Вершинная функция

Cтраница 2

Разложение ( 72) спинорной вершинной функции на инвариантные форм-факторы должно удовлетворять условиям того же типа, что и разложение спинорной амплитуды. Выбор независимых ко-вариантов Хд должен обеспечивать ковариантность разложения, отсутствие кинематических особенностей и возможность просто учитывать инвариантность относительно отражений. Дополнительные условия отсутствуют при выборе ( 2J 1) - компонентных волновых функций. [16]

Существует тесная связь между вершинной функцией и амплитудой взаимного рассеяния квазичастиц. [17]

В общем виде процедура разложения вершинной функции весьма громоздка, и мы рекомендуем читателю указанные выше оригинальные статьи. [18]

Величина gz включена в определение вершинной функции N, которая должна давать все вклады в psu, и, разумеется, неизвестна ( см., однако, разд. Здесь будут рассмотрены две такие модели. [19]

Поправки высших порядков к комптоиовской амплитуде. [20]

Очевидно, следует вычислить пропага-тор и вершинную функцию во втором порядке. [21]

Определенную таким образом функцию Г называют вершинной функцией. [22]

Мы приходим к выводу, что в 2-петлевом приближении вершинные функции ( или, что то же, функции Грина), масса и константа связи в теории ср4 могут быть сделаны конечными с помощью соответствующей перенормировки. Возникает вопрос, сохраняется ли это важное свойство во всех порядках. Это вопрос о перенормируемости, на который, однако, трудно ответить. Мы отсылаем читателя к литературе. Следует заметить, что наибольшую трудность при доказательстве перенормируемости представляет явление перекрывающихся расходимостей. [23]

Левая часть этого уравнения представляет собой производную от ( 1ЧН) электрон-фотонной вершинной функции, а два члена в правой части являются функциями, обратными полным пропагато-рам. [24]

В соответствии с общей процедурой, для устранения этих расходимостей из соответствующих собственных вершинных функций нужно вычесть несколько первых членов разложения в ряд Тейлора по внешним импульсам. В качестве центра разложения обычно выбирают точку, в которой внешние импульсы лежат на массовой поверхности, поскольку такой выбор обеспечивает правильную нормировку одночастичных состояний. [25]

Как указано в § 9.3, конечные члены определяются выбором импульсов, при которых различные вершинные функции обращаются в нуль. Однако, за исключением этого соображения, подход к перенормировкам, основанный на добавлении контрчленов к лагранжиану, является по существу противоположным по отношению к подходу к перенормировкам, впервые рассмотренному в § 9.3 и основанному на таком переопределении массы и других величин, при котором они конечны после учета взаимодействия. Для этого необходимо, чтобы голая масса ( и другие величины) в первоначальном лагранжиане была бесконечной. В процедуре, основанной на контрчленах, мы исходим из физической ( конечной) массы, и она остается конечной за счет добавления ( бесконечных) контрчленов к У. Получающаяся при этом голая масса тв [ например, определяемая соотношением (9.113) ] совпадает с величиной, с которой мы начинали в первой процедуре перенормировок. [26]

Спиновая зависимость гриновских функций идеального газа отделяется в виде Qrl 8apG а спиновая зависимость вершинной функции ( без антисимметризации. [27]

Полезно знать размерности ( их иногда называют каноническими или техническими размерностями) различных функций Грина и вершинных функций. Для удобства ссылок они сосредоточены в табл. 9.1. Строки таблицы разъясняются следующими примечаниями: 1) Следует из определения функции Грина. [28]

Тождества Уорда и их обобщения, найденные Такахаши, - это точные соотношения между 1ЧН - вершинными функциями и пропагаторами, справедливые во всех порядках теории возмущений. Они следуют из калибровочной инвариантности КЭД и играют ключевую роль в доказательстве перенормируемости этой теории. [29]

Два представления для соотношения.| Си. текст. [30]

Страницы: 1 2 3 4