Вклад - диаграмма
Cтраница 2
Легко видеть, что диаграммы 14.8, б, в дают одинаковые вклады, равные вкладу диаграммы 14.8, с; при этом в диаграмме рис. 14.8 6 работает третье слагаемое в операторе 94, и следует учесть два возможных способа объединения конечных кварков в я-мезоны. Диаграммы 14.8, г, д вклада в амплитуду распада не дают по следующей причине. В этих диаграммах л-мезоны рождаются векторной частью тока ( d Us. С другой стороны, матричный элемент Q ULy L K y пропорционален импульсу / С-мезо-ла. Поэтому вклад данных диаграмм пропорционален дивергенции изотопического векторного тока ( 5уи), которая равна нулю с точностью, с которой справедлива изотопическая симметрия. Другими словами, вклады диаграмм рис. 14.8, г, д в распад К - - 2л взаимно сокращаются, что связано с тем, что я-мезоны рождаются оператором 5уцы, изотопический спин которого равен единице. Однако такое состояние системы запрещено сохранением G-четности. [16]
При очень малых е ( 12) переходит в соотношение Гп - Сп - е 1 дающее повод думать, что при el 1 вклад перекрывающихся диаграмм может стать большим. [17]
При вычислении основной величины киральной теории Fr - константы пиоппого распада п - - [ j v показано, что однопетлевые диаграммы, после проведения перенормировок, приводят к малой поправке - порядка нескольких процентов от вклада древесных диаграмм. Это свидетельствует о самосогласованности одпопетле-вого приближения в киралыюй теории. [18]
ПОЛЯРИЗАЦИОННЫЙ ОПЕРАТОР в квантовой электродинамике - функция, представляющая собой аналог массового оператора для безмассовой частицы - фотона. Включает вклады диаграмм поляризации вакуума в пропагатор фотона. [19]
 |
Диаграммы радиационных поправок к трех-глюонной вершине ( 2, б. [20] |
В низшем порядке по теории возмущений - функция ( при использовании, напр. Inu2 вкладов диаграмм рис. 3, 4, При этом вклад первой из диаграмм рис. 3 положителен и пропорц. [21]
 |
Принцип работы сис. [22] |
Один из наиб, ярких результатов - вычисление вклада трехпетлевых диаграмм в аномальный магн. [23]
 |
Сверхтонкое расщепление 2Si / - и 2Pi - уровней атома водорода ( масштаб не выдержан. [24] |
Поляризация вакуума искажает кулоновский потенциал, увеличивая эффективный заряд ядра на расстояниях порядка комптоновской длины волны электрона hjmc, что приводит к отрицат. Поэтому указанная поправка оказывается малой по сравнению с вкладом диаграммы 1, а, так что результирующий сдвиг уровня положителен. [25]
Теперь мы можем разъяснить, что именно означает учет вклада разных диаграмм. Дело в том, что каждой диаграмме соответствует определенная амплитуда перехода; результирующая амплитуда есть сумма указанных амплитуд. [26]
Нетрудно заметить, что формулы (IV.76) и (IV.39) имеют одинаковый вид, только вместо g ( IV. Такое сходство может показаться странным, поскольку (IV.39) выведена суммированием вкладов только древесных диаграмм, а формула (IV.76) описывает гель, содержащий циклические фрагменты. Однако оно не случайно и может быть объяснено с помощью методов теории поля для систем, содержащих конденсат [180], роль которого в рассматриваемом случае играет гель. Для вычисления корреляционных функций в рамках приближения СП в таких системах рассмотрение циклической диаграммы сложной топологии, которая в термодинамическом пределе отвечает конденсату, можно заменить ее эквивалентным набором бесконечных хордовых деревьев. Последние получаются из графа путем разрезания всех его циклических ребер всевозможными способами. [27]
Поскольку поле дс1 удовлетворяет уравнению движения, действие. Нулевой порядок теории возмущений по константе П соответствует древесному приближению; поправки старших порядков описывают вклады различных петлевых диаграмм. Применимость этого метода основана на том, что в каждом порядке теории возмущений возникающие интегралы имеют гауссову форму и, следовательно, могут быть вычислены аналитически. [28]
Для суммирования бесконечных последовательностей членов ряда теории возмущений очень удобна диаграммная техника, которая практически не отличается от диаграммной техники для равновесных систем ( см. [1, 64]), поскольку квазиравновесные термодинамические функции Грина имеют ту же алгебраическую структуру, что и равновесные мацубаровские функции Грина. Как и в равновесном случае, учет знаменателей в выражениях типа (6.1.56) приводит к сокращению вкладов несвязных диаграмм. [29]
Диаграммы обменного типа дают такой же вклад в сечение, как и диаграммы прямые. В силу тождественности электронов суммарный вклад прямых и обменных диаграмм следует разделить на 2; поэтому можно рассматривать только вклад прямых диаграмм и не учитывать тождественности частиц. Для столкновения же электрона с позитроном вместо обменных фигури руют аннигиляционные диаграммы. Поэтому с указанной точностью сечения тормозного излучения при столкновениях электрона с электроном и с позитроном одинаковы. [30]
Страницы: 1 2 3