Квантовая электродинамика - Берестецкий В.Б.
Скачать (прямая ссылка):
155-Ь;.И- ••• <131’2»
0 о
В результате такого преобразования вместо п различных квадратичных полиномов в знаменателе возникает п-я степень всего одного полинома второй степени.
Устранив 6-функцию интегрированием по dl>n и введя новые переменные согласно
^>2=Хп-2 Xn-\i •••> ?Л- 1 = Х1 Х2, ii + ?2 + • • • + Sn-1 = Х1> получим формулу (131,2) в эквивалентном виде:
1 xt
---------гг=(п— 1)! I dx, \ dX„ ...
... ап v > J 2
О о
хп-й
j П~1 [fll*o-l+Q2 (хп-2— • -+ал О ~xl)]U ' ^ ^
5 1*1]
ИНТЕГРАЛЫ ПО ЧКТЫРЕХ.'ЛЕРНЫМ ОБЛАСТЯМ
645
При п = 2 эта формула имеет вид
dx
(131,4)
ala2 J [ а1х -Г а1 ( 1 “ х) 12
О
и проверяется прямым вычислением. Для произвольного же п формула может быть доказана по индукции от п — 1 к п. Действительно, произведя в (131,3) интегрирование по с1хп_1У получим в правой стороне равенства разность двух (п — 2)-кратных интегралов того же вида. Предполагая для них формулу справедливой, получим
что совпадает с выражением в левой стороне равенства (131,3).
Дифференцированием (131,3) по аг, а2 . . . можио получить аналогичные формулы, служащие для параметризации интегралов, содержащих в знаменателях какие-либо из полиномов в степенях выше первой.
Регуляризация расходящихся интегралов осуществляется вычитанием из них интегралов аналогичного вида. Для вычисления такой разности может оказаться целесообразным предварительное преобразование разности подынтегральных выражений (каждое из которых уже было преобразовано с помощью (131,2)) с помощью формулы
После преобразования согласно (131,3) четырехмерное интегрирование в (131,1) приводится к виду
где /-4-вектор, а а3 —скаляр, зависящие оба от параметров х1У ..., хп_г\ скаляр а2 будем считать положительным.
Если интеграл (131,6) сходится, то в нем можно произвести замену переменных согласно k — l—+k (сдвиг начала координат), после чего он принимает вид
[(а — b) z+ 6]л + 1 ‘
п (а — 6) dz
(131,5)
О
(131,6)
(131,7)
(с другой функцией / (k)), так что знаменатель содержит лишь квадрат №. Что касается числителя, то достаточно ограничиться рассмотрением скалярных функций f = F(k2). Действительно, для
646
РАДИАЦИОННЫЕ ПОПРАВКИ
[Гл. XII
интегралов с числителями другого вида имеем
С k^F (k2) dlk
I
kP k° F (k2) d*k _
J (k“ — a2)" k^k^F (k2) d4 1
-a2)"
= 0,
i*v Г k*F (**> d4
J (k2—a2)"
(131.8)
(131.9)
(k2— a2)"
=Y4 (Лр0 + w*+sV) j ¦kZ*F-Xifc (131 ’10)
и т. д., как это очевидно уже из соображений симметрии (при интегрировании по всем направлениям k).
В исходном интеграле (131,1) каждый из множителей аи а2, ... в знаменателе имеет (как функция от ka) по два нуля, которые
обходятся при интегрировании по dk0 согласно обычному правилу (§ 75). После преобразования к виду (131,7) вместо 2л простых полюсов подынтегральное выражение имеет всего два полюса л-го порядка, которые обходятся по тому же правилу (путь С на рис. 25). Смещая контур интегрирования, как показано стрелками, можно совместить его с мнимой осью в плоскости k0 (С' на рис. 25). Другими словами, переменная k0 заменится на k0 = ik'0 с вещественной переменной k'0. Изменив также обозначение к на к', будем иметь
k2 = kl-к2 ^ — (?;2 + к'2) = - к’\ (131,11)
где k’ — 4-вектор в евклидовой метрике. При этом d^k переходит в d*k — id*k'
ik'*d^dQ,
где dQ — элемент четырехмерных телесных углов. Интегрирование по dQ дает 2яг (см. II, § 111), после чего
(131,12)
Обозначив k'
В частности,
dik in2k d (k ).
= z, получим окончательно
F (k2) dik , , ^ . 2 ? F (— z) zdz
. "1Й о
(k2 — a2)"
: (--- 1)" in2 J
d*k
(z+a2)« (— 1)" i.u2
(k2 — a2)" a2 <«- 2> (n — 1) (ti — 2) ‘
(131,13)
(131,14)
§ 131] ИНТЕГРАЛЫ ПО ЧЕТЫРЕХМЕРНЫМ ОБЛАСТЯМ
647
Логарифмически расходящаяся часть в интегралах (131,7) может быть выделена в виде
Г ^ mi ir^
J [(?—/)2 — а2]2 ' (131,15)
Легко видеть, что и в таком интеграле допустимо преобразование k—^k + l. Действительно, разность первоначального и преобразованного интегралов
J______1____________!___X^k
представляет собой сходящийся интеграл, и потому в нем замена во всяком случае допустима. Произведя ее и заменив еще затем k—.— k, получим ту же величину с обратным знаком, откуда и следует ее равенство нулю.
Линейно расходящийся интеграл должен иметь вид
I,
но фактически такой интеграл расходится лишь логарифмически: подынтегральное выражение асимптотически (при k —> оо) равно йц/(&2)2 и обращается в нуль при усреднении по направлениям. Сдвиг начала координат, однако, не оставляет интеграл (131,16) неизменным, а добавляет к нему аддитивную постоянную. Продемонстрируем это для случая бесконечно малого сдвига k —> k б/, вычислив разность
ди _ Г j______^_________\ л 3i 17)
А -J ^{A_6/)2_a2J2— (/g2_a2jTfd ft. (131,1/)
С точностью до членов первого порядка по Ы
. ц __ Г \4к»(кЫ) 6/* ) ,4.
-J \(**-ос*)* (А*-аУ[ай-
В первом члене усреднение по направлениям заменяет числитель на й25/к (ср. (131,9)), после чего находим1)
В окончательных выражениях радиационных поправок часто фигурирует трансцендентная функция, определяемая интегралом
F
(?) = ^ь?±*Ldx (131>19)
