 2 + m 2 ϕ 2} : . (4.53)<br />
Die nicht verschw<strong>in</strong>denden Kommutatoren s<strong>in</strong>d, mit ω k = k 0 =<br />
√<br />
( ⃗ k) 2 + m 2 ,<br />
[<br />
a(k), a † (k ′ ) ] = (2π) 3 2ω k δ (3) ( ⃗ k − ⃗ k ′ ). (4.54)<br />
Ausgedrückt durch Teilchenerzeuger und -vernichter lautet der Hamiltonoperator<br />
∫<br />
d 3 k<br />
H = ω<br />
(2π) 3 k a † (k)a(k). (4.55)<br />
2ω k<br />
Die im vorigen Abschnitt def<strong>in</strong>ierte Gesamtladung verschw<strong>in</strong>det:<br />
∫<br />
Q = i d 3 r (ϕ † ˙ϕ − ϕ ˙ϕ † )<br />
∫<br />
=<br />
d 3 k<br />
(2π) 3 2ω k<br />
{<br />
a † (k)a(k) − a † (k)a(k) } = 0.<br />
(4.56)<br />
Wir haben also gefunden, dass das reelle Kle<strong>in</strong>-Gordon-Feld neutrale, skalare<br />
Teilchen beschreibt.
78 4 QUANTISIERUNG FREIER RELATIVISTISCHER FELDER<br />
4.3 Kommutator und Propagator<br />
Das reelle Skalarfeld mit ϕ(x) = ϕ † (x) ist selbstadjungiert und somit observabel.<br />
Wir stellen uns <strong>die</strong> Frage, wann ϕ(x) und ϕ(y) simultan messbar<br />
s<strong>in</strong>d. Diese Frage betrifft den kausalen Zusammenhang zwischen dem Feld<br />
an verschiedenen Orten. Simultane Messbarkeit bedeutet, dass [ϕ(x), ϕ(y)]<br />
verschw<strong>in</strong>den muss.<br />
Berechnen wir also den Kommutator.<br />
[ ] ∫<br />
d 3 k d 3 k ′<br />
ϕ(x), ϕ(y) =<br />
(2π) 3 2ω k (2π) 3 2ω k ′<br />
{[<br />
a(k), a † (k ′ ) ] e −ik·x+ik′·y + [ a † (k), a(k ′ ) ] e } ik·x−ik′·y<br />
∫<br />
=<br />
∫<br />
=<br />
∫<br />
=<br />
d 3 k {<br />
e −ik·(x−y) − e ik·(x−y)}<br />
(2π) 3 2ω k<br />
d 4 k<br />
− m 2 )Θ(k 0 ) { e −ik·(x−y) − e ik·(x−y)}<br />
(2π) 3δ(k2<br />
d 4 k<br />
− m 2 ) sign(k 0 )e −ik·(x−y)<br />
(2π) 3δ(k2<br />
= : i∆(x − y)<br />
(4.57)<br />
Diese Funktion ∆(x) heißt Kommutatorfunktion oder Pauli-Jordan-Funktion.<br />
Es gilt<br />
∆(x 0 = 0, ⃗x) = 0, (4.58)<br />
weil [ ϕ(0, ⃗x), ϕ(0, ⃗y) ] aufgrund der zeitgleichen Vertauschungsrelationen verschw<strong>in</strong>det.<br />
∆(x) ist Lorentz-<strong>in</strong>variant gemäß der Darstellung (4.57). Es folgt,<br />
dass<br />
∆(x) = 0, (x 2 < 0) (4.59)<br />
ist <strong>für</strong> alle raumartigen x, da jedes raumartige x durch e<strong>in</strong>e Lorentz-Transformation<br />
zu (x 0 = 0, ⃗x) transformiert werden kann. Damit können wir festhalten:<br />
[ϕ(x), ϕ(y)] = 0, wenn x und y raumartig zue<strong>in</strong>ander liegen. (4.60)<br />
Diese Tatsache entspricht der geforderten kausalen Unabhängigkeit raumartiger<br />
Bereiche <strong>in</strong> der speziellen Relativitätstheorie und wird „Mikrokausalität“<br />
genannt.<br />
Vakuumfluktuationen<br />
Der Erwartungswert des Feldes im Vakuum verschw<strong>in</strong>det,<br />
= 0. (4.61)
4.3 Kommutator und Propagator 79<br />
Das Feld verschw<strong>in</strong>det aber nicht identisch. Untersuchen wir dazu <strong>die</strong> Varianz<br />
des Feldes. Zunächst betrachten wir <strong>die</strong> Korrelationsfunktion, <strong>die</strong> mit ∆ +<br />
bezeichnet wird:<br />
=: ∆ + (x − y). (4.62)<br />
Man erhält mit der Normierung der Fock-Zustände, Gl. (4.29),<br />
∫<br />
d 3 k d 3 k ′<br />
∆ + (x − y) =<br />
e −ik·x+ik′·y<br />
(2π) 3 2ω k (2π) 3 2ω k ′<br />
∫<br />
d 3 k<br />
= e −ik·(x−y)<br />
(2π) 3 2ω k<br />
∫ d 4 k<br />
= − m 2 )Θ(k 0 )e −ik·(x−y) ≠ 0.<br />
(2π) 3δ(k2<br />
(4.63)<br />
Dieser Ausdruck wird <strong>für</strong> x = y s<strong>in</strong>gulär. Deshalb betrachten wir stattdessen<br />
das über e<strong>in</strong> Gebiet ausgeschmierte Feld<br />
∫<br />
F(x) := d 4 xf(x)ϕ(x), (4.64)<br />
wobei f(x) <strong>in</strong> dem betrachteten Gebiet von Null verschieden ist und außerhalb<br />
verschw<strong>in</strong>det. Für <strong>die</strong> Varianz von F f<strong>in</strong>det man<br />
> 0. (4.65)<br />
Dieser Sachverhalt wird mit dem Begriff „Vakuumfluktuationen“ bezeichnet.<br />
Der Feynman-Propagator<br />
In störungstheoretischen Rechnungen benötigt man e<strong>in</strong>e zeitgeordnete Zweipunkt-<br />
Funktion, den Feynman-Propagator ∆ F . Er wird def<strong>in</strong>iert durch<br />
Wir formen um<br />
i∆ F (x − y)<br />
i∆ F (x − y) := <br />
{<br />
, wenn x<br />
=<br />
0 > y 0 ,<br />
, wenn y 0 > x 0 .<br />
= Θ(x 0 − y 0 ) +Θ(y 0 − x 0 ) <br />
(4.66)<br />
= Θ(x 0 − y 0 )∆ + (x − y) + Θ(y 0 − x 0 )∆ + (y − x)<br />
∫<br />
d 3 k {<br />
=<br />
Θ(x 0 − y 0 )e −ik·(x−y) + Θ(y 0 − x 0 )e −ik·(y−x)}<br />
(2π) 3 2ω k<br />
∫<br />
d 3 k<br />
= e { i⃗ k·(⃗x−⃗y)<br />
Θ(x 0 − y 0 )e −iω k(x 0 −y 0) + Θ(y 0 − x 0 )e } iω k(x 0 −y 0 )<br />
.<br />
(2π) 3 2ω k<br />
(4.67)
80 4 QUANTISIERUNG FREIER RELATIVISTISCHER FELDER<br />
Wir betrachten jetzt das Integral<br />
I = 1 ∫<br />
2πi<br />
dk 0 exp(−ik0 x 0 )<br />
k 2 − m 2 + iǫ = 1 ∫<br />
2πi<br />
dk 0 exp(−ik 0 x 0 )<br />
(k 0 ) 2 − (ω 2 k − iǫ) (4.68)<br />
mit e<strong>in</strong>em w<strong>in</strong>zigen positiven ǫ, und planen e<strong>in</strong>e Residuumsauswertung <strong>für</strong><br />
<strong>die</strong>ses Integral.<br />
Pol<br />
k 0<br />
−ω k +ω k<br />
Pol<br />
Die Polstellen liegen bei k 0 ≈ ±(ω k − iǫ/2ω k ). Falls x 0 > 0 ist, kann man<br />
den Integrationsweg <strong>für</strong> k 0 im Unendlichen so schließen, dass der Realteil von<br />
−ik 0 gleich −∞ wird, das heißt, dass k 0 <strong>in</strong> der unteren komplexen Halbebene<br />
liegen muss. Für x 0 < 0 schließt man den Integrationsweg <strong>in</strong> der oberen<br />
Halbebene.<br />
Für x 0 < 0 liefert der Residuensatz im Grenzwert ǫ → 0<br />
{<br />
}<br />
e −ikx0<br />
Res −ω = eiωx0<br />
(k − ω)(k + ω) −2ω . (4.69)<br />
Für x 0 > 0 wird das Kontour<strong>in</strong>tegral im Uhrzeigers<strong>in</strong>n durchlaufen, darum<br />
hat das Integral den Wert<br />
{<br />
}<br />
e −ikx0<br />
− Res +ω = − e−iωx0<br />
(k − ω)(k + ω) 2ω . (4.70)<br />
Zusammengefasst hat man<br />
I = −Θ(x 0 ) e−iω kx 0<br />
2ω k<br />
− Θ(−x 0 ) eiω kx 0<br />
2ω k<br />
. (4.71)<br />
Zurück zum Feynman-Propagator, Gleichung (4.67), wo wir <strong>für</strong> <strong>die</strong> zeitabhängigen<br />
Faktoren das k 0 -Integral I e<strong>in</strong>setzen. Das gibt<br />
∫<br />
∆ F (x) =<br />
d 4 k<br />
(2π) 4<br />
e −ik·x<br />
k 2 − m 2 + iǫ . (4.72)<br />
Wegen −∂ µ ∂ µ exp(−ik µ x µ ) = k µ k µ exp(−ik µ x µ ) folgt <strong>für</strong> ∆ F<br />
(□ − m 2 )∆ F (x) = δ (4) (x). (4.73)
4.4 Yukawa-Potenzial 81<br />
Damit ist<br />
∆ F (x) e<strong>in</strong>e „Green’sche Funktion “ zu (□ − m 2 ),<br />
mit welcher Lösungen der <strong>in</strong>homogenen Dgl. aufgebaut werden können. Man<br />
kann das auch so ausdrücken:<br />
∆ F ist der Operatorkern von (□ − m 2 ) −1 .<br />
4.4 Yukawa-Potenzial<br />
Die Yukawa-Theorie ist e<strong>in</strong>e effektive Theorie, welche <strong>die</strong> Wechselwirkung<br />
zwischen Nukleonen näherungsweise gut beschreibt. Sie wurde von Hideki<br />
Yukawa 1935 formuliert. In der Yukawa-Theorie fungieren Mesonen als Austauschteilchen,<br />
analog zu den Photonen <strong>in</strong> der Quantenelektrodynamik.<br />
Wir wollen das Potenzial zwischen zwei statischen Quellen berechnen. In<br />
Analogie zur Elektrodynamik, <strong>in</strong> der <strong>die</strong> Wellengleichung <strong>für</strong> das Vierer-Potenzial<br />
□A µ = −µ 0 j µ lautet, gehen wir aus von e<strong>in</strong>er Wellengleichung mit<br />
Quelle −j(x),<br />
(□ − m 2 )ϕ(x) = −j(x). (4.74)<br />
Im Unterschied zur Elektrodynamik mit ihren masselosen Photonen tritt hier<br />
<strong>die</strong> Masse m der Mesonen auf. Weiterh<strong>in</strong> werden <strong>die</strong> Mesonen als sp<strong>in</strong>los<br />
angenommen und daher durch e<strong>in</strong> Skalarfeld ϕ(x) beschrieben.<br />
Die Lagrangedichte zu <strong>die</strong>ser Feldgleichung ist<br />
L = 1 2<br />
(<br />
(∂µ ϕ)(∂ µ ϕ) − m 2 ϕ 2) + jϕ (4.75)<br />
oder auch<br />
L = 1 2 ϕ ( □ − m 2) ϕ + jϕ, (4.76)<br />
bis auf e<strong>in</strong>e totale Ableitung. Mit dem kanonischen Impuls π = ˙ϕ gelangt<br />
man zum Hamiltonoperator<br />
∫<br />
H =<br />
( )<br />
1<br />
d 3 r :<br />
2 (π2 + (∇ϕ) 2 + m 2 ϕ 2 ) − jϕ : (4.77)<br />
Die allgeme<strong>in</strong>e Lösung der <strong>in</strong>homogenen Feldgleichung (4.74) setzt sich zusammen<br />
aus der allgeme<strong>in</strong>en Lösung ϕ 0 der homogenen Gleichung plus e<strong>in</strong>er<br />
partikulären Lösung ϕ c der <strong>in</strong>homogenen Gleichung:<br />
ϕ(x) = ϕ 0 (x) + ϕ c (x). (4.78)
82 4 QUANTISIERUNG FREIER RELATIVISTISCHER FELDER<br />
Die homogene Gleichung (Kle<strong>in</strong>-Gordon-Gleichung) führt auf <strong>die</strong> Felder der<br />
freien (quantisierten) Theorie<br />
∫<br />
ϕ 0 (x) =<br />
d 3 k<br />
(2π) 3 2ω k<br />
(<br />
a(k)e −ik·x + a † (k)e ik·x) . (4.79)<br />
Die Quelle j(x) sei statisch, d. h. ∂ 0 j(x) = 0. Die partikuläre Lösung ϕ c hängt<br />
dann ebenfalls nicht von der Zeit ab und genügt der Helmholtz-Gleichung<br />
(∆ − m 2 )ϕ c (⃗r ) = −j(⃗r ). (4.80)<br />
Ihre Lösung kann geschrieben werden als<br />
∫<br />
ϕ c (⃗r ) = d 3 r ′ G(⃗r − ⃗r ′ )j(⃗r ′ ) (4.81)<br />
mit der Green’schen Funktion G(⃗r ), <strong>die</strong> Lösung von<br />
(<br />
∆ − m<br />
2 ) G(⃗r ) = −δ (3) (⃗r ) (4.82)<br />
ist. Diese Green’sche Funktion ist bekannt:<br />
∫<br />
G(⃗r ) =<br />
d 3 k exp(i ⃗ k · ⃗r)<br />
(2π) 3 ⃗ k2 + m 2<br />
= e−mr<br />
4πr . (4.83)<br />
Berechnen wir nun <strong>die</strong> Energie des betrachteten Zustandes. Wir teilen den<br />
Hamiltonoperator (4.77) auf <strong>in</strong> den Beitrag vom freien Feld ϕ 0 und den Rest:<br />
∫ ( 1<br />
H = d 3 r :<br />
2 π2 − 1 )<br />
2 ϕ(∆ − m2 )ϕ − jϕ :<br />
∫ ( 1<br />
= d 3 r :<br />
2 π2 − 1 2 ϕ 0(∆ − m 2 )ϕ 0 − jϕ 0<br />
− 1 2 ϕ c(∆ − m 2 )ϕ 0 − 1 (4.84)<br />
2 ϕ 0(∆ − m 2 )ϕ c<br />
− 1 2 ϕ c(∆ − m 2 )ϕ c − jϕ c<br />
): .<br />
Zur Energie liefern <strong>die</strong> Terme, <strong>die</strong> das freie Feld ϕ 0 enthalten, ke<strong>in</strong>en<br />
Beitrag. Übrig bleibt e<strong>in</strong> Beitrag zur Energie, der sich durch das statische<br />
Potenzial ergibt.<br />
∫<br />
E = = − d 3 r ( 1<br />
2 ϕ )<br />
c(∆ − m 2 )ϕ c + jϕ c<br />
= − 1 ∫<br />
d 3 r j(⃗r ) ϕ c (⃗r )<br />
(4.85)<br />
2<br />
= − 1 ∫<br />
d 3 r d 3 r ′ j(⃗r ) G(⃗r − ⃗r ′ )j(⃗r ′ ).<br />
2
4.5 Symmetrien und Erhaltungssätze 83<br />
Wählt man jetzt j(⃗r ) speziell <strong>für</strong> zwei punktförmige Quellen bei ⃗r 1 und ⃗r 2<br />
als<br />
j(⃗r ) = q 1 δ (3) (⃗r − ⃗r 1 ) + q 2 δ (3) (⃗r − ⃗r 2 ) = j 1 (⃗r ) − j 2 (⃗r ), (4.86)<br />
so erhält man <strong>für</strong> <strong>die</strong> Energie<br />
E = − 1 ∫<br />
d 3 r d 3 r ′ j 1 (⃗r ) G(⃗r − ⃗r ′ )j 1 (⃗r ′ )<br />
2<br />
− 1 ∫<br />
d 3 r d 3 r ′ j 2 (⃗r ) G(⃗r − ⃗r ′ )j 2 (⃗r ′ )<br />
∫2<br />
− d 3 r d 3 r ′ j 1 (⃗r ) G(⃗r − ⃗r ′ )j 2 (⃗r ′ ).<br />
(4.87)<br />
Die ersten beiden Zeilen enthalten <strong>die</strong> Selbstenergien der Quellen. Sie divergieren<br />
zwar <strong>für</strong> Punktquellen, können aber ignoriert werden, da wir uns<br />
nur <strong>für</strong> <strong>die</strong> Wechselwirkung zwischen den beiden Quellen <strong>in</strong>teressieren. Der<br />
dritte Beitrag liefert das Potenzial zwischen den beiden Quellen. Mit der<br />
Green’schen Funktion, Gl. (4.83), ergibt sich das Yukawa-Potenzial<br />
V (⃗r 1 − ⃗r 2 ) = − q 1q 2<br />
4π<br />
= − q 1q 2<br />
4π<br />
∫<br />
d 3 r d 3 r ′ δ (3) (⃗r − ⃗r 1 ) e−m|⃗r−⃗r ′ |<br />
|⃗r − ⃗r ′ | δ(3) (⃗r ′ − ⃗r 2 )<br />
(4.88)<br />
e −m|⃗r 1−⃗r 2 |<br />
|⃗r 1 − ⃗r 2 | .<br />
Das negative Vorzeichen bedeutet, dass das Potenzial anziehend wirkt. Die<br />
Masse m bestimmt <strong>die</strong> Reichweite r 0 = 1/m der Yukawa-Kraft.<br />
V (r)<br />
r 0 = 1 m<br />
∼ exp(−mr)<br />
r<br />
∼ 1 r<br />
4.5 Symmetrien und Erhaltungssätze<br />
Unter Symmetrien versteht man Abbildungen, welche „<strong>die</strong> <strong>Physik</strong> unverändert<br />
lassen“. Was darunter genau zu verstehen ist, muss natürlich spezifiziert
84 4 QUANTISIERUNG FREIER RELATIVISTISCHER FELDER<br />
werden. In unserem Kontext def<strong>in</strong>ieren wir Symmetrien als Abbildungen oder<br />
Transformationen <strong>in</strong> der Theorie, welche <strong>die</strong> physikalischen Gesetzmäßigkeiten,<br />
wie <strong>die</strong> Bewegungsgleichungen oder Feldgleichungen, unverändert lassen.<br />
Symmetrien spielen e<strong>in</strong>e große Rolle <strong>in</strong> der <strong>Physik</strong>. Die Berücksichtigung<br />
von Symmetrien ist sehr vorteilhaft <strong>für</strong> <strong>die</strong> Formulierung und das Lösen von<br />
Bewegungsgleichungen. In der <strong>Physik</strong> der Elementarteilchen hat sich gezeigt,<br />
dass deren Wechselwirkungen durch starke Symmetriepr<strong>in</strong>zipien bestimmt<br />
s<strong>in</strong>d.<br />
Die Noether’sche Theorie verb<strong>in</strong>det <strong>in</strong>f<strong>in</strong>itesimale Symmetrietransformationen<br />
mit zugehörigen Erhaltungssätzen. Ihre Gegenstände s<strong>in</strong>d somit kont<strong>in</strong>uierliche<br />
Symmetrien. Diskrete Symmetrien, wie Parität, Zeitumkehr und<br />
Ladungskonjugation, werden wir später betrachten. Die Noether’sche Theorie<br />
werden wir zunächst im Rahmen der klassischen Feldtheorien diskutieren,<br />
sie gilt aber auch im quantentheoretischen Kontext. Allerd<strong>in</strong>gs gibt es auch<br />
so genannte Anomalien, das s<strong>in</strong>d klassische Symmetrien, <strong>die</strong> <strong>in</strong> der Quantentheorie<br />
gebrochen s<strong>in</strong>d.<br />
E<strong>in</strong> Beispiel<br />
Wir betrachten e<strong>in</strong> System von zwei reellen, skalaren Feldern ϕ 1 und ϕ 2 , das<br />
durch folgende Lagrangefunktion beschrieben wird.<br />
L = 1 2 (∂ µϕ 1 )(∂ µ ϕ 1 ) − m2 1<br />
2 ϕ2 1 − λ 1 ϕ 4 1<br />
+ 1 2 (∂ µϕ 2 )(∂ µ ϕ 2 ) − m2 2<br />
2 ϕ2 2 − λ 2 ϕ 4 1<br />
− λ 3 ϕ 2 1ϕ 2 2.<br />
(4.89)<br />
Die ϕ 4 -Terme beschreiben <strong>die</strong> Selbstwechselwirkung der Felder, der Term<br />
−λ 3 ϕ 2 1 ϕ2 2 <strong>die</strong> Kopplung der beiden Felder untere<strong>in</strong>ander. Die zugehörigen<br />
Feldgleichungen s<strong>in</strong>d dann<br />
(□ − m 2 1 )ϕ 1 = 4λ 1 ϕ 3 1 + 2λ 3ϕ 1 ϕ 2 2 ,<br />
(□ − m 2 2 )ϕ 2 = 4λ 2 ϕ 3 2 + 2λ 3ϕ 2 1 ϕ 2 .<br />
(4.90)<br />
Wir werden nun e<strong>in</strong>e Symmetrie der Lagrangefunktion untersuchen, um daran<br />
<strong>die</strong> Noether’sche Theorie beispielhaft zu illustrieren.<br />
Die beiden Felder ϕ 1 und ϕ 2 können als Komponenten <strong>in</strong> e<strong>in</strong>em zweidimensionalen<br />
„<strong>in</strong>neren Raum“ aufgefasst werden. In <strong>die</strong>sem <strong>in</strong>neren Raum können<br />
wir Drehungen durch<br />
ϕ ′ 1 = ϕ 1 cos α − ϕ 2 s<strong>in</strong> α<br />
ϕ ′ 2 = ϕ 2 cos α + ϕ 1 s<strong>in</strong> α<br />
(4.91)
4.5 Symmetrien und Erhaltungssätze 85<br />
def<strong>in</strong>ieren. Dabei soll der Drehw<strong>in</strong>kel α unabhängig vom Ort x se<strong>in</strong>.<br />
Unter <strong>die</strong>sen Drehungen s<strong>in</strong>d folgende<br />
Ausdrücke <strong>in</strong>variant:<br />
ϕ 2 (x)<br />
ϕ ′ 12 + ϕ ′ 2 2 = ϕ 2 2<br />
1 + ϕ 2<br />
(4.92)<br />
(∂ µ ϕ ′ 1 )(∂µ ϕ ′ 1 ) + (∂ µϕ ′ 2 )(∂µ ϕ ′ 2 )<br />
=(∂ µ ϕ 1 )(∂ µ ϕ 1 ) + (∂ µ ϕ 2 )(∂ µ ϕ 2 ).<br />
(4.93)<br />
Daraus sehen wir, dass <strong>die</strong> Lagrangedichte<br />
(4.89) <strong>in</strong>variant unter <strong>die</strong>sen Drehungen<br />
ist, wenn<br />
ϕ 1 (x)<br />
m 1 = m 2 =: m (4.94)<br />
und<br />
λ 1 = λ 2 = 1 2 λ 3 =: λ (4.95)<br />
ist. In <strong>die</strong>sem Fall vere<strong>in</strong>facht sich <strong>die</strong> Lagrangedichte zu<br />
L = 1 2 (∂ µϕ 1 )(∂ µ ϕ 1 ) + 1 2 (∂ µϕ 2 )(∂ µ ϕ 2 )<br />
− m2<br />
2 (ϕ2 1 + ϕ2 2 ) − λ(ϕ2 1 + ϕ2 2 )2 .<br />
(4.96)<br />
Nach der Ankündigung zu Beg<strong>in</strong>n <strong>die</strong>ses Abschnitts erwarten wir e<strong>in</strong>en Erhaltungssatz<br />
zu der betrachteten kont<strong>in</strong>uierlichen Symmetrietransformation.<br />
Wir def<strong>in</strong>ieren<br />
a µ := ϕ 1 ∂ µ ϕ 2 − ϕ 2 ∂ µ ϕ 1 (4.97)<br />
und bilden <strong>die</strong> Divergenz:<br />
∂ µ a µ = (∂ µ ϕ 1 )(∂ µ ϕ 2 ) + ϕ 1 ∂ µ ∂ µ ϕ 2 − (∂ µ ϕ 2 )(∂ µ ϕ 1 ) − ϕ 2 ∂ µ ∂ µ ϕ 1 .<br />
Zwei Terme heben sich direkt auf, <strong>für</strong> <strong>die</strong> übrigen setzen wir <strong>die</strong> Feldgleichungen<br />
(4.90) <strong>in</strong> der Form<br />
− ∂ µ ∂ µ ϕ 1 = m 2 1 ϕ 1 + 4λ 1 ϕ 3 1 + 2λ 3ϕ 1 ϕ 2 2<br />
− ∂ µ ∂ µ ϕ 2 = m 2 2 ϕ 2 + 4λ 2 ϕ 3 2 + 2λ 3ϕ 2 ϕ 2 1<br />
(4.98)<br />
e<strong>in</strong> und erhalten unter der Bed<strong>in</strong>gung, dass m 1 = m 2 und λ 1 = λ 2 = 1 2 λ 3 ist<br />
∂ µ a µ = (m 2 1 − m 2 2)ϕ 1 ϕ 2<br />
+ (4λ 1 − 2λ 3 )ϕ 3 1ϕ 2 − (4λ 2 − 2λ 3 )ϕ 1 ϕ 3 2 = 0.<br />
(4.99)
86 4 QUANTISIERUNG FREIER RELATIVISTISCHER FELDER<br />
Die Größe a µ (x) stellt also e<strong>in</strong>en Strom dar, der dann erhalten ist, wenn <strong>die</strong><br />
Symmetrie der Lagrangedichte vorliegt. In <strong>die</strong>sem Fall ist<br />
∫<br />
A = d 3 x a 0 (4.100)<br />
e<strong>in</strong>e Erhaltungsgröße, wie mit dem Gauß’schen Satz aus der Kont<strong>in</strong>uitätsgleichung<br />
folgt:<br />
∫<br />
∫<br />
∫<br />
∂ 0 A = d 3 x ∂ 0 a 0 = −<br />
R 3 d 3 x ∇ · ⃗a =<br />
R 3 d 2 f ⃗ · ⃗a = 0.<br />
∂R 3 (4.101)<br />
4.5.1 Symmetrie-Transformationen<br />
Die Feldtheorie, <strong>die</strong> wir betrachten, wird im Allgeme<strong>in</strong>en e<strong>in</strong>e Menge von<br />
Feldern ϕ α (x), α = 1, . . . , n, enthalten. α kann e<strong>in</strong>fach e<strong>in</strong>e Nummerierung<br />
der Felder oder der Index e<strong>in</strong>es Vektorfeldes, Tensorfeldes oder Sp<strong>in</strong>ors se<strong>in</strong>.<br />
Wir wollen nun Transformationen des physikalischen Systems untersuchen.<br />
Darunter fallen zunächst raum-zeitliche Transformationen<br />
x µ −→ x ′µ . (4.102)<br />
Konkret werden das <strong>in</strong> den nachfolgenden Abschnitten <strong>in</strong>homogene Lorentz-<br />
Transformationen<br />
x ′µ = Λ µ νx ν + a µ (4.103)<br />
se<strong>in</strong>. Im Falle e<strong>in</strong>er <strong>in</strong>f<strong>in</strong>itesimalen Translation schreiben wir<br />
x ′µ = x µ + δx µ . (4.104)<br />
Die Transformationen werden als aktive Transformationen aufgefasst, d. h.<br />
das physikalische System wird entsprechend bewegt.<br />
Die Transformation der Felder<br />
ϕ α (x) −→ ϕ ′ α (x) (4.105)<br />
hat generell verschiedene Quellen. E<strong>in</strong>erseits transformieren sich <strong>die</strong> Felder<br />
unter den obigen raum-zeitlichen Transformationen gemäß e<strong>in</strong>em charakteristischen<br />
Transformationsgesetz, je nachdem, ob es sich um Skalare, Vektoren,<br />
Tensoren oder Sp<strong>in</strong>oren handelt. Andererseits können noch weitere „<strong>in</strong>nere<br />
Transformationen“, wie im obigen Beispiel, h<strong>in</strong>zukommen. Die <strong>in</strong>f<strong>in</strong>itesimalen<br />
Transformationen der Felder schreiben wir als<br />
ϕ ′ α (x) = ϕ α(x) + δϕ α (x). (4.106)
4.5 Symmetrien und Erhaltungssätze 87<br />
Weil physikalische Gesetzmäßigkeiten sich aus der Stationarität der Wirkung<br />
ergeben, fragen wir, wie sich <strong>die</strong> Wirkung S unter der Transformation ändert.<br />
Es sei G e<strong>in</strong> Gebiet der Raum-Zeit und<br />
∫<br />
S = L (ϕ α , ∂ µ ϕ α )d 4 x (4.107)<br />
G<br />
<strong>die</strong> zugehörige Wirkung. Unter e<strong>in</strong>er aktiven Transformation wird G auf e<strong>in</strong><br />
anderes Gebiet G ′ abgebildet und gleichzeitig ändern sich <strong>die</strong> Felder ϕ α (x)<br />
zu ϕ ′ α(x). Die Wirkung ändert sich dabei gemäß<br />
∫<br />
∫<br />
S = L (ϕ α , ∂ µ ϕ α )d 4 x −→ S ′ = L (ϕ ′<br />
G<br />
G ′ α , ∂ µϕ ′ α )d4 x. (4.108)<br />
Die <strong>in</strong>f<strong>in</strong>itesimale Änderung der Wirkung ist <strong>die</strong> Summe von zwei Integralen,<br />
e<strong>in</strong>es enthält <strong>die</strong> Änderung der Lagrangedichte und das zweite berücksichtigt,<br />
dass bei der Transformation des Gebietes e<strong>in</strong> Volumenstreifen dazukommt<br />
und e<strong>in</strong> anderer weggenommen wird.<br />
∫<br />
δS =<br />
∫<br />
=<br />
G<br />
G<br />
∫<br />
δL d 4 x +<br />
∫<br />
δL d 4 x +<br />
G ′ −G<br />
∂G<br />
L d 4 x<br />
L δx µ dσ µ .<br />
(4.109)<br />
δx · dσ<br />
Hier ist dσ µ das Flächenelement der Hyperfläche<br />
∂G (siehe Abbildung.)<br />
δx<br />
Die Änderung von L setzt sich aus den partiellen Ableitungen zusammen.<br />
δL = ∂L δϕ α +<br />
∂ϕ α<br />
=<br />
{ ∂L<br />
∂ϕ α<br />
− ∂ µ<br />
( ∂L<br />
∂L<br />
∂(∂ µ ϕ α ) ∂ µδϕ α<br />
) } (<br />
) ∂L<br />
δϕ α + ∂ µ<br />
∂ µ ϕ α ∂(∂ µ ϕ α ) δϕ α .<br />
dσ<br />
(4.110)<br />
Mit Benutzung des Gauß’schen Satzes erhalten wir <strong>für</strong> <strong>die</strong> gesamte Änderung<br />
der Wirkung<br />
∫ { ( ) } ∂L ∂L<br />
δS = − ∂ µ δϕ α d 4 x<br />
G ∂ϕ α ∂ µ ϕ α<br />
∫ {<br />
}<br />
(4.111)<br />
∂L<br />
+ ∂ µ<br />
G ∂(∂ µ ϕ α ) δϕ α + L δx µ d 4 x.<br />
Nun nehmen wir folgende Voraussetzungen an:<br />
1. Die Feldgleichungen seien erfüllt. Dann verschw<strong>in</strong>det das erste Integral.
88 4 QUANTISIERUNG FREIER RELATIVISTISCHER FELDER<br />
2. Es liegt e<strong>in</strong>e Symmetrietransformation vor, d. h. <strong>die</strong> Wirkung bleibt<br />
unter der Transformation <strong>in</strong>variant, also δS = 0. (Die Lagrangedichte<br />
muss aber nicht notwendig <strong>in</strong>variant unter der Transformation se<strong>in</strong>.)<br />
Dann ist<br />
∫<br />
δS =<br />
{<br />
∂ µ<br />
G<br />
}<br />
∂L<br />
∂(∂ µ ϕ α ) δϕ α + L δx µ d 4 x = 0. (4.112)<br />
Da das Gebiet G beliebig ist, muss der Integrand verschw<strong>in</strong>den:<br />
{<br />
}<br />
∂L<br />
∂ µ<br />
∂(∂ µ ϕ α ) δϕ α + L δx µ = 0. (4.113)<br />
Dies ist <strong>die</strong> Master-Formel der Noether-Theorie. Im Folgenden werden wir<br />
sie auf mehrere Spezialfälle anwenden.<br />
4.5.2 Raumzeit-Symmetrien<br />
Wir beg<strong>in</strong>nen mit re<strong>in</strong> raum-zeitlichen Transformationen.<br />
a) Translationen<br />
Wir betrachten e<strong>in</strong>e Translation<br />
x µ −→ x ′µ = x µ + a µ . (4.114)<br />
Im Falle e<strong>in</strong>er <strong>in</strong>f<strong>in</strong>itesimalen Translation schreiben wir a µ<br />
Translationen transformieren sich <strong>die</strong> Felder gemäß<br />
= δx µ . Unter<br />
ϕ ′ α (x′ ) = ϕ α (x) bzw. ϕ ′ α (x) = ϕ α(x − a). (4.115)<br />
Bei e<strong>in</strong>er <strong>in</strong>f<strong>in</strong>itesimalen Translation haben wir<br />
δϕ α (x) = ϕ ′ α(x) − ϕ α (x) = −∂ µ ϕ α (x)δx µ . (4.116)<br />
Dies setzen wir <strong>in</strong> unsere Master-Formel (4.113) e<strong>in</strong> und erhalten<br />
{<br />
}<br />
∂L<br />
∂ µ<br />
∂(∂ µ ϕ α ) ∂ν ϕ α − g µν L δx ν = 0. (4.117)<br />
Der Ausdruck <strong>in</strong> der geschweiften Klammer<br />
Θ µν :=<br />
ist e<strong>in</strong> Tensor. Da δx ν konstant ist, gilt <strong>für</strong> ihn<br />
∂L<br />
∂(∂ µ ϕ α ) ∂ν ϕ α − g µν L (4.118)<br />
∂ µ Θ µν = 0. (4.119)
4.5 Symmetrien und Erhaltungssätze 89<br />
Für jeden Index ν liefert Θ µν e<strong>in</strong>en erhaltenen Strom. Die zugehörigen Größen<br />
s<strong>in</strong>d Erhaltungsgrößen,<br />
∫<br />
P ν =<br />
x 0 fest<br />
d 3 x Θ 0ν (4.120)<br />
d<br />
dt P ν = 0. (4.121)<br />
Θ µν heißt kanonischer Energie-Impuls-Tensor. 8<br />
P ν heißt Energie-Impuls-(Vierer-)Vektor.<br />
Θ 0ν =: P ν nennt man Energie-Impuls-Dichte.<br />
Beispiel: relles Skalarfeld<br />
Für das reelle Skalarfeld mit<br />
L = 1 2 (∂ µϕ)(∂ µ ϕ) − m2<br />
2 ϕ2 (4.122)<br />
ist<br />
Θ µν = (∂ µ ϕ)(∂ ν ϕ) − 1 2 gµν (∂ ρ ϕ)(∂ ρ ϕ) + 1 2 gµν m 2 ϕ 2 . (4.123)<br />
Prüfen wir Θ auf Divergenzfreiheit:<br />
∂ µ Θ µν = (∂ µ ∂ µ ϕ)(∂ ν ϕ) + (∂ µ ϕ)(∂ µ ∂ ν ϕ) − (∂ ν ∂ ρ ϕ)(∂ ρ ϕ) + 1 2 m2 ∂ ν ϕ 2<br />
= (∂ µ ∂ µ ϕ + m 2 ϕ)(∂ ν ϕ) + (∂ µ ϕ)(∂ µ ∂ ν ϕ) − (∂ ρ ϕ)(∂ ν ∂ ρ ϕ)<br />
= 0.<br />
In <strong>die</strong>sem Fall ist Θ µν symmetrisch. Weiter f<strong>in</strong>den wir <strong>für</strong> <strong>die</strong> räumlichen<br />
Indizes j = 1, 2, 3 wegen g 0j = 0<br />
∫<br />
∫<br />
P j = d 3 x Θ 0j = d 3 x (∂ 0 ϕ)(∂ j ϕ) + g 0j {. . . }<br />
= −<br />
∫<br />
d 3 x π∂ j ϕ.<br />
Also ist der räumliche Impuls 9 gegeben durch<br />
∫<br />
⃗P = − d 3 x π∇ϕ. (4.124)<br />
8 Θ µν muss nicht notwendig symmetrisch se<strong>in</strong>, wie es der symmetrisierte Tensor T µν <strong>in</strong><br />
der allgeme<strong>in</strong>en Relativitätstheorie ist.<br />
9 Der erhaltene Impuls ⃗ P ist zu unterscheiden vom kanonischen Impuls π.
90 4 QUANTISIERUNG FREIER RELATIVISTISCHER FELDER<br />
Die zeitliche Komponente des Energie-Impulsvektors ist<br />
∫<br />
H = P 0 =<br />
∫<br />
=<br />
∫<br />
=<br />
d 3 x Θ 00<br />
d 3 x { (∂ 0 ϕ)(∂ 0 ϕ) − 1 2 (∂ ρϕ)(∂ ρ ϕ) + 1 2 m2 ϕ 2}<br />
d 3 x { π∂ 0 ϕ − L } .<br />
(4.125)<br />
Das stimmt mit der früheren Def<strong>in</strong>ition der Hamiltonfunktion übere<strong>in</strong>.<br />
b) Lorentz-Transformationen<br />
Die <strong>in</strong>f<strong>in</strong>itesimalen Transformationen zur Lorentz-Transformation<br />
x µ −→ x ′µ = Λ µ ν xν (4.126)<br />
notieren wir mit e<strong>in</strong>em <strong>in</strong>f<strong>in</strong>itesimal kle<strong>in</strong>en ǫ als<br />
Λ µ ν = δµ ν + ǫ ωµ ν ,<br />
δx µ = ǫ ω µ ν xν mit ω µν = −ω νµ .<br />
(4.127)<br />
Die Transformation ist jetzt nicht mehr unabhängig von x, wie es bei den<br />
Translationen war, und das Transformationsverhalten von skalaren Feldern,<br />
Vektorfeldern und Sp<strong>in</strong>orfeldern unterscheidet sich.<br />
Für skalare Felder verlangt <strong>die</strong> Lorentz-Invarianz<br />
ϕ ′ (x ′ ) = ϕ(x)<br />
ϕ ′ (x) = ϕ(Λ −1 x)<br />
δϕ = −(∂ µ ϕ)δx µ<br />
= −ǫ ω µν (∂ µ ϕ)x ν .<br />
(4.128)<br />
Vektorfelder transformieren sich wie<br />
A ′µ (x ′ ) = Λ µ νA ν (x)<br />
A ′µ (x) = Λ µ νA ν (Λ −1 x)<br />
δA ρ = −(∂ µ A ρ )δx µ + ǫ ω ρ ν Aν<br />
(4.129)<br />
= −ǫ ω µν<br />
[<br />
(∂ µ A ρ )x ν − g ρµ A ν] .<br />
Die Transformationseigenschaft e<strong>in</strong>es Sp<strong>in</strong>orfeldes haben wir im Abschnitt<br />
1.3.2 zum Dirac-Feld ψ(x) untersucht. Mit der dortigen Bezeichnung haben
4.5 Symmetrien und Erhaltungssätze 91<br />
wir<br />
ψ ′ (x ′ ) = S(Λ)ψ(x)<br />
ψ ′ (x) = S(Λ)ψ(Λ −1 x)<br />
S(Λ) = 1 − i 4 ǫ ω µνσ µν + . . .<br />
ψ(Λ −1 x) = ψ(x) − (∂ µ ψ)ǫ ω µ ν xν + . . .<br />
(4.130)<br />
δψ(x) = −ǫ ω µν<br />
[<br />
(∂ µ ψ)x ν + i 4 σµν ψ ] .<br />
Die Verallgeme<strong>in</strong>erung auf beliebige Systeme von Feldern ϕ α (beliebige Darstellungen<br />
der Lorentz-Gruppe) schreiben wir <strong>in</strong> der Gestalt<br />
δϕ α = −(∂ µ ϕ α )δx µ + ǫ Σ αβ ϕ β<br />
{<br />
= −ǫ ω µν (∂ µ ϕ α )x ν − Σ µν<br />
αβ ϕ } (4.131)<br />
β .<br />
Wie bisher bezeichnet der erste Summand <strong>in</strong> der Klammer <strong>die</strong> Änderung e<strong>in</strong>er<br />
Feldfunktion auf Grund der Transformation ihres Argumentes x, und der<br />
zweite Term liefert <strong>die</strong> Änderung der Feldkomponenten (ϕ α ) bei festgehaltenem<br />
x. ω µν gibt <strong>die</strong> sechs Parameter der Lorentz-Transformation an. Weil <strong>die</strong><br />
Matrix (ω µν ) schiefsymmetrisch ist, kann auch Σ µν<br />
αβ = −Σνµ αβ gewählt werden.<br />
Setzt man δϕ α und δx µ = ǫω µ ρx ρ = ǫg µν ω νρ x ρ <strong>in</strong> <strong>die</strong> Master-Formel (4.113)<br />
e<strong>in</strong> und benutzt <strong>die</strong> Def<strong>in</strong>iton des Energie-Impuls-Tensors, so erhält man<br />
und folglich<br />
0 = ∂ µ<br />
{ ∂L<br />
∂(∂ µ ϕ α ) δϕ α + L δx µ }<br />
{ ∂L<br />
= −ǫω νρ ∂ µ<br />
∂(∂ µ ϕ α ) (∂ν ϕ α )x ρ −<br />
∂L<br />
}<br />
∂(∂ µ ϕ α ) Σνρ αβ ϕ β − g µν L x ρ<br />
{<br />
= −ǫω νρ ∂ µ Θ µν x ρ −<br />
∂L }<br />
∂(∂ µ ϕ α ) Σνρ αβ ϕ β<br />
{<br />
0 = ∂ µ −Θ µν x ρ +<br />
∂L }<br />
∂(∂ µ ϕ α ) Σνρ αβ ϕ β ω νρ . (4.132)<br />
Nun ist aber ω νρ antisymmetrisch. Wir schließen daraus, dass nur der antisymmetrische<br />
Teil der geschweiften Klammer,<br />
M µνρ = −Θ µν x ρ + Θ µρ x ν +<br />
e<strong>in</strong>e verschw<strong>in</strong>dende Divergenz besitzt:<br />
∂L<br />
∂(∂ µ ϕ α ) Σνρ αβ ϕ β, (4.133)<br />
∂ µ M µνρ = 0. (4.134)
92 4 QUANTISIERUNG FREIER RELATIVISTISCHER FELDER<br />
M µνρ ist e<strong>in</strong> <strong>in</strong> (νρ) antisymmetrischer Tensor dritter Stufe und heißt Drehimpulsdichte.<br />
Der letzte Term ist bereits aufgrund der Antisymmetrie von<br />
Σ νρ<br />
αβ antisymmetrisch. Die zu M gehörende Erhaltungsgröße ist der Drehimpulstensor<br />
∫<br />
J νρ = d 3 x M 0νρ = const. (4.135)<br />
x 0 fest<br />
Betrachten wir wieder den Spezialfall des Skalarfeldes. Dort ist Σ = 0 und<br />
der Drehimpulstensor wird<br />
∫<br />
J νρ = d 3 x { −Θ 0ν x ρ + Θ 0ρ x ν} . (4.136)<br />
Der räumliche Anteil des Drehimpulstensors J jk <strong>für</strong> j, k ∈ {1, 2, 3} gehört<br />
zu den räumlichen Drehungen. Der gewohnte Drehimpuls-Vektor hängt mit<br />
ihm durch das Vektorprodukt<br />
J i = 1 ∫<br />
2 ǫ ijkJ jk = d 3 x (⃗r × P) ⃗ i , i ∈ {1, 2, 3}, (4.137)<br />
zusammen, wobei wir <strong>die</strong> Impulsdichte ⃗ P im Abschnitt über <strong>die</strong> Translations<strong>in</strong>varianz<br />
schon kennengelernt haben,<br />
Bemerkung<br />
Durch geeignete Umdef<strong>in</strong>itionen<br />
⃗P = ( Θ 01 , θ 02 , θ 03) . (4.138)<br />
Θ µν −→ T µν M µνρ −→ ˜M µνρ (4.139)<br />
kann man vom Noether’schen Energie-Impulstensor Θ µν zu e<strong>in</strong>em symmetrischen<br />
Energie-Impulstensor T µν und vom Tensor M e<strong>in</strong>em modifizierten<br />
Tensor ˜M übergehen, <strong>für</strong> <strong>die</strong> gilt<br />
4.5.3 Innere Symmetrien<br />
T µν = T νµ und<br />
˜M µνρ = −T µν x ρ + T µρ x ν .<br />
(4.140)<br />
Bisher haben wir Symmetrien unter Transformationen der Raumzeit-Koord<strong>in</strong>aten<br />
x µ betrachtet. In <strong>die</strong>sem Abschnitt <strong>in</strong>teressieren uns Transformationen<br />
der mehrkomponentigen Feldfunktion ϕ α (x), bei denen man ihre Komponenten<br />
ϕ α e<strong>in</strong>er l<strong>in</strong>earen Transformation unterwirft, <strong>die</strong> raum-zeitlichen Koord<strong>in</strong>aten<br />
aber ungeändert lässt. Die zugehörigen Symmetrien heißen <strong>in</strong>nere<br />
Symmetrien. Es soll also gelten<br />
δx µ = 0, (4.141)<br />
ϕ ′ α (x) = R αβ ϕ β (x). (4.142)
4.5 Symmetrien und Erhaltungssätze 93<br />
Dabei ist R = (R αβ ) Element e<strong>in</strong>er kont<strong>in</strong>uierlichen Symmetriegruppe, <strong>in</strong> der<br />
Regel e<strong>in</strong>er Lie-Gruppe mit Elementen R(ω 1 , . . . , ω k ) = R(ω a ), <strong>die</strong> durch <strong>die</strong><br />
reellwertigen ω a parametrisiert werden. Die <strong>in</strong>f<strong>in</strong>itesimalen Transformationen<br />
der Symmetriegruppe s<strong>in</strong>d<br />
R = 1 − i T a δω a + . . . (4.143)<br />
Die Matrizen T a s<strong>in</strong>d <strong>die</strong> Generatoren der Gruppe, sie bilden <strong>die</strong> Basis e<strong>in</strong>er<br />
Lie-Algebra. Ihre Kommutatoren s<strong>in</strong>d<br />
[<br />
T a , T b] = if abc T c . (4.144)<br />
Die Strukturkonstanten f abc können reell oder komplex se<strong>in</strong>.<br />
Die <strong>in</strong>f<strong>in</strong>itesimalen Transformationen der Felder lauten damit<br />
Beispiel: komplexes Skalarfeld<br />
δϕ α (x) = −iT a αβ ϕ β(x)δω α . (4.145)<br />
Wir wählen e<strong>in</strong> e<strong>in</strong>komponentiges komplexwertiges Feld ϕ(x) ∈ C und als<br />
Symmetrietransformation <strong>die</strong> Multiplikation mit e<strong>in</strong>em Phasenfaktor e −iα .<br />
α ist damit Parameter der unitären Transformationen, <strong>die</strong> e<strong>in</strong>e mit U(1)<br />
bezeichnete Lie-Gruppe bilden.<br />
ϕ ′ (x) := e −iα ϕ(x),<br />
e −iα ∈ U(1), k = 1.<br />
(4.146)<br />
Den Generator T <strong>die</strong>ser e<strong>in</strong>parametrigen Lie-Gruppe f<strong>in</strong>det man aus<br />
e −iδα = 1−i Tδα+. . . , also T = 1 ∈ R. Die <strong>in</strong>f<strong>in</strong>itesimalen Transformationen<br />
des komplexen Skalarfeldes s<strong>in</strong>d<br />
δϕ(x) = −iϕ(x)δα,<br />
δϕ ∗ (x) = iϕ ∗ (x)δα.<br />
(4.147)<br />
Die <strong>in</strong>f<strong>in</strong>itesimalen Symmetrietransformationen, Gl. (4.131), s<strong>in</strong>d <strong>für</strong> <strong>in</strong>terne<br />
Symmetrien e<strong>in</strong>facher, weil Terme mit δx µ wegfallen. Die Bed<strong>in</strong>gung <strong>für</strong> <strong>die</strong><br />
Invarianz von S unter <strong>die</strong>sen Transformationen, Gl. (4.113), lautet jetzt<br />
{ } { }<br />
∂L<br />
∂L<br />
0 = ∂ µ<br />
∂(∂ µ ϕ α ) δϕ α = −i∂ µ<br />
∂(∂ µ ϕ α ) T αβ a ϕ β . (4.148)<br />
Def<strong>in</strong>ieren wir den Noether-Strom als<br />
j µ,a ∂L<br />
:= −i<br />
∂(∂ µ ϕ α ) T αβ a ϕ β , (4.149)
94 4 QUANTISIERUNG FREIER RELATIVISTISCHER FELDER<br />
so erhalten wir <strong>die</strong> Kont<strong>in</strong>uitätsgleichung<br />
Die Erhaltungsgröße dazu ist<br />
∫<br />
Q a =<br />
∂ µ j µ,a = 0. (4.150)<br />
x 0 =fest<br />
d 3 x j 0,a (x). (4.151)<br />
Für jede Dimension a ∈ {1, . . . , k} der Lie-Gruppe gibt es e<strong>in</strong>e erhaltene<br />
Ladung Q a .<br />
Beispiel: komplexes Skalarfeld<br />
j µ (x) =<br />
∂L (−i ϕ) +<br />
∂L<br />
∂(∂ µ ϕ) ∂(∂ µ ϕ ∗ ) (i ϕ∗ )<br />
= i (ϕ ∗ ∂ µ ϕ − ϕ∂ µ ϕ ∗ ) .<br />
(4.152)<br />
Dies entspricht dem Ansatz (4.97) <strong>für</strong> den Noether-Strom von zwei reellen<br />
Feldern aus dem e<strong>in</strong>führenden Beispiel zu <strong>die</strong>sem Kapitel. Wenn man noch<br />
e<strong>in</strong>en Faktor anfügt und<br />
j µ (x) =<br />
i<br />
2m (ϕ∗ ∂ µ ϕ − ϕ∂ µ ϕ ∗ ) (4.153)<br />
def<strong>in</strong>iert, so ist <strong>die</strong>s genau der Ausdruck <strong>für</strong> den erhaltenen Strom <strong>in</strong> (1.64).<br />
Die erhaltene Gesamtladung im Fall des komplexen Skalarfeldes ist<br />
∫<br />
∫<br />
Q = d 3 x j 0 (x) = i d 3 x (ϕ ∗ ˙ϕ − ϕ ˙ϕ ∗ ) . (4.154)<br />
4.5.4 Symmetrien <strong>in</strong> der Quantentheorie<br />
Wir übertragen <strong>die</strong> zu e<strong>in</strong>er Symmetrie gehörende Erhaltungsgröße <strong>in</strong> <strong>die</strong><br />
Quantentheorie. Zum Beispiel wird der Impulsvektor der klassischen Feldtheorie<br />
∫<br />
⃗P = − d 3 x π · ∇ϕ (4.155)<br />
jetzt zu e<strong>in</strong>em Operator. Für das komplexe Skalarfeld lautet er<br />
∫<br />
⃗P =<br />
d 3 k<br />
(2π) 3 2ω k<br />
⃗ k<br />
{<br />
a † (k)a(k) + b † (k)b(k) } . (4.156)<br />
Die Darstellung ist bereits normalgeordnet. Genauso ist <strong>die</strong> zeitliche Komponente<br />
des Energie-Impulsvektors<br />
∫<br />
P 0 = H =<br />
d 3 ⃗ k<br />
(2π) 3 2ω k<br />
ω k<br />
{<br />
a † (k)a(k) + b † (k)b(k) } (4.157)
4.5 Symmetrien und Erhaltungssätze 95<br />
jetzt e<strong>in</strong> Operator. H und ⃗ P s<strong>in</strong>d Erhaltungsgrößen <strong>in</strong> der Quantentheorie.<br />
d<br />
dt ⃗ P = 0,<br />
d<br />
H = 0. (4.158)<br />
dt<br />
In der Quantentheorie tritt e<strong>in</strong> neuer <strong>in</strong>teressanter Aspekt der Erhaltungsgrößen<br />
zutage, wenn man ihre Kommutatoren mit den Feldern untersucht.<br />
Beg<strong>in</strong>nen wir mit dem Hamilton-Operator H. Es gelten <strong>die</strong> Vertauschungsrelationen<br />
[<br />
H, a † (k) ] = ω k a † (k), (4.159)<br />
[<br />
H, a(k)<br />
]<br />
= −ωk a(k). (4.160)<br />
Drückt man ϕ mit Erzeugern und Vernichtern aus, so folgt aus den Vertauschungsrelationen<br />
[<br />
H, ϕ(x)<br />
]<br />
= −i ˙ϕ(x). (4.161)<br />
Dasselbe kann man auch direkt <strong>in</strong> der Ortsdarstellung herleiten. Mit<br />
∫<br />
d 3 x : ( π † π + ∇ϕ † · ∇ϕ + m 2 ϕ † ϕ ) : (4.162)<br />
und den kanonischen Vertauschungsregeln f<strong>in</strong>det man<br />
[ ]<br />
H, ϕ(x) = −iπ † (x) = −i ˙ϕ(x). (4.163)<br />
Die <strong>für</strong> <strong>die</strong> Felder angenommenen Vertauschungsrelationen s<strong>in</strong>d also konsistent<br />
mit den Heisenberg’schen Bewegungsgleichungen.<br />
Entsprechend f<strong>in</strong>det man <strong>für</strong> <strong>die</strong> anderen Erhaltungsgrößen Vertauschungsrelationen.<br />
Aus<br />
[ ⃗P, a † (k) ] = ⃗ k a † (k),<br />
[ ⃗P, a(k)<br />
]<br />
= − ⃗ k a(k) (4.164)<br />
folgt [ ⃗P , ϕ(x)<br />
]<br />
= i ∇ϕ(x). (4.165)<br />
Zusammengefasst hat man<br />
[<br />
P µ , ϕ(x) ] = −i ∂ µ ϕ(x). (4.166)<br />
Er<strong>in</strong>nern wir uns an <strong>die</strong> zugehörige Symmetrie-Transformation, nämlich <strong>die</strong><br />
<strong>in</strong>f<strong>in</strong>itesimale raum-zeitliche Translation<br />
δϕ(x) = (∂ µ ϕ(x)) δx µ , (4.167)
96 4 QUANTISIERUNG FREIER RELATIVISTISCHER FELDER<br />
so erkennen wir, dass <strong>die</strong> Beziehung<br />
δϕ(x) = −i [ P µ δx µ , ϕ(x) ] (4.168)<br />
besteht. Diese Gleichung besagt, dass Translationen <strong>in</strong> der Quantentheorie<br />
durch <strong>die</strong> Operatoren P µ erzeugt werden. Wir führen das im Folgenden noch<br />
e<strong>in</strong> wenig aus.<br />
In der Quantentheorie werden Translationen durch <strong>die</strong> unitären Operatoren<br />
U(a) = exp(−iP µ a µ ) (4.169)<br />
dargestellt, wie bereits aus der Quantenmechanik bekannt ist. Zustände im<br />
Hilbertraum werden gemäß<br />
|ψ ′ >= U(a)|ψ> (4.170)<br />
transformiert. Für Observablen A folgt aus der Bed<strong>in</strong>gung<br />
<strong>die</strong> Transformationsregel<br />
im Falle der Translationen also<br />
und <strong>in</strong>f<strong>in</strong>itesimal<br />
A ′ |ψ ′ >= UA|ψ> (4.171)<br />
A −→ A ′ = UAU −1 , (4.172)<br />
A ′ = e −iP µ a µ<br />
A e iP µ a µ<br />
(4.173)<br />
A ′ = A − i [ P µ δx µ , A], δA = −i [ P µ δx µ , A]. (4.174)<br />
Das Feld ϕ(x), das <strong>in</strong> der <strong>Quantenfeldtheorie</strong> e<strong>in</strong> Operator ist, transformiert<br />
sich genauso:<br />
ϕ ′ (x) = ϕ(x − a) = U(a)ϕ(x)U(a) −1 (4.175)<br />
oder <strong>in</strong> <strong>in</strong>f<strong>in</strong>itesimaler Schreibweise<br />
δϕ(x) = −∂ µ ϕ(x) δx µ = −i [ P µ δx µ , ϕ(x) ] . (4.176)<br />
Wir halten <strong>die</strong> generelle Regel fest:<br />
Die Generatoren von Symmetrietransformationen <strong>in</strong> der Quantentheorie s<strong>in</strong>d<br />
<strong>die</strong> zugehörigen Erhaltungsgrößen.
4.5 Symmetrien und Erhaltungssätze 97<br />
Als weiteres Beispiel betrachten wir noch <strong>die</strong> Ladung Q beim komplexen<br />
Skalarfeld. Übertragen wir den gefundenen Ausdruck (4.154) <strong>in</strong> <strong>die</strong> Quantentheorie,<br />
so ist<br />
∫<br />
Q = i d 3 r (ϕ † ˙ϕ − ϕ ˙ϕ † ). (4.177)<br />
Setzt man <strong>die</strong> Entwicklung des Feldes nach ebenen Wellen e<strong>in</strong>, so gibt das<br />
∫<br />
Q =<br />
d 3 k<br />
(2π) 3 2ω k<br />
(<br />
a † (k)a(k) − b † (k)b(k) ) . (4.178)<br />
Mit jedem der beiden Ausdrücke <strong>für</strong> <strong>die</strong> Ladung Q f<strong>in</strong>det man, wenn man<br />
<strong>die</strong> kanonischen Vertauschungsregeln bzw. <strong>die</strong> Vertauschungsrelationen <strong>für</strong><br />
Erzeugungs- und Vernichtungsoperatoren benutzt,<br />
[<br />
Q, ϕ(x)<br />
]<br />
= −ϕ(x), (4.179)<br />
[<br />
Q, ϕ † (x) ] = ϕ † (x). (4.180)<br />
Entsprechend der obigen Diskussion erkennen wir, dass Q Generator e<strong>in</strong>er<br />
Symmetriegruppe ist, wobei <strong>die</strong> Transformationen<br />
lauten, und <strong>in</strong>f<strong>in</strong>itesimal<br />
ϕ ′ (x) = e −iα ϕ(x) = e iαQ ϕ(x)e −iαQ , (4.181)<br />
ϕ †′ (x) = e iα ϕ † (x) = e iαQ ϕ † (x)e −iαQ (4.182)<br />
δϕ(x) = −i δα ϕ(x) = i [ δα Q, ϕ(x) ] , (4.183)<br />
δϕ † (x) = i δα ϕ † (x) = i [ δα Q, ϕ † (x) ] . (4.184)<br />
Bemerkung:<br />
In speziellen Fällen kann es vorkommen, dass <strong>die</strong> klassische Theorie e<strong>in</strong>e<br />
Symmetrie und e<strong>in</strong>en zugehörigen erhaltenen Strom aufweist, dass jedoch<br />
Stromerhaltung ∂ µ j µ = 0 und <strong>die</strong> Tatsache, dass <strong>die</strong> Ladung Generator e<strong>in</strong>er<br />
Symmetriegruppe ist, <strong>in</strong> der Quantentheorie nicht mehr gegeben ist. In<br />
<strong>die</strong>sem Fall spricht man von e<strong>in</strong>er Anomalie. Dies kann <strong>in</strong> e<strong>in</strong>er Theorie<br />
wechselwirkender Feldern auftreten. Es betrifft z. B. axiale Ströme im Standardmodell.<br />
Der Zerfall der neutralen pseudoskalaren Mesonen π 0 , η und<br />
η ′ <strong>in</strong> zwei Photonen und <strong>die</strong> Masse des η ′ s<strong>in</strong>d mit der axialen Anomalie<br />
verknüpft.<br />
In der quantisierten Superstr<strong>in</strong>gtheorie gibt es e<strong>in</strong>e Anomalie der Lorentz-<br />
Symmetrie. Dazu gehört e<strong>in</strong> Vorfaktor (d−10) mit der Raum-Zeit-Dimension<br />
d, so dass man mit Superstr<strong>in</strong>gtheorien <strong>in</strong> 10 Raum-Zeit-Dimensionen arbeitet.<br />
In der bosonischen Str<strong>in</strong>gtheorie ist <strong>die</strong>ser Vorfaktor d − 26, was dazu<br />
führt, dass <strong>die</strong> Theorie erst <strong>in</strong> 26 Dimensionen konsistent ist.
98 4 QUANTISIERUNG FREIER RELATIVISTISCHER FELDER<br />
4.6 Dirac-Feld<br />
4.6.1 Felder und Erhaltungsgrößen<br />
Die Lagrangedichte des Dirac-Feldes war<br />
L = ψ(x)(iγ µ ∂ µ − m)ψ(x). (4.185)<br />
Zur Herleitung der Feldgleichungen <strong>in</strong> Form der Euler-Lagrange-Gleichungen<br />
können wir unabhängige Variationen nach den Feldern ψ und ψ durchführen,<br />
analog zum Vorgehen beim nichtrelativistischen Schröd<strong>in</strong>ger-Feld, und<br />
erhalten<br />
∂ µ<br />
∂ µ<br />
∂L<br />
∂(∂ µ ψ(x)) − ∂L<br />
∂ψ(x) = 0 −→ (iγµ ∂ µ − m)ψ(x) = 0, (4.186)<br />
∂L<br />
∂(∂ µ ψ(x)) − ∂L<br />
∂ψ(x) = 0 −→ ∂ µ(ψ(x)iγ µ ) + mψ(x) = 0. (4.187)<br />
Die Gleichung (4.187) ist <strong>die</strong> Dirac-konjugierte Gleichung zu (4.186), wie<br />
man mit<br />
iγ µ ∂ µ ψ = (iγ µ ∂ µ ψ) † γ 0 = −i∂ µ ψ † γ µ+ γ 0 = −i∂ µ ψ † γ 0 γ µ = −i∂ µ ψγ µ (4.188)<br />
leicht nachrechnet. Die kanonisch konjugierten Impulse s<strong>in</strong>d<br />
∂L<br />
π(x) =<br />
∂(∂ 0 ψ(x)) = i ψ(x)γ0 = iψ † (x), (4.189)<br />
∂L<br />
π(x) = = 0.<br />
∂(∂ 0 ψ(x))<br />
(4.190)<br />
Das ist analog zum Schröd<strong>in</strong>gerfeld, Gleichung (3.49). Nun zur Hamiltonfunktion:<br />
∫<br />
H = d 3 r {π(x)∂ 0 ψ(x) − L }<br />
∫<br />
= d 3 r { iψ † (x)∂ 0 ψ(x) − L }<br />
∫<br />
= d 3 r { iψ(x)γ 0 ∂ 0 ψ(x) − L }<br />
(4.191)<br />
∫<br />
= d 3 r { ψ(x) ( −i⃗γ · ∇ + m ) ψ(x) }<br />
∫<br />
= d 3 r { ψ † (x) ( −i ⃗α · ∇ + mβ ) ψ(x) } .<br />
Diese Ergebnis sieht aus wie der Erwartungswert des Hamiltonoperators <strong>in</strong><br />
der quantenmechanischen Dirac-Theorie (1.75). Die gleiche Situation war uns<br />
bei der Quantisierung des Schröd<strong>in</strong>gerfeldes begegnet.
4.6 Dirac-Feld 99<br />
Den Impulsvektor entnehmen wir der Noether-Theorie als räumliche Komponente<br />
des Energie-Impuls-Vektors, Gleichung (4.124).<br />
∫<br />
⃗P = −<br />
∫<br />
d 3 r π(x)∇ψ(x) = − d 3 r iψ(x)γ 0 ∇ψ(x). (4.192)<br />
Für den erhaltenen Drehimpuls ergibt sich durch e<strong>in</strong>e ähnliche Rechnung, <strong>die</strong><br />
den Drehimpulstensor aus der Noether-Theorie und <strong>die</strong> Lagrangefunktion der<br />
Dirac-Theorie zugrunde legt<br />
∫<br />
⃗J =<br />
d 3 r ψ<br />
{⃗r † × 1 i ∇ + 1 Σ<br />
2 ⃗ }<br />
ψ = L ⃗ + S. ⃗ (4.193)<br />
Dabei ist ⃗ Σ <strong>die</strong> Blockmatrix mit den Pauli-Sp<strong>in</strong>-Matrizen σ j<br />
( )<br />
⃗σ 0 ⃗Σ = . (4.194)<br />
0 ⃗σ<br />
Die Lagrangedichte besitzt als <strong>in</strong>nere Symmetrie <strong>die</strong> Phasentransformationen<br />
ψ −→ e −iα ψ, ψ −→ e +iα ψ. (4.195)<br />
Ganz analog zur entsprechenden Rechnung beim komplexen Skalarfeld, Gleichung<br />
(4.152), gehört dazu der erhaltene Strom<br />
j µ ∂L<br />
(x) = −i<br />
∂ µ (ψ(x)) ψ(x) + i ∂L<br />
( ) ψ(x) = ψ(x)γ µ ψ(x). (4.196)<br />
∂ µ ψ(x)<br />
Die erhaltene Ladung ergibt sich daraus zu<br />
∫<br />
Q = d 3 r ψ † (x)ψ(x). (4.197)<br />
ψ † (x)ψ(x) haben wir bereits früher <strong>in</strong> Gleichung (1.91) als positiv def<strong>in</strong>ite<br />
Dichte bei der Diracgleichung gefunden.<br />
4.6.2 Quantisierung<br />
Das Quantisierungspostulat bei Fermionen ist e<strong>in</strong>e Antikommutatorregel<br />
[<br />
ψα (⃗r, t), π β (⃗r ′ , t) ] + = iδ(3) (⃗r − ⃗r ′ )δ α,β (4.198)<br />
oder äquivalent, wegen π = iψ † ,<br />
[<br />
ψα (⃗r, t), ψ † β (⃗r ′ , t) ] + = δ(3) (⃗r − ⃗r ′ )δ α,β . (4.199)
100 4 QUANTISIERUNG FREIER RELATIVISTISCHER FELDER<br />
Wir nennen <strong>die</strong>s den kanonischen Antikommutator. Alle übrigen zeitgleichen<br />
Antikommutatoren von ψ und ψ † verschw<strong>in</strong>den.<br />
[<br />
ψα (⃗r, t), ψ β (⃗r ′ , t) ] + = 0<br />
[<br />
ψ<br />
†<br />
α (⃗r, t), ψ † β (⃗r ′ , t) ] + = 0 (4.200)<br />
In der Entwicklung von ψ(⃗r, t) nach ebenen Wellen,<br />
∫<br />
d 3 k<br />
ψ(x) =<br />
(2π) 3 2ω k<br />
2∑ {<br />
br (k)u (r) (k)e −ik·x + d † r (k)v(r) (k)e ik·x}∣ ∣ ∣∣k0 , (4.201)<br />
=ω k<br />
r=1<br />
f<strong>in</strong>det man <strong>für</strong> <strong>die</strong> Operatoren b r und d r <strong>die</strong> Antikommutatorregeln<br />
[<br />
br (k), b † r ′(k′ ) ] + = [ d r (k), d † r ′(k′ ) ] + = (2π)3 2ω k δ (3) ( ⃗ k − ⃗ k ′ )δ r,r ′ . (4.202)<br />
Alle anderen Antikommutatoren verschw<strong>in</strong>den<br />
[ ]<br />
b, b = [ b † , b †] = [ d, d ] = [ b, d ] = [ b, d †] · · · = 0. (4.203)<br />
+ + + + +<br />
Die Interpretation der Operatoren b r , b † r , d r, d † r ist analog zu derjenigen beim<br />
Schröd<strong>in</strong>ger-Feld, b † r(k), d † r(k) s<strong>in</strong>d Erzeugungsoperatoren <strong>für</strong> Teilchen mit<br />
dem Viererimpuls k, und b r (k), d r (k) s<strong>in</strong>d <strong>die</strong> zugehörigen Vernichtungsoperatoren.<br />
Der Vakuumzustand |0> im Fock-Raum ist charakterisiert durch<br />
b r (k)|0>= d r (k)|0>= 0, <strong>für</strong> alle r = 1, 2 und k ∈ R 4 . (4.204)<br />
Viel-Teilchen-Zustände s<strong>in</strong>d gegeben durch<br />
1<br />
√<br />
m!n!<br />
b † r 1<br />
(k 1 ) . . . b † r m<br />
(k m )d † r ′ 1(k ′ 1) . . . d † r ′ n (k′ n)|0> . (4.205)<br />
Zur Vermeidung unendlicher Größen verwenden wir <strong>die</strong> Normalordnung, allerd<strong>in</strong>gs<br />
müssen wir bei Fermionen e<strong>in</strong> M<strong>in</strong>uszeichen beim Vertauschen von<br />
zwei E<strong>in</strong>-Teilchen-Operatoren berücksichtigen, damit <strong>die</strong> Normalordnung nur<br />
e<strong>in</strong>e Konstante subtrahiert. Zum Beispiel def<strong>in</strong>ieren wir<br />
:b r (k)d † r ′(k′ ): = −d † r ′(k′ )b r (k)<br />
:b r (k)b † r ′(k′ ): = −b † r ′(k′ )b r (k).<br />
(4.206)<br />
In der quantisierten Feldtheorie lautet der normalgeordnete Ausdruck <strong>für</strong> den<br />
Energie-Impuls-Vektor<br />
∫<br />
P µ = i d 3 r :ψ † γ µ ψ :<br />
∫<br />
=<br />
d 3 k<br />
(2π) 3 2ω k<br />
k µ<br />
2 ∑<br />
r=1<br />
{<br />
b<br />
†<br />
r (k)b r (k) + d † r (k)d r(k) } .<br />
(4.207)
4.6 Dirac-Feld 101<br />
Im Gegensatz zur quantenmechanischen Dirac-Theorie steht im Ausdruck<br />
b † r (k)b r(k) + d † r (k)d r(k) e<strong>in</strong> + Zeichen, das wegen der Antikommutatorregel<br />
der Fermi-Statistik auftritt. Der Hamiltonoperator H = P 0 ist daher jetzt<br />
positiv def<strong>in</strong>it; <strong>die</strong> Energie ist <strong>für</strong> alle Zustände des Fock-Raums positiv.<br />
Betrachten wir weitere Eigenschaften der Teilchen-Zustände. Aus den Antikommutatorregeln<br />
<strong>für</strong> Fermionen folgen <strong>die</strong> Kommutatoren<br />
[<br />
b<br />
†<br />
r (k)b r (k), b † s (k′ ) ] = b † r (k) (2π)3 2ω k δ (3) ( ⃗ k − ⃗ k ′ )δ r,s ,<br />
[<br />
b<br />
†<br />
r (k)b r (k), b s (k ′ ) ] = b r (k) (2π) 3 2ω k δ (3) ( ⃗ k − ⃗ k ′ )δ r,s .<br />
(4.208)<br />
Der zweite Kommutator hat ke<strong>in</strong> M<strong>in</strong>uszeichen, wie es bei Bosonen der Fall<br />
wäre. Aus <strong>die</strong>sen Kommutaoren folgt<br />
[<br />
P µ , b † r (k)] = k µ b † r (k),<br />
[<br />
P µ , d † r(k) ] = k µ d † r(k),<br />
(4.209)<br />
und damit <strong>für</strong> <strong>die</strong> <strong>die</strong> E<strong>in</strong>-Teilchen-Zustände b † r (k)|0> und d† r (k)|0><br />
P µ b † r(k)|0>= k µ b † r|0>,<br />
P µ d † r (k)|0>= kµ d † r |0> . (4.210)<br />
Diese Eigenwertgleichungen besagen, dass b † r (k)|0> und d† r (k)|0> E<strong>in</strong>-Teilchen-<br />
Zustände mit dem Viererimpuls k s<strong>in</strong>d. Entsprechend besitzen <strong>die</strong> Zwei-<br />
Teilchen-Zustände b † r(k)b † s(k ′ )|0 >, d † r(k)d † s(k ′ )|0 > und b † r(k)d † s(k ′ )|0 > den<br />
Viererimpuls k + k ′ , etc.<br />
P µ b † r(k)b † s(k ′ )|0>= (k µ + k ′µ )b † r(k)b † s(k ′ )|0> . (4.211)<br />
Wenden wir uns nun der oben e<strong>in</strong>geführten Ladung zu. In der quantisierten<br />
Feldtheorie wird sie über <strong>die</strong> normalgeordnete Ladungsdichte def<strong>in</strong>iert:<br />
∫<br />
Q = d 3 r : ψ † (⃗r )ψ(⃗r ) :<br />
∫<br />
d 3 k<br />
=<br />
(2π) 3 2ω k<br />
2∑ {<br />
b<br />
†<br />
r (k)b r (k) − d † r(k)d r (k) } .<br />
r=1<br />
(4.212)<br />
Das M<strong>in</strong>uszeichen zwischen den beiden Teilchenzahloperatoren stammt, wie<br />
oben beim Energie-Impulsvektor erwähnt, von der Fermi-Statistik (Antikommutatorregel).<br />
Aus der positiv def<strong>in</strong>iten Größe der quantenmechanischen<br />
Dirac-Theorie, <strong>die</strong> dort als Wahrsche<strong>in</strong>lichkeitsdichte gedeutet wurde, ist nun<br />
aufgrund des anderen Vorzeichens e<strong>in</strong>e Größe geworden, <strong>die</strong> nicht mehr positiv<br />
def<strong>in</strong>it ist. Wir lesen ab:
102 4 QUANTISIERUNG FREIER RELATIVISTISCHER FELDER<br />
b † r<br />
d † r<br />
(k) erzeugt e<strong>in</strong> Teilchen mit der Ladung Q = +1,<br />
(k) erzeugt e<strong>in</strong> Teilchen mit der Ladung Q = −1.<br />
Die Teilchen mit der Ladung Q = +1 werden als Elektronen und <strong>die</strong>jenigen<br />
mit Q = −1 als Positronen <strong>in</strong>terpretiert. Das ungewohnte Vorzeichen liegt<br />
daran, dass <strong>die</strong> elektrische Ladung Q e mit der obigen Noether-Ladung durch<br />
Q e = eQ (4.213)<br />
zusammenhängt, und <strong>die</strong> elektrische Ladung des Elektrons negativ ist, nämlich<br />
e = −e 0 .<br />
Halten wir fest, dass das Problem der negativen Energien der Dirac-Theorie<br />
<strong>in</strong> der quantisierten Feldtheorie gelöst ist. Andererseits ist aus der Wahrsche<strong>in</strong>lichkeitsdichte<br />
e<strong>in</strong>e Ladungsdichte geworden. Dabei hat das aus der<br />
Antikommutatorregel stammende M<strong>in</strong>uszeichen e<strong>in</strong>e entscheidende Rolle gespielt.<br />
Wir wollen noch den Drehimpuls der E<strong>in</strong>-Teilchen-Zustände bestimmen. Dazu<br />
betrachten wir e<strong>in</strong> ruhendes Teilchen, dessen Bahndrehimpuls verschw<strong>in</strong>det.<br />
Dann ist <strong>die</strong> räumliche Komponente nach Gleichung (4.194) mit<br />
⃗J b † r( ⃗ k = ⃗0)|0>=<br />
Speziell gilt <strong>für</strong> <strong>die</strong> z-Komponente<br />
2∑<br />
s=1<br />
1<br />
2 b† s(⃗0) ⃗σ sr |0> . (4.214)<br />
J 3 b † 1(⃗0)|0>= + 1 2 b† 1(⃗0)|0>,<br />
J 3 b † 2(⃗0)|0>= − 1 2 b† 2(⃗0)|0>,<br />
„sp<strong>in</strong> up“<br />
„sp<strong>in</strong> down“.<br />
(4.215)<br />
Ebenso gilt<br />
J 3 d † 1(⃗0)|0>= − 1 2 d† 1(⃗0)|0>,<br />
J 3 d † 2(⃗0)|0>= + 1 2 d† 2(⃗0)|0>,<br />
„sp<strong>in</strong> down“<br />
„sp<strong>in</strong> up“.<br />
(4.216)<br />
Der Index r = 1 kennzeichnet bei Elektronen den Zustand „sp<strong>in</strong> up“ und<br />
r = 2 den Zustand „sp<strong>in</strong> down“. Bei den Positronen ist es umgekehrt. Woran<br />
liegt das? Positronen verhalten sich wie Löcher im Dirac-See, und zu e<strong>in</strong>em<br />
fehlenden Elektron gehört e<strong>in</strong> umgekehrter Sp<strong>in</strong>.
4.6 Dirac-Feld 103<br />
4.6.3 Propagator und Antikommutator<br />
In störungstheoretische Rechnungen wird der Feynman-Propagator benötigt.<br />
Er ist als Vakuum-Erwartungswert des zeitgeordneten Produktes von Feldern<br />
def<strong>in</strong>iert. Bei der Zeitordnung von Dirac-Feldern tritt wie bei der Normalordnung<br />
e<strong>in</strong> zusätzliches M<strong>in</strong>uszeichen auf:<br />
Tψ α (x)ψ β (y) := Θ(x 0 − y 0 )ψ α (x)ψ β (y) − Θ(y 0 − x 0 )ψ β (y)ψ α (x). (4.217)<br />
Der Feynman-Propagator S F des Dirac-Feldes ist def<strong>in</strong>iert durch<br />
Mit Hilfe von<br />
iS F,αβ (x − y) = . (4.218)<br />
2∑<br />
r=1<br />
2∑<br />
r=1<br />
u (r)<br />
α (k)ū(r) β (k) = (γµ k µ + m) αβ<br />
v α (r) β (k) = (γµ k µ − m) αβ<br />
(4.219)<br />
erhält man<br />
∫<br />
iS F (x) =<br />
d 3 k<br />
(2π) 3 2ω k<br />
{<br />
Θ(x 0 )(γ µ k µ + m)e −ik·x<br />
−Θ(−x 0 )(γ µ k µ − m)e +ik·x}∣ ∣ ∣k 0 =ω k<br />
.<br />
(4.220)<br />
Wie im Abschnitt 4.3 lassen sich <strong>die</strong> Integrale mittels des Residuensatzes <strong>in</strong><br />
e<strong>in</strong>e manifest kovariante Gestalt br<strong>in</strong>gen:<br />
∫<br />
iS F (x) =<br />
d 4 k<br />
eik·x i(γµ k µ + m)<br />
(2π) 4 k 2 − m 2 + iǫ<br />
(4.221)<br />
= i(iγ µ ∂ µ + m)∆ F (x). (4.222)<br />
∆ F (x) ist der früher <strong>in</strong> Abschnitt 4.3 e<strong>in</strong>geführte skalare Feynman-Propagator.<br />
Die Fouriertransformierte von S F (x) ist<br />
˜S F (k) =<br />
γµ k µ + m<br />
k 2 − m 2 + iǫ = 1<br />
γ µ k µ − m + iǫ . (4.223)<br />
S F (x) ist Green’sche Funktion zum Dirac-Operator:<br />
(iγ µ ∂ µ − m)S F (x) = δ (4) (x). (4.224)
104 4 QUANTISIERUNG FREIER RELATIVISTISCHER FELDER<br />
Mikrokausalität<br />
Beim Skalarfeld haben wir bereits <strong>die</strong> Mikrokausalität betrachtet. Mikrokausalität<br />
verlangt, dass beobachtbare Größen, <strong>die</strong> <strong>in</strong> zue<strong>in</strong>ander raumartigen<br />
Gebieten lokalisiert s<strong>in</strong>d, mite<strong>in</strong>ander kommutieren. Diesen Sachverhalt<br />
wollen wir nun beim Diracfeld untersuchen.<br />
Die Größen P µ , ⃗ J und Q sollen messbare Größen se<strong>in</strong>. Sie s<strong>in</strong>d <strong>in</strong> der Theorie<br />
durch bil<strong>in</strong>eare Terme repräsentiert. Beispielsweise ist Q = ∫ d 3 r ψ † (⃗r )ψ(⃗r ).<br />
Die zugehörigen Dichten Θ µν (x), M µνρ , j µ (x) s<strong>in</strong>d bil<strong>in</strong>ear <strong>in</strong> den Feldoperatoren.<br />
Wir betrachten <strong>die</strong> Dichten als Observable und stellen jetzt <strong>die</strong> Frage,<br />
ob Mikrokausalität erfüllt ist.<br />
Mikrokausalität verlangt, dass Observable O 1 (x) und O 2 (y) an zue<strong>in</strong>ander<br />
raumartigen Punkten x und y simultan messbar s<strong>in</strong>d, d. h.<br />
[<br />
O1 (x), O 2 (y) ] = 0, falls (x − y) 2 < 0. (4.225)<br />
Für bil<strong>in</strong>eare Ausdrücke gilt <strong>die</strong>s tatsächlich, wenn<br />
[<br />
ψα (x), ψ β (y) ] + = [ ψ α (x), ψ β (y) ] + =[ ψ α (x), ψ β (y) ] + = 0<br />
<strong>für</strong> (x − y) 2 < 0, (4.226)<br />
denn <strong>die</strong> Antikommutatorregel gibt <strong>für</strong> jede Vertauschung von Feldoperatoren<br />
e<strong>in</strong> M<strong>in</strong>uszeichen, und je zwei Vertauschungen ändern e<strong>in</strong> Produkt nicht,<br />
ψ α ψ β ψ γ ψ δ = ψ γ ψ α ψ β ψ δ = ψ γ ψ δ ψ α ψ β . (4.227)<br />
Die Gleichung (4.226) folgt aus den zeitgleichen Antikommutationsregeln und<br />
der Kovarianz der Antikommutatoren. Man f<strong>in</strong>det nämlich<br />
[<br />
ψα (x), ψ β (y) ] + = i(iγµ ∂ µ + m) αβ ∆(x − y), (4.228)<br />
und <strong>die</strong> Kommutatorfunktion ∆(x) verschw<strong>in</strong>det außerhalb des Lichtkegels,<br />
siehe Gl. (4.59).<br />
Das Dirac-Feld ψ(x) selbst ist ke<strong>in</strong>e Observable, denn es ist z. B.<br />
[<br />
ψ(x), ψ(y)<br />
]<br />
≠ 0 <strong>für</strong> (x − y) 2 < 0. (4.229)<br />
Sp<strong>in</strong>-Statistik-Theorem<br />
Bosonische Felder werden mit Kommutatoren und fermionische mit Antikommutatoren<br />
quantisiert. Pauli zeigte als Erster den Zusammenhang zwischen<br />
dem Sp<strong>in</strong> und der Statistik von Feldern <strong>in</strong> der relativistischen <strong>Quantenfeldtheorie</strong><br />
<strong>für</strong> freie Felder. Andere haben den Sachverhalt später verallgeme<strong>in</strong>ert.<br />
10<br />
10 Siehe z. B. R. F. Streater, A. S. Wightman: Die Pr<strong>in</strong>zipien der <strong>Quantenfeldtheorie</strong>,<br />
Bibliographisches <strong>Institut</strong>, Mannheim, 1969.
4.6 Dirac-Feld 105<br />
Das Sp<strong>in</strong>-Statistik-Theorem besagt:<br />
Mikrokausalität verlangt, dass Felder mit ganzzahligem Sp<strong>in</strong> bosonisch und<br />
Felder mit halbzahligem Sp<strong>in</strong> fermionisch s<strong>in</strong>d.<br />
4.6.4 Diskrete Transformationen<br />
Diskrete Transformationen wie Raumspiegelung (Parität), Ladungskonjugation<br />
und Bewegungsumkehr (Zeitumkehr) gehen nicht stetig aus der Identität<br />
hervor. Sie werden im Hilbertraum durch unitäre Transformationen dargestellt.<br />
Felder transformieren sich gemäß<br />
Die Parität<br />
Die Transformation P der Dirac-Sp<strong>in</strong>oren<br />
φ −→ φ ′ = UφU −1 . (4.230)<br />
ψ(x 0 , ⃗x ) −→ ψ ′ (x 0 , ⃗x ) = γ 0 ψ(x 0 , −⃗x ) (4.231)<br />
erfüllt <strong>die</strong> Diracgleichung mit gespiegelten drei Raumkoord<strong>in</strong>aten<br />
(<br />
iγ 0 ∂ 0 + iγ k (−∂ k ) − m ) γ 0 ψ(x 0 , −⃗x ) = 0. (4.232)<br />
Die Transformation lässt <strong>die</strong> Lagrangedichte <strong>in</strong>variant, sie ist e<strong>in</strong>e Symmetrietransformation.<br />
In der <strong>Quantenfeldtheorie</strong> gehört dazu e<strong>in</strong>e Transformation im Fock-Raum<br />
mit dem unitären Operator P<br />
Pψ(x 0 , ⃗x )P −1 = γ 0 ψ(x 0 , −⃗x ). (4.233)<br />
Stellen wir jetzt ψ im Fock-Raum dar als Entwicklung<br />
so folgt<br />
∫<br />
d 3 k<br />
ψ(x) =<br />
(2π) 3 2ω k<br />
2∑ {<br />
br (k)u (r) (k)e −ik·x + d † r (k)v(r) (k)e ik·x} ,<br />
r=1<br />
Pb † r (⃗ k)P −1 = b † r (−⃗ k), (4.234)<br />
Pd † r( ⃗ k)P −1 = −d † r(− ⃗ k). (4.235)<br />
Hier haben wir <strong>in</strong> den Argumenten <strong>die</strong> Vektorpfeile wieder explizit geschrieben,<br />
um deutlich zu machen, dass nur <strong>die</strong> räumlichen Komponenten ⃗ k ihr<br />
Vorzeichen wechseln. (Das M<strong>in</strong>uszeichen <strong>in</strong> der zweiten Gleichung stammt<br />
von γ 0 d † = −d † .) Diese Gleichungen legen zusammen mit der Bed<strong>in</strong>gung<br />
P|0>= |0> den Paritätsoperators im Fock-Raum e<strong>in</strong>deutig fest. Die Gleichungen<br />
besagen Folgendes <strong>für</strong> <strong>die</strong> Raumspiegelung P:
106 4 QUANTISIERUNG FREIER RELATIVISTISCHER FELDER<br />
• P kehrt <strong>die</strong> Impulse um, ⃗ k → − ⃗ k.<br />
• P lässt <strong>die</strong> Sp<strong>in</strong>s ungeändert, denn der Index r bleibt unverändert.<br />
Dies passt zum Verhalten von Drehimpulsen, denn e<strong>in</strong> Drehimpuls der<br />
Form ⃗r × ⃗p bleibt ja bei Raumspiegelung erhalten.<br />
• P liefert e<strong>in</strong>en Faktor −1 <strong>für</strong> Positronen.<br />
Elektronen und Positronen haben negative Parität relativ zue<strong>in</strong>ander.<br />
Die absolute Parität des Positrons ist per Konvention durch Gleichung<br />
(4.233) so festgelegt. Sie heißt auch „<strong>in</strong>nere Parität“. Die äußere Parität<br />
berücksichtigt auch den Bahndrehimpuls.<br />
E<strong>in</strong> Standardbeispiel <strong>für</strong> <strong>die</strong> absolute Parität stellt das Positronium dar: E<strong>in</strong><br />
Elektron und e<strong>in</strong> Positron im s-Zustand bilden e<strong>in</strong> System, dessen Zustand<br />
bei der Raumspiegelung se<strong>in</strong> Vorzeichen wechselt. Das Positronium hat somit<br />
e<strong>in</strong>e messbare absolute Parität −1.<br />
Für <strong>die</strong> schwache Wechselwirkung ist P ke<strong>in</strong>e Symmetrie. Bei Prozessen der<br />
schwachen Wechselwirkung tritt Paritätsverletzung auf, z. B. beim β-Zerfall<br />
von 60 Co.<br />
Die Ladungskonjugation<br />
Die Ladungskonjugation ist e<strong>in</strong>e Transformation, <strong>die</strong> Teilchen und Antiteilchen<br />
mite<strong>in</strong>ander vertauscht. Dabei wechselt auch das Vorzeichen des Stroms,<br />
j µ (x) → −j µ (x). Die Entwicklung des Dirac-Feldes ψ nach ebenen Wellen<br />
enthält Vernichtungsoperatoren b r (k) <strong>für</strong> Elektronen und Erzeugungsoperatoren<br />
d r (k) <strong>für</strong> Positronen. ψ enthält dagegen Elektronenerzeuger und Positronenvernichter.<br />
Wir suchen e<strong>in</strong>e Symmetrietransformation, <strong>die</strong> Elektronen und Positronen<br />
austauscht. Dabei müssen also ψ und ψ vertauscht werden. Die Abbildung<br />
ψ → ψ bewirkt das, aber wir müssen aus ψ noch e<strong>in</strong>e Spalte ψ T machen.<br />
Um <strong>die</strong> Diracgleichung zu erfüllen, machen wir den Ansatz<br />
ψ(x) −→ ψ C (x) = C ψ T (x), (4.236)<br />
wobei C e<strong>in</strong>e 4 × 4 Matrix ist, <strong>die</strong> auf <strong>die</strong> Sp<strong>in</strong>orkomponenten wirkt. Die<br />
Symmetrie erfordert, dass Cψ T (x) <strong>die</strong> Diracgleichung erfüllt,<br />
0 = (iγ µ ∂ µ − m)C ψ T (x). (4.237)<br />
Nun schreiben wir <strong>die</strong> ursprüngliche Diracgleichung so um, dass dar<strong>in</strong> ψ T<br />
vorkommt. Mit ψ ∗ = γ 0 ψ T und (γ µ ) ∗ γ 0 = γ 0 (γ µ ) T lautet <strong>die</strong> konjugiertkomplexe<br />
Diracgleichung<br />
((iγ µ ∂ µ − m)ψ) ∗ = (−iγ µ∗ ∂ µ − m)γ 0 ψ T = γ 0 (i(−γ µ ) T ∂ µ − m)ψ T = 0.<br />
(4.238)
4.6 Dirac-Feld 107<br />
Den Faktor γ 0 kürzen wir und erhalten<br />
(i(−γ µ ) T ∂ µ − m)ψ T = 0. (4.239)<br />
Die Diracgleichung <strong>in</strong> <strong>die</strong>ser Form zusammen mit der Symmetriebed<strong>in</strong>gung<br />
(4.237) erfordern, dass <strong>die</strong> Matric C <strong>die</strong> Beziehung<br />
erfüllt E<strong>in</strong>e Lösung hiervon ist<br />
(σ 2 ist <strong>die</strong> 2. Pauli-Matrix.) Es gilt<br />
Auch <strong>die</strong> Forderung, dass<br />
C −1 γ µ C = (−γ µ ) T (4.240)<br />
( )<br />
0 σ<br />
C = iγ 2 γ 0 2<br />
= −i<br />
σ 2 . (4.241)<br />
0<br />
C † = −C = C −1 . (4.242)<br />
j µ (x) −→ (j µ (x)) C = −j µ (x) (4.243)<br />
gilt, ist erfüllt.<br />
Wir gehen jetzt von der Dirac-Theorie über zur <strong>Quantenfeldtheorie</strong>, <strong>in</strong> der <strong>die</strong><br />
Ladungskonjugation von e<strong>in</strong>er unitären Transformation C repräsentiert wird.<br />
Der Ladungskonjugationsoperator C ist e<strong>in</strong> Operator auf dem Fock-Raum,<br />
der <strong>die</strong> Transformation des Dirac-Feldes<br />
Cψ(x)C −1 = ψ C (x) (4.244)<br />
bewirkt und C|0>= |0> erfüllt. Er ist dadurch e<strong>in</strong>deutig festgelegt. Für <strong>die</strong><br />
Erzeuger und Vernichter f<strong>in</strong>det man<br />
Cb † r (k)C−1 = d † r (k),<br />
Cd † r(k)C −1 = b † r(k).<br />
(4.245)<br />
Wir sehen, dass C tatsächlich Teilchen und Antiteilchen vertauscht. Für e<strong>in</strong>en<br />
E<strong>in</strong>-Teilchen-Zustand gilt z. B.<br />
Cb † r(k)|0>= d † r(k)|0> . (4.246)<br />
Auch C wird durch <strong>die</strong> schwache Wechselwirkung verletzt.
108 4 QUANTISIERUNG FREIER RELATIVISTISCHER FELDER<br />
Die Zeitumkehr<br />
Die Bezeichnung „Zeitumkehr“ ist etwas irreführend. Naiv würde man sich<br />
e<strong>in</strong>e Transformation (x 0 , ⃗x) → (−x 0 , ⃗x) vorstellen, bei welcher <strong>die</strong> Zeitkoord<strong>in</strong>ate<br />
ihr Vorzeichen wechselt. So etwas kommt <strong>in</strong> der Natur aber nicht vor.<br />
Genauer gesagt handelt es sich bei der Transformation, <strong>die</strong> geme<strong>in</strong>t ist, um<br />
e<strong>in</strong>e Bewegungsumkehr, bei der <strong>die</strong> Richtung aller Bewegungen sich umkehrt.<br />
Wenn <strong>die</strong> zeitliche Entwicklung e<strong>in</strong>es Zustandes durch<br />
|χ(0)> Zeitentwicklung<br />
−→ |χ(t)>= e −iHt |χ(0)> (4.247)<br />
gegeben ist, so ist <strong>die</strong> Bewegungsumkehr e<strong>in</strong>e Transformation<br />
|χ>→ |χ ′ >= T |χ>, (4.248)<br />
<strong>die</strong> so beschaffen ist, dass |χ ′ > der umgekehrten Zeitentwicklung genügt:<br />
das heißt<br />
Ausgeschrieben lautet <strong>die</strong>s<br />
|χ ′ (t)> Zeitentwicklung<br />
−→ |χ ′ (0)>, (4.249)<br />
|χ ′ (0)>= e −iHt |χ ′ (t)> . (4.250)<br />
T |χ(0)> = e −iHt T |χ(t)><br />
T |χ(0)> = e −iHt T e −iHt |χ(0)> .<br />
Da der Anfangszustand beliebig ist, gilt<br />
T = e −iHt T e −iHt ,<br />
T e iHt T −1 = e −iHt .<br />
(4.251)<br />
Dies impliziert<br />
T (iH)T −1 = −iH. (4.252)<br />
Gibt e<strong>in</strong>e solche Transformation T , <strong>die</strong> unitär ist? In <strong>die</strong>sem Fall wäre<br />
T HT −1 = −H. (4.253)<br />
H besitzt nur positive Eigenwerte, und T HT −1 muss ebenfalls positive Eigenwerte<br />
besitzen. Das würde der Gleichung (4.253) widersprechen. Also<br />
kann T nicht unitär se<strong>in</strong>.<br />
Wigner hat bewiesen, dass Symmetrietransformationen entweder durch unitäre<br />
oder durch antiunitäre Operatoren dargestellt werden. In <strong>die</strong>sem Fall<br />
bleibt also nur <strong>die</strong> Möglichkeit, dass T e<strong>in</strong> antiunitärer Operator ist. E<strong>in</strong>
4.6 Dirac-Feld 109<br />
antiunitärer Operator ist e<strong>in</strong> Operator, der antil<strong>in</strong>ear ist und e<strong>in</strong>e Art „Unitarität“<br />
besitzt.<br />
E<strong>in</strong> Operator T heißt antil<strong>in</strong>ear, wenn gilt<br />
T (αχ 1 + βχ 2 ) = α ∗ T (χ 1 ) + β ∗ T (χ 2 ) (4.254)<br />
mit komplexen Koeffizienten α und β.<br />
Beispiel: auf C n sei ( n<br />
)<br />
∑<br />
n∑<br />
T c k |k> = c ∗ k|k> . (4.255)<br />
k=1<br />
k=1<br />
Die Def<strong>in</strong>ition von T ist <strong>in</strong> <strong>die</strong>sem Beispiel basisabhängig.<br />
Um <strong>die</strong> der Unitarität entsprechende Eigenschaft festzulegen, def<strong>in</strong>ieren wir<br />
den zu e<strong>in</strong>em antil<strong>in</strong>earen Operator T adjungierten antil<strong>in</strong>earen Operator<br />
T † . Er ist def<strong>in</strong>iert durch<br />
= . (4.256)<br />
Zum Vergleich sei an = ∗ bei e<strong>in</strong>em l<strong>in</strong>earen Operator<br />
A er<strong>in</strong>nert. Mit T ist auch T † antil<strong>in</strong>ear.<br />
E<strong>in</strong> antil<strong>in</strong>earer Operator T heißt antiunitär, wenn gilt<br />
Für e<strong>in</strong>en antiunitären Operator T gilt<br />
Für beliebige l<strong>in</strong>eare Operatoren A gilt<br />
<strong>in</strong>sbesondere ist<br />
T † T = T T † = 1. (4.257)<br />
= ∗ . (4.258)<br />
T (αA)T −1 = α ∗ T AT −1 , (4.259)<br />
T (i 1)T −1 = −i 1. (4.260)<br />
Wie oben bereits festgestellt, wird <strong>die</strong> Zeitumkehr durch e<strong>in</strong>en antiunitären<br />
Operator dargestellt. Dieser erfüllt<br />
T HT −1 = H und T |0>= |0> . (4.261)<br />
Die Operatoren der <strong>Quantenfeldtheorie</strong> transformieren sich unter Zeitumkehr<br />
gemäß<br />
A −→ T AT −1 . (4.262)<br />
Beim Dirac-Feld soll <strong>die</strong> Zeitumkehrtransformation vom Feld ψ(⃗r, t) zu ψ(⃗r, −t)<br />
führen. Für das transformierte Feld soll wieder <strong>die</strong> Diracgleichung gelten. Das
110 4 QUANTISIERUNG FREIER RELATIVISTISCHER FELDER<br />
ist garantiert, wenn unter der Transformation <strong>die</strong> Lagrangedichte L <strong>in</strong>variant<br />
bleibt. Setzen wir <strong>die</strong> Transformation mit Hilfe e<strong>in</strong>er 4 × 4 Matrix T<br />
als<br />
T ψ(⃗r, t)T −1 = Tψ(⃗r, −t), (4.263)<br />
an und fordern wir, dass<br />
T L (⃗r, t)T −1 = L (⃗r, −t) (4.264)<br />
gilt, so lässt sich leicht nachrechnen, dass <strong>die</strong>s <strong>für</strong><br />
T = iγ 1 γ 3 = −iγ 5 C =<br />
( )<br />
−σ<br />
2<br />
0<br />
0 −σ 2<br />
(4.265)<br />
erfüllt ist. Für <strong>die</strong> Vernichtungsoperatoren gilt dann<br />
T b 1 ( ⃗ k )T −1 = b 2 (− ⃗ k ),<br />
T b 2 ( ⃗ k )T −1 = −b 1 (− ⃗ k ),<br />
T d 1 ( ⃗ k )T −1 = d 2 (− ⃗ k ),<br />
T d 2 ( ⃗ k )T −1 = −d 1 (− ⃗ k ).<br />
(4.266)<br />
Wir sehen, dass Impulsumkehr und Sp<strong>in</strong>umkehr erfüllt s<strong>in</strong>d.<br />
Durch <strong>die</strong>se Abbildung und T |0>= |0> ist <strong>die</strong> Bewegungsumkehr auf dem<br />
Fock-Raum e<strong>in</strong>deutig festgelegt.<br />
Für <strong>die</strong> Komponenen des Stroms gilt unter Zeitumkehr<br />
T j 0 (⃗r, t)T −1 = j 0 (⃗r, −t),<br />
T j k (⃗r, t)T −1 = −j k (⃗r, −t), k = 1, 2, 3.<br />
(4.267)<br />
Komb<strong>in</strong>ationen der diskreten Symmetrien s<strong>in</strong>d<br />
• PT ,<br />
totale Spiegelung der Raumzeit,<br />
• CP, wird verletzt von der schwachen Wechselwirkung, z. B. beim<br />
Kaonen-Zerfall,<br />
• PCT .<br />
PCT-Theorem (Pauli, Lüders, Zum<strong>in</strong>o, Schw<strong>in</strong>ger):<br />
PCT ist unter sehr allgeme<strong>in</strong>en Voraussetzungen e<strong>in</strong>e Symmetrie.
4.7 Elektromagnetisches Feld 111<br />
Bemerkung<br />
Im Unterschied zur relativistischen <strong>Quantenfeldtheorie</strong> ist <strong>die</strong> Zeitumkehr<br />
bzw. Bewegungsumkehr <strong>in</strong> der relativistischen Quantenmechanik anders dargestellt.<br />
Die zeitgespiegelte Wellenfunktion ist dort gegeben durch<br />
ψ ′ (⃗r, t) = Tψ ∗ (⃗r, −t)<br />
= Tγ 0 ψ T (⃗r, −t) = −γ 2 γ 5 ψ T (⃗r, −t).<br />
(4.268)<br />
Sie erfüllt wiederum <strong>die</strong> Diracgleichung.<br />
4.7 Elektromagnetisches Feld<br />
Objekt der Quantenelektrodynamik ist das an das Dirac-Feld gekoppelte elektromagnetische<br />
Feld. Das führt auf e<strong>in</strong>e nichtl<strong>in</strong>earen Theorie. In <strong>die</strong>sem Kapitel<br />
befassen wir uns zunächst mit dem freien quantisierten Maxwellfeld.<br />
Beg<strong>in</strong>nen wir mit den Maxwell-Gleichungen 11<br />
∇ · ⃗E = 1 ǫ 0<br />
ρ, (4.269)<br />
c 2 ∇ × ⃗ B = 1 ǫ 0<br />
⃗j + ∂ ⃗ E<br />
∂t , (<br />
c 2 = 1<br />
ǫ 0 µ 0<br />
)<br />
(4.270)<br />
∇ · ⃗B = 0, (4.271)<br />
∇ × ⃗ E + ∂ ⃗ B<br />
∂t<br />
= 0. (4.272)<br />
Das divergenzfreie Magnetfeld kann man als Rotation e<strong>in</strong>es Vektorpotenzials<br />
⃗A schreiben und das rotationsfreie Feld ⃗ E + ˙⃗ A als Gra<strong>die</strong>nt e<strong>in</strong>es skalaren<br />
Potenzials Φ,<br />
⃗B = ∇ × ⃗ A, (4.273)<br />
⃗E = −∇Φ − ∂ ⃗ A<br />
∂t . (4.274)<br />
Die beiden homogenen Maxwell-Gleichungen s<strong>in</strong>d dann automatisch erfüllt.<br />
11 In der <strong>Quantenfeldtheorie</strong> werden meistens natürliche E<strong>in</strong>heiten verwendet. In <strong>die</strong>sen<br />
E<strong>in</strong>heiten ist ǫ 0 = µ 0 = c = 1. Darum lassen wir <strong>die</strong>se Faktoren später <strong>in</strong> den meisten<br />
Fällen weg.
112 4 QUANTISIERUNG FREIER RELATIVISTISCHER FELDER<br />
Die kovariante Formulierung der Potenziale und Feldstärken ist<br />
(A µ (x)) := ( 1<br />
c Φ(x), A(x) ⃗ ) , (4.275)<br />
F µν :=∂ µ A ν (x) − ∂ ν A µ (x) (4.276)<br />
⎛<br />
0 − 1E c x − 1E c y − 1E ⎞<br />
c z<br />
(F µν 1<br />
) = ⎜<br />
c x 0 −B z B y<br />
⎝ 1<br />
⎟<br />
c y B z 0 −B x ⎠ .<br />
1<br />
c z −B y B x 0<br />
(4.277)<br />
Die <strong>in</strong>homogenen Maxwell-Gleichungen lauten jetzt<br />
∂ µ F µν = µ 0 j ν . (4.278)<br />
Die homogenen Maxwell-Gleichungen s<strong>in</strong>d durch <strong>die</strong> <strong>E<strong>in</strong>führung</strong> der Potenziale<br />
erfüllt, sie lauten<br />
∂ µ F νρ + ∂ ν F ρµ + ∂ ρ F µν = 0. (4.279)<br />
Die Potenziale werden durch <strong>die</strong> Feldstärken nicht e<strong>in</strong>deutig festgelegt. Eichtransformationen<br />
der Potenziale von der Form<br />
lassen <strong>die</strong> Feldstärken unverändert,<br />
A ′µ (x) = A µ (x) + ∂ µ Λ(x) (4.280)<br />
F ′µν (x) = F µν (x). (4.281)<br />
Durch geeignete Eichtransformationen kann man erreichen, dass <strong>die</strong> Potenziale<br />
gewisse Bed<strong>in</strong>gungen erfüllen. Häufig verwendete Fälle s<strong>in</strong>d<br />
Lorenz-Eichung ∂ µ A µ = 0,<br />
Coulomb-Eichung ∇ · ⃗A = 0,<br />
Strahlungseichung ∇ · ⃗A = 0, Φ = 0, <strong>für</strong> j µ = 0,<br />
Die Wechselwirkung des Maxwellfeldes mit Ladungsträgern oder anderen Feldern<br />
erfolgt über <strong>die</strong> Potenziale. In der Lagrangefunktion, dem Hamiltonoperator<br />
und den Feldgleichungen tritt sie <strong>in</strong> Komb<strong>in</strong>ation mit den Ableitungen<br />
<strong>in</strong> der Gestalt<br />
∂ µ + i e A µ(x) (4.282)<br />
auf. Während <strong>in</strong> der Mechanik <strong>die</strong> Kopplung des elektromagnetischen Feldes<br />
an Ladungsträger über <strong>die</strong> Lorentz-Kraft ⃗ F = e( ⃗ E + ⃗v × ⃗ B) erfolgt, welche<br />
<strong>die</strong> Feldstärken enthält, treten <strong>in</strong> der <strong>Quantenfeldtheorie</strong> <strong>die</strong> Potenziale auf,
4.7 Elektromagnetisches Feld 113<br />
solange man nur e<strong>in</strong>e lokale Theorie zulässt. (E<strong>in</strong>e Feldtheorie, <strong>die</strong> nur <strong>die</strong><br />
Feldstärken enthält, ist nur <strong>für</strong> freie Felder möglich.)<br />
Wir haben es mit der Feldtheorie des 4-komponentigen Feldes A µ (x) zu tun.<br />
Allerd<strong>in</strong>gs entspricht das nicht der Zahl der Freiheitsgrade. Die 6 Komponenten<br />
F µν des Maxwellfeldes erfüllen 4 homogene MaxwellGleichungen. Daher<br />
werden durch sie 2 Freiheitsgrade beschrieben. Diese Freiheitsgrade entsprechen<br />
den beiden Polarisationen der elektromagnetischen Wellen. Folglich<br />
müssen <strong>in</strong> den Potenzialen, aus denen man <strong>die</strong> Felder durch Ableiten gew<strong>in</strong>nt,<br />
2 unphysikalische Freiheitsgrade enthalten se<strong>in</strong>. Diese können durch<br />
Eichtransformationen fixiert werden, z. B. elim<strong>in</strong>iert <strong>die</strong> Strahlungseichung<br />
<strong>die</strong> unphysikalischen Freiheitsgrade völlig.<br />
Für <strong>die</strong> kanonische Quantisierung gibt es zwei Vorgehensweisen:<br />
a) Die Eichfreiheit wird vollständig fixiert, z. B. durch <strong>die</strong> Strahlungseichung.<br />
Dann ist <strong>die</strong> Lorentz-Kovarianz <strong>in</strong> den Gleichungen nicht offensichtlich<br />
(nicht manifest).<br />
b) Man wählt e<strong>in</strong>e Lorentz-kovariante Eichung, <strong>in</strong>sbesondere <strong>die</strong> Lorenz-<br />
Eichung ∂ µ A µ = 0, so dass <strong>die</strong> Lorentz-Kovarianz manifest ist. In <strong>die</strong>sem<br />
Fall s<strong>in</strong>d aber <strong>die</strong> unphysikalischen Freiheitsgrade nicht vollständig<br />
elim<strong>in</strong>iert. In der kovarianten Quantisierung führt <strong>die</strong>s dazu, dass e<strong>in</strong><br />
Zustandsraum mit <strong>in</strong>def<strong>in</strong>iter Metrik e<strong>in</strong>geführt wird (Gupta-Bleuler-<br />
Formalismus).<br />
Beide Vorgehensweisen s<strong>in</strong>d <strong>in</strong> Textbüchern beschrieben. Wir wollen hier den<br />
Formalismus a) betrachten, der <strong>die</strong> physikalischen Freiheitsgrade hervorhebt.<br />
Beg<strong>in</strong>nen wir mit e<strong>in</strong>er klassischen Lagrangefunktion <strong>für</strong> das Maxwellfeld <strong>in</strong><br />
Anwesenheit äußerer Quellen j µ , <strong>die</strong> erhalten s<strong>in</strong>d, ∂ µ j µ = 0. Die e<strong>in</strong>fachste<br />
eich<strong>in</strong>variante Wahl ist<br />
L = − 1 4 F µνF µν − µ 0 j µ A µ<br />
= − 1 4 (∂ µA ν − ∂ ν A µ )(∂ µ A ν − ∂ ν A µ ) − µ 0 j µ A µ<br />
(4.283)<br />
= 1 2 Aµ (g µν ∂ ρ ∂ ρ − ∂ µ ∂ ν )A ν − µ 0 j µ A µ + ∂ µ (· · · ).<br />
Der Divergenz-Term ∂ µ (· · · ) kann fortgelassen werden und wir verbleiben<br />
mit<br />
L = 1 2 Aµ (g µν ∂ ρ ∂ ρ − ∂ µ ∂ ν )A ν − µ 0 j µ A µ . (4.284)
114 4 QUANTISIERUNG FREIER RELATIVISTISCHER FELDER<br />
Die Feldgleichungen<br />
liefern<br />
( )<br />
∂L ∂L<br />
− ∂ ν = 0 (4.285)<br />
∂A µ ∂(∂ ν A µ )<br />
∂ ν F µν + µ 0 j µ = 0. (4.286)<br />
Dies s<strong>in</strong>d <strong>die</strong> <strong>in</strong>homogenen Maxwell-Gleichungen, wodurch <strong>die</strong> Richtigkeit<br />
der Lagrangefunktion bestätigt wird.<br />
Im Folgenden betrachten wir den Fall ohne äußere Quellen, also j µ = 0.<br />
Außerdem setzen wir c = 1.<br />
Die kanonischen Impulse zu den 4 Feldkomponenten s<strong>in</strong>d<br />
Π k = ∂L<br />
∂A ˙ = −A ˙ k + ∂ k A 0 = E k<br />
k<br />
(k = 1, 2, 3), (4.287)<br />
Π 0 = ∂L<br />
∂A ˙ = 0.<br />
0<br />
(4.288)<br />
Da wir nur 2 physikalische Freiheitsgrade haben, ist e<strong>in</strong> kanonischer Impuls<br />
zuviel. Die Hamiltondichte wird zu<br />
3∑<br />
H = Π k Ȧ k − L = 1 (<br />
ǫ0E ⃗ 2 + µ 0<br />
⃗ ) B<br />
2<br />
+ ǫ 0E ⃗ · ∇Φ. (4.289)<br />
k=1<br />
2<br />
Wir fixieren nun <strong>die</strong> Eichung vollständig durch<br />
∇ · ⃗A = 0, Φ = 0. (4.290)<br />
Dies ist <strong>die</strong> Strahlungseichung. Die Feldgleichungen reduzieren sich auf <strong>die</strong><br />
Wellengleichungen<br />
□A µ = 0, (µ = 0, . . . , 3). (4.291)<br />
Ihre Lösungen s<strong>in</strong>d <strong>die</strong> ebenen Wellen<br />
A µ (x) = ǫ (λ)<br />
µ (k) e−ik·x , (λ = 0, . . . , 3) (4.292)<br />
und deren Überlagerungen. Die Wellengleichung □A µ = 0 impliziert k 0 =<br />
±| ⃗ k| = ±ω k . Die Polarisationsvektoren ǫ (λ) (k) sollen l<strong>in</strong>ear unabhängige Vektoren<br />
im M<strong>in</strong>kowski-Raum se<strong>in</strong>. In der Strahlungseichung gelten <strong>für</strong> sie gewisse<br />
E<strong>in</strong>schränkungen.<br />
(1) Wegen A 0 (x) = 0 gilt ǫ (λ)<br />
0 (k) = 0, <strong>die</strong> Vektoren ǫ (λ) (k) s<strong>in</strong>d also re<strong>in</strong><br />
räumlich. Es gibt 3 l<strong>in</strong>ear unabhängige ⃗ǫ (λ) (k), λ = 1, 2, 3.<br />
(2) Wegen ∇ · ⃗A = 0 ist ⃗ k · ⃗ǫ (λ) (k) = 0, d. h. ⃗ǫ (λ) (k) steht senkrecht auf ⃗ k.<br />
Somit haben wir es nur noch mit 2 l<strong>in</strong>ear unabhängigen Vektoren zu tun.
4.7 Elektromagnetisches Feld 115<br />
Wir wählen ⃗ǫ (1) (k) und ⃗ǫ (2) (k) senkrecht zu ⃗ k, senkrecht aufe<strong>in</strong>ander, und<br />
von Länge 1, so dass also gilt<br />
⃗ǫ (λ) · ⃗ǫ (λ′) = δ λ,λ ′, λ, λ ′ ∈ {1, 2}. (4.293)<br />
Die beiden Vektoren ⃗ǫ (1) (k) und ⃗ǫ (2) (k) bilden e<strong>in</strong>e Orthonormalbasis <strong>in</strong> der<br />
Ebene senkrecht zu ⃗ k. Der Projektor auf <strong>die</strong>se Ebene hat <strong>die</strong> Matrixdarstellung<br />
Er erfüllt<br />
P ij (k) =<br />
2∑<br />
λ=1<br />
ǫ (λ)<br />
i<br />
= δ i,j − k ik j<br />
⃗ k<br />
2<br />
(k)ǫ (λ)<br />
j (k)<br />
(i, j ∈ {1, 2, 3}).<br />
(4.294)<br />
P (k) · ⃗k = 0, P (k) · ⃗ǫ (λ) (k) = ⃗ǫ (λ) (k), P 2 (k) = P (k). (4.295)<br />
Zusatz:<br />
Man kann <strong>die</strong> beiden Vektoren ⃗ǫ (λ) (k), λ = 1, 2, zu e<strong>in</strong>er Basis des M<strong>in</strong>kowski-<br />
Raumes ǫ (λ) (k), λ = 0, 1, 2, 3, erweitern. Man wähle den ersten, normierten<br />
Vektor als<br />
ǫ (0) = (1, 0, 0, 0) =: η, ǫ (0) · ǫ (0) = 1. (4.296)<br />
Der vierte Vektor ǫ (3) (k) soll <strong>in</strong> der η-k Ebene liegen mit<br />
ǫ (3) (k) · ǫ (0) = 0 und ǫ (3) (k) · ǫ (3) (k) = −1. (4.297)<br />
ǫ (3) (k) ist also e<strong>in</strong> raumartiger Vektor und ist gegeben durch<br />
ǫ (3) (k) = 1<br />
| ⃗ k| (k − ηk0 ). (4.298)<br />
Zusammengefasst gilt <strong>für</strong> <strong>die</strong>se Basis im M<strong>in</strong>kowski-Raum<br />
ǫ (λ) (k) · ǫ (λ′) (k) = g λλ′ , (4.299)<br />
3∑<br />
ǫ (0)<br />
µ ǫ (0)<br />
ν − ǫ µ (λ) (k) ǫ ν (λ) (k) = g µν . (4.300)<br />
λ=1<br />
Mit Hilfe der Polarisationsvektoren schreiben wir <strong>die</strong> Entwicklung der allgeme<strong>in</strong>en,<br />
reellen Lösung der Wellengleichung nach ebenen Wellen <strong>in</strong> der Form<br />
∫<br />
d<br />
⃗A(x) 3 k<br />
=<br />
(2π) 3 2ω k<br />
2∑<br />
⃗ǫ (λ) (k) { a (λ) (k) e −ikx + (a (λ) (k)) ∗ e ikx}∣ ∣ ∣∣∣k<br />
.<br />
λ=1<br />
0 =ω k<br />
(4.301)
116 4 QUANTISIERUNG FREIER RELATIVISTISCHER FELDER<br />
Der erste Term <strong>in</strong> der geschweiften Klammer enthält <strong>die</strong> positiven, der zweite<br />
<strong>die</strong> negativen Frequenzen. Die Koeffizienten s<strong>in</strong>d komplex konjugiert zue<strong>in</strong>ander,<br />
wodurch garantiert wird, dass das Feld reell ist.<br />
Quantisierung des Maxwellfeldes<br />
Die Quantisierung im Operator-Formalismus kann auf verschiedenen Wegen<br />
durchgeführt werden. E<strong>in</strong>e Möglichkeit ist es, <strong>für</strong> <strong>die</strong> Felder und <strong>die</strong> kanonisch<br />
konjugierten Impulse geeignete kanonische Vertauschungsregeln bei gleichen<br />
Zeiten zu fordern, wie wir es beim Skalarfeld gemacht haben. Dort zeigte<br />
sich, dass dadurch <strong>die</strong> Koeffizienten <strong>in</strong> der Entwicklung nach ebenen Wellen<br />
zu Operatoren werden, welche <strong>die</strong> Kommutatoren von Erzeugern und Vernichtern<br />
besitzen. Die zweite Möglichkeit ist, <strong>in</strong> Analogie zur Quantisierung<br />
des reellen Skalarfeldes <strong>die</strong> Entwicklungskoeffizienten a (λ) (k) und a (λ) (k) ∗<br />
<strong>in</strong> Gleichung (4.301) direkt zu Vernichtungs- und Erzeugungs-Operatoren<br />
a (λ) (k) und a (λ) (k) † zu befördern, welche <strong>die</strong> Kommutatoren<br />
[<br />
a (λ) (k), a (λ′) (k ′ ) †] = (2π) 3 2ω k δ λ,λ ′ δ (3) ( ⃗ k − ⃗ k ′ ) (4.302)<br />
besitzen. Alle übrigen Kommutatoren verschw<strong>in</strong>den,<br />
[<br />
a (λ) (k), a (λ′) (k ′ ) ] = [ a (λ) (k) † , a (λ′) (k ′ ) †] = 0. (4.303)<br />
a (λ) (k) † und a (λ) (k) s<strong>in</strong>d Erzeugungs- und Vernichtungs-Operatoren <strong>für</strong> Teilchen,<br />
den „Photonen“, mit dem Impuls ⃗ k, wie unten gezeigt wird, und<br />
Polarisation λ,<br />
Der Vakuumzustand |0> im Fock-Raum ist charakterisiert durch<br />
a (λ) (k)|0>= 0 <strong>für</strong> alle k undλ. (4.304)<br />
Die niedrigsten Teilchenzustände im Fock-Raum s<strong>in</strong>d<br />
E<strong>in</strong>-Photon Zustand a (λ) (k) † |0>.<br />
Zwei-Photonen-Zustand a (λ) (k) † a (λ′) (k ′ ) † |0>.<br />
Betrachten wir e<strong>in</strong>ige wichtige Observablen. Dazu ersetzen wir <strong>in</strong> den Ausdrücken<br />
der klassischen Feldtheorie das Maxwell-Feld durch das operatorwertige<br />
Feld ⃗ A(x). Dabei ist wie beim Skalarfeld <strong>die</strong> Normalordnung zu beachten.<br />
Der Hamiltonoperator ergibt sich auf <strong>die</strong>se Weise zu<br />
H = 1 ∫<br />
d 3 r : ( E<br />
2<br />
⃗ 2 + B ⃗ 2 ) :<br />
= 1 ∫<br />
d 3 k<br />
2∑<br />
ω<br />
2 (2π) 3 k a (λ) (k) † a (λ) (k).<br />
2ω k<br />
λ=1<br />
(4.305)
4.7 Elektromagnetisches Feld 117<br />
Entsprechend f<strong>in</strong>det man den Impuls des Feldes aus der Impulsstromdichte<br />
(Poynt<strong>in</strong>gvektor),<br />
∫<br />
⃗P = d 3 r : ( E ⃗ × B) ⃗ :<br />
Es gilt<br />
∫<br />
d 3 k<br />
=<br />
(2π) 3 2ω k<br />
2∑<br />
⃗ k a (λ) (k) † a (λ) (k).<br />
λ=1<br />
(4.306)<br />
H|0>= 0 und ⃗ P|0>= ⃗0. (4.307)<br />
Dass Energie und Impuls des Vakuumzustandes Null se<strong>in</strong> müssen, erfordert<br />
schon <strong>die</strong> relativistische Invarianz: der Impuls des Vakuumzustandes bleibt<br />
bei Wechsel des Bezugssystems nur dann <strong>in</strong>variant, wenn er verschw<strong>in</strong>det.<br />
Für <strong>die</strong> niedrigsten Teilchenzustände im Fock-Raum gilt<br />
Ha (λ) (k) † |0> = ω k a (λ) (k) † |0>,<br />
Ha (λ) (k) † a (λ′) (k ′ ) † |0> = (ω k + ω k ′) a (λ) (k) † a (λ′) (k ′ ) † |0><br />
(4.308)<br />
und<br />
⃗Pa (λ) (k) † |0> = ⃗ k a (λ) (k) † |0>, etc. (4.309)<br />
Das Feld A µ (x) ist reell bzw. selbstadjungiert, so dass es ke<strong>in</strong>e U(1)-Symmetrie<br />
gibt. Entsprechend gibt es ke<strong>in</strong>e zugehörige erhaltene Ladung Q. Photonen<br />
tragen ke<strong>in</strong>e Ladung.<br />
Sp<strong>in</strong> der Photonen<br />
Nach der Noether-Theorie ist der Drehimpuls des elektromagnetischen Feldes<br />
e<strong>in</strong>e Erhaltungsgröße. Für <strong>die</strong> beiden 1-Photon-Zustände<br />
| ⃗ k, R>= 1 √<br />
2<br />
(a (1) (k) † + ia (2) (k)) † |0>,<br />
| ⃗ k, L>= 1 √<br />
2<br />
(a (1) (k) † − ia (2) (k)) † |0><br />
(4.310)<br />
mit Impuls <strong>in</strong> z-Richtung, ⃗ k = (0, 0, k), f<strong>in</strong>det man <strong>für</strong> <strong>die</strong> dritte Drehimpulskomponente<br />
J 3 | ⃗ k, R>= +| ⃗ k, R>,<br />
J 3 | ⃗ k, L>= −| ⃗ k, L> .<br />
(4.311)<br />
Die beiden Zustände s<strong>in</strong>d also Eigenzustände zur z-Komponente des Drehimpulses<br />
zu den Eigenwerten +1 und −1. Es handelt sich um zirkular polarisierte<br />
1-Photon-Zustände. Photonen tragen den Sp<strong>in</strong> 1. Es gibt allerd<strong>in</strong>gs nur
118 4 QUANTISIERUNG FREIER RELATIVISTISCHER FELDER<br />
zwei Eigenwerte <strong>für</strong> J 3 , e<strong>in</strong>en Eigenzustand zum Eigenwert 0 gibt es nicht.<br />
Im Rahmen der kovarianten Quantisierung (Gupta-Bleuler-Formalismus) erhält<br />
man unphysikalische Zustände a (3) (k) † |0> mit dem J 3 – Eigenwert Null;<br />
<strong>die</strong>se gehören aber nicht zum physikalischen Hilbertraum.<br />
Allgeme<strong>in</strong> gilt <strong>für</strong> den Sp<strong>in</strong> masseloser Teilchen, dass nur <strong>die</strong> beiden extremen<br />
Drehimpulseigenwerte sich e<strong>in</strong>stellen. Gravitonen, <strong>die</strong> e<strong>in</strong>en Sp<strong>in</strong> 2 haben<br />
sollten, würden zum Beispiel nur mit Drehimpulswerten ±2 auftreten.<br />
Vertauschungsregeln im Ortsraum<br />
Wir wollen noch <strong>die</strong> Vertauschungsregeln der kanonisch konjugierten Impulse<br />
Π i und der Feldkomponenten A j bestimmen. Die gleichzeitigen Kommutatoren<br />
s<strong>in</strong>d<br />
[<br />
Π i (⃗r, t), A j (⃗r ′ , t) ] = − [ E i (⃗r, t), A j (⃗r ′ , t) ] = [ ∂ 0 A i (⃗r, t), A j (⃗r ′ , t) ]<br />
∫<br />
= −i<br />
∫<br />
= −i<br />
d 3 k<br />
(2π) 3 2ω k<br />
e i⃗ k·(⃗r−⃗r ′ )<br />
d 3 k<br />
(2π) 3 ei⃗ k·(⃗r−⃗r ′ )<br />
=: −i δ (t)<br />
i,j (⃗r − ⃗r ′ ).<br />
(<br />
2∑<br />
λ=1<br />
ǫ (λ)<br />
i<br />
δ i,j − k ik j<br />
⃗ k<br />
2<br />
(k)ǫ (λ)<br />
j (k) 2ω k<br />
)<br />
(4.312)<br />
Hier wurde <strong>die</strong> transversale Deltafunktion δ (t)<br />
i,j def<strong>in</strong>iert. Man erwartet beim<br />
Kommutator vielleicht e<strong>in</strong>e gewöhnliche Deltafunktion ohne den Term − k ik j<br />
k 2 ,<br />
Aber der Ansatz<br />
δ i,j δ (3) (⃗r − ⃗r ′ ) = δ i,j<br />
∫<br />
d 3 k<br />
(2π) 3 ei⃗ k·(⃗r−⃗r ′) .<br />
[<br />
Π i (⃗r, t), A j (⃗r ′ , t) ] = −i δ i,j δ (3) (⃗r − ⃗r ′ )<br />
würde e<strong>in</strong>en Widerspruch zur Transversalität, ∇ · ⃗A = 0 → ∇ · ⃗E = 0,<br />
ergeben. Denn wenn wir <strong>die</strong> Divergenz mit ∂ j bilden, f<strong>in</strong>den wir e<strong>in</strong>erseits<br />
auf der l<strong>in</strong>ken Seite [<br />
Π i (⃗r, t), ∂ j A j (⃗r ′ , t) ] = 0<br />
und andererseits auf der rechten Seite<br />
− i ∂ i δ (3) (⃗r − ⃗r ′ ) ≠ 0.<br />
H<strong>in</strong>gegen gilt <strong>für</strong> <strong>die</strong> transversale δ-Funktion<br />
∫<br />
− i ∂ j δ (t)<br />
i,j (⃗r ) = −i<br />
d 3 (<br />
k<br />
(2π) 3 ei⃗ k·⃗r ik j δ i,j − k ik j<br />
⃗ k<br />
2<br />
)<br />
= 0, (4.313)
119<br />
wegen<br />
(<br />
k j δ i,j − k )<br />
ik j<br />
= 0. (4.314)<br />
⃗ k<br />
2<br />
Im Ortsraum kann man <strong>die</strong> transversale δ-Funktion <strong>in</strong> der Form<br />
(<br />
)<br />
δ (t)<br />
1<br />
i,j (⃗r ) = δ i,j − ∂ i ∂ j δ (3) (⃗r ) = δ i,j δ (3) (⃗r ) + 1<br />
∆<br />
4π ∂ 1<br />
i∂ j<br />
r<br />
darstellen.<br />
5 Wechselwirkende Felder<br />
(4.315)<br />
Bisher haben wir freie Felder betrachtet. Bei freien Feldern s<strong>in</strong>d <strong>die</strong> Feldgleichungen<br />
l<strong>in</strong>eare Differentialgleichungen. Ihre Lösungen s<strong>in</strong>d Superpositionen<br />
von Wellen, deren Zeitentwicklung trivial ist, nämlich ∼ exp(±iωt). Die quantisierten<br />
freien Feldtheorien s<strong>in</strong>d exakt lösbar, sie haben uns <strong>die</strong> Lösung von<br />
fundamentalen Problemen der relativistischen Quantentheorie aufgezeigt, sie<br />
haben uns <strong>in</strong>teressante E<strong>in</strong>blicke <strong>in</strong> <strong>die</strong> <strong>die</strong> Dualität von Welle und Teilchen<br />
und <strong>die</strong> Struktur des physikalischen Zustandsraumes gegeben, aber sie beschreiben<br />
ke<strong>in</strong>e <strong>in</strong>teressanten physikalischen Vorgänge, bei denen Teilchen<br />
mite<strong>in</strong>nder wechselwirken.<br />
5.1 Wechselwirkungen<br />
Wechselwirkungen bedeuten, dass <strong>die</strong> Feldgleichungen e<strong>in</strong>en nichtl<strong>in</strong>earen<br />
Kopplungsterm aufweisen, der verschiedene Felder mite<strong>in</strong>ander verknüpft<br />
oder <strong>die</strong> L<strong>in</strong>earität der Feldgleichung e<strong>in</strong>es e<strong>in</strong>zelnen Feldes stört.<br />
Die Gleichungen von Feldtheorien mit Wechselwirkungen lassen sich i. A.<br />
nicht exakt lösen und man ist auf Näherungsverfahren angewiesen. Neben<br />
e<strong>in</strong>er störungstheoretischen Behandlung der Kopplung gibt es auch nichtstörungstheoretische<br />
Methoden, z. B. Diskretisierung der Feldgleichungen auf<br />
e<strong>in</strong>em Gitter oder Sattelpunktsmethoden beim Pfad<strong>in</strong>tegralformalismus.<br />
Die Quantenelektrodynamik (QED)<br />
hat <strong>die</strong> Wechselwirkung zwischen dem Dirac-Feld und dem Photonenfeld zum<br />
Gegenstand. Die Lagrangedichte der QED enthält <strong>die</strong> Lagrangedichte des<br />
freien Dirac-Feldes, bei der <strong>die</strong> Ableitung durch e<strong>in</strong>e kovarianten Ableitung<br />
ersetzt wird (∂ µ −→ ∂ µ + ie ′ A µ (x) und <strong>die</strong> Lagrangedichte des freien elektromagnetischen<br />
Feldes:<br />
L = ψ(x) ( iγ µ (∂ µ + ie ′ A µ (x)) − m ) ψ(x) − 1 4 F µνF µν<br />
= ψ(x)(iγ µ ∂ µ − m)ψ(x) − 1 4 F µνF µν − e ′ ( ψ(x)γ µ ψ(x) ) A µ .<br />
(5.1)
120 5 WECHSELWIRKENDE FELDER<br />
Der letzte Term bestimmt <strong>die</strong> Wechselwirkung. Er enthält das Produkt aus<br />
dem erhaltenen Strom der Dirac-Theorie ψγ µ ψ und dem Viererpotential A µ<br />
und stellt e<strong>in</strong>e Quelle <strong>für</strong> das Maxwellfeld<br />
µ 0 j µ (x) A µ (x),<br />
dar, wie sie im vorigen Kapitel vorkam. Die Kopplungskonstante ist proportional<br />
zur Ladung e des Elektrons und ist mit e ′ bezeichnet, da sie noch<br />
weitere konventionelle Faktoren enthält.<br />
L ist <strong>in</strong>variant unter Eichtransformationen<br />
ψ(x) −→ e −ie′ Λ(x) ψ(x),<br />
A µ (x) −→ A µ (x) + ∂ µ Λ(x).<br />
(5.2)<br />
Aus der Lagrangefunktion folgen <strong>die</strong> Feldgleichungen<br />
(<br />
iγ µ (∂ µ + ie ′ A µ ) − m ) ψ(x) = 0,<br />
∂ µ F µν (x) = e ′ ψ(x)γ µ ψ(x).<br />
(5.3)<br />
Dies s<strong>in</strong>d zwei gekoppelte nichtl<strong>in</strong>eare Differentialgleichungen. Fügt man <strong>die</strong><br />
Kommutatorregeln <strong>für</strong> das Photonenfeld und <strong>die</strong> Antikommutatorregeln <strong>für</strong><br />
das Diracfeld h<strong>in</strong>zu, so bekommt man <strong>die</strong> gesamte Quantenelektrodynamik.<br />
Die ϕ 4 -Theorie<br />
beschreibt e<strong>in</strong> selbstwechselwirkendes, skalares, reelles Feld. Wir betrachten<br />
es als e<strong>in</strong>faches didaktisches Modellsystem. Die Theorie beschreibt aber auch<br />
z. B. neutrale Sp<strong>in</strong>-0-Teilchen und sie ist äquivalent zur Landau-Theorie <strong>in</strong><br />
der Statistischen <strong>Physik</strong>. Wir werden sie benutzen, um daran Feynmangraphen<br />
und Reduktionsformeln zu demonstrieren.<br />
Die Lagrangedichte e<strong>in</strong>es reellen skalaren Feldes ϕ(x) wird um e<strong>in</strong>en ϕ 4 -Term<br />
erweitert:<br />
L = 1 2 (∂ µϕ)(∂ µ ϕ) − m2<br />
2 ϕ2 − g 4! ϕ4 . (5.4)<br />
L ist <strong>in</strong>variant unter ϕ(x) −→ −ϕ(x), was den ϕ 4 -Term <strong>die</strong>ser Theorie<br />
favorisiert. Die Feldgleichung lautet<br />
(□ − m 2 )ϕ(x) = g 6 ϕ(x)3 . (5.5)<br />
Die Yukawa Kopplung<br />
e<strong>in</strong>es Skalarfeldes an das Fermion-Feld beschreibt z. B. <strong>die</strong> Wechselwirkung<br />
zwischen e<strong>in</strong>em Pion und e<strong>in</strong>em Nukleon. Es ist e<strong>in</strong>e vere<strong>in</strong>fachte effektive
5.1 Wechselwirkungen 121<br />
Theorie, <strong>die</strong> darauf verzichtet, Nukleonen und Pionen als Drei- bzw. Zwei-<br />
Teilchen-Zustände von Quarks zu behandeln. Die Lagrangedichte ist<br />
L = ψ(x)(iγ µ ∂ µ −M)ψ(x)+ 1 2 (∂ µϕ)(∂ µ ϕ)− m2<br />
2 ϕ2 −G ψ(x)ψ(x)ϕ(x). (5.6)<br />
M und m s<strong>in</strong>d <strong>die</strong> Nukleon- bzw. Pionmasse. Der Wechselwirkungsterm ist<br />
<strong>die</strong> e<strong>in</strong>fachste Möglichkeit, e<strong>in</strong> skalares Produkt aus dem Sp<strong>in</strong>orfeld und dem<br />
skalaren Feld zu bilden. Die Feldgleichungen lauten<br />
(□ − m 2 )ϕ(x) = G ψ(x)ψ(x), (5.7)<br />
(iγ µ ∂ µ − M)ψ(x) = Gψ(x)ϕ(x). (5.8)<br />
Auf der rechten Seite stehen hier Terme, <strong>die</strong> wie äußere Quellen <strong>für</strong> <strong>die</strong> Felder<br />
wirken. Durch sie werden <strong>die</strong> Felder nichtl<strong>in</strong>ear mite<strong>in</strong>ander gekoppelt.<br />
Yukawa hatte zur Beschreibung der Kernkräfte durch den Austausch von<br />
Mesonen e<strong>in</strong>e statische punktförmige Nukleonen-Quelle betrachtet und <strong>die</strong><br />
entsprechende klassische stationäre Gleichung<br />
betrachtet, deren Lösung<br />
(∆ − m 2 )ϕ(x) = G δ (3) (⃗r ) (5.9)<br />
ϕ(x) = − G 4π<br />
e −mr<br />
r<br />
(5.10)<br />
das Wechselwirkungspotential zwischen zwei Nukleonen beschreibt. E<strong>in</strong> Potenzial<br />
von <strong>die</strong>ser Gestalt heißt Yukawa-Potenzial, siehe Abschnitt 4.4.<br />
Alle hier aufgeführten klassischen Feldgleichungen s<strong>in</strong>d nichtl<strong>in</strong>ear und gekoppelt.<br />
Sie können im Allgeme<strong>in</strong>en nicht geschlossen gelöst werden. Daher<br />
kann <strong>die</strong> Zeitentwicklung der quantisierten Feldtheorie (<strong>in</strong> 3+1 Dimensionen)<br />
nicht explizit berechnet werden. (In d=2 und 3 Dimensionen gibt es lösbare<br />
Feldtheorien mit Wechselwirkung.)<br />
Die Wechselwirkungsterme führen zu Streuvorgängen, gebundenen Zuständen<br />
(z. B. Positronium) und anderen Effekten. Für <strong>die</strong> Berechnung physikalischer<br />
Größen, wie Streuquerschnitten oder Teilchenmassen gibt es Näherungsverfahren,<br />
<strong>in</strong>sbesondere <strong>die</strong> Störungstheorie, bei der e<strong>in</strong>e Entwicklung<br />
nach Potenzen der Kopplungskonstanten erfolgt. Die Kopplungskonstante ist<br />
der Faktor vor dem Wechselwirkungsterm, hier waren <strong>die</strong>s <strong>die</strong> Ladung e ′ , der<br />
Faktor g vor ϕ 4 oder das G beim Yukawa-Potenzial.
122 5 WECHSELWIRKENDE FELDER<br />
5.2 Green’sche Funktionen und S-Matrix<br />
5.2.1 Green’sche Funktionen<br />
In der Feldtheorie spielen <strong>die</strong> sogenannten Green’schen Funktionen e<strong>in</strong>e zentrale<br />
Rolle. Sie enthalten alle physikalischen Informationen, zum Beispiel<br />
lassen sich <strong>die</strong> Massen von stabilen Teilchen und Streuquerschnitte aus den<br />
Green’schen Funktionen gew<strong>in</strong>nen.<br />
Die Bezeichnung „Green’sche Funktion“ <strong>in</strong> der Feldtheorie ist nicht identisch<br />
mit derjenigen <strong>in</strong> der Theorie der Differentialgleichungen, sondern stellt<br />
e<strong>in</strong>e Verallgemeienrung dar. Im Abschnitt 4.3 hatten wir e<strong>in</strong>e Zwei-Punkt-<br />
Green’sche Funktion <strong>in</strong> Gleichung (4.66) als Erwartungswert e<strong>in</strong>es zeitgeordneten<br />
Produktes <strong>für</strong> e<strong>in</strong> skalares Feld bereits kennen gelernt, und wir haben<br />
<strong>die</strong>sen Feynman-Propagator <strong>in</strong> Gleichung (4.73) als Lösung e<strong>in</strong>er l<strong>in</strong>earen<br />
Differenzialgleichung mit e<strong>in</strong>er Deltafunktion als Inhomogenität erkannt.<br />
Wir verallgeme<strong>in</strong>ern auf e<strong>in</strong>e n-Punkt-Green’sche Funktion:<br />
G (n) (x 1 , . . . , x n ) := . (5.11)<br />
Außerdem def<strong>in</strong>ieren wir „verbundene“ Green’sche Funktionen G (n)<br />
c , <strong>die</strong> sich<br />
rekursiv aus den G (n) bestimmen:<br />
G (n) (x 1 , . . . , x n ) =<br />
G (k 2)<br />
c<br />
∑<br />
Partitionen<br />
G (k 1)<br />
c (x 1 , . . . , x k1 )<br />
(x k1 +1, · · · , x k1 +k 2<br />
) . . . G c (km) (. . . , x n ).<br />
(5.12)<br />
Die Summe erstreckt sich über alle möglichen Zerlegungen (Partitionen) der<br />
Menge {x 1 , . . . , x n }. Man kann <strong>die</strong>se rekursive Def<strong>in</strong>ition und andere Zusammenhänge<br />
durch e<strong>in</strong>e Symbolisierung der Green’schen Funktionen übersichtlich<br />
machen. Zum Beispiel stellt man <strong>für</strong> n = 4 <strong>die</strong> beiden Typen der<br />
Green’schen Funktionen so dar:<br />
x 1<br />
x 4<br />
x 1<br />
x 4<br />
x 2 x 3<br />
x 2 x 3<br />
G (4) (x 1 , . . . , x 4 )<br />
G (4)<br />
c (x 1 , . . . , x 4 )<br />
Wir wollen <strong>die</strong> rekursive Def<strong>in</strong>ition der verbundenen (connected) Green’schen<br />
Funktionen verdeutlichen. Für n = 1 stimmen beide Typen übere<strong>in</strong>,<br />
G (1)<br />
c (x) = G (1) (x) = . (5.13)
5.2 Green’sche Funktionen und S-Matrix 123<br />
Für n=2 gilt<br />
G (2) (x 1 , x 2 ) = G (2)<br />
c (x 1 , x 2 ) + G (1)<br />
c (x 1 ) G (1)<br />
c (x 2 )<br />
=⇒ G (2)<br />
c (x 1 , x 2 ) = G (2) (x 1 , x 2 ) − G (1) (x 1 ) G (1) (x 2 ).<br />
(5.14)<br />
Betrachten wir den Fall, dass der Erwartungswert des Feldes im Vakuum<br />
verschw<strong>in</strong>det. (Bei der ϕ 4 -Theorie ist <strong>die</strong>s auch durch <strong>die</strong> Symmetrie ϕ −→<br />
−ϕ gegeben.) Dann haben wir <strong>die</strong> Symbolik<br />
x 1 x 2 = x 1 x 2<br />
Die Symbolik <strong>für</strong> <strong>die</strong> def<strong>in</strong>ierende Gleichung der verbundenen Green’schen<br />
Funktionen ist im Fall n = 4:<br />
x 1<br />
x 4 x 1<br />
x 4<br />
x 1<br />
= +<br />
x 4<br />
x 2 x 3<br />
x 2 x 3<br />
x 2 x 3<br />
x 1<br />
x 4 x 1<br />
x 4<br />
+<br />
+<br />
x 2 x 3<br />
x 2 x 3<br />
Generell gilt, dass <strong>die</strong> G c<br />
(n) sich rekursiv durch <strong>die</strong> G (m) mit m ≤ n ausdrücken<br />
lassen.<br />
Für freie Felder gilt, dass <strong>für</strong> alle n > 2 <strong>die</strong> zusammenhängenden Green’schen<br />
Funktionen verschw<strong>in</strong>den:<br />
G (n)<br />
c (x 1 , . . . , x n ) = 0 (n > 2). (5.15)<br />
Diese Aussage erhält man auf leichte Weise mit dem Pfad<strong>in</strong>tegralformalismus.<br />
Wir werden sie später begründen. Der Sachverhalt bedeutet, dass <strong>die</strong> G (n)<br />
c<br />
<strong>für</strong> n > 2 <strong>die</strong> Effekte der Wechselwirkung beschreiben.<br />
Die Fouriertransformierten Green’schen Funktionen<br />
Annahme: Wir setzen voraus, dass <strong>die</strong> Green’schen Funktionen translations<strong>in</strong>variant<br />
s<strong>in</strong>d,<br />
G c<br />
(n) (x 1 + a, . . . , x n + a) = G (n)<br />
c (x 1 , . . . , x n ). (5.16)
124 5 WECHSELWIRKENDE FELDER<br />
Dies trifft wegen der Lorentz-Invarianz der Felder und des Vakuumzustandes<br />
<strong>in</strong> der Regel zu. Durch e<strong>in</strong> äußeres Potential würde <strong>die</strong> Invarianz gebrochen.<br />
Aus der Translations<strong>in</strong>varianz folgt, dass <strong>die</strong> Fouriertransformierte e<strong>in</strong>e Deltafunktion<br />
δ (4) (k 1 + · · · + k n ) als Faktor enthält.<br />
Beweis:<br />
∫<br />
d 4 x 1 . . . d 4 x n e i(k 1·x 1 +...+k n·x n) G (n)<br />
c (x 1 , . . . , x n )<br />
∫<br />
=<br />
d 4 x 1 . . . d 4 x n e i(k 1·x 1 +...+k n·x n) G (n)<br />
c (x 1 − x n , . . . , x n−1 − x n , 0).<br />
(5.17)<br />
Mit der Substitution y i = x i − x n , (i = 1, . . . , n − 1) wird <strong>die</strong>s zu<br />
∫<br />
∫<br />
d 4 x n e i(k 1+...+k n)·x n<br />
d 4 y 1 . . . d 4 y n−1 e i(k 1·y 1 +...+k n−1·y n−1 ) G (n)<br />
c (y 1 , . . . , y n−1 , 0)<br />
∫<br />
= (2π) 4 δ (4) (k 1 + . . . + k n ) d 4 y 1 . . . d 4 y n−1 e i(k 1·y 1 +···+k n−1·y n−1 ) G (n)<br />
c (y 1 , . . . , y n−1 , 0)<br />
(<br />
≡ (2π) 4 δ (4) (n)<br />
(k 1 + . . . + k n ) ˜G c k1 , . . . , k n−1 , −(k 1 + . . . + k n−1 ) ) .<br />
(5.18)<br />
Für <strong>die</strong> Rücktransformation gilt<br />
G (n)<br />
c (x 1 , . . . , x n )<br />
∫ d 4 k 1<br />
=<br />
(2π) · · · d4 k n<br />
4 (2π) 4 e−i(k 1·x 1 +...+k n·x n) (2π) 4 δ (4) (k 1 + . . . + k n )<br />
˜G<br />
(n)<br />
c (k 1 , . . . , k n ).<br />
(5.19)<br />
Im Spezialfall n = 2 nennt man<br />
∫<br />
˜G (2)<br />
c (k, −k) =<br />
d 4 x e ik·x G (2)<br />
c (x, 0) =:<br />
˜G<br />
(2)<br />
c (k) (5.20)<br />
den Propagator im Impulsraum. Im Abschnitt 4.3, Gleichung (4.72), haben<br />
wir G (2)<br />
c (x, 0) = i∆ F (x) <strong>für</strong> e<strong>in</strong> freies Skalarfeld bereits kennengelernt. Dort<br />
ist<br />
˜G (2) i<br />
c (k) =<br />
k 2 − m . (5.21)<br />
2<br />
Massen<br />
Für <strong>die</strong> Masse m e<strong>in</strong>es stabilen Teilchens, das durch das Feld ϕ(x) beschrieben<br />
wird, gilt<br />
Anders ausgedrückt heißt das<br />
˜G (2)<br />
c (p) hat e<strong>in</strong>en Pol bei p 2 = m 2 . (5.22)<br />
lim<br />
p 2 →m 2(p2 − m 2 ) ˜G<br />
(2)<br />
c (p) =: iZ 3 (5.23)
5.2 Green’sche Funktionen und S-Matrix 125<br />
mit e<strong>in</strong>er Konstanten Z 3 (oder Z ϕ ). Z 3 heißt Wellenfunktions-Renormierung<br />
oder Feld-Renormierung.<br />
Beweis der Behauptung:<br />
Wir betrachten der E<strong>in</strong>fachheit halber den Fall, dass = 0, so dass<br />
G (2)<br />
c<br />
(p) = G (2) (p) ist.<br />
∫<br />
˜G (2) (p) = d 4 x e ip·x <br />
∫<br />
= d 4 x e { ip·x Θ(x 0 ) +Θ(−x 0 ) }<br />
(5.24)<br />
Betrachten wir den ersten Teil der Summe, <strong>in</strong> dem wir <strong>die</strong> Korrelationsfunktion<br />
mit e<strong>in</strong>er Vollständigkeitsrelation aufspalten. Wir bezeichnen mit |n><br />
e<strong>in</strong> vollständiges Orthonormalsystem von Impulseigenzuständen,<br />
P µ |n>= k µ |n>, (5.25)<br />
und schreiben <strong>die</strong> Vollständigkeitsrelation vere<strong>in</strong>facht als Summe, auch wenn<br />
sie <strong>in</strong> Wahrheit Integrale enthält:<br />
= ∑ n<br />
. (5.26)<br />
Es ist<br />
== e −ik·x . (5.27)<br />
Das Integral im ersten Teils der Summe lautet damit<br />
∫<br />
d 4 x e ip·x Θ(x 0 )e −ik·x<br />
∫<br />
∫<br />
= d 3 x e −i(⃗p−⃗ k)·⃗x<br />
dx 0 e i(p0 −k 0 )x 0 Θ(x 0 )<br />
= (2π) 3 δ (3) (⃗p − ⃗ k )<br />
∫ ∞<br />
0<br />
dx 0 e i(p0 −k 0 )x 0<br />
= i(2π) 3 δ (3) (⃗p − ⃗ 1<br />
k ) (Der Grenzwert bei x 0 → ∞ ist Null.)<br />
p 0 − k 0<br />
= i(2π) 3 δ (3) (⃗p − ⃗ p 0 + k 0<br />
k )<br />
(p 0 ) 2 − (k 0 ) 2<br />
= i(2π) 3 δ (3) (⃗p − ⃗ k ) p0 + k 0<br />
p 2 − k 2 (wegen (⃗p ) 2 = ( ⃗ k ) 2 ).<br />
(5.28)<br />
Wir sehen, dass <strong>die</strong> E<strong>in</strong>-Teilchen-Zustände |n>= |k> mit k 2 = m 2 e<strong>in</strong>en Pol<br />
bei p 2 = m 2 produzieren.
126 5 WECHSELWIRKENDE FELDER<br />
Der zweite Teil der Summe mit Θ(−x 0 ) liefert ke<strong>in</strong>en Beitrag, denn er enthält<br />
<strong>in</strong> der letzten Zeile anstelle von p 0 + k 0 <strong>die</strong> Differenz p 0 − k 0 und <strong>die</strong>s führt<br />
zu ω k − ω k = 0.<br />
Über das Massenspektrum wollen wir annehmen, dass ke<strong>in</strong>e anderen Zustände<br />
e<strong>in</strong>en solchen Pol liefern. Das ist <strong>in</strong> vielen Feldtheorien der Fall. Dann<br />
folgt<br />
∫<br />
lim − m 2 (2) d<br />
) ˜G 3 k<br />
p 2 →m 2(p2 c (p) = || 2 i(2π) 3 δ (3) (⃗p −<br />
(2π) 3 2ω ⃗ k )2ω k<br />
k<br />
= i || 2 =: iZ 3 ,<br />
(5.29)<br />
wobei wir nun <strong>die</strong> Summe ∑ n durch das Integral über <strong>die</strong> Impulse ersetzt<br />
haben.<br />
Damit ist der Zusammenhang der Green’schen Funktionen mit der Teilchenmasse<br />
gezeigt. Wir wenden uns jetzt dem Zusammenhang mit der S-Matrix<br />
zu.<br />
5.2.2 S-Matrix<br />
Die Streumatrix (S-Matrix) liefert Streuquerschnitte,<br />
z. B. <strong>für</strong> <strong>die</strong> Streuung zweier<br />
p 1<br />
p 4<br />
Teilchen ane<strong>in</strong>ander. In der fernen Ver-<br />
gangenheit und <strong>in</strong> der fernen Zukunft<br />
(t → ±∞) s<strong>in</strong>d <strong>die</strong> Abstände zwischen<br />
den Teilchen groß und <strong>die</strong> Wechselwirkungen<br />
zwischen ihnen vernachlässigbar ger<strong>in</strong>g.<br />
p 2 p 3<br />
Die entsprechenden Anfangs- bzw. End-Zustände werden durch <strong>die</strong> Impulse<br />
der beiden Teilchen charakterisiert und mit |p 1 , p 2 , <strong>in</strong>>, |p 3 , p 4 , out><br />
bezeichnet, wobei p 2 i = m 2 .<br />
Die Streuamplitude ist das Übergangsmatrixelement<br />
. (5.30)<br />
Wie können nun <strong>die</strong> asymptotischen Zustände |p 1 , p 2 , <strong>in</strong>>, |p 3 , p 4 , out> def<strong>in</strong>iert<br />
werden? Betrachten wir im Folgenden <strong>die</strong> Theorie e<strong>in</strong>es skalaren Feldes<br />
mit Selbstwechselwirkung. Für das wechselwirkende Feld φ(x) gibt es im Allgeme<strong>in</strong>en<br />
ke<strong>in</strong>e geschlossenen Lösungen. Insbesondere ist e<strong>in</strong>e Entwicklung<br />
nach ebenen Wellen nicht s<strong>in</strong>nvoll und dementsprechend s<strong>in</strong>d <strong>die</strong> Erzeugungsund<br />
Vernichtungsoperatoren a(k) † und a(k) nicht def<strong>in</strong>iert.
5.2 Green’sche Funktionen und S-Matrix 127<br />
Die Idee, <strong>die</strong> der Def<strong>in</strong>ition der asymptotischen Zustände zugrunde liegt,<br />
ist <strong>die</strong> Folgende. Im Wechselwirkungsbild besitzt das Feld ϕ W (x) <strong>die</strong> Zeitentwicklung<br />
e<strong>in</strong>es freien Feldes und genügt der freien Feldgleichung. Daher<br />
wird es benutzt, um <strong>die</strong> Erzeugungs- und Vernichtungsoperatoren und den<br />
Fock-Raum der asymptotischen Zustände zu konstruieren.<br />
Das Wechselwirkungsbild<br />
Die Lagrangedichte <strong>für</strong> das wechselwirkende Feld ist <strong>die</strong> Summe aus der Lagrangedichte<br />
L 0 e<strong>in</strong>es freien Feldes und der Lagrangedichte L I <strong>für</strong> <strong>die</strong> Wechselwirkung,<br />
L = L 0 + L I . (5.31)<br />
Entsprechendes gilt <strong>für</strong> den Hamiltonoperator<br />
∫<br />
H = H 0 + H I (t), mit H I = −<br />
d 3 rL I . (5.32)<br />
Im Schröd<strong>in</strong>gerbild ist <strong>die</strong> Zeitentwichlung e<strong>in</strong>es Zustandes durch <strong>die</strong> unitäre<br />
Transformation mit dem Zeitentwicklungsoperator U(t, t 0 ) gegeben,<br />
Für e<strong>in</strong>en zeitunabhängigen Hamiltonoperator ist<br />
|χ(t)>= U(t, t 0 )|χ(t 0 )> . (5.33)<br />
U(t, t 0 ) = e −iH(t−t 0) . (5.34)<br />
Der Zeitentwicklungsoperator zum „ungestörten“ System ist<br />
U 0 (t, t 0 ) = e −iH 0(t−t 0 ) . (5.35)<br />
Im Wechselwirkungsbild (Dirac-Bild) wird <strong>die</strong> Zeitentwicklung auf Operatoren<br />
und Zustände aufgeteilt:<br />
Operatoren entwickeln sich gemäß U 0 (t, t 0 ).<br />
Zustände entwickeln sich gemäß W(t, t 0 ) := U0 −1 (t, t 0 )U(t, t 0 ).<br />
Zustände und Operatoren im Wechselwirkungsbild def<strong>in</strong>iert man durch<br />
|χ W (t)> := U0 −1 0)|χ(t)>= W(t, t 0 )|χ(t 0 )>, (5.36)<br />
A W (t) := U0 −1 (t, t 0 )A(t 0 )U 0 (t, t 0 ). (5.37)<br />
Für <strong>die</strong> Zeitentwicklung im Wechselwirkungsbild folgt <strong>für</strong> Zustände<br />
i ∂ ∂t |χ W(t)> = −H 0 U −1<br />
0 (t, t 0)|χ(t)> +U −1<br />
0 (t, t 0)(H 0 + H I (t))χ(t)><br />
= U −1<br />
0 (t, t 0 )H I (t)U 0 (t, t 0 )|χ W (t)><br />
=: H (W )<br />
I (t)|χ W (t)><br />
(5.38)
128 5 WECHSELWIRKENDE FELDER<br />
und <strong>für</strong> Operatoren<br />
i d dt A W (t) = [ A W (t), H 0<br />
]<br />
. (5.39)<br />
Die Operatoren entwickeln sich also wie <strong>in</strong> e<strong>in</strong>em Heisenberg-Bild mit dem<br />
ungestörten (freien) Hamiltonoperator H 0 . Dies gilt auch <strong>für</strong> <strong>die</strong> Feldoperatoren<br />
im Wechselwirkungsbild<br />
ϕ W (x) = e iH 0(t−t 0 ) ϕ(t 0 ,⃗r )e −iH 0(t−t 0 ) . (5.40)<br />
ϕ W (x) ist also e<strong>in</strong> freies Feld, das <strong>in</strong> unserem Beispiel <strong>die</strong> Kle<strong>in</strong>-Gordon Gleichung<br />
(□ + m 2 )ϕ W (x)) = 0 erfüllt. Als freies Feld lässt es e<strong>in</strong>e Entwicklung<br />
nach ebenen Wellen zu,<br />
∫<br />
ϕ W (x) =<br />
d 3 k<br />
(2π) 3 2ω k<br />
{<br />
a(k)e −ik·x + a † (k)e ik·x}∣ ∣ ∣∣∣k 0 =ω k<br />
, (5.41)<br />
und mittels der Operatoren a(k) und a † (k) kann e<strong>in</strong> Fock-Raum konstruiert<br />
werden. Wir def<strong>in</strong>ieren durch<br />
|p 1 , . . . , p n , <strong>in</strong>>= 1 √<br />
n!<br />
a † (p 1 ) · · · a † (p n )|0>≡ |p 1 , . . . , p n > (5.42)<br />
den e<strong>in</strong>laufenden Zustand e<strong>in</strong>es Streuvorgangs, z. B.<br />
lim<br />
t→−∞ |χ W(t)>= |p 1 , p 2 >= 1 √<br />
2<br />
a † (p 1 )a † (p 2 )|0> . (5.43)<br />
Der auslaufende Zustand ist dann durch <strong>die</strong> Zeitentwicklung mit dem Operator<br />
W(t, t 0 ) gegeben:<br />
lim |χ W(t)>= W(+∞, −∞)|χ W (−∞)>=: S|χ W (−∞)> .<br />
t→+∞<br />
Der Operator<br />
S =<br />
lim<br />
t 2 →+∞<br />
t 1 →−∞<br />
W(t 2 , t 1 ) (5.44)<br />
(oder auch se<strong>in</strong>e Matrixelemente) wird S-Matrix genannt. Die Matrixelemente<br />
von S s<strong>in</strong>d <strong>die</strong> Streuamplituden<br />
= . (5.45)<br />
Allgeme<strong>in</strong> notiert man <strong>die</strong> S-Matrixelemente als<br />
S fi = . (5.46)
5.2 Green’sche Funktionen und S-Matrix 129<br />
Die Dyson-Formel<br />
Der Zeitentwicklungsoperator im Wechselwirkungsbild W(t, t 0 ) genügt der<br />
Differenzialgleichung und Anfangsbed<strong>in</strong>gung<br />
i ∂ ∂t W(t, t 0) = H (W )<br />
I (t)W(t, t 0 ), (t > t 0 ),<br />
W(t 0 , t 0 ) = 1.<br />
(5.47)<br />
Die Lösung <strong>die</strong>ser Differenzialgleichung lässt sich <strong>in</strong> Gestalt der Dyson-Formel<br />
{ ∫ t<br />
}<br />
W(t, t 0 ) = T exp −i dt ′ H (W )<br />
I (t ′ )<br />
(5.48)<br />
t 0<br />
darstellen (siehe Quantenmechanik). H (W )<br />
I (t) = U0 −1 (t, t 0 )H I (t)U 0 (t, t 0 ) hat<br />
<strong>die</strong> gleiche Gestalt wie H I (t), wobei <strong>für</strong> das Feld ϕ W (x) e<strong>in</strong>zusetzen ist. Z. B.<br />
hat man <strong>in</strong> der ϕ 4 -Theorie<br />
H I (t) = g ∫<br />
d 3 r ϕ 4 (x),<br />
4!<br />
H (W )<br />
I (t) = g ∫<br />
(5.49)<br />
d 3 r ϕ 4 W<br />
4!<br />
(x).<br />
Halten wir fest:<br />
Man arbeitet mit freien Feldern φ W (x) und <strong>die</strong> S-Matrix ist<br />
{ ∫ +∞ }<br />
S = T exp −i dt H (W )<br />
I (t) . (5.50)<br />
−∞<br />
In der Born’sche Näherung wird <strong>die</strong> S-Matrix durch <strong>die</strong> ersten Terme der<br />
Reihenentwicklung<br />
∫ +∞<br />
S = 1 − i dt H (W )<br />
I (t) + . . . , (5.51)<br />
approximiert. Beispiel:<br />
= −i<br />
|i> = |p 1 , p 2 >, |f>= |p 3 , p 4 ><br />
=<br />
−∞<br />
∫ +∞<br />
−∞<br />
= 1 2 <br />
dt + . . . . (5.52)<br />
= (2π) 6 1 {<br />
2ω p1 2ω p2 δ (3) (⃗p 1 − ⃗p 3 )δ (3) (⃗p 2 − ⃗p 4 ) + δ (3) (⃗p 1 − ⃗p 4 )δ (3) (⃗p 2 − ⃗p 3 ) }<br />
2<br />
=<br />
p 1<br />
p 3 p 1<br />
+<br />
p 2 p 4 p 2 p 4<br />
p 3<br />
(5.53)
130 5 WECHSELWIRKENDE FELDER<br />
Hier wurde das Produkt der Operatoren wieder mit<br />
a 1 a 2 a † 3a † 4|0>= ([ a 1 , a † 3] [ a 2 , a † 4]<br />
+<br />
[<br />
a1 , a † 4][<br />
a2 , a † 3])<br />
|0> (5.54)<br />
<strong>in</strong> zahlenwertige Kommutatoren überführt, <strong>die</strong> aus den früheren Kapiteln bekannt<br />
s<strong>in</strong>d. Diese Kommutatoren werden von den beiden Graphen angezeigt.<br />
Der nächste Term der Born’schen Näherung ist<br />
∫ +∞<br />
−∞<br />
dt = g {∫<br />
}<br />
4! <br />
(5.55)<br />
Der Wechselwirkungsteil ϕ 4 W enthält Operatoren a(p), a † (p). Der Term a † a † aa<br />
liefert Beiträge, <strong>die</strong> durch den Graphen<br />
p 1<br />
p 3<br />
p 2 p 4<br />
symbolisiert werden. Die allgeme<strong>in</strong>e Systematik der Beiträge zur S-Matrix<br />
führt auf Green’sche Funktionen und Feynman-Graphen, <strong>die</strong> wir im Folgenden<br />
behandeln werden.<br />
Bemerkung: Die Herleitung im Wechselwirkungsbild ist mathematisch nicht<br />
sauber. E<strong>in</strong>e genaue Analyse zeigt: wenn das Wechselwirkungsbild <strong>in</strong> der<br />
Feldtheorie existieren würde, könnte man zeigen<br />
• Z 3 = 1,<br />
• ϕ(x) ist e<strong>in</strong> freies Feld.<br />
Haags Theorem sagt aus, dass das Wechselwirkungsbild <strong>in</strong> der QFT mit<br />
Wechselwirkung nicht existiert. Die Herleitung des Streuformalismus muss<br />
und kann durch e<strong>in</strong>e mathematisch rigorose ersetzt werden. 12<br />
Allgeme<strong>in</strong>er Streuprozess<br />
Im obigen Beispiel wurde <strong>die</strong> Streuung zweier Teilchen betrachtet. Im Allgeme<strong>in</strong>en<br />
kann es Streuprozesse mit n e<strong>in</strong>laufenden und m auslaufenden Teilchen<br />
geben. Wir wollen annehmen, dass ke<strong>in</strong> äußeres Potenzial vorhanden<br />
ist.<br />
12 Siehe z. B. J. D. Bjorken, S. D. Drell, Relativistische <strong>Quantenfeldtheorie</strong>, Bibliographisches<br />
<strong>Institut</strong>, Mannheim, 1967, und C. Itzykson, J.-B. Zuber, Quantum Field Theory,<br />
McGraw-Hill, New York, 1980.
5.2 Green’sche Funktionen und S-Matrix 131<br />
E<strong>in</strong>laufende und auslaufende Zustände<br />
werden bezeichnet mit<br />
|i>= |p 1 , a 1 ; . . . ; p n , a n >,<br />
|f>= |p ′ 1, b 1 ; . . . ; p ′ m, b m >,<br />
(5.56)<br />
p 1<br />
p ′ 1<br />
. . . . . . . . . . . .<br />
wobei <strong>die</strong> a i und b j <strong>für</strong> Sp<strong>in</strong>, Polarisation<br />
oder andere Eigenschaften der Teilchen<br />
stehen.<br />
p n p ′ m<br />
Die gesamten 4-Impulse der e<strong>in</strong>laufenden bzw. auslaufenden Teilchen seien<br />
n∑<br />
m∑<br />
P i = p k , P f = p ′ k. (5.57)<br />
k=1<br />
k=1<br />
Ähnlich wie <strong>in</strong> der Born’schen Näherung lässt sich <strong>die</strong> S-Matrix aufteilen <strong>in</strong><br />
<strong>die</strong> Identität, welche den Beitrag ohne Streuung enthält, und e<strong>in</strong>e T-Matrix,<br />
welche <strong>die</strong> Beiträge der Streuung enthält,<br />
S fi == +i(2π) 4 δ (4) (P f − P i ) T fi . (5.58)<br />
Dabei wird <strong>die</strong> aus der Erhaltung des Gesamtimpulses resultierende δ-Funktion<br />
herausgezogen. Die T-Matrix repräsentiert <strong>die</strong> Streuamplitude. Der Streuquerschnitt<br />
ist proportional zu |T fi | 2 . Der physikalisch wichtigste Fall ist<br />
natürlich der mit n = 2, <strong>für</strong> den der Streuquerschnitt<br />
dσ =<br />
1<br />
|⃗v 1 − ⃗v 2 |<br />
1 1<br />
(2π) 4 δ (4) (P f − P i ) |T fi | 2 d 3 p ′ 1<br />
. . .<br />
2ω p1 2ω p2 (2π) 3 2ω p ′<br />
1<br />
d 3 p ′ m<br />
(2π) 3 2ω p ′ m<br />
(5.59)<br />
lautet. Für den Fall m = 2 erhält man daraus e<strong>in</strong>en Ausdruck <strong>in</strong> Form des<br />
Rutherfordschen Streuquerschnittes, <strong>in</strong>dem man <strong>in</strong> das Schwerpunktsystem<br />
geht und <strong>die</strong> Differentiale d 3 p ′ durch W<strong>in</strong>kel und Raumw<strong>in</strong>kel ausdrückt.<br />
5.2.3 Reduktionsformeln<br />
Die Reduktionsformeln von Lehmann, Symanzik und Zimmermann 13 stellen<br />
den Zusammenhang zwischen der Streumatrix und den Green’schen Funktionen<br />
her. Ausgangspunkt ist <strong>die</strong> Tatsache, dass<br />
˜G (n)<br />
c (p 1 , . . . , p n ) Pole besitzt von der Form ∼<br />
1<br />
p 2 j − m2. (5.60)<br />
13 Harry Lehmann, Kurt Symanzik, Wolfhart Zimmermann, Nuovo Cimento 1, 205,<br />
(1955)
132 5 WECHSELWIRKENDE FELDER<br />
Die S-Matrix-Elemente s<strong>in</strong>d durch <strong>die</strong> Residuen der Pole gegeben. Für den<br />
Fall n = m = 2 lautet <strong>die</strong> Reduktionsformel<br />
=<br />
+ i 41 2 Z−2 3 lim<br />
p 2 j →m2(p2 1 − m 2 )(p 2 2 − m 2 )(p 2 3 − m 2 )(p 2 4 − m 2 )<br />
×<br />
˜G<br />
(4)<br />
c (−p 1 , −p 2 , p 3 , p 4 )(2π) 4 δ (4) (p 1 + p 2 − p 3 − p 4 ).<br />
Im Ortsraum lautet <strong>die</strong> Reduktionsformel<br />
=<br />
+ i 41 ∫<br />
2 Z−2 3 d 4 x 1 . . . d 4 x 4 e i(−p 1x 1 −p 2 x 2 +p 3 x 3 +p 4 x 4 ) ×<br />
(□ x1 − m 2 )(□ x2 − m 2 )(□ x3 − m 2 )(□ x4 − m 2 )G (4)<br />
c (x 1 , . . . x 4 ).<br />
(5.61)<br />
(5.62)<br />
Die Reduktion besteht dar<strong>in</strong>, dass Streuamplituden zwischen e<strong>in</strong>- und auslaufenden<br />
Zuständen durch Vakuum-Erwartungswerte ersetzt werden. Die<br />
Multiplikation mit den Faktoren p 2 j − m2 ist gleichbedeutend mit e<strong>in</strong>er Division<br />
durch <strong>die</strong> entsprechenden Propagatoren. Dies bezeichnet man als e<strong>in</strong>e<br />
„Amputation der äußeren Be<strong>in</strong>e“. Analoge Formeln gelten <strong>für</strong> allgeme<strong>in</strong>e<br />
Streuprozesse (n Teilchen → m Teilchen).<br />
E<strong>in</strong>e Herleitung der LSZ-Reduktionsformeln im kanonischen Formalismus<br />
f<strong>in</strong>det man beispielweise bei Bjorken-Drell, We<strong>in</strong>berg, Itzykson-Zuber oder<br />
Muta. 14 Sie lassen sich auch störungstheoretisch begründen. Wir führen hier<br />
lediglich e<strong>in</strong>e Plausibilitätsbetrachtung oder Beweisskizze vor. 15 Im Fall, dass<br />
ke<strong>in</strong>e zwei Impulse gleich s<strong>in</strong>d, ist<br />
Sei<br />
Es ist<br />
˜G<br />
(4)<br />
c<br />
= ˜G (4) . Def<strong>in</strong>itionsgemäß gilt<br />
˜G (4) (p 1 , . . . , p 4 ) (2π) 4 δ (4) (p 1 + · · · + x 4 )<br />
∫<br />
= d 4 x 1 . . . d 4 x 4 e i(p 1x 1 +···+p 4 x 4 ) .<br />
(5.63)<br />
t = max{x 0 1 , x0 2 , x0 3 }. (5.64)<br />
=Θ(x 0 4 − t) <br />
+ weitere Terme mit x 0 4 < t. (5.65)<br />
14 J. D. Bjorken, S. D. Drell, Relativistische <strong>Quantenfeldtheorie</strong>, Bibliographisches <strong>Institut</strong>,<br />
Mannheim, 1967; S. We<strong>in</strong>berg, The Quantum Theory of Fields, Vol. 1, Cambridge<br />
University Press, 1995; C. Itzykson, J.-B. Zuber, Quantum Field Theory, McGraw-Hill,<br />
New York, 1980; T. Muta, Foundation of Quantum Chromodynamics, World Scientific,<br />
S<strong>in</strong>gapur, 1998.<br />
15 siehe S. Pokorski, Gauge Field Theories, Cambridge University Press, Cambridge,<br />
2000; M. Le Bellac, Quantum and Statistical Field Theory, Clarendon Press, Oxford, 1992.
5.2 Green’sche Funktionen und S-Matrix 133<br />
Betrachten wir den ersten Term, <strong>für</strong> den x 0 4 ≥ t ist, und fügen e<strong>in</strong>en vollständigen<br />
Satz von E<strong>in</strong>-Teilchen-Zuständen e<strong>in</strong>, erhalten wir<br />
∫<br />
d 4 x 1 . . . d 4 x 4 e i(p 1x 1 +···+p 4 x 4 ) Θ(x 0 4 − t)<br />
× ∑ n<br />
.<br />
(5.66)<br />
Analog zur Rechnung beim Propagator <strong>in</strong> Gleichung (5.26) fahren wir mit<br />
e<strong>in</strong>er Zerlegung der Korrelationsfunktion fort. Für E<strong>in</strong>-Teilchen-Zustände mit<br />
Impuls k µ , also P µ |n>= k µ |n>, benutzen wir<br />
Ebenfalls ersetzen wir wieder<br />
= e −ikx 4<br />
. (5.67)<br />
Θ(x 0 4 − t) = i ∫ +∞<br />
dω e−iω(x0 4 −t)<br />
, ǫ → 0. (5.68)<br />
2π −∞ ω + iǫ<br />
Dann wird aus dem Integral über x 4<br />
∫<br />
d 4 x 4 e i(p 4−k)·x 4<br />
Θ(x 0 4 − t)<br />
= (2π) 3 δ (3) (⃗p 4 − ⃗ k)<br />
i<br />
2π<br />
∫ +∞<br />
−∞<br />
e i(p0 4 −k0 )t<br />
dω dx 0 4 ei(p0 4 −k0 )x 0 4 −iωx0 4<br />
= i(2π) 3 δ (3) (⃗p 4 − ⃗ k)<br />
p 0 4 − k 0 + iǫ<br />
= i(2π) 3 δ (3) (⃗p 4 − ⃗ p 0 4<br />
k)<br />
+ k0<br />
(p 4 ) 2 − k 2 + iǫ ei(p0 4 −k0 )t .<br />
e iωt<br />
ω + iǫ<br />
(5.69)<br />
Wir erkennen, dass <strong>die</strong> E<strong>in</strong>-Teilchen-Zustände |n>= |k> mit k 2 = m 2 e<strong>in</strong>en<br />
Pol bei p 2 4 = m 2 produzieren. Andere Zustände können e<strong>in</strong>en solchen Pol<br />
nicht liefern (<strong>die</strong>s entspricht gewissen Annahmen über das Spektrum). Der<br />
Pol entsteht durch <strong>die</strong> Integration über x 0 4 bis ∞. Die anderen Terme mit<br />
anderen Zeitordnungen erstrecken sich nicht bis ∞ und können ke<strong>in</strong>en solchen<br />
Pol liefern. Ersetzen wir nun<br />
∑<br />
−→<br />
n<br />
∫ d 3 k<br />
2ω k<br />
(5.70)<br />
und benutzen<br />
=<br />
√<br />
Z 3 , (5.71)
134 5 WECHSELWIRKENDE FELDER<br />
erhalten wir<br />
lim (p<br />
p 2 4 2 − m 2 ) ˜G (4) (p 1 , . . . , p 4 )(2π) 4 δ (4) (Σp i )<br />
4 →m2 ∫<br />
=<br />
∫<br />
d 4 x 1 d 4 x 2 d 4 x 3 e i(p 1x 1 +p 2 x 2 +p 3 x 3 )<br />
d 3 k<br />
(2π) 3 2ω k<br />
<br />
× i(2π) 3 δ (3) (⃗p 4 − ⃗ k) 2ω k <br />
∫<br />
= i<br />
√Z 3 d 4 x 1 d 4 x 2 d 4 x 3 e i(p 1x 1 +p 2 x 2 +p 3 x 3 ) .<br />
(5.72)<br />
Damit wurde x 4 elim<strong>in</strong>iert und der erste Schritt zur Reduktionsformel ist<br />
getan. E<strong>in</strong>e ähnliche Prozedur muss noch dreimal auf ϕ(x 1 ), ϕ(x 2 ) und<br />
ϕ(x 3 ) angewandt werden und liefert letztendlich <strong>die</strong> oben angeführte Reduktionsformel.<br />
(Der Faktor 1/2 kommt aus der Normierung der Zwei-Teilchen-<br />
Zustände.)<br />
5.3 Störungstheorie<br />
S-Matrix-Elemente und Streuquerschnitte können mit störungstheoretischen<br />
Methoden berechnet werden. Bevor wir den allgeme<strong>in</strong>en Formalismus besprechen,<br />
der zu den Feynman-Diagrammen und Feynman-Regeln führt, wollen<br />
wir e<strong>in</strong> spezielles Beispiel betrachten, nämlich <strong>die</strong> Mott-Streuung.<br />
5.3.1 Beispiel: Mott-Streuung<br />
Die Darstellung <strong>in</strong> <strong>die</strong>sem Abschnitt folgt Nachtmann 16 . Mott-Streuung bezeichnet<br />
<strong>die</strong> elastische Streuung e<strong>in</strong>es relativistischen Sp<strong>in</strong> 1 -Teilchens an e<strong>in</strong>em<br />
äußeren statischen Potenzial Insbesondere ist damit <strong>die</strong> Streuung e<strong>in</strong>es<br />
2<br />
Elektrons an e<strong>in</strong>em Atomkern mit Kernladungszahl Z geme<strong>in</strong>t.<br />
e −<br />
(⃗p, s)<br />
Ze 0 ρ(⃗r )<br />
∫ d 3 r ρ(⃗r ) = 1<br />
(⃗p ′ , s ′ )<br />
16 O. Nachtmann, Phänomene und Konzepte der Elementarteilchenphysik, Vieweg,<br />
Braunschweig, 1992.
5.3 Störungstheorie 135<br />
Das statische Potential Φ(⃗r ) genügt der Poisson-Gleichung<br />
∆Φ(⃗r ) = − Ze 0<br />
ǫ 0 ρ(⃗r ) . (5.73)<br />
Das Elektron wird durch das quantisierte Dirac-Feld beschrieben. Der Hamiltonoperator<br />
des Dirac-Feldes ist <strong>die</strong> Summe des freien Anteils und der<br />
Wechselwirkung,<br />
H = H 0 + H I (t), (5.74)<br />
∫<br />
∫<br />
H I = − d 3 r L I = −e 0 d 3 r ψ(x)γ 0 ψ(x) Φ(⃗r ). (5.75)<br />
E<strong>in</strong>- und auslaufende Zustände des Dirac-Feldes werden bezeichnet mit<br />
|i>= |⃗p, s> = b † s(⃗p )|0>,<br />
|f>= |⃗p ′ , s ′ >= b † s ′(⃗p ′ )|0>,<br />
(5.76)<br />
wobei <strong>die</strong> Erzeugungsoperatoren b † s(⃗p ) aus der Entwicklung von ψ W (x) im<br />
Wechselwirkungsbild nach ebenen Wellen kommen, siehe (4.201). Im folgenden<br />
schreiben wir an Stelle von b s (⃗p ) und b † s (⃗p ) auch e<strong>in</strong>fach b s(p) und b † s (p)<br />
und ebenso <strong>für</strong> <strong>die</strong> Zustände.<br />
Wir werden <strong>die</strong> Streumatrixelemente <strong>in</strong> der Born’schen Näherung auswerten.<br />
Dazu brechen wir<br />
∫<br />
S fi == −i<br />
dt + . . . (5.77)<br />
nach dem Glied erster Ordnung der Störungstheorie ab. Zunächst gilt <strong>für</strong> den<br />
Überlapp-Term bei ⃗p ≠ ⃗p ′<br />
==<br />
= (2π) 3 2ω p δ (3) (⃗p − ⃗p ′ )δ s,s ′ =: δ fi .<br />
(5.78)<br />
Bis zur ersten nicht trivialen Ordnung hat man<br />
∫ ∫<br />
S fi = δ fi + ie 0 dt d 3 r <br />
∫ ∫<br />
= δ fi + ie 0 d 4 d 3 k 1 d 3 k 2<br />
x Φ(⃗r )<br />
(2π) 6 2ω k1 2ω k2<br />
∑<br />
.<br />
(5.79)
136 5 WECHSELWIRKENDE FELDER<br />
Jetzt werden <strong>die</strong> Vernichtungsoperatoren nach rechts und <strong>die</strong> Erzeugungsoperatoren<br />
nach l<strong>in</strong>ks getauscht. Da<strong>für</strong> verwendet man <strong>die</strong> Antikommutatorregeln;<br />
zum Beispiel ist<br />
( [b1 ) ( [b3<br />
=<br />
=, +<br />
weil <strong>die</strong> zahlenwertigen Antikommutatoren mit den Operatoren vertauschen.<br />
Mit b|0>= d|0>= 0 folgt nach etwas Algebra<br />
∫<br />
S fi = δ fi + ie 0 d 4 x Φ(⃗r ) e i(p′ −p)·x u (s′) (p ′ )γ 0 u (s) (p) ∣<br />
∣ p 0 =ω p<br />
p ′0 =ω p ′<br />
∫<br />
= δ fi + ie 0 2πδ(p ′ 0 − p 0 ) d 3 r Φ(⃗r ) e −i(⃗p ′ −⃗p)·⃗r u (s′) (p ′ )γ 0 u (s) (p)<br />
= δ fi + ie 0 2πδ(p ′ 0 − p 0 ) ˜Φ(⃗p ′ − ⃗p ) u (s′) (p ′ )γ 0 u (s) (p).<br />
(5.81)<br />
Der Faktor δ(p ′ 0 − p 0 ) garantiert <strong>die</strong> Energieerhaltung bei der Streuung.<br />
⃗p − ⃗p ′ = ⃗q ist <strong>die</strong> Impulsänderung des Elektrons. Die auftretende Fouriertransformierte<br />
des Streupotenzials,<br />
∫<br />
˜Φ(⃗q ) = d 3 r e i⃗q·⃗r Φ(⃗r ) (5.82)<br />
hängt mit dem Formfaktor F(⃗q ) zusammen, der Fouriertransformierten der<br />
Ladungsverteilung,<br />
∫<br />
F(⃗q ) := d 3 r e i⃗q·⃗r ρ(⃗r). (5.83)<br />
Die Poissongleichung <strong>für</strong> das elektrostatische Potenzial liefert nämlich<br />
− Ze ∫<br />
0<br />
ρ(⃗r ) = ∆Φ(⃗r) =<br />
ǫ 0<br />
und nach Rücktransformation<br />
Die S-Matrixelemente s<strong>in</strong>d also<br />
d 3 q<br />
(2π) 3 (−⃗q 2 ) e −i⃗q·⃗r ˜Φ(⃗q ) (5.84)<br />
− ⃗q 2 ˜Φ(⃗q ) = − Ze 0<br />
ǫ 0<br />
F(⃗q ). (5.85)<br />
S fi = δ fi + i 2πδ(p ′ 0 − p 0 ) Ze2 0<br />
ǫ 0<br />
1<br />
⃗q 2 F(⃗q ) u(s′) (p ′ )γ 0 u (s) (p). (5.86)<br />
Sie enthalten den Sp<strong>in</strong>or des e<strong>in</strong>laufenden Elektrons u (s) (p), des auslaufenden<br />
Elektrons u (s′) (p ′ ) und den Formfaktor F(⃗q ) als Funktion des Impulsübertrags<br />
⃗q.
5.3 Störungstheorie 137<br />
Wir können <strong>die</strong> Terme der S-Matrix mit den folgenden Bildelementen assoziieren.<br />
u<br />
ie 0 γ 0 2πδ(p ′ 0 − p 0 )<br />
u<br />
Faktor 1<br />
⃗q 2<br />
Kern<br />
Ze 0<br />
ǫ 0<br />
F(⃗q )<br />
Für e<strong>in</strong>en punktförmigen Kern wäre <strong>die</strong> Ladungsverteilung e<strong>in</strong>e δ-Funktion<br />
Berechnung des Streuquerschnitts<br />
Wir schreiben das S-Matrix-Element als<br />
ρ(⃗r ) = δ (3) (⃗r ) ⇒ F(⃗q ) = 1. (5.87)<br />
S fi = δ fi + i 2πδ(p ′ 0 − p 0 ) M fi . (5.88)<br />
Wie groß ist <strong>die</strong> Übergangswahrsche<strong>in</strong>lichkeit w <strong>für</strong> den Übergang (p, s) −→<br />
(p ′ , s ′ )? Sie ist zunächst e<strong>in</strong>mal proportional zu |S fi | 2 . Falls |i>≠ |f>, wird<br />
<strong>die</strong> Wahrsche<strong>in</strong>lichkeit <strong>für</strong> e<strong>in</strong>en Übergang <strong>in</strong> e<strong>in</strong> Volumenelement des Impulsraumes<br />
|S fi | 2 −→ [2πδ(p ′ 0 − p 0 )] 2 |M fi | 2 d 3 p ′<br />
. (5.89)<br />
(2π) 3 2ω p ′<br />
Das Quadrat der Deltafunktion ist aber ke<strong>in</strong>e Distribution mehr, so dass<br />
<strong>die</strong>ser Ausdruck nicht s<strong>in</strong>nvoll ist. Betrachten wir e<strong>in</strong>en der beiden Faktoren:<br />
2πδ(p ′ 0 − p 0 ) = lim<br />
T →∞<br />
∫ T<br />
−T<br />
dt e i(p′ 0 −p 0 )t = lim<br />
T →∞<br />
∫ T<br />
−T<br />
dt <strong>für</strong> p ′ 0 − p 0 = 0.<br />
(5.90)<br />
Dieser unendliche Faktor repräsentiert das gesamte Zeit<strong>in</strong>tervall. E<strong>in</strong>e genauere<br />
Betrachtung des Streuvorgangs mit Hilfe von Wellenpaketen zeigt,<br />
dass <strong>die</strong> Übergangswahrsche<strong>in</strong>lichkeit pro Zeit, also <strong>die</strong> Übergangsrate ẇ,<br />
s<strong>in</strong>nvoll def<strong>in</strong>iert werden kann. Sie ist gegeben durch<br />
Der Streuquerschnitt ist dann<br />
∫<br />
dσ =<br />
ẇ = 2πδ(p ′ 0 − p 0 ) |M fi | 2 d 3 p ′<br />
. (5.91)<br />
(2π) 3 2ω p ′<br />
ẇ<br />
|j <strong>in</strong> | dp′ 0 , (5.92)
138 5 WECHSELWIRKENDE FELDER<br />
wobei j <strong>in</strong> <strong>die</strong> Stromdichte der e<strong>in</strong>fallenden Teilchen ist. Sie lautet<br />
j <strong>in</strong> = 2p 0 |⃗v | = 2|⃗p | = 2|⃗p ′ |. (5.93)<br />
Weiterh<strong>in</strong> schreiben wir das Volumenelement im Impulsraum <strong>in</strong> Kugelkoord<strong>in</strong>aten,<br />
d 3 p ′ = |⃗p ′ | d|⃗p ′ | dΩ, (5.94)<br />
und benutzen<br />
so dass<br />
Es folgt<br />
|⃗p ′ | d|⃗p ′ | = p ′ 0 dp ′ 0 , (5.95)<br />
d 3 p ′<br />
2ω p ′<br />
= 1 2 |⃗p ′ |dp ′ 0 dΩ. (5.96)<br />
dσ = 1<br />
16π 2|M fi| 2 dΩ. (5.97)<br />
Für den Fall, dass der e<strong>in</strong>laufende Strahl nicht polarisiert ist, muss man<br />
über <strong>die</strong> Polarisationen im Anfangszustand mitteln, d.h. 1 ∑<br />
2 s . . . bilden. Für<br />
den Endzustand gilt: falls <strong>die</strong> Polarisation des auslaufenden Strahles nicht<br />
detektiert wird, hat man e<strong>in</strong>e Summation ∑ s ′ . . . über <strong>die</strong> Polarisationen im<br />
Endzustand zu bilden. Es ist<br />
1<br />
2<br />
2∑<br />
s,s ′ =1<br />
u (s′) (p ′ )γ 0 u (s) (p) u (s) (p)γ 0 u (s′) (p ′ )<br />
= 1 2 Sp[ (γ µ p ′µ + m)γ 0 (γ ν p ν + m)γ 0]<br />
= 2 ( (p 0 ) 2 + ⃗p ′ · ⃗p + m 2)<br />
(⃗p 2 cos 2 θ )<br />
2 + m2<br />
= 4<br />
.<br />
(5.98)<br />
Hier wurde<br />
benutzt und der Streuw<strong>in</strong>kel durch<br />
∑<br />
u (s) (p) u (s) (p) = γ ν p ν + m (5.99)<br />
s<br />
cos θ = ⃗p ′ · ⃗p<br />
|⃗p ′ | |⃗p|<br />
(5.100)<br />
e<strong>in</strong>geführt. Mit<br />
|⃗q | 2 = (⃗p − ⃗p ′ ) 2 = 4|⃗p | 2 s<strong>in</strong> 2 θ 2<br />
(5.101)
5.3 Störungstheorie 139<br />
erhält man schließlich<br />
[ ]<br />
dσ Ze<br />
2 2<br />
dΩ = 0<br />
4πǫ 0<br />
cos 2( )<br />
θ<br />
2 +<br />
m 2<br />
|⃗p | 2<br />
4|⃗p | 2 s<strong>in</strong> 4( θ<br />
2<br />
) |F(⃗q )| 2 . (5.102)<br />
Der s<strong>in</strong> 4( )<br />
θ<br />
2 -Term im Nenner stammt vom Impulsübertrag ⃗q 2 .<br />
Für e<strong>in</strong>en punktförmigen Kern ergibt sich mit F(⃗q ) = 1 <strong>die</strong> nach Sir Melville<br />
Mott benannte Mott-Formel.<br />
Im nichtrelativistischen Grenzfall ist |⃗p |
140 5 WECHSELWIRKENDE FELDER<br />
falls H zeitunabhängig ist, oder generell<br />
Es folgt<br />
ϕ(x) = U −1 (t, t 0 )ϕ(t 0 ,⃗r )U(t, t 0 ). (5.107)<br />
ϕ(x) = U −1 (t, t 0 )U 0 (t, t 0 )ϕ W (x)U −1<br />
0 (t, t 0 )U(t, t 0 )<br />
= W −1 (t, t 0 )ϕ W (x)W(t, t 0 ).<br />
(5.108)<br />
Dabei ist <strong>die</strong> unitäre Transformation W(t, t 0 ) durch <strong>die</strong> Dyson-Reihe gegeben<br />
W(t 1 , t 2 ) erfüllt<br />
W(t, t 0 ) = Te −i∫ t<br />
t 0<br />
H I (t ′ ) dt ′ . (5.109)<br />
W(t 1 , t 2 ) = W −1 (t 2 , t 1 ),<br />
W(t 3 , t 2 )W(t 2 , t 1 ) = W(t 3 , t 1 ), (t 3 > t 2 > t 1 ).<br />
(5.110)<br />
Beweis: Die erste Formel ist klar, <strong>die</strong> zweite Formel erhält man aus<br />
W(t 3 , t 2 )W(t 2 , t 1 ) =<br />
[Te ∫ −i t 3<br />
H<br />
t I (t ′ ) dt ′] [<br />
2 Te −i∫ t 2<br />
H<br />
t I (t ′′ ) dt ′′]<br />
1<br />
hier ist t 3 ≥ t ′ ≥ t 2 und t 2 ≥ t ′′ ≥ t 1<br />
=Te −i∫ t 3<br />
t 2<br />
H I (t ′ ) dt ′ −i ∫ t 2<br />
t 1<br />
H I (t ′′ ) dt ′′<br />
=W(t 3 , t 1 ).<br />
(5.111)<br />
Das Ergebnis ist auch richtig, wenn t 1 < t 2 < t 3 nicht gilt. 17<br />
Da wir uns <strong>für</strong> zeitgeordnete Produkte der Feldoperatoren ϕ(x 1 ) · · · ϕ(x n )<br />
<strong>in</strong>teressieren, nehmen wir ohne E<strong>in</strong>schränkung der Allgeme<strong>in</strong>heit an, dass<br />
x 0 1 > x 0 2 > . . . > x 0 n ist. Damit folgt<br />
ϕ(x 1 ) · · · ϕ(x n ) = W −1 (t 1 , t 0 )ϕ W (x 1 ) ×<br />
W(t 1 , t 0 )W −1 (t 2 , t 0 ) ϕ W (x 2 ) · · · W −1 (t n , t 0 )ϕ W (x n )W(t n , t 0 )<br />
} {{ }<br />
W (t 1 ,t 0 )W (t 0 ,t 2 )=W (t 1 ,t 2 )<br />
= W −1 (t 1 , t 0 )ϕ W (x 1 )W(t 1 , t 2 )ϕ W (x 2 ) . . . W(t n−1 , t n )ϕ W (x n )W(t n , t 0 ).<br />
17 Siehe: M. Maggiore, A Modern Introduction to Quantum Field Theory, Oxford Univ.<br />
Press, New York, 2005, S.118.
5.3 Störungstheorie 141<br />
−τ<br />
ϕ W (x n )<br />
t n<br />
. . .<br />
ϕ W (x 2 )<br />
t 2<br />
ϕ W (x 1 )<br />
t 1<br />
+τ<br />
t<br />
Seien τ > t 1 , t n > −τ, dann ist<br />
ϕ(x 1 ) · · · ϕ(x n ) =<br />
W −1 (τ, t 0 )<br />
{<br />
}<br />
W(τ, t 1 )ϕ W (x 1 )W(t 1 , t 2 )ϕ W (x 2 ) . . . W(t n−1 , t n )ϕ W (x n )W(t n , −τ)<br />
W(−τ, t 0 ).<br />
Das Produkt <strong>in</strong> der großen geschweiften Klammer ist automatisch zeitgeordnet,<br />
darum kann man <strong>die</strong> Faktoren W(∗, ∗) <strong>in</strong> der geschweiften Klammer<br />
nach rechts verschieben, wenn man vor <strong>die</strong> Klammer den Zeitordnungsoperator<br />
T setzt. Fasst man<br />
zusammen, so erhält man<br />
ϕ(x 1 ) · · · ϕ(x n )<br />
W(τ, t 1 )W(t 1 , t 2 ) · · · W(t n , −τ) = W(τ, −τ),<br />
=W −1 (τ, t 0 ) T { ϕ W (x 1 ) · · · ϕ W (x n ) e −i ∫ τ<br />
−τ H I(t) dt } W(−τ, t 0 ).<br />
Im Limes τ → ∞ gibt das<br />
<br />
= .<br />
Der Vakuumzustand im Wechselwirkungsbild ist bis auf e<strong>in</strong>en Phasenfaktor<br />
e<strong>in</strong>deutig, so dass wir<br />
haben, und damit<br />
W −1 (t 0 , −∞)|0>= e iα |0> W<br />
142 5 WECHSELWIRKENDE FELDER<br />
Der Phasenfaktor hängt nicht von der Anzahl n der Feldfaktoren ab, man<br />
bekommt ihn daher mit n = 0 :<br />
1 == e i(α+β) W W .<br />
Insgesamt folgt aus <strong>die</strong>ser Rechnung <strong>die</strong> Gell-Mann-Low-Formel:<br />
= W W<br />
W W<br />
(5.112)<br />
Der Nutzen der Formel liegt dar<strong>in</strong>, dass auf der rechten Seite nur Matrixelemente<br />
vorkommen, <strong>die</strong> mit der freien Feldtheorie bestimmt werden können.<br />
Da <strong>für</strong> wechselwirkende Felder kaum exakte Lösungen existieren, bietet <strong>die</strong><br />
Gell-Mann-Low-Formel <strong>die</strong> Möglichkeit, <strong>die</strong> S-Matrixelemente durch Reihenentwicklung<br />
der Exponentialfunktion<br />
e −i∫ ∫<br />
H I (t) dt = 1 − i H I (t) dt − 1 ∫<br />
H I (t)H I (t ′ ) dtdt ′ + . . . (5.113)<br />
2<br />
durch <strong>die</strong> Green’schen Funktionen auszudrücken. Dies liefert <strong>die</strong> Störungstheorie<br />
<strong>in</strong> Form e<strong>in</strong>er Entwicklung nach Potenzen von H I . Es treten letztendlich<br />
Terme von der Gestalt<br />
auf.<br />
W W (5.114)<br />
5.3.3 Wick’sches Theorem<br />
Die nun noch verbleibende Aufgabe ist <strong>die</strong> Berechnung von<br />
G (n) (x 1 , . . . , x n ) = (5.115)<br />
<strong>in</strong> der freien Feldtheorie. Zur Er<strong>in</strong>nerung: das freie Feld wird zerlegt als<br />
ϕ(x) = ϕ (+) (x) + ϕ (−) (x), wobei ϕ (+) Vernichtungsoperatoren a und ϕ (−) Erzeugungsoperatoren<br />
a † enthält. Daher ist der Kommutator [ ϕ (+) (x), ϕ (−) (y) ]<br />
e<strong>in</strong>e gewöhnliche Funktion. Sie kann folgendermaßen bestimmt werden:<br />
[<br />
ϕ (+) (x), ϕ (−) (y) ] ==<br />
== ∆ + (x − y).<br />
(5.116)
5.3 Störungstheorie 143<br />
Beg<strong>in</strong>nen wir mit dem e<strong>in</strong>fachsten Fall n = 2. Es sei x 0 > y 0 .<br />
Tϕ(x)ϕ(y) = ϕ(x)ϕ(y)<br />
= (ϕ (+) (x) + ϕ (−) (x)) (ϕ (+) (y) + ϕ (−) (y))<br />
= ϕ (+) (x)ϕ (+) (y) + ϕ (−) (x)ϕ (+) (y)<br />
+ ϕ (−) (x)ϕ (−) (y) + ϕ (+) (x)ϕ (−) (y)<br />
= ϕ (+) (x)ϕ (+) (y) + ϕ (−) (x)ϕ (+) (y)<br />
+ ϕ (−) (x)ϕ (+) (y) + ϕ (−) (x)ϕ (−) (y)<br />
+ [ ϕ (+) (x), ϕ (−) (y) ]<br />
= :ϕ(x)ϕ(y): + [ ϕ (+) (x), ϕ (−) (y) ]<br />
= :ϕ(x)ϕ(y): + <br />
= :ϕ(x)ϕ(y): + .<br />
(5.117)<br />
Falls umgekehrt y 0 > x 0 ist, erhält man bei <strong>die</strong>ser Rechnung<br />
Tϕ(x)ϕ(y) = ϕ(y)ϕ(x) = :ϕ(y)ϕ(x): + ,<br />
das ist aber das gleiche Ergebnis wie oben, weil Tϕ(x)ϕ(y) und : ϕ(x)ϕ(y) :<br />
symmetrisch <strong>in</strong> x und y s<strong>in</strong>d.<br />
Der auftretende Erwartungswert ist der weiter oben e<strong>in</strong>geführte Feynman-<br />
Propagator<br />
= i∆ F (x − y). (5.118)<br />
Mittels des Propagators wird der Begriff der Kontraktion def<strong>in</strong>iert: <strong>für</strong> e<strong>in</strong><br />
normalgeordnetes Produkt von Feldern besteht e<strong>in</strong>e Kontraktion <strong>in</strong> der Ersetzung<br />
von zwei Feldern durch den Propagator. Für zwei Felder bedeutet<br />
das<br />
ϕ(x 1 )ϕ(x 2 ) = . (5.119)<br />
Zwei Beispiele <strong>für</strong> vier Felder s<strong>in</strong>d<br />
:ϕ(x 1 )ϕ(x 2 )ϕ(x 3 )ϕ(x 4 ): = ϕ(x 1 )ϕ(x 2 ) :ϕ(x 3 )ϕ(x 4 ):<br />
:ϕ(x 1 )ϕ(x 2 )ϕ(x 3 )ϕ(x 4 ): = ϕ(x 1 )ϕ(x 3 ) :ϕ(x 2 )ϕ(x 4 ): .<br />
Es können auch mehrere Kontraktionen angebracht werden:<br />
: ϕ(x 1 )ϕ(x 2 )ϕ(x 3 )ϕ(x 4 )ϕ(x 5 )ϕ(x 6 ): = ϕ(x 1 )ϕ(x 3 )ϕ(x 2 )ϕ(x 5 ) :ϕ(x 4 )ϕ(x 6 ): .<br />
(5.120)
144 5 WECHSELWIRKENDE FELDER<br />
Das Wick’sche Theorem besteht <strong>in</strong> der Verallgeme<strong>in</strong>erung von Gl. (5.117)<br />
und lautet<br />
Tϕ(x 1 ) · · · ϕ(x n )<br />
= :ϕ(x 1 ) · · · ϕ(x n ): (0 Kontraktionen)<br />
+ :ϕ(x 1 )ϕ(x 2 )ϕ(x 3 ) · · · ϕ(x n ): (1 Kontraktion)<br />
+ . . . alle anderen Terme mit 1 Kontraktion<br />
+ :ϕ(x 1 )ϕ(x 2 )ϕ(x 3 )ϕ(x 4 )ϕ(x 5 ) · · · ϕ(x n ):<br />
+ . . . alle anderen Terme mit 2 Kontraktionen<br />
+ . . .<br />
⎧<br />
⎨ :ϕ(x 1 )ϕ(x 2 ) · · · ϕ(x n−1 )ϕ(x n ):<br />
+<br />
⎩<br />
:ϕ(x 1 )ϕ(x 2 ) · · · ϕ(x n−2 )ϕ(x n−1 )ϕ(x n ):<br />
+ . . . alle anderen Terme <strong>die</strong>serArt<br />
=: K(ϕ(x 1 ) · · · ϕ(x n )).<br />
( n 2<br />
Kontraktionen, n gerade)<br />
( n−1<br />
2<br />
Kontrakt., n ungerade)<br />
(5.121)<br />
Das Symbol K(ϕ(x 1 ) · · · ϕ(x n )) bezeichnet <strong>die</strong> Summe über alle möglichen<br />
Kontraktionen. Mit dem Wick’schen Theorem erhält man also e<strong>in</strong>e komplette<br />
Zerlegung des zeitgeordneten Produktes <strong>in</strong> normalgeordnete Produkte und<br />
Propagatoren. Den Beweis werden wir weiter unten skizzieren. Zunächst <strong>die</strong><br />
wichtigsten Folgerungen:<br />
und<br />
= 0, falls n ungerade (5.122)<br />
<br />
=i n ∑<br />
2 ∆ F (x i1 − x i2 ) · · · ∆ F (x <strong>in</strong>−1 − x <strong>in</strong> ), falls n gerade. (5.123)<br />
Paarungen<br />
Die Summationsvorschrift „alle Paarungen“ bedeutet, dass über alle Zerlegungen<br />
der Menge {1, 2, . . . , n} <strong>in</strong> 2-elementige Teilmengen (ungeordnete<br />
„Paare“) summiert wird 18 . Diese Formeln folgen daraus, dass <strong>die</strong> Erwartungswerte<br />
von normalgeordneten Produkten von Feldoperatoren verschw<strong>in</strong>den,<br />
= 0, und deshalb im Wick’schen Theorem nur <strong>die</strong> Terme beitragen,<br />
<strong>in</strong> denen alle Felder kontrahiert s<strong>in</strong>d.<br />
Weil G (n) (x 1 , . . . , x n ) aus e<strong>in</strong>er Summe über alle ΠG (k)<br />
c mit allen möglichen<br />
Zerlegungen (Partitionen) von {1, 2, . . . , n} besteht, folgt hieraus, dass <strong>für</strong><br />
18 Die Zahl der Summanden ist der Mult<strong>in</strong>omialkoeffizient<br />
n!<br />
(2!) n/2 .
5.3 Störungstheorie 145<br />
<strong>die</strong> freie Feldtheorie alle G (k)<br />
c<br />
mit k > 2 ke<strong>in</strong>e Beiträge liefern dürfen, also<br />
G (n)<br />
c = 0 <strong>für</strong> n > 2. (5.124)<br />
Die Gültigkeit des Wick’schen Theorems soll jetzt <strong>für</strong> n = 3 explizit gezeigt<br />
werden. Sei x 0 1 > x 0 2 und x 0 1 > x 0 3. Dann ist nach dem Wick’schen Theorem<br />
<strong>für</strong> n = 2<br />
Tϕ(x 1 )ϕ(x 2 )ϕ(x 3 ) = ϕ(x 1 )Tϕ(x 2 )ϕ(x 3 )<br />
= ( ϕ (+) (x 1 ) + ϕ (−) (x 1 ) ) ( :ϕ(x 2 )ϕ(x 3 ): + ϕ(x 2 )ϕ(x 3 ) )<br />
= ϕ (+) (x 1 ) :ϕ(x 2 )ϕ(x 3 ): + ϕ (−) (x 1 ) :ϕ(x 2 )ϕ(x 3 ): + ϕ(x 1 )ϕ(x 2 )ϕ(x 3 ).<br />
(5.125)<br />
Wir verkürzen <strong>die</strong> Notation mit ϕ k := ϕ(x k ), und gehen stückweise vor:<br />
ϕ (+)<br />
1 :ϕ 2 ϕ 3 : = ϕ (+)<br />
1 : (ϕ (+)<br />
2 + ϕ (−)<br />
2 )(ϕ (+)<br />
3 + ϕ (−)<br />
3 ) :<br />
= ϕ (+)<br />
1 (ϕ (+)<br />
2 ϕ (+)<br />
3 + ϕ (−)<br />
3 ϕ (+)<br />
2 + ϕ (−)<br />
= ϕ (+)<br />
1 ϕ (+)<br />
2 ϕ (+)<br />
3 + [ ϕ (+)<br />
1 , ϕ (−)<br />
+ [ ϕ (+)<br />
1 , ϕ (−)<br />
2<br />
+ [ ϕ (+)<br />
1 , ϕ (−)<br />
2<br />
= ϕ (+)<br />
1 ϕ (+)<br />
2 ϕ (+)<br />
3 + ϕ (−)<br />
+ [ ϕ (+)<br />
1 , ϕ (−)<br />
3<br />
3<br />
]<br />
(+) ϕ<br />
3 ϕ (+)<br />
1 ϕ (+)<br />
]<br />
(+) ϕ 2 + [ ϕ (+)<br />
2<br />
= :ϕ (+)<br />
1 ϕ 2 ϕ 3 : + [ ϕ (+)<br />
1 , ϕ (−)<br />
3<br />
2 ϕ (+)<br />
]<br />
(+) ϕ<br />
3 + ϕ (−)<br />
2 ϕ (−)<br />
3 )<br />
2 + ϕ (−)<br />
3 ϕ (+)<br />
1 ϕ (+)<br />
2<br />
3 + ϕ (−)<br />
2 ϕ (+)<br />
1 ϕ (+)<br />
3<br />
]<br />
(−) ϕ 3 + ϕ (−)<br />
2 ϕ (+)<br />
1 ϕ (−)<br />
3<br />
} {{ }<br />
[ ]<br />
ϕ (−)<br />
2<br />
ϕ (+)<br />
1 ,ϕ (−)<br />
3<br />
+ϕ (−)<br />
2 ϕ (−)<br />
3 ϕ (+)<br />
1<br />
2 + ϕ (−)<br />
2 ϕ (+)<br />
1 ϕ (+)<br />
3 + ϕ (−)<br />
1 , ϕ (−) ]<br />
(+) ϕ 3 + [ ϕ (+)<br />
1 , ϕ (−)<br />
2<br />
]<br />
ϕ2 + [ ϕ (+)<br />
1 , ϕ (−) ]<br />
2 ϕ3 .<br />
2 ϕ (−)<br />
3 ϕ (+)<br />
1<br />
]<br />
(−) ϕ 3 + ϕ (−)<br />
2<br />
Diese Terme s<strong>in</strong>d jetzt normalgeordnet.<br />
Der zweite Term <strong>in</strong> (5.125), ϕ (−)<br />
1 :ϕ 2 ϕ 3 :, ist bereits normalgeordnet, so dass<br />
[<br />
(+) ϕ 1 , ϕ (−) ]<br />
3<br />
ϕ 1 :ϕ 2 ϕ 3 : = (ϕ (+)<br />
1 + ϕ (−)<br />
1 ) :ϕ 2 ϕ 3 :<br />
= :ϕ 1 ϕ 2 ϕ 3 : + [ ϕ (+)<br />
1 , ϕ (−)<br />
3<br />
]<br />
ϕ2 + [ ϕ (+)<br />
= :ϕ 1 ϕ 2 ϕ 3 : +ϕ 1 ϕ 3 ϕ 2 + ϕ 1 ϕ 2 ϕ 3 .<br />
1 , ϕ (−)<br />
2<br />
]<br />
ϕ3<br />
(5.126)<br />
Insgesamt erhält man<br />
Tϕ(x 1 )ϕ(x 2 )ϕ(x 3 ) = :ϕ(x 1 )ϕ(x 2 )ϕ(x 3 ):<br />
+ ϕ(x 1 )ϕ(x 2 )ϕ(x 3 ) + ϕ(x 1 )ϕ(x 3 )ϕ(x 2 ) + ϕ(x 2 )ϕ(x 3 )ϕ(x 1 ).<br />
(5.127)
146 5 WECHSELWIRKENDE FELDER<br />
Skizze des Beweises <strong>für</strong> beliebige n: 19<br />
Der Beweis erfolgt durch vollständige Induktion. Für n = 1, 2, 3 ist das<br />
Wick’sche Theorem bereits bewiesen. Ohne E<strong>in</strong>schränkung der Allgeme<strong>in</strong>heit<br />
sei x (0)<br />
1 > x (0)<br />
k <strong>für</strong> k = 2, . . . , n. Die Behauptung gelte <strong>für</strong> alle m < n. Es ist<br />
Tϕ(x 1 ) · · · ϕ(x n ) = ϕ(x 1 )Tϕ(x 2 ) · · · ϕ(x n )<br />
= ( ϕ (+) (x 1 ) + ϕ (−) (x 1 ) ) K(ϕ(x 2 ) · · · ϕ(x n ))<br />
= ϕ (−) (x 1 )K(ϕ(x 2 ) · · · ϕ(x n ))<br />
+ K(ϕ(x 2 ) · · · ϕ(x n )) ϕ (+) (x 1 )<br />
+ [ ϕ (+) (x 1 ), K(ϕ(x 2 ) · · · ϕ(x n )) ] .<br />
(5.128)<br />
Die ersten beiden Summanden enthalten alle Kontraktionen, <strong>die</strong> nicht ϕ(x 1 )<br />
be<strong>in</strong>halten. Sie s<strong>in</strong>d normalgeordnet. Der dritte Summand enthält alle Kontraktionen<br />
vom Typ<br />
[<br />
ϕ (+) (x 1 ), ϕ (−) (x k ) ] = ϕ(x 1 )ϕ(x k ), (5.129)<br />
<strong>die</strong> ϕ(x 1 ) be<strong>in</strong>halten. Die Terme s<strong>in</strong>d normalgeordnet. Insgesamt s<strong>in</strong>d es alle<br />
möglichen Kontraktionen.<br />
5.3.4 Feynman-Diagramme <strong>für</strong> <strong>die</strong> ϕ 4 -Theorie<br />
Mit der Gell-Mann-Low-Formel und dem Wick’schen Theorem stehen jetzt<br />
<strong>die</strong> Mittel bereit, um <strong>die</strong> Terme <strong>in</strong> der Störungstheorie zu beliebigen Ordnungen<br />
systematisch zu erzeugen und <strong>in</strong> Form von Feynman-Diagrammen<br />
graphisch zu symbolisieren. Anhand der ϕ 4 -Theorie soll exemplarisch das<br />
grundsätzliche Vorgehen bei der Berechnung der Störungsreihe <strong>für</strong> e<strong>in</strong> wechselwirkendes<br />
Feld vorgeführt werden. Es sei also<br />
∫<br />
∫<br />
H I (t)dt = − L I d 4 x = g ∫<br />
ϕ 4 (x) d 4 x. (5.130)<br />
4!<br />
Betrachten wir <strong>die</strong> Gell-Mann-Low-Formel <strong>für</strong> <strong>die</strong> Zweipunkt-Green’sche Funktion<br />
G (2) (x 1 , x 2 ) = <br />
. (5.131)<br />
Nenner<br />
Den Nenner behandeln wir später. Im Zähler steht als Faktor <strong>in</strong> e<strong>in</strong>em zeitgeordneten<br />
Produkt <strong>die</strong> Dyson-Reihe,<br />
1 − ig ∫<br />
d 4 x(ϕ(x)) 4 + 1 ( ) −ig 2 ∫<br />
d 4 xd 4 y(ϕ(x)) 4 (ϕ(y)) 4 + . . . . (5.132)<br />
4!<br />
2 4!<br />
19 Siehe: J. D. Bjorken, S. D. Drell, Relativistische <strong>Quantenfeldtheorie</strong>, Bibliographisches<br />
<strong>Institut</strong>, Mannheim, 1967, und W. Gre<strong>in</strong>er, J. Re<strong>in</strong>hardt, <strong>Theoretische</strong> <strong>Physik</strong>, Bd. 7A,<br />
Feldquantisierung, Harri Deutsch, 1993, S. 260.
5.3 Störungstheorie 147<br />
Der erste Term, <strong>die</strong> Näherung nullter Ordnung, liefert<br />
= i∆ F (x 1 − x 2 ), (5.133)<br />
also den freien Propagator. Er wird symbolisiert durch<br />
Der zweite Term ist<br />
− i g 4!<br />
x 1 x 2<br />
= i∆ F (x 1 − x 2 ). (5.134)<br />
∫<br />
d 4 x. (5.135)<br />
Es gibt 15 Möglichkeiten, Kontraktionen zu bilden. (Der erste Faktor kann<br />
sich mit 5 freien ϕ(x ⋆ ) paaren, der zweite dann nur noch mit 3 freien, der<br />
dritte hat nur e<strong>in</strong>e Möglichkeit.) Von <strong>die</strong>sen 15 Möglichkeiten gibt es zwei<br />
Typen<br />
3 mal ϕ(x 1 )ϕ(x 2 )ϕ(x)ϕ(x)ϕ(x)ϕ(x). (5.136)<br />
Hierbei können <strong>die</strong> vier h<strong>in</strong>teren Feldoperatoren auf drei Weisen verpaart<br />
werden. Der zweite Typ von möglichen Kontraktionen wird vertreten durch<br />
12 mal ϕ(x 1 )ϕ(x 2 )ϕ(x)ϕ(x)ϕ(x)ϕ(x). (5.137)<br />
Hierbei kann ϕ(x 1 ) auf 4 Weisen verpaart werden und anschließend kann<br />
ϕ(x 2 ) noch unter 3 Partnern wählen. Die dritte Kontraktion ist danach festgelegt.<br />
Der erste Typ von Kontraktionen wird symbolisiert durch<br />
und der zweite Typ wird symbolisiert durch<br />
x<br />
x 1 x 2<br />
(5.138)<br />
(5.139)<br />
x 1 x x 2<br />
In <strong>die</strong>sen Graphen lässt sich e<strong>in</strong> Symbol <strong>für</strong> den Wechselwirkungsterm ausmachen,<br />
nämlich<br />
∫<br />
= −ig<br />
d 4 x (5.140)
148 5 WECHSELWIRKENDE FELDER<br />
Nun bleibt noch der Faktor 1 . Man verrechnet ihn mit dem Faktor, der das<br />
4!<br />
vielfache Auftreten des Graphen berücksichtigt und schreibt das Ergebnis als<br />
so genannten Symmetriefaktor an den Graphen.<br />
Symmetriefaktoren s<strong>in</strong>d hier:<br />
3<br />
4! = 1 8 , 12<br />
4! = 1 2 .<br />
Damit ist der Feynman-Graph <strong>für</strong> den zweiten Term der Reihe, also <strong>die</strong><br />
Näherung erster Ordnung <strong>für</strong> <strong>die</strong> Wechselwirkung fertig:<br />
1<br />
8<br />
x<br />
+ 1 (5.141)<br />
x 1 x 2 2 x 1 x x 2<br />
Der dritte Term der Reihe wird durch <strong>die</strong> folgenden 7 Graphen ausgedrückt<br />
1<br />
128 x 1 x 2<br />
+ 1 16 x 1 x 2<br />
+ 1<br />
48 x 1 x 2<br />
+ 1 16 x 1 x 2<br />
+ 1 4 x 1 x 2<br />
+ 1 4 x 1 x 2<br />
+ 1 6 x 1 x 2<br />
(5.142)<br />
Jetzt zum Nenner <strong>in</strong> der Gell-Mann-Low-Formel. Er besteht nur aus der<br />
Exponentialreihe. Die Felder ϕ(x 1 ) und ϕ(x 2 ) kommen dar<strong>in</strong> nicht vor. Darum<br />
stehen <strong>für</strong> <strong>die</strong>se Reihe nur <strong>die</strong> Graphen, <strong>die</strong> nicht mit äußeren Punkten<br />
verbunden s<strong>in</strong>d. Solche Graphen heißen Vakuumgraphen.<br />
<br />
+ 1<br />
128<br />
+ 1 16<br />
+ 1 48<br />
+ . . .<br />
(5.143)<br />
Die Vakuumgraphen treten auch als Faktoren im Zähler auf; er lautet
5.3 Störungstheorie 149<br />
+ 1 4<br />
+ 1 2<br />
+ 1 4<br />
+ 1 6<br />
{<br />
1 + 1 8<br />
{<br />
1 + 1 8<br />
{<br />
1 + 1 8<br />
{<br />
1 + 1 8<br />
{<br />
1 + 1 8<br />
+ 1<br />
128<br />
}<br />
+ . . .<br />
}<br />
+ . . .<br />
}<br />
+ . . .<br />
}<br />
+ . . . + . . .<br />
+ 1<br />
16<br />
+ 1<br />
48<br />
}<br />
+ . . .<br />
(5.144)<br />
Es gilt: Die Vakuumgraphen kürzen sich zwischen Zähler und Nenner heraus.<br />
Den Beweis, der etwas Komb<strong>in</strong>atorik erfordert, lassen wir aus.<br />
Damit haben wir <strong>die</strong> Green’sche Funktion im Ortsraum bis zur zweiten Ordnung<br />
im ϕ 4 -Wechselwirkungsterm gefunden. Sie lautet<br />
G (2) (x 1 , x 2 ) = + 1 2<br />
+ 1 4<br />
+ 1 4<br />
+ 1 6<br />
.<br />
(5.145)<br />
Die Feynman Regeln<br />
Die Graphen enthalten Propagatoren, Vertices und Symmetriefaktoren:<br />
Propagator :<br />
x 1 x 2<br />
= i∆ F (x 1 − x 2 )<br />
∫<br />
Vertex : = −ig<br />
d 4 x . . .<br />
(5.146)<br />
Die Symmetriefaktoren, also <strong>die</strong> Vorfaktoren der e<strong>in</strong>zelnen Graphen, s<strong>in</strong>d<br />
gegeben durch <strong>die</strong> Anzahl der beitragenden Kontraktionen:<br />
Symmetriefaktor = Anzahl der Kontraktionen × 1 n! . (5.147)<br />
Der Symmetriefaktor ist auch gegeben durch <strong>die</strong> Mächtigkeit S der Symmetriegruppe<br />
des Graphen, wobei <strong>die</strong> äußeren Be<strong>in</strong>e festgehalten werden:<br />
Symmetriefaktor = 1 S = 1<br />
|Symmetriegruppe| . (5.148)
150 5 WECHSELWIRKENDE FELDER<br />
Die Symmetriegruppe e<strong>in</strong>es Graphen besteht aus allen Abbildungen des Graphen<br />
auf sich selbst, bei denen <strong>die</strong> äußeren Be<strong>in</strong>e festgehalten werden. Bildlich<br />
kann man kann sich vorstellen, dass <strong>die</strong> L<strong>in</strong>ien des Graphen Gummibänder<br />
s<strong>in</strong>d, <strong>die</strong> an den Vertices und an den festen äußeren Punkten angeknüpft<br />
s<strong>in</strong>d. Alle Bewegungen, bei denen <strong>die</strong> Vertices und Gummibänder untere<strong>in</strong>ander<br />
vertauscht werden ohne dass <strong>die</strong> Verknüpfungen gelöst werden, und <strong>die</strong><br />
wieder den gleichen Graphen ergeben, bilden <strong>die</strong> Symmetriegruppe. Zur Symmetriegruppe<br />
gehören unter Anderem: Umklappen von Schleifen, Permutationen<br />
gleicher Untergraphen und Permutationen der Verb<strong>in</strong>dungen zwischen<br />
zwei Vertices. E<strong>in</strong>e Warnung ist am Platz: sicherer als <strong>die</strong> Bestimmung der<br />
Symmetriegruppe ist das aufwändigere, aber eventuell weniger fehleranfällige<br />
Abzählen der Kontraktionen.<br />
Beispiele <strong>für</strong> Symmetriefaktoren:<br />
Propagator-Graphen<br />
S = 2<br />
S = 2 · 2<br />
S = 3! = 6<br />
(Permutationen)<br />
Vakuumgraphen<br />
S = 2 · 2 · 2 = 8<br />
S = 2 · 8 · 8 = 128<br />
S = 4! · 2 = 48<br />
(Permutationen und Rechts-L<strong>in</strong>ks-Spiegelung)
5.3 Störungstheorie 151<br />
Als weiteres Beispiel betrachten wir <strong>die</strong> 4-Punkt-Green’sche Funktion.<br />
G (4) (x 1 , x 2 , x 3 , x 4 )<br />
=<br />
x 1<br />
x 2 x 3<br />
⎧<br />
+ 1 ⎨<br />
2⎩<br />
x 4<br />
+ + +<br />
+ + + + +<br />
+ + + + + . . .<br />
(5.149)<br />
⎫<br />
⎬<br />
⎭ .<br />
Unter <strong>die</strong>sen Graphen gibt es zusammenhängende und nicht zusammenhängende<br />
Exemplare. Es gilt (ohne Beweis):<br />
Die zusammenhängenden Graphen gehören zu den zusammenhängenden Green-<br />
Funktionen.<br />
G c (x 1 , . . . , x n ) = ∑ (zusammenhängende Diagramme). (5.150)<br />
In <strong>die</strong>sem Beispiel ist<br />
G (4)<br />
c (x 1 , x 2 , x 3 , x 4 )<br />
(5.151)<br />
= + 1 2<br />
+ 1 2<br />
+ 1 2<br />
+ 1 2<br />
+ . . .<br />
Der führende Term <strong>die</strong>ser Reihe ist<br />
∫<br />
= −ig<br />
d 4 x ∆ F (x 1 − x)∆ F (x 2 − x)∆ F (x 3 − x)∆ F (x 4 − x). (5.152)<br />
Feynman-Regeln im Impulsraum<br />
In der Praxis werden <strong>die</strong> Propagatoren im Impulsraum verwendet, weil <strong>die</strong><br />
Rechnungen dort e<strong>in</strong>facher s<strong>in</strong>d. Der Feynman Propagator ist<br />
∫<br />
i∆ F (x) = i<br />
d 4 k e −ikx ∫<br />
(2π) 4 k 2 − m 2 + iǫ = i<br />
d 4 k<br />
(2π) 4e−ikx ˜∆ F (k). (5.153)
152 5 WECHSELWIRKENDE FELDER<br />
Damit lässt sich das obige Diagramm schreiben als<br />
∫<br />
= −ig<br />
∫<br />
= −ig<br />
d 4 x i∆ F (x 1 − x) · · · i∆ F (x 4 − x)<br />
∫ d<br />
d 4 4 ∫<br />
k 1 d 4<br />
x<br />
(2π) . . . k 4 1+k 2 +k 3 +k 4 )x<br />
4 (2π) 4ei(k<br />
e −i(k 1x 1 +k 2 x 2 +k 3 x 3 +k 4 x 4 )<br />
i<br />
k1 2 − m 2 + iǫ . . .<br />
i<br />
k 2 4 − m 2 + iǫ<br />
∫ d 4 ∫<br />
k 1 d 4<br />
= −ig<br />
(2π) . . . k 4<br />
δ(k 4 (2π) 4(2π)4 1 + k 2 + k 3 + k 4 )<br />
(5.154)<br />
e −i(k 1x 1 +k 2 x 2 +k 3 x 3 +k 4 x 4 ) i ˜∆ F (k 1 )i ˜∆ F (k 2 )i ˜∆ F (k 3 )i ˜∆ F (k 4 ).<br />
Die Green’sche Funktion im Impulsraum ist def<strong>in</strong>iert durch (siehe Gl. (5.19))<br />
∫ d<br />
G (4)<br />
4 ∫<br />
k 1 d 4<br />
c (x 1 , . . . , x 4 ) =<br />
(2π) . . . k 4<br />
δ(k 4 (2π) 4(2π)4 1 + k 2 + k 3 + k 4 )<br />
Daraus folgt<br />
e −i(k 1x 1 +k 2 x 2 +k 3 x 3 +k 4 x 4 )<br />
˜G<br />
(4)<br />
c (k 1 , . . . , k 4 ).<br />
(5.155)<br />
˜G (4)<br />
c (k 1 , . . . , k 4 ) = −ig i ˜∆ F (k 1 )i ˜∆ F (k 2 )i ˜∆ F (k 3 )i ˜∆ F (k 4 ) + weitere Graphen.<br />
(5.156)<br />
Diesen Ausdruck repräsentiert man durch den Impulsraum-Graphen:<br />
k 1<br />
k 4<br />
k 2 k 3<br />
Das führt uns zu Feynman-Regeln <strong>für</strong> zusammenhängende Graphen im Impulsraum:<br />
= i ˜∆ F (k) =<br />
i<br />
k 2 − m 2 + iǫ<br />
= −ig
5.3 Störungstheorie 153<br />
∫<br />
Über jeden <strong>in</strong>neren Impuls wird <strong>in</strong>tegriert mit<br />
d 4 k<br />
(2π) 4.<br />
Für jeden Vertex gibt es e<strong>in</strong>en Faktor (2π) 4 δ (4) ( ∑ k), der <strong>die</strong> Impulserhaltung<br />
darstellt. Die so berechneten Diagramme liefern <strong>die</strong> Beiträge zu<br />
(2π) 4 δ (4) ( ∑ p i )<br />
˜G<br />
(n)<br />
c (p 1 , . . . , p n ). (5.157)<br />
Die Rechnung kann vere<strong>in</strong>facht werden, <strong>in</strong>dem man <strong>die</strong> Impuls-erhaltenden δ-<br />
Funktionen dadurch berücksichtigt, dass nur über <strong>die</strong> unabhängigen Schleifen-<br />
(n)<br />
Impulse <strong>in</strong>tegriert wird. Dies liefert direkt <strong>die</strong> Beiträge zu ˜G c (p 1 , . . . , p n ).<br />
Beispiel 1:<br />
k<br />
˜G (2) (p, −p) = + 1 2<br />
+ . . .<br />
= i ˜∆ F (p) + 1 2 (−ig) ( i ˜∆ F (p) ) 2 ∫ d 4 k i<br />
(2π) 4 k 2 − m 2 + iǫ + . . .<br />
Übung: Leite <strong>die</strong>sen Ausdruck her, ausgehend vom Graphen im Ortsraum,<br />
Gleichung (5.145).<br />
Beispiel 2:<br />
soll <strong>die</strong> Reduktion der Impuls<strong>in</strong>tegrationen auf <strong>die</strong> Schleifen-Impulse illustrieren.<br />
E<strong>in</strong> Beitrag zu (2π) 4 (4)<br />
δ(p 1 +p 2 +p 3 +p 4 ) ˜G c (p 1 , . . . , . p 4 ) wird dargestellt<br />
durch den Graphen<br />
(2π) 4 δ(p 1 + p 2 + p 3 + p 4 ) ·<br />
= (−ig) 2 i ˜∆ F (p 1 )i ˜∆ F (p 2 )i ˜∆ F (p 3 )i ˜∆ F (p 4 )<br />
∫ d 4 ∫<br />
k 1 d 4 k 2 i i<br />
(2π) 4 (2π) 4 k1 2 − m 2 + iǫ k2 2 − m 2 + iǫ<br />
(2π) 4 δ(p 1 + p 2 − k 1 − k 2 )(2π) 4 δ(p 3 + p 4 + k 1 + k 2 )<br />
= (2π) 4 δ(p 1 + p 2 + p 3 + p 4 ) g 2 ∏ (p 2 j − m 2 ) −1<br />
∫ d 4 k 1 1<br />
1<br />
(2π) 4 k1 2 − m 2 + iǫ (k 1 + p 3 + p 4 ) 2 − m 2 + iǫ .<br />
Dies ergibt den Beitrag<br />
˜G (4)<br />
c (p 1 , . . . p 4 ) = . . . + 1 ∏ 2 g2 (p 2 j − m 2 ) −1<br />
∫<br />
d 4 k<br />
(2π) 4 1<br />
k 2 − m 2 + iǫ<br />
k 1<br />
k 2<br />
1<br />
(k + p 3 + p 4 ) 2 − m 2 + iǫ .
154 5 WECHSELWIRKENDE FELDER<br />
Bei der Berechnung von S-Matrix-Elementen werden durch <strong>die</strong> Reduktionsformeln<br />
noch <strong>die</strong> äußeren Faktoren entfernt.<br />
Divergenzen<br />
Betrachten wir den Term<br />
k<br />
∝<br />
∫<br />
d 4 k 1<br />
(2π) 4 k 2 − m 2 + iǫ . (5.158)<br />
Das Integral über den vierdimensionalen Raum divergiert <strong>für</strong> k → ∞ wegen<br />
d 4 k ∼ d 3 |k| d(W<strong>in</strong>kelanteil). (5.159)<br />
Schneidet man <strong>die</strong> k-Integration bei e<strong>in</strong>er Grenze, dem sogenannten „Cutoff“<br />
Λ ab, so divergiert das Integral <strong>für</strong> große Λ quadratisch,<br />
∫ Λ<br />
d 4 k i<br />
(2π) 4 k 2 − m 2 + iǫ ∼ Λ2 , (5.160)<br />
und im Limes Λ → ∞ erhalten wir e<strong>in</strong>en unendlichen Beitrag.<br />
Auch der im Unendlichen stärker abfallende Term zweiter Ordnung<br />
k 1<br />
k 2<br />
∫<br />
∝<br />
d 4 k<br />
(2π) 4 1<br />
k 2 − m 2 + iǫ<br />
1<br />
(k + p 3 + p 4 ) 2 − m 2 + iǫ<br />
divergiert noch logarithmisch ∝ ln(Λ) <strong>für</strong> große Λ.<br />
Diese so genannten Ultraviolett(UV)-Divergenzen haben <strong>die</strong> Entwicklung der<br />
QED lange beh<strong>in</strong>dert. Die Probleme werden gelöst durch<br />
Renormierung.<br />
Wir können das Verfahren der Renormierung hier nicht im Detail behandeln.<br />
Lediglich <strong>die</strong> Grundideen sollen kurz angedeutet werden. Die wesentlichen<br />
Schritte s<strong>in</strong>d dabei:<br />
a) Regularisierung.<br />
Durch Abänderung der Integrale werden sie vorübergehend endlich gemacht.<br />
Es gibt verschiedene Möglichkeiten der Regularisierung:<br />
– <strong>E<strong>in</strong>führung</strong> e<strong>in</strong>es Cutoffs Λ<br />
– Pauli-Villars-Regularisierung<br />
– <strong>E<strong>in</strong>führung</strong> e<strong>in</strong>es Gitters
5.3 Störungstheorie 155<br />
– Dimensionelle Regularisierung. Hierbei wird <strong>die</strong> Integration ersetzt<br />
gemäß<br />
∫ ∫<br />
d 4 k −→ d D k mit D = 4 − ǫ.<br />
Das Ergebnis ist e<strong>in</strong>e analytische Funktion <strong>in</strong> D mit e<strong>in</strong>em Pol bei<br />
D = 4.<br />
b) Eigentliche Renormierung.<br />
Man unterscheidet <strong>die</strong> Masse m 0 , <strong>die</strong> Kopplungskonstante g 0 und das<br />
Feld ϕ 0 (x), <strong>die</strong> <strong>in</strong> der Wirkung S stehen, von der renormierten Masse<br />
m R , der renormierten Kopplungskonstanten g R und dem renormierten<br />
Feld ϕ R (x). Die renormierten Parameter sollen physikalische Größen<br />
se<strong>in</strong>, <strong>die</strong> messbar s<strong>in</strong>d, während <strong>die</strong> „nackten“ Größen m 0 , g 0 und ϕ 0 (x)<br />
lediglich Parameter <strong>in</strong> der ursprünglichen Wirkung s<strong>in</strong>d. Die renormierten<br />
Größen s<strong>in</strong>d Funktionen der nackten Größen und des Cuttoffs:<br />
und es gilt<br />
m R = m R (g 0 , m 0 , Λ), g R = g R (g 0 , m 0 , Λ), (5.161)<br />
ϕ R (x) = Z −1/2<br />
3 ϕ 0 (x) mit e<strong>in</strong>em Faktor Z −1/2<br />
3 (g 0 , m 0 , Λ). (5.162)<br />
Es wird nun der Grenzwert<br />
Λ −→ ∞ (5.163)<br />
so gebildet, dass <strong>die</strong> physikalischen Größen m R , g R festgehalten werden,<br />
während <strong>die</strong> nackten Größen m 0 und g 0 divergieren.<br />
Illustration des Verfahrens an G (2)<br />
k<br />
˜G (2)<br />
c (p) = + 1 + . . .<br />
2<br />
= i ˜∆ F (p) − 1 ( ˜∆ F (p) ) 2<br />
g0 I(m 0 , Λ) + . . .<br />
2<br />
= i ˜∆<br />
{<br />
F (p) 1 + 1 2 i ˜∆<br />
}<br />
F (p)g 0 I(m 0 , Λ) + . . .<br />
( ˜G (2)<br />
c (p) ) −1<br />
= −i(p 2 − m 2 0)<br />
= −i<br />
{<br />
1 − i }<br />
˜∆ F (p)g 0 I(m 0 , Λ) + . . .<br />
2<br />
}<br />
{<br />
p 2 − m 2 0 − i 2 g 0I(m 0 , Λ) + . . .<br />
(5.164)<br />
(5.165)<br />
=: −i(p 2 − m 2 R).
156 5 WECHSELWIRKENDE FELDER<br />
Hier wurde <strong>die</strong> renormierte Masse e<strong>in</strong>geführt, welche <strong>in</strong> <strong>die</strong>ser Ordnung der<br />
Störungstheorie durch<br />
m 2 R = m 2 0 + i 2 g 0I(m 0 , Λ) (5.166)<br />
gegeben ist. Im gleichen Maße, wie Λ anwächst, muss sich m 0 ändern, damit<br />
<strong>die</strong> physikalische Masse m R endlich bleibt. Theorien, bei denen <strong>die</strong>ses Verfahren<br />
endliche Ausdrücke <strong>für</strong> <strong>die</strong> Green’schen Funktionen des renormierten<br />
Feldes liefert, heißen renormierbar. Dazu gehören <strong>die</strong> φ 4 -Theorie, <strong>die</strong> QED,<br />
<strong>die</strong> QCD und <strong>die</strong> We<strong>in</strong>berg-Salam-Theorie der schwachen Wechselwirkung.<br />
5.3.5 Feynman-Regeln <strong>für</strong> <strong>die</strong> QED<br />
Zum Abschluss sollen noch kurz <strong>die</strong> Feynman-Regeln <strong>für</strong> <strong>die</strong> Quantenelektrodynamik<br />
genannt werden. Wir betrachten e<strong>in</strong> kovariantes Quantisierungsverfahren<br />
(Gupta-Bleuler). E<strong>in</strong>e kovariante Eichfixierung <strong>für</strong> <strong>die</strong> Potenziale des<br />
Maxwellfeldes kann durch den zusätzlichen Eichfixierungsterm (gauge fix<strong>in</strong>g<br />
term)<br />
L gf = − 1 2ξ (∂ µA µ ) 2 (5.167)<br />
<strong>in</strong> der Lagrangefunktion realisiert werden. Damit wird <strong>die</strong> Lagrangefunktion<br />
der QED<br />
L = ( ψ(iγ µ ∂ µ − m)ψ ) − 1 4 F µνF µν − 1 2ξ (∂ µA µ ) 2 − e(ψγ µ ψ)A µ . (5.168)<br />
Die ersten drei Terme s<strong>in</strong>d quadratisch <strong>in</strong> den Feldern und bestimmen <strong>die</strong><br />
freien Propagatoren. Der Propagator <strong>für</strong> das Dirac-Feld war<br />
iS F,αβ (x − y) =, (5.169)<br />
wobei α, β <strong>die</strong> Dirac-Indizes s<strong>in</strong>d. Im Impulsraum lautet der Propagator nach<br />
Gleichung (4.221)<br />
˜S F (k) =<br />
γµ k µ + m<br />
k 2 − m 2 + iǫ . (5.170)<br />
Den Photon-Propagator <strong>in</strong> der kovarianten Eichung haben wir noch nicht<br />
e<strong>in</strong>geführt. Aus der obigen Lagrangefunktion folgt er rasch zu<br />
iD F,µν (k) =<br />
−i (<br />
g<br />
k 2 µν − (1 − ξ) k )<br />
µk ν<br />
. (5.171)<br />
+ iǫ<br />
k 2<br />
Zwei häufig verwandte Wahlen <strong>für</strong> den Parameter ξ s<strong>in</strong>d
5.3 Störungstheorie 157<br />
1. <strong>die</strong> Landau Eichung: ξ = 0, der Propagator ist transversal,<br />
2. <strong>die</strong> Feynman Eichung: ξ = 1, der Propagator ist e<strong>in</strong>fach.<br />
Feynman Regeln <strong>für</strong> <strong>die</strong> QED im Impulsraum<br />
α<br />
β<br />
= i ˜S F,αβ<br />
µ ν = i˜D F,µν (k)<br />
µ<br />
Vertex<br />
= −ieγ µ<br />
Zusätzlich gilt noch <strong>die</strong> Regel: <strong>für</strong> jede geschlossene Fermion-Schleife ist e<strong>in</strong><br />
Faktor (−1) anzubr<strong>in</strong>gen. E<strong>in</strong> solcher Graph ist zum Beispiel<br />
Faktor (-1)<br />
Bei der Berechnung von S-Matrix-Elementen s<strong>in</strong>d weiterh<strong>in</strong> Faktoren <strong>für</strong> <strong>die</strong><br />
äußeren L<strong>in</strong>ien anzubr<strong>in</strong>gen:<br />
u s (p) :<br />
¯v s (p) :<br />
ū s (p) :<br />
v s (p) :<br />
ǫ µ (p) :<br />
ǫ ∗ µ (p) :<br />
Elektron, e<strong>in</strong>laufend<br />
Positron, e<strong>in</strong>laufend<br />
Elektron, auslaufend<br />
Positron, auslaufend<br />
Photon, e<strong>in</strong>laufend<br />
Photon, auslaufend