Cząstki elementarne i ich oddziaływania

Cząstki elementarne i ich oddziaływania
IV
1. Antycząstki wg
Feynmana.
2. Cząstki wirtualne
3. Propagator.
4. Oddziaływania
elektromagnetyczne.
1
Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS
Interpretacja Feynmana
Rozwiązania r. Diraca:
są cząstkami o ujemnej energii
poruszającymi się wstecz w czasie
antycząstkami o dodatniej energii
propagującymi się w czasie „do
przodu”.
LUB
Uwaga: exp(-iEt) = exp {-i(-E)(-t)}
Feynman wprowadził graficzną interpretację
elementarnych procesów zachodzących pomiędzy
elektronami:
time
Kierunek strzałki dla antycząstki - „do
tyłu” w czasie
Podstawowe procesy:
(każdy zabroniony przez zas.zach.en i pędu )
2
Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS
Diagramy Feynmana - konstrukcja
Oddziaływanie zachodzi, gdy następuje:
wymiana energii i pędu miedzy cząstkami,
kreacja lub anihilacja cząstek.
♦ Oddziaływanie zachodzi poprzez wymianę wirtualnych cząstek
♦ Każde rzeczywiste oddziaływanie (np. rozpraszenie elektron-proton)
składa się z:
dwóch linii zewnętrznych reprezentujących funkcje falowe cząstek,
dwóch wierzchołków, każdy proporcjonalny do siły oddziaływania,
linii wewnętrznej opisującej wirtualną wymienianą cząstkę.
♦ Werteksy i strzałki są tylko symbolami, nie reprezentują śladów cząstek w przestrzeni.
♦ Diagramy czytamy od lewej do prawej strony (strzałka czasu) – z lewej strony mamy cząstki przed
odziaływaniem, z prawej – po nim (czasem konwencja biegu czasu góra-dół).
♦ Z lewej strony wierzchołka - strzałka skierowana do wierzchołka oznacza cząstkę wchodzącą do
oddziaływania, strzałka od wierzchołka reprezentuje antycząstkę wchodzącą do oddziaływania.
Z prawej strony (czyli po oddziaływaniu) – odpowiednio odwrotnie.
A teraz popatrzmy na niezwykłe cechy diagramów Feynmana:
3
Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS
Diagramy Feynmana – obracamy!
Oddziaływanie zachodzi, gdy następuje:
wymiana energii i pędu miedzy cząstkami,
kreacja lub anihilacja cząstek.
♦ Oddziaływanie zachodzi poprzez wymianę wirtualnych cząstek
♦ Każde rzeczywiste oddziaływanie (np. rozpraszenie elektron-proton)
składa się z:
dwóch linii zewnętrznych reprezentujących funkcje falowe cząstek,
dwóch wierzchołków, każdy proporcjonalny do siły oddziaływania,
linii wewnętrznej opisującej wirtualną wymienianą cząstkę.
♦ Werteksy i strzałki są tylko symbolami, nie reprezentują śladów cząstek w przestrzeni.
♦ Diagramy czytamy od lewej do prawej strony (strzałka czasu) – z lewej strony mamy cząstki przed
odziaływaniem, z prawej – po nim (czasem konwencja biegu czasu góra-dół).
♦ Z lewej strony wierzchołka - strzałka skierowana do wierzchołka oznacza cząstkę wchodzącą do
oddziaływania, strzałka od wierzchołka reprezentuje antycząstkę wchodzącą do oddziaływania.
Z prawej strony (czyli po oddziaływaniu) – odpowiednio odwrotnie.
A teraz popatrzmy na niezwykłe cechy diagramów Feynmana:
4
Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS
Diagramy Feynmana
W każdym wierzchołku oddziaływania są zachowane i energia, i pęd, i wszystkie l.kw.
Diagramy Feynmana są graficznym przedstawieniem oddziaływań między cząstkami, zachodzących
poprzez wymianę odpowiednich kwantów pól. Diagramy reprezentują amplitudy przejścia.
Rozpatrzmy jeden z procesów w czasoprzestrzeni:
oraz zupełnie inny proces:
Procesy te zależą od wyboru układu, a więc nie są niezmiennicze.
Skoro prowadzą do tego samego stanu końcowego – w mech. kwantowej trzeba je wysumować.
5
Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS
Rozpraszanie
Mamy proces 2-ciałowy, np. rozpraszanie elektron – proton.
Prawdopodobieństwo zajścia procesu (Złota Reguła Fermiego)
Γ𝑓𝑖 = 2𝜋 𝑇𝑓𝑖
2
𝜚(𝐸𝑓 )
𝑇𝑓𝑖 element macierzowy przejścia ze stanu początkowego w końcowy
𝜚(𝐸𝑓 )– gęstość stanów końcowych,
Rachunek zaburzeń do II rzędu:
෢ 𝑗 𝑗 𝐻′
෢𝑖
𝑓
𝐻′
෢𝑖 + ෍
𝑇𝑓𝑖 = 𝑓 𝐻′
+⋯
𝐸𝑖 − 𝐸𝑗
𝑖≠𝑗
Rozpraszanie
na potencjale
Rozpraszanie poprzez
stan pośredni j
Rozpraszanie na potencjale:
• przekaz pędu bez żadnego „medium”,
• niezgodne z T.W – ruch źródła musi spowodować natychmiastową zmianę
potencjału wszędzie dookoła
Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS
6
Cząstka pośrednicząca
Stan początkowy: cząstka 𝒂 i 𝑏,
𝒂 emituje 𝑋
w późniejszej chwili 𝑋 jest
pochłonięty przez 𝑏
Stan pośredni: 𝑏, 𝑐 i wymieniany 𝑋
Stan końcowy: 𝑐 i 𝑑
lub inna kolejność w
czasie
|𝑖 ۧ → 𝑎 + 𝑏
|𝑗ۧ → 𝑐 + 𝑏 + 𝑋
|𝑓ۧ → 𝑐 + 𝑑
𝑇𝑓𝑖𝑎𝑏
stan pośredni
𝐸𝑖 ≠ 𝐸𝑗
𝑓𝑉𝑗 𝑗𝑉𝑖
𝑑 𝑉 𝑏+𝑋 𝑐+𝑋 𝑉 𝑎
=
=
𝐸𝑖 − 𝐸𝑗
(𝐸𝑎 +𝐸𝑏 ) − (𝐸𝑐 + 𝐸𝑋 + 𝐸𝑏 )
stan pośredniczący
„pożycza” energię
na czas dozwolony
przez ∆𝐸∆𝑡 < 1
oddziaływanie w wierzchołku 𝑗𝑖 opisane jest elementem macierzowym:
𝑉𝑗𝑖 = 𝑐 + 𝑋 𝑉 𝑎 =
𝑀𝑎→𝑐+𝑋
2𝐸𝑎 ∙ 2𝐸𝑐 ∙ 2𝐸𝑋
𝒈𝒂
niezmienniczy lorenzowsko element macierzowy, np.
skalar, opisujący siłę oddziaływania
1/2
np. w rozpraszaniu elektronów, wynosi ona:
𝑔=𝑒= 𝛼=
1
137
7
Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS
Propagator
Dla wszystkich diagramów, w różnej kolejności czasowej, element w postaci niezmienniczej:
𝑀𝑓𝑖 =
𝑔𝑎 𝑔𝑏
𝐸𝑎 − 𝐸𝑐 2 − 𝑝Ԧ𝑎 − 𝑝Ԧ𝑐
2
− 𝑚𝑋2
=
𝑔𝑎 𝑔𝑏
𝑝𝑎 − 𝑝𝑐 2 − 𝑚𝑋2
czteropędy cząstki początkowej i
końcowej
zdefiniujemy 𝒒 jako czteropęd wymienianej cząstki zwany PROPAGATOREM
gdy zapiszemy:
𝒑𝒂 − 𝒑𝒄 = 𝒒
𝑔𝑎 𝑔𝑏
𝑀𝑓𝑖 = 2
𝑞 − 𝑚𝑋2
𝑞 2 = 𝑝𝑎 − 𝑝𝑐
𝐸𝑎 − 𝐸𝑐
2
− 𝑝Ԧ𝑎 − 𝑝Ԧ𝑐
2
=
2
≡𝑡≤0
element macierzowy oddziaływania z dwoma wierzchołkami zależy od kwadratu przekazanego
czteropędu, masy wymienianej cząstki i siły oddziaływania w każdym wierzchołku
W procesie emisji i absorpcji energia i pęd nie są zachowane (gdy wymieniana cz. rzeczywista).
Na diagramach Feynmana w wierzchołku jest zachowany pęd i energia ALE skoro masa X jest
ujemna, to nie jest to „zwykła” cząstka (tylko WIRTUALNA!).
Masa wymienianej cząstki X zależy od energii i pędu rozpraszanych cząstek.
8
Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS
Wirtualność
CZĄSTKA RZECZYWISTA
CZĄSTKA WIRTUALNA
swobodna,
istnieje jako oddziaływanie,
o masie spoczynkowej M,
jedynie przez czas dany zasadą Heisenberga,
energia całkowita w układzie
środka masy
∆𝑡 ∆𝐸 ≥ ℏ
a zasięg odwrotnie proporcjonalny do masy::
𝐸𝐶𝑀𝑆 = 𝑀
𝑅 = 𝑐∆𝑡 = 𝑐ℏ/𝑚
po transformacji do innego układu:
𝐸 2 = 𝑝2 + 𝑚2
energia nie jest ściśle określona
Kwadrat czteropędu jest różny od kwadratu masy
spoczynkowej (off-mass shell)
Gdy taka jest zależność pomiędzy masą a energiącząstka na powłoce masy (on-mass shell)
𝐸 2 ≠ 𝑝2 + 𝑚2
Ma masę zależną od czteropędów
oddziałujących cząstek,
Cząstką wirtualną może być dowolny stan (foton, elektron,
neutrino, bozony W i Z, również kwarki i nowe nieodkryte
stany)
9
Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS
Propagator
Z diagramów można „szybko odczytać, jakiego rzędu jest amplituda na proces, np: 𝑀 =
gdzie:
𝒒𝟐 = 𝑬𝟐 − 𝒑𝟐 to energia i pęd (3-pęd) niesione przez wirtualną cząstkę X.
człon:
1
𝑞 2 − 𝑚𝑋2
𝑔𝑎 𝑔𝑏
𝑞 2 − 𝑚𝑋2
nazywamy PROPAGATOREM i liczy się go dla konkretnych oddziaływań.
1
np propagator dla rozproszenia - 2 wymiana cząstki bezmasowej (fotonu)
𝑞
𝒒 jest to różnica czteropędów pomiędzy stanem początkowym a końcowym (a i c lub b i d)
𝒒𝟐 = 𝒑𝒂 − 𝒑𝒄
𝟐
= 𝑬𝒂 − 𝑬𝒄
𝟐
− 𝒑𝒂 − 𝒑𝒄
𝟐
≡𝒕≤𝟎
𝒒 nie jest masą spoczynkową cząstki X, bo zależy od czteropędów stanów a i c: 𝒒𝟐 ≠ 𝒎𝑿 𝟐
Wymieniane cząstki nie są rejestrowane bezpośrednio, a widać jedynie SKUTEK ich działalności
(wymianę pędu i energii)
X
10
Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS
Wymiana wirtualnego fotonu
Element macierzowy 𝑴𝒇𝒊 faktoryzuje się na trzy czynniki, np. w:
ROZPRASZANIU
𝑀 ∝ 𝛼 𝑝1 + 𝑝2
prąd elektronu
propagator fotonu
1
𝑝 + 𝑝4
𝑞2 3
Przekrój czynny (prawdopodobieństwo)
zajścia procesu zależą od:
• stałych sprzężenia (sił oddziaływania),
• propagatora,
• dostępnej przestrzeni fazowej
prąd protonu
♦ Każdy wierzchołek opisuje prawdopodobieństwo emisji fotonu. Jest ono proporcjonalne do
propagatora fotonu.
♦ Propagator określa, jak bardzo cząstka jest wirtualna (poza powłoką). Im większa
wirtualność, tym mniejsza szansa produkcji takiej cząstki.
♦ Jednocześnie najbardziej prawdopodobna jest emisja fotonu mało wirtualnego (𝑞2 = 0 –
fotony prawie-rzeczywiste)
11
Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS
Rozpraszanie
Czteropęd 𝒒, niesiony przez wirtualną cząstkę, obliczony z zas. zach en. i pędu w
wierzchołkach, może być zarówno dodatni, jak i ujemny:
ROZPRASZANIE
przekaz czteropędu
𝑞 = 𝑝3 − 𝑝1 = 𝑝4 − 𝑝2
𝑞 2 = 𝐸3 − 𝐸1
𝑝1 = (𝐸1 , 𝑝Ԧ1 );
𝑝3 = (𝐸3 , 𝑝Ԧ3 )
2
− 𝑝Ԧ3 − 𝑝Ԧ1
2
≡𝑡≤0
𝒒𝟐 < 𝟎
„przestrzenny” (space-like) (t-channel)
procesy emisji i absorpcji zachodzą w tym samym czasie
12
Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS
Anihilacja
energia w ukł. śr. masy
𝑞 = 𝑝1 + 𝑝2 = 𝑝3 − 𝑝4 ≡ 𝑠
𝑞 2 = 𝐸1 + 𝐸2
2
− 𝑝Ԧ1 − 𝑝Ԧ2
2
≈ 4𝐸 2
kanał s „czasowy” (time-like)
procesy anihilacji i kreacji zachodzą w tym
samym miejscu
• √𝑡 i √𝑠 reprezentują masy cząstek wirtualnych.
• W kanale „t” masa cząstki wirtualnej jest urojona, w „s” rzeczywista.
• W kanale „s” - gdy masa wymienianej cząstki jest (prawie) równa masie
spoczynkowej rzeczywistej cząstki (np. J/Psi), prawdopodobieństwo zajścia takiego
procesu rośnie rezonansowo....
JEST TO FIZYCZNA PODSTAWA EKSPERYMENTÓW ZE ZDERZENIAMI
Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS
13
Oddziaływania elektromagnetyczne
Cząstki obdarzone ładunkiem elektrycznym oddziałują elektromagnetycznie:
1. siły wiążące elektrony z jądrem atomowym (atomy),
2. siły międzycząsteczkowe w cieczach i ciałach stałych.
Klasycznie oddziaływania są skutkiem działania sił, które pochodzą z pól: elektrycznego i
magnetycznego. Cząstki są również źródłami tych pól – V(r)
ELEKTRODYNAMIKA KWANTOWA:
Kwantowa teoria pola opisująca procesy elektromagnetyczne, która umożliwia obliczenie z bardzo
dużą precyzją przekrojów czynnych na w/w procesy.
QED - siły są skutkiem wymiany wirtualnej cząstki – kwantów pola.
Pole jest układem kwantowym złożonym z fotonów, które oddziałują z ładunkiem elektrycznym.
Krótka historia:
1900 – pierwsze kwantowanie Planca (emisja kwantów i ciało doskonale czarne)
1905 – efekt fotoelektryczny wg Einsteina
1922 – efekt Comptona
~1930 – Heisenberg, Pauli - kwantowa teoria pola
1940-50 – R. Feynman, J. Schwinger, S.Tomanaga (Nobel 1965r) – formalizm QED
14
Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS
Podstawowe procesy
propagator
𝑀𝑒𝑝 = 𝜓𝑐 𝑉 𝜓𝑎
1
𝜓 𝑉 𝜓𝑏
𝑞 2 − 𝑚𝑋2 𝑑
siła oddziaływania w wierzchołkach ∝ 𝑒 = 𝛼
♦ Anihilacja elektron-pozyton
♦ Kreacja par elektron-pozyton
𝑀 ∝ 𝑒𝑒 𝑍𝑒
𝑀𝑒𝑒 ∝ 𝑒𝑄𝑞 𝑒
|𝑀|2 ∝ 𝑍 2 𝑒 6
|𝑀𝑒𝑒 |2 ∝ 𝑄𝑞2 𝑒 4
𝜎 ∝ 𝑍2 𝛼3
𝜎 ∝ 𝑄𝑞2 𝛼 2
15
Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS
Oddziaływania elektromagnetyczne - przykłady
♦ Efekt Comptona
M.Thomson
♦ Promieniowanie hamowania
16
Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS
Oddział. elm. mniej znane
M.Thomson
Rozpad 𝜋 0 → 𝛾 𝛾
„Siła” oddziaływania zależy od wierzchołków.
Dla typowych oddz. elektromagnetycznych:
𝜎𝑒𝑙𝑚 ~10−2 𝑚𝑏
𝜏𝑒𝑙𝑚 ~10−25 𝑠
17
Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS
Poprawki radiacyjne – wyższe rzędy
Na razie patrzyliśmy tylko na najniższy rząd w rachunkach – procesy z dwoma wierzchołkami:
M.Thomson
ale są też procesy wyższych rzędów:
18
Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS
M.Thomson
Poprawki radiacyjne – wyższe rzędy
RACHUNEK ZABURZEŃ
1. Dla danego procesu rysujemy wszystkie możliwe diagramy:
2. Liczymy amplitudę na każdy namalowany proces (nieskończenie dużo amplitud?)
3. Całkowita amplituda jest sumą amplitud dla poszczególnych diagramów.
4. Przekrój czynny zależy od kwadratu amplitudy (i od przestrzeni fazowej), problem
interferencji.
5. Zakładając, że 𝛼 jest mała, dominujący wkład do szeregu perturbacyjnego ma
najniższy („leading order”) diagram.
19
Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS
Diagramy „energii własnej”
Problem pojawia się, gdy zauważymy, że elektron może nieustająco emitować i pochłaniać foton.
A foton może fluktuować na parę elektron-pozyton. Wszystko wirtualnie.
elektron emituje i pochłania wirtualną parę elektron-pozyton
KWANTOWE FLUKTUACJE prowadzą do efektów tzw. polaryzacji próżni”.
20
Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS
Diagramy „energii własnej”
M.Thomson
• Na diagramach linie elektronowe odpowiadają „gołym” elektronom – bez oddziaływania
𝒆𝟎 ,
• mierzymy – cząstki ubrane w chmurę cząstek wirtualnych 𝒆𝒆𝒙𝒑 – diagramy 'energii
własnej” „samooddziaływania”.
• Masa i ładunek elektronu stają się nieskończone – zgodnie z zas. nieoznaczoności, na
krótka chwilę, pęd wirtualnych cząstek może być nieskończony.
• Mamy doczynienia z tzw. logarytnicznymi rozbieżnościami, bo propagator daje wkład do
1
przekroju czynnego typu 𝑞, a po wysumowaniu:
න
𝑑𝑞
~ ln 𝑞
𝑞
• „Goły” ładunek jest nieskończony i niemierzalny, a mierzymy ładunek „efektywny”.
• Mamy również nieskończone wkłady do przekroju czynnego.
21
Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS
Renormalizacja
1. Rozwiązanie jest proste – polega na przedefiniowaniu masy i ładunku elektronu, poprzez
przemnożenie ich przez bezwymiarowy czynnik zawierający rozbieżną całkę, policzoną dla znanej
wartości ładunku :
𝑚𝑒𝑥𝑝 = 𝐼 ∙ 𝑚0
𝑒𝑒𝑥𝑝 (𝑞 2 ) = 𝐼(𝑞 2 ) ∙ 𝑒0
zamiast „gołej” masy (i ładunku) w obliczeniach pojawiają się wartości zmierzone.
Procedura ta nazywa się: renormalizacja.
2. Inaczej można powiedzieć, że renormalizacja jest procedurą matematyczną pozwalającą na
odjęcie od nieskończonego ładunku gołego elektronu nieskończonego ładunku otaczającej go
próżni, tak aby w wyniku otrzymać obserwowaną w doświadczeniach wartość skończoną.
3. Teoria jest renormalizowalna wtedy, gdy nieskończoności w diagramach dowolnego rzędu
(dowolnie skomplikowanych) można usunąć za pomocą skończonej liczby parametrów
doświadczalnych.
4. Wyjaśnione zostało przesunięcie Lamba (1947) – przesunięcie poziomów elektronu w atomie
wodoru spowodowanie oddziaływaniem elektronu z polem wytworzonym przez ten sam
elektron.
22
Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS
Polaryzacja próżni
określa siłę oddziaływania, ale z powodu samooddziaływania
M.Thomson
1. Stała sprzężenia 𝛼 =
𝜶 nie jest stałą!
𝑒2
2𝜋
2. Rozważmy elektron – fluktuacje kwantowe prowadzą do powstania chmury wirtualnych
par elektron- pozyton
• próżnia zachowuje się jak dielektryk, pary są spolaryzowane,
• przy dużych odległościach - „goły” ładunek jest ekranowany,
• pojawia się problem pomiaru ładunku
23
Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS
Biegnąca stała
1. Stałą sprzężenia 𝜶 wyznacza się eksperymentalnie w zależności od 𝒒𝟐 .
2. Duże 𝒒𝟐 oznacza wysoką energię próbkujacego fotonu i jego krótszą długość fali.
• Daje to próbkowanie z mniejszej odległości – foton widzi większy ładunek elektronu (wkład od
polaryzacji próżni jest mniejszy)
• 𝜶 rośnie (b. powoli) w miarę zbliżania się do
gołego ładunku ( i wzrostu 𝒒𝟐 ),
• gdy 𝒒𝟐 = 𝟎 (duże odległości) - 𝜶 = 𝟏/𝟏𝟑𝟕,
• przy 𝒒𝟐 = (𝟏𝟎𝟎 𝑮𝒆𝑽)𝟐 m2(Z0) - 𝛼 = 1/138 ….
24
Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS
Moment magnetyczny
1. Moment magnetyczny cząstki zależy od jej ładunku:
• dla punktowego ładunku o spinie 1/2: g=2 (Dirac)
2. Skoro ładunek zależy od biegnącej stałej – moment również.
3. Ale moment magnetyczny można bardzo dokładnie zmierzyć – badając jego oddziaływanie z
polem magnetycznym.
4. Jednocześnie teoretycy z wysoką precyzją liczą poprawki wyższych rzędów w QED, łącznie z
wymianą ciężkich cząstek, itp.
5. Otrzymany wynik:
6. oznacza wniosek, że QED jest bardzo precyzyjną teorią oddziaływań elektromagnetycznych.
Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS
25
Podsumowanie II
Zadaniem teoretyka jest opisanie cząstek i oddziaływań.
I. Do opisu mikroświata stosujemy zasady mechaniki kwantowej.
II. W mechanice kwantowej cząstka opisywana jest jako fala, a jej ewolucja czasowa poprzez równanie
Schrödingera.
III. Przeważnie jednak cząstki są relatywistyczne i takie podejście nie wystarcza.
Równanie Kleina-Gordona jako relatywistyczna wersja r. Schrödingera:
• opisuje cząstki relatywistyczne,
• nadaje się tylko do bozonów,
• nie interpretuje stanów z ujemnymi energiami,
• ale za to wnioski płynące z tego równania pozwalają na utożsamienie bozonów (np. fotonu, czy cząstki
masywnej) z potencjałem wytworzonym przez cząstki (i to zarówno kulombowskim, jak i Yukawy).
Równanie Diraca:
• wyprowadzone zostało jako „matematycznie bardziej poprawne” równanie Schrödingera:
• jest lorentzowsko niezmiennicze,
• opisuje cząstki relatywistyczne,
• w rozwiązaniach widać stany o niezerowych spinach i ich różne ustawienia.
• teoretycznie przewidziane zostały antycząstki,
Rola Feynmana:
• interpretacja stanów z ujemną energią w r. Diraca,
• wprowadzenie graficznej reprezentacji procesów (najpierw elektromagnetycznych),
• był jednym z twórców Elektrodynamiki Kwantowej (QFT).
26
Podsumowanie III
WNIOSEK I: Właściwa teoria:
opisuje dotychczasowe wyniki doświadczalne,
pozwala przewidywać nowe efekty, które są jej weryfikacją.
Elektrodynamika kwantowa:
I. Jest to kwantowa teoria oddziaływań elektromagnetycznych.
II. Opisuje oddziaływanie jako wymianę wirtualnych bozonów pośredniczących.
III. Oparta o perturbacyjny rachunek zaburzeń, którego coraz wyższe rzędy znajdują
potwierdzenie w coraz bardziej precyzyjnych wynikach doświadczalnych.
IV. Przewidziane przez QED efekty kwantowej polaryzacji próżni zostały zmierzone w
doświadczeniu:
biegnąca stała sprzężenia,
moment magnetyczny elektronu.
V. Nie ma żadnych wyników niezgodnych z QED.
VI. Struktura QED posłużyła jako wzór dla kwantowej teorii oddziaływań silnych oraz słabych.
VII. Próbuje się stworzyć również kwantową teorię oddziaływań grawitacyjnych.
27
Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS