Э Розенталь - Геометрия, динамика, вселенная

Таким образом, величины grad FI или FI(x|) - FI(x|)

1 2 определяют наблюдаемые физические величины. Отсюда следует, что работа, произведенная калибровочным полем, однозначно определяется разностью FI(x|) - FI(x|) и не зависит от пути,

1 2 по которому двигалась пробная частица. Тогда можно показать, что число силовых линий статического калибровочного поля остается неизменным в пространстве (во времени оно неизменно вследствие условия статичности). Действительно, существуют две возможности изменения числа силовых линий: 1) их "обрыв" на границе некоторой пространственной области и 2) пересечение, "взаимодействие" силовых линий в некоторых точках x|, x| ,... /= x|, x| . Обе возможности противоречат

3 4 1 2 следствию о независимости работы от пути, проходимого частицей. Действительно, рассмотрим первое допущение. Работа, производимая при переносе тела из точки x| до

1 границы области, зависит от точки границы x|, а работа,

k производимая при переносе тела из точки x| в точку x|, равна

k 2 нулю. Следовательно, суммарная работа зависит от пути, что противоречит основному постулату.

Если же силовые линии пересекаются, то силы, действующие на пробную частицу, зависят от конкретной формы пересечения силовых линий в некоторых точках x|, ... , x|.

1 k Это должно также привести к зависимости работы от пути. Следовательно, число силовых линий калибровочного поля (FI' -> FI+b) точечного источника в статическом случае взаимодействия в том смысле, который указан в разд.3 этой главы. Для такого случая выполняется закон F~1/r**2.

Вывод о неизменности числа силовых линий можно получить из калибровочной инвариантности и несколько иным путем. Поместим в начало отсчета две заряженные частицы, обладающие зарядами e| и e|, характеризующими их силовые поля.

1 2 Суммарное поле FI на расстоянии r можно представить в общем виде:

FI[(e|+e|),r]=FI|(e|,r)+FI|(e|,r)+FI|(e|,e|,r) . (42)

1 2 1 1 2 2 3 1 2

Произведем калибровочное преобразование, соответствующее каждому из зарядов:

FI'[(e|+e|),r] -> FI[(e|+e|),r] + b ,

1 2 1 2

FI'(e|,r) -> FI|(e|,r) + b , (43)

1 1 1

FI'(e|,r) -> FI|(e|,r) + b .

2 2 2

Уравнения (42) и (43) совместны, если FI(e|,e|,r) = -b = const(r), что соответствует глобальному

1 2 калибровочному преобразованию. Иначе говоря, из него следует принцип суперпозиции:

FI[(e|+e|),r]=FI|(e|,r)+FI|(e|,r) , (44)

1 2 1 1 2 2

который также отражает слабость взаимодействия.

Мы до сих пор рассматривали систему из двух частиц. Однако вследствие принципа суперпозиции все выводы нетрудно обобщить на статическую систему, состоящую из любого числа частиц.

Таким образом, электростатика, базирующаяся на законе Кулона, - следствие калибровочной инвариантности. Очевидно (к этому мы привыкли из школьного курса физики) и обратное утверждение: глобальное калибровочное преобразование следствие закона Кулона. Калибровочная инвариантность взаимосвязана с электростатикой. Далее мы проиллюстрируем общность взаимосвязи динамики и калибровочной инвариантности.

Остановимся на другом важнейшем следствии калибровочной инвариантности. Опираясь на факт существования функции FI(x), которая определяет работу при перемещении пробного тела из точки x| в точку x|, можно сделать вывод о

1 2 сохранении заряда (пока в рамках электростатики). Действительно, по определению, заряд - мера воздействия тела (в нашем примере тела отсчета) на силовое поле или мера реакции пробного тела на величину силового поля. Пусть по пути из точки x| в точку x| заряд пробного тела изменится, а

1 2 заряд тела отсчета останется неизменным. Тогда работа не будет определяться исключительно разностью FI(x|)-FI(x|). Аналогичное рассуждение можно провести, полагая, что заряд тела отсчета изменится.

Однако в силу принципа суперпозиции (см.(44)), если оба тела соприкоснутся, заряд с одного тела может перейти на другое тело. Принцип суперпозиции вполне консистентен переходу заряда от одного тела к другому при условии сохранения суммы зарядов.

Таким образом, мы продемонстрировали закон сохранения заряда для системы, состоящей из двух тел. Далее мы поясним этот закон в общем случае и в случае нестатических систем. До сих пор мы анализировали простейшую физическую ситуацию электростатику. Однако вид калибровочной инвариантности однозначно определяет и самые общие уравнения движения и форму квантовой теории полей. Здесь же мы лишь наметим аргументацию этого утверждения. Дело в том, что его доказательство в полном объеме требует хорошего знакомства с квантовой теорией поля. Но даже и на таком уровне весь комплекс вопросов, основанный на принципе калибровочной инвариантности, на наш взгляд, изложен в литературе (особенно учебной) неполно. И этот факт прискорбен. Хотя, по нашему мнению, аксиоматическое изложение физики невозможно, однако выявление основных принципов и дедуктивное ее изложение кажется весьма целесообразным как с дидактических позиций, так и с точки зрения выявления общих граней разнородных физических объектов и теорий. Сейчас же в учебной литературе (в том числе в курсах теоретической физики) калибровочный принцип излагается походя, как бы между прочим. В специальной же литературе, посвященной калибровочной теории, обычно затрагиваются не все аспекты этого принципа. Мы попытаемся дать лаконичное и поэтому не слишком строгое изложение основных сторон этого принципа.

Калибровочный принцип обуславливается типом частицы переносчика взаимодействия. Достаточным условием калибровочной инвариантности является равенство нулю массы частиц-переносчиков.

Рассмотрим классическое движение, которое, как известно, определяется уравнениями Лагранжа. Уравнения Лагранжа определяются вариацией лагранжиана, который должен быть функцией от скаляров, которые естественно являются релятивистскими инвариантами.

Рассмотрим простейшее калибровочное поле электромагнитное. Допустим, что электромагнитное поле представляется релятивистским 4-вектором A|. Тогда из

i векторов можно образовать только два типа скаляров

i i (скалярных произведений): eA|dx| и aA|A| (здесь индекс i

i i пробегает значения i=1,2,3,4; e,a - постоянны). Пусть все реальные физические величины инвариантны относительно калибровочного преобразования:

A|' -> A| + DLf/DLx| , (45) i i i

где f - некоторая произвольная функция при калибровочных преобразованиях от 4-координат. Тогда можно написать следующее равенство:

i DL(ef) i eA| dx| + -------- dx| = eA|dx| + d(ef) , (46)

i DLx| i i

i

где d(ef) - полный дифференциал от функции ef. Однако прибавление полного дифференциала к лагранжиану не изменяет уравнения движения. Замена же (45) в квадрате

i вектора A|A| приводит к изменению лагранжиана, и,

i i следовательно, член A|A| нарушает калибровочную

i инвариантность уравнений движения. Следовательно, лагранжиан

i не может содержать скаляры типа A|A|. В теории поля

i демонстрируется, что эти члены могут появиться в том случае, когда частицы - переносчики взаимодействия - характеризуются ненулевой массой. Следовательно, чтобы удовлетворить условию (46), достаточно, чтобы масса частицы-переносчика была бы строго равна нулю. В электродинамике такой частицей является фотон. Экспериментально установлено, что масса фотона m||||| < 4.5*10**-16 эВ/с**2, это в 10**21 раз меньше массы GAMMA самой легкой частицы - электрона. Естественно полагать, что в соответствии с принципом калибровочной инвариантности m|||||=0 . GAMMA

С другой стороны, из принципа неопределенности следует, что радиус действия сил, обусловленных частицей-переносчиком ~HP/mc . Для электродинамики это означает, что электромагнитные силы - дальнодействующие. Их радиус r|~~HP/m|||||c при m||||| = 0 равен бесконечности. Этот факт

GAMMA GAMMA для электростатики следовал из простых физических соображений (см. выше).

Ввиду исключительной важности калибровочного принципа мы здесь наметим другой вывод уравнения электродинамики в рамках квантовой теории.

В квантовой механике состояние представляется волновой функцией PSIG. Вообще говоря, функция PSIG - комплексное число; среднее значение какой-либо динамической величины A равно интегралу

---

* <A> = PSIG| (x) A PSIG (x) dx , (47)

--

x - точка в пространстве Минковского. Ясно, что значение величины <A> инвариантно относительно преобразования

i ALPHA PSIG'(x) -> e||||||| PSIG (x) . (48)

Инвариантность величины <A> - следствие тождества i ALPHA -i ALPHA e||||||| * e|||||||| = 1 и того, что комплексно-сопряженная . .

* * функция PSIG| (x) преобразуется по закону PSIG| (x) -> -i ALPHA * e|||||||| PSIG| (x) . Следовательно, состояние системы,

* которое определяется произведениями PSIG| A PSIG , инвариантны относительно преобразований (48), которые характеризуются изменениями фазы ALPHA. Существенно, что в приведенном примере ALPHA = const (x) . Поэтому преобразование (48) называется глобальным фазовым (калибровочным) преобразованием.