非相対論的な場と電磁場の相互作用

様に、違う電荷を持った粒子の場に対する共変微分はD_µ =∂_µ−ie^′A_µのようにする。このよ うにすると共変微分はライプニッツ則

D_µ(AB) = (D_µA)B+A(D_µB) (5.31)

を満たす(A, Bがどんな電荷を持っていても)。この時、ABに対する共変微分に入る電荷はA

の電荷+Bの電荷である。

作用がこのような電荷に比例した角度での位相変換で不変であるための必要条件として、作 用に現れる場の電荷の和がかならず0になっていなくてはいけない。

ABC →e^ieAΛAe^ieBΛBe^ieCΛC (5.32) のように変換して不変であるためには、e_A+e_B+e_C = 0でなくてはならないのである。

量子化するとそれぞれの場はそれぞれの粒子の生成・消滅演算子となる。作用に現れる場が 常に電荷の和が0になる組み合わせになっているということは、粒子が生成・消滅した時に電 荷の総和が変化しないことを意味する。すなわち、位相変換の不変性は電荷の保存則を保証し ているのである。

5.2 非相対論的な場と電磁場の相互作用

5.2.1 作用とゲージ不変性

電荷qを持ったFermi粒子の場の理論を非相対論的に考えていく。相互作用がない場合の作

用は

I_{F REE} =

∫

d⁴x

(

iψ^∗ ∂

∂tψ− 1

2m∂_iψ^∗∂_iψ

)

(5.33) であるが、ここで微分を共変微分に置き換えることにより、電磁場と相互作用する場合の作用

I_Charged =

∫

d⁴x

(

iψ^∗

(∂

∂t−iqA₀

)

ψ− 1

2m(∂_i+ iqA_i)ψ^∗(∂_i−iqA_i)ψ

)

(5.34) を作ることができる。これに、電磁場自体の作用

I_EM =

∫

d⁴x

(

−1

4F^µνF_µν

)

(5.35) を加えたものが全作用となる。

量子化を行うためには、前節で説明したゲージ不変性を固定しなくてはいけない。非相対論 的な場合には、クーロンゲージ∂_iA_i = 0を選ぶことが多い。今ゲージをとっていない状態のベ クトルポテンシャルをA˜µとすると、ゲージ変換のパラメータΛを、

∂_i∂_iΛ =−∂_iA˜_i (5.36)

を満たすように選べば、新しいベクトルポテンシャルはクーロンゲージの条件を満たすように なる。∂_i∂_i = ∆と表し、

∆⁻¹(⃗x, ⃗y) =− 1

4π|⃗x−⃗y| (5.37)

でその逆演算子を定義する⁵と、

Λ(x) = −^∫ ∆⁻¹(x, y)∂_iA˜_i(y)d³y (5.38) とすればよい。クーロンゲージを取った時の運動方程式を書いてみよう。ゲージを取る前の Maxwell方程式は

∂_µ∂^µA^ν −∂_µ∂^νA^µ =−j^ν (5.39) であった。クーロンゲージ∂_iAⁱ = 0を取ると、左辺第２項は−∂₀∂^νA⁰のみが残る。ν = 0に対 しては

∂_i∂ⁱA⁰ =−j⁰ 即ち∆A⁰ =j⁰ (5.40) という式になる。この式には時間微分がどこにもない。そのため、場A⁰はそれ自体は力学的 に発展しない、補助的な場であると言える。つまり、

A⁰(⃗x, t) =

∫

d³⃗y∆⁻¹(⃗x, ⃗y)j⁰(⃗y, t) (5.41) のようにj⁰で表してしまうことができる。ところでj⁰とはなんであったかというと、ラグランジ アン密度にj⁰A₀のような形で入っているもの(j⁰ = ∂L

∂A₀)であったから、今の場合はj⁰ =qψ^∗ψ となる。これは電荷密度そのものである。この式は、A⁰ =−ϕだったことを考えると、

ϕ(⃗x, t) =

∫

d³⃗y 1

4π|⃗x−⃗y|j⁰(⃗y, t) (5.42) という式となり、静電場の場合のクーロンポテンシャルを求める式そのものになる。ただし、

これはクーロンゲージが静電場でないと取れないと言っているのではない。静電場の時と同じ 式が出るようなゲージだというだけである。

この式だけを見ていると、離れた場所のj⁰(⃗y, t)が即時にA⁰(⃗x, t)に影響を受けていることに なり、超光速現象を容認しているかのごとき印象を与えるが、ゲージ場A⁰自体は観測量では ないので、これは物理的な意味での超光速現象を意味しない。物理的に意味のある量(たとえ ば電場E_i =∂_iA₀−∂₀A_i)を考えれば、このような超光速の伝播はない。

このようにしてA₀は求めてしまうことができるので、作用もこれを代入して簡単にしてし まおう。電磁場のラグランジアン密度は

−1

4F^µνF_µν =−1 2

(

∂_µA_ν∂^µA^ν −(∂_µA^µ)²⁾ (5.43) とまとめられるが、括弧内の第２項は(∂₀A⁰)²になってしまうので、ちょうど第１項のA⁰を含 む部分の時間微分の項がちょうどなくなってしまう。結果は

−1 2

(

∂_µA_i∂^µAⁱ +∂_iA₀∂ⁱA⁰⁾ (5.44) となる。適当な部分積分をすると作用が

1 2

∫

d⁴x⁽∂_µA_i∂^µA_i−A⁰∆A⁰⁾ (5.45) とまとまる。A⁰の含まれる部分は

∫

d⁴x

(

−1

2A⁰∆A⁰+A⁰j₀

)

(5.46)

5

( ∂

∂xi

)2

∆(x, y) =δ³(⃗x−⃗y)を証明するには、まず点⃗yを原点とする極座標に直す。こうすると、左辺が原 点以外では0であることと、体積積分すると1であることが簡単に示せる。

5.2. 非相対論的な場と電磁場の相互作用 87 となるが、ここに(5.41)を代入することによって、

∫

dtd³⃗xd³⃗y1

2j⁰(⃗x, t)∆⁻¹(⃗x, ⃗y)j⁰(⃗y, t) (5.47) という形にまとめることができる。j⁰が電荷密度であることを考えれば、この項はちょうど、

粒子の間のクーロン相互作用のエネルギーを表していることがわかる。

また、他のjⁱについても計算してみると、

jⁱ = ∂L

∂Ai

= iq 2m

(

ψ^∗(∂ⁱ−iqAⁱ⁾ψ−⁽∂ⁱ+ iqAⁱ⁾ψ^∗ψ⁾ (5.48) となる。これらのカレントj^µはAの0次を取ると、位相変換に対するNoetherカレントJ^µの

−q倍になっていることがわかる。もちろん、これらも保存則∂_µj^µ= 0を満たす。

5.2.2 ^{正準交換関係}

場ψに対する運動量はiψ^∗であり、正準反交換関係(Fermionなので交換関係ではない)を {ψ(⃗x, t), ψ^∗(⃗y, t)}=δ³(⃗x−⃗y) (5.49) と設定すればよい。

次に電磁場の方を考える。A⁰が消去されたので、残る電磁場はAⁱが３つということになる が、実はこの３つは独立でない(∂_iAⁱ = 0)ので、独立な電磁場は２個しかない。量子化を行う 時には独立な自由度に対して正準交換関係を設定しなくてはいけない。そのことを考慮せずに 計算すると失敗する。どのように失敗するかをまず示しておく。

A_iに対する運動量をπⁱと置くと、

πⁱ = ∂L

∂A˙_i = ∂

∂tAⁱ (5.50)

となり、 [

A_i(⃗x, t), π^j(⃗y, t)^]= iδ_i^jδ³(⃗x−⃗y) (5.51) という交換関係を置けばよさそうであるが、この交換関係は

[

∂_iA_i(⃗x, t), π^j(⃗y, t)^]= i∂^jδ³(⃗x−⃗y) (5.52)

[

A_i(⃗x, t), ∂_jπ^j(⃗y, t)^]= i∂_iδ³(⃗x−⃗y) (5.53) となって、本来ゼロとなるべきものがゼロにならない。

正しい交換関係を求めるためには、Aⁱを∂iAⁱ = 0によって消される部分と消されない部分 に分け、消されない部分にのみ交換関係を設定するという作業が必要になる。まず運動量表示 に持っていって、

Aⁱ(⃗x, t) = 1 (2π)³²

∫

d³⃗kAⁱ(⃗k, t)e^i⃗k⃗x (5.54) と考えると、クーロンゲージはk_iAⁱ(⃗k, t) = 0という式になる。ここで、一般の(ゲージ条件 を課していない)Aⁱから、ゲージ条件を課したAⁱだけを選びだすような行列を考える。もし、

⃗k = (k,0,0)のように⃗kがx-軸の方向を向いているならば、この行列は

δ_ij −δ_i1δ_1j =







0 0 0 0 1 0 0 0 1





 (5.55)

のように考えられる。つまり、単位行列から、今抜きたい方向への単位ベクトルの直積になっ ている行列(いまの場合では

δ_i1δ_1j =







1 0 0 0 0 0 0 0 0





 (5.56)

となる)を引けば良い。ベクトル⃗kが一般の方向を向いているときはその方向の単位ベクトル は ⃗k

|⃗k|であるから、引き抜くべき行列は 1

|⃗k|²k_ik_j となる。つまり、一般のゲージ場からクーロ ンゲージを満たすゲージ場への射影演算子は運動量表示では、

Pij =δij − k_ik_j

|⃗k|² (5.57)

と書ける。この射影演算子は

P_ijP^j_k=P_ik (5.58)

のように、自乗すると元に戻るという性質を持っている(一度引き抜いたら、二度引き抜いて も結果はいっしょ)。

よって、この射影演算子を使って射影された部分(2成分)に対して正準交換関係を要求すれ ばよいことになる。

結果として出てくる正準交換関係は、

[

Aⁱ(⃗x, t), π_j(⃗y, t)^]= i (2π)³

∫

d³⃗k

(

δ^ij −kⁱk^j

|⃗k|²

)

e^{i⃗k(⃗x−⃗y)} (5.59) となる。この交換関係は、クーロンゲージを尊重したものになっている。なお、実際にはこの ような計算は『拘束系の量子化』と呼ばれ、Diracによる一般論があり、それに従えば任意性な く正準交換関係を求めることができるが、ここではとにかく自由度が抜けるような式を探すと いう方法を使った。

この交換関係から導かれるAの伝播関数は

⟨0|T⁽Aⁱ(x)A^j(y)⁾|0⟩= 1 (2π)⁴

∫

d⁴k

(

δ^ij − kⁱk^j

|⃗k|²

) i

k²e^−ik(x−y) (5.60) のように、射影演算子を含んだものになる。

5.2.3 相互作用ハミルトニアン

以上からこの系のハミルトニアンを求めると、H =H_m+H_EM +H_Iと３つにわけて書くこ とができて、

H_m = 1 2m

∫

d³⃗x∂_iψ^∗∂_iψ (5.61)

H_EM = 1 2

∫

d³⃗x(π_iπ_i+∂_iA_j∂_iA_j) (5.62) H_I = iq

2m

∫

d³⃗x(A_i(ψ^∗∂_iψ−∂_iψ^∗ψ)−iqA_iA_iψ^∗ψ) +q²

2

∫

d³⃗xd³⃗yψ^∗ψ(⃗x)∆⁻¹(⃗x, ⃗y)ψ^∗ψ(⃗y) (5.63)

5.3. 相対論的な場と電磁場の相互作用 89

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