欢 迎 访 问 卢 昌 海 个 人 主 页

除了自己的无知,
我什么都不懂。

-苏格拉底

 
信 息
 
 
 
已发表作品列表
站长简介 | 常见问题
版权说明 | 电子信箱
 
统 计
 
 
 
自 2008-02-01 以来
本文点击数
18,987
自 2008-02-01 以来
本站点击数
16,156,566
昨日点击数 6,512
今日点击数 3,682
 
备 注
 
 
 

本文与 质量的起源 (一) 合并发表于《现代物理知识》二零零七年第一期 (中国科学院高能物理研究所), 发表时的标题为: 质量起源 - 电磁质量说的兴衰。 因版面所限, 本文发表时略去了注释。

质量的起源 (二)

- 卢昌海 -

上一篇 | 返回目录

五. 量子电动力学

经典电子论的没落是物理学史上最富宿命色彩的事件。 这一宿命的由来是因为电子发现得太晚, 而量子理论又出现得太早, 这就注定了夹在其间, 因 “电子” 而始、 逢 “量子” 而终的经典电子论只能有一个昙花一现的命运[注一]。 为它陪葬而终还有建立在经典电磁理论基础上的整个电磁观。

量子理论对经典物理学的冲击是全方位的, 足可写成一部壮丽的史诗。 就经典电子论中有关电子结构的部分而言, 对这种冲击最简单的启发性描述来自于所谓的不确定原理 (uncertainty principle)。 如我们在 上一节 中看到的, 经典电子论给出的电子质量——除去一个与电荷分布有关的数量级为 1 的因子——约为 e2/Rc2。 由此可以很容易地估算出 R~10-15 米 (感兴趣的读者请自行验证一下)。 这被称为电子的经典半径。 但是从不确定原理的角度看, 对电子的空间定位精度只能达到电子的 Compton 波长 h/mc~R/α~10-12 米的量级 (其中 α≈1/137 为精细结构常数), 把电子视为经典电荷分布的做法只有在空间尺度远大于这一量级的情形下才适用。 由于电子的经典半径远远小于这一尺度, 这表明经典电子论并不适用于描述电子的结构。 建立在经典电子论基础上的电子质量计算也因此而失去了理论基础[注二]

但是经典电子论对电子质量的计算虽然随着量子理论的出现而丧失了理论基础, 那种计算所体现的相互作用对电子质量具有贡献的思想却是合理的, 并在量子理论中得到了保留。 这种贡献被称为电子自能 (electron self energy)。 在量子理论基础上对电子自能的计算最早是由瑞典物理学家 Ivar Waller (1898-1991) 于 1930 年在单电子 Dirac 理论的基础上给出的, 结果随虚光子动量的平方而发散。 1934 年奥地利裔美国物理学家 Victor Weisskopf (1908-2002) 计算了 Dirac 空穴理论 (hole theory) 下的电子自能, 结果发现其发散速度比 Waller 给出的慢得多, 只随虚光子动量的对数而发散[注三]。 撇开当时那些计算所具有的诸多缺陷不论, Weisskopf 的这一结果在定性上是与现代量子场论一致的。

最简单的电子自能图
最简单的电子自能图

按照现代量子场论, 相互作用对电子自能的贡献可以用对电子传播子产生贡献的单粒子不可约图 (one-particle irreducible diagrams) 来描述, 其中主要部分来自由量子电动力学 (Quantum Electrodynamics, 简称 QED) 所描述的电磁自能, 而电磁自能中最简单的贡献则来自于如右图所示的单圈图。 幸运的是, 由于量子电动力学的耦合常数在所有实验所及的能区都很小, 因此这个最简单的单圈图的贡献在整个电子自能中占了主要部分[注四]

对这一单圈图的计算在任何一本量子场论教材中都有详细介绍, 其结果为 δm~αmln(Λ/m), 其中 m 为出现在量子电动力学 Lagrangian 中的电子质量参数, 被称为裸质量 (bare mass), Λ 为虚光子动量的截断 (cut-off) 能标。 如果我们把量子电动力学的适用范围无限外推, 允许虚光子具有任意大的动量, 则 δm 将趋于无穷, 这便是自二十世纪三四十年代起困扰物理学界几十年之久的量子场论发散困难的一个例子。

量子场论中的发散困难, 究其根本是由所谓的点粒子模型引起的。 这种发散具有相当的普遍性, 不单单出现在量子场论中。 将经典电子论运用于点电子模型同样会出现发散, 这一点从经典电子论的电子质量公式 m~e2/Rc2 中可以清楚地看到: 当电子半径 R 趋于零时质量 m 趋于无穷。 经典电子论通过引进电子的有限半径 (从而放弃点粒子模型) 免除了这一发散, 但伴随而来的 Poincaré 张力、 电荷分布等概念却在很大程度上使电子丧失了基本粒子应有的简单性[注五]。 这种简单性虽没有先验的理由, 但毫无疑问是人们引进基本粒子这一概念时怀有的一种美学上的期待, 正如 Dirac 所说: “电子太简单, 支配其结构的定律根本不应该成为问题”。 经典电子论将质量约化为电磁概念的努力即便在其它方面都成功了, 其意义也将由于引进电子半径这一额外参数及 Poincaré 张力、 电荷分布等额外假设而大为失色。 从这一角度上讲, 量子电动力学在概念约化上比经典电子论显得更为彻底, 因为在量子电动力学的 Lagrangian 中不含有任何与基本粒子结构有关的几何参数。 基本粒子在量子场论中是以点粒子的形式出现的, 虽然这并不意味着它们不具有唯象意义上的等效结构, 但所有那些结构都是作为理论的结果而不是如经典电子论中那样作为额外假设而出现的, 这是除与狭义相对论及量子理论同时兼容, 与实验高度相符之外, 建立在点粒子模型基础上的量子场论又一个明显优于经典电子论的地方。

至于由此产生的发散困难, 在 20 世纪 70 年代之后随着重整化 (renomalization) 方法的成熟而得到了较为系统的解决。 不过尽管人们对重整化方法在数学计算及物理意义的理解上都已相当成熟, 发散性的出现在很多物理学家眼里仍基本消除了传统量子场论成为所谓 “终极理论” (Theory of Everything) 的可能性, 这是后话。

六. 质量电磁起源的破灭

既然量子电动力学与经典电子论一样具有电子自能, 那它能否代替经典电子论实现后者没能实现的把质量完全约化为电磁概念的梦想呢? 很可惜, 答案是否定的。

这可以从两方面看出来。

首先, 从 δm~αmln(Λ/m) 中可以看到, 由电磁自能产生的质量修正 δm 与裸质量 m 的比值为 αln(Λ/m)。 由于 α≈1/137 是一个比较小的数目, ln(Λ/m) 又是一个增长极其缓慢的函数, 因此对于任何 Planck 能标以下的截断, ln(Λ/m) 都是一个比较小的数目 (特别是, 这一数目小于 1)。 这意味着由电磁自能产生的质量修正是比较小的——比裸质量更小[注六]

另一方面, 即便我们一厢情愿地把量子电动力学的适用范围延伸到比 Planck 能标还高得多的能区, 从而使 δm 变得很大, 把质量完全约化为电磁概念的梦想依然无法实现。 因为电子的电磁自能还有一个很要命的特点, 那就是 δm∝m。 这表明, 无论把截断能标取得多大, 如果裸质量为零, 电子的电磁自能也将为零。 因此, 为了解释电子质量, 裸质量不能为零, 而裸质量作为量子电动力学 Lagrangian 中的参数, 在量子电动力学的范围之内是无法约化的, 从而终结了在量子电动力学中把质量完全约化为电磁概念的梦想。

有的读者可能会问: 电磁自能既然是由电磁相互作用引起的, 理应只与电荷有关, 为什么却会正比于裸质量呢? 这其中的奥妙在于对称性。 量子电动力学的 Lagrangian:

L = -(1/4)FμνFμν + ψ(iγμμ-m)ψ -eψγμAμψ

在 m=0 时具有一种额外的对称性, 即在 ψ→eiαγ5ψ 下不变 (请有兴趣的读者自行证明)。 这种对称性被称为手征对称性 (chiral symmetry), 它表明在 m=0 的情形下电子的左右手征态:

ψL = [(1-γ5)/2] ψ,    ψR = [(1+γ5)/2] ψ

不会互相耦合。 另一方面, (读者可以很容易地证明) 电子的质量项

mψψ = mψLψR + mψRψL

却是一个电子左右手征态相互耦合, 从而破坏手征对称性的项。 这样的项在电子的裸质量不存在——从而量子电动力学的 Lagrangian 具有手征对称性——的情况下将被手征对称性所禁止, 不可能出现在任何微扰修正中。 因此 δm∝mln(Λ/m) 这一结果的出现是很自然的[注七]

至此我们看到, 试图把质量完全归因于电磁相互作用的想法在量子理论中彻底地破灭了。 电磁质量即便在像电子这样质量最小——从某种意义上讲也最为纯粹——的带电粒子的质量中也只占一个不大的比例, 在其它粒子——尤其是那些不带电荷的基本粒子——中就更甭提了。

很显然, 质量的主要来源必须到别处去寻找。

返回目录 | 下一篇

注释

  1. 当然, 这样的说法对历史作了一定的简化。 确切地讲, 经典电子论的出现实际上略早于电子的发现, 而类似于经典电子论的电子结构研究在量子理论之后仍间或地有一些物理学家在做, 不过那些研究大都已不能完全归于经典电子论的范畴。 另一方面, 经典电子论所包含的电子结构以外的东西, 比如从物质的微观——但非量子的——电磁结构出发研究宏观电磁及光学性质的方法, 直到今天仍可以在一些经典电磁学的教材中找到踪迹。 但总体来说, 经典电子论随着量子理论的兴盛而没落的大趋势仍是显而易见的。
  2. 经典电子论对电子的描述不仅与量子力学不符, 在电子自旋发现之后, 试图在经典电子模型中加入电子自旋的努力与狭义相对论也产生了矛盾, 可谓腹背受敌。
  3. Weisskopf 的计算包含了一个符号错误, 但很快被 Wendell H. Furry (1907-1984) 和 Frank Carlson 所纠正。
  4. 量子场论的微扰展开式有许多微妙的地方。 以量子电动力学为例, 尽管其耦合常数 α 很小, 从而 n 圈图的贡献受到 αn 的抑制, 但另一方面, 随着圈数的增加, 不等价 n 圈图的数目也在增加, 其趋势约为 n! (这当然只是非常粗略的说法, 圈图的确切数目与相互作用的具体形式有关, 且其中还有符号问题, 综合的结果非常复杂)。 当 n 接近或大于 1/α 时, 圈图数量的增加将抵消由弱耦合所带来的减弱因子 αn 的影响, 因此量子电动力学的微扰展开式并不收敛, 这一点最早是由英裔美国物理学家 Freeman Dyson (1923-) 于 1951 年给出的 (不过 Dyson 的论述方法与上面不同, 感兴趣的读者可以参阅本文末尾的 附录)。 有鉴于此, 所谓单圈图的贡献占了主要部分其实是从渐近级数的意义上说的。
  5. 顺便提一下, Poincaré 张力带来的困难除了我们在 第四节 中提到的非电磁起源外, 还有一个更严重的, 那就是由 Poincaré 张力所维持的电子结构虽然具有静态的平衡, 却是不稳定的, 在细微的扰动下就会土崩瓦解 (类似于 Einstein 的静态宇宙模型)。 这是 1922 年由意大利物理学家 Enrico Fermi (1901-1954) 所证明的。
  6. 当我们谈到截断的时候——比如在本文中或者在 “宇宙学常数、 超对称及膜宇宙论” 的 第四节 中讨论零点能时——有一点需要提醒读者注意, 那就是对于像电子自能或宇宙学常数这样对截断能标相对敏感的物理量, 只计算截断能标以下的贡献显然是不完整的, 那么来自截断能标以上的贡献有多少呢? 答案是与适用于截断能标以上的理论的具体形式有关。 如果那个理论本身也有截断, 我们还必须关心来自那个截断能标以上的贡献。 物理学家们的期望是, 我们最终将会有一个有限的理论, 那时我们就不需要用截断来遮遮掩掩了。
  7. 这从简单的量纲分析就可以看出: δm 的形式为 mf(Λ/m), 而从 Feynman 图所对应的积分的形式可知其相对于 Λ 的渐近形式 f(x) 只能是对数或以正负整数为幂次的幂函数, 这其中只有 f(x)=ln(x) 可以使 δm 既在 Λ→∞ 时发散, 又在 m→0 时为零。

附录

站长近期发表的作品

本文的讨论期限已过, 如果您仍想讨论本文,
请在每个月前七天的 “读者周” 期间前来讨论。

>> 查阅目前尚在讨论期限内的文章 <<