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大学数学基礎解説
文献あり

ABJ anomaly:ループダイアグラムによる計算 (1/2)

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【Notationについて】

  • 次の略称を使用します:

    • VS, AVS: ベクトル対称性、軸性ベクトル対称性 (Vector Symmetry, Axial Vector Symmetry)
    • VT, AVT: ベクトル変換、軸性ベクトル変換 (Vector Transformation, Axial Vector Transformation)
    • VC, AVC: ベクトルカレント、軸性ベクトルカレント (Vector Current, Axial Vector Current)
  • :=γμAμγμはガンマ行列(ちょっとスラッシュがずれていますがご容赦ください)

  • ϵμναβは4次元の完全反対称テンソル。本記事ではϵ0123=+1であることに注意。


Axial vector currentの非保存とABJ anomaly

U(1)ゲージ場Aμを背景場とするmassless fermionの系を考えます:
L=ψ¯(i∂̸+e)ψ
ここでψ¯:=ψγ0です。この系は次の変換に対して不変です:
{ψeiθVψベクトル変換(VT)ψeiγ5θAψ軸性ベクトル変換(AVT)
これらの変換に対してネーターカレントを計算すると
{jμ=iψ¯γμψベクトルカレント(VC)j5μ=iψ¯γ5γμψ軸性ベクトルカレント(AVC)
となります。これらの発散は運動方程式を使うことによりゼロであることがわかります:
{μjμ=0,μj5μ=0
この保存則は古典的には正しいです。しかし量子論ではAVTに対する対称性が破れ、AVCの発散がノンゼロになります。一方VTの対称性は破れず(というか破れないようにします)、VCの発散は量子論でもゼロです。これをABJ anomalyと呼び、以前記事で議論しました: 「無限ホテル」から始める量子異常 。この記事ではDirac方程式を考え、電場・磁場が一様に存在する場合を考察し、粒子数の定義およびDiracの海の底がないことから、軸性ベクトル対称性(AVS)が破れることを議論しました。

本記事では場の量子論のループダイアグラムの計算により、同様AVSが破れることを見ます。このような計算では正則化を指定する必要がありますが、ここでは球対称な運動量カットオフを使って計算します。もうひとつ次元正則化の方法でも計算できますが、それはまた別記事で書こうと思います。

本記事はRef.ref1に基づいています。また場の量子論の基礎的な事項の説明は省きます。計算に馴染みのない方は、考察対象とする行列要素やダイアグラム、ループ積分はそういうものだと思って受け入れてください。多少参考になりそうな場の量子論関連の記事を以下に載せておきます。

計算するダイアグラム

次の量を計算します:
{Tμνλ(k1,k2,q):=id4x1d4x20|T(Vμ(x1)Vν(x2)Aλ(0))|0eik1x1+ik2x2,Tμν(k1,k2,q):=id4x1d4x20|T(Vμ(x1)Vν(x2)P(0))|0eik1x1+ik2x2
ここで
{Vμ(x)=ψ¯(x)γμψ(x),Aμ(x)=ψ¯(x)γμγ5ψ(x),P(x)=ψ¯(x)γ5ψ(x)
です。古典的なカレントの保存則
{μVμ(x)=0,μAμ(x)=2imP(x)
およびT積の微分が
xμ(T(Jμ(x)O(y)))=T(μJμ(x)O(y))+[J0(x),O(y)]δ(x0y0)
であること(T積は階段関数を含み、これを微分した部分からデルタ関数が現れる)、さらに[V0(x),A0(y)]δ(x0y0)=0
より、Ward恒等式
k1μTμνλ=k2μTμνλ=0,(1)qλTμνλ=2mTμν
を得ます。特にm=0の場合、AVCも保存します(qλTμνλ=0)。

これをファインマン・ダイアグラムの計算の観点から議論します。対応する最低次のダイアグラムは以下です:

!FORMULA[19][2117226687][0]のダイアグラム Tμνλのダイアグラム

!FORMULA[20][2080820690][0]のダイアグラム Tμνのダイアグラム

これらダイアグラムに対応する式は以下です:
Tννλ=id4p(2π)4(1){tr[imγμγ5i()mγνi(1)mγμ]+(k1k2,μν)},Tνν=id4p(2π)4(1){tr[imγ5i()mγνi(1)mγμ]+(k1k2,μν)}

ここでγ5=γ5(m)+(m)γ5+2mγ5を用いると、qλTμνλは以下のようになります:
qλTμνλ=2mTμν+Δμν(1)+Δμν(2),Δμν(1)=d4p(2π)4tr[imγ5γνi(1)mγμi(2)mγ5γνi()mγμ],Δμν(2)=d4p(2π)4tr[imγ5γμi(2)mγνi(1)mγ5γμi()mγν]
ここでΔμν(1),Δμν(2)の第2項において、それぞれ変数変換pp+k2,pp+k1を施せばどちらも第1項の積分に一致するので、一見これらは消えるように思えます。消えればAVCは保存されることになります。

しかしこれらのループ積分は線形発散をもち、そのため計算に不定性があります。単純な例として
[(x+a)x]dx
を考えると、初項の(x+a)において変数変換xxaをすればゼロに思えますが、しかし(x+a)xと最後のxを先に打ち消せばadx=[ax]になります。当然ですが、このような積分に意味を与えるためには、無限大や不定性の正則化の方法を指定しなければいけません。上のループ積分にはこのような不定性が存在します。

これは場の量子論の致命的な問題点にも思えます。しかしこの不定性の存在が、むしろ現実に起こる現象 -中性パイオンの崩壊- を説明します。

以下ループの正則化を指定し有限化することで、AVCの保存則が破れることを見ます。

球対称な運動量カットオフ

次の積分を考えます:
Δa:=limRRR[f(x+a)f(x)]dx
xaの領域を考え、被積分関数をxのまわりでテイラー展開します:
Δ(a):=limRRR[af(x)+12a2f(x)+]dx
fは線形発散をもち、fの2階微分以降は収束するとすれば
Δ(a)=limRa[f(R)f(R)]
任意のn次元Euclid空間においてこれに対応する式は、Gauss lawを用いて
Δ(a)=limRiVdnr[aττf(r)+]=limRiaVdSf(r)=limR(ian^f(R)Sn(R))=limRiaRRf(R)2πn/2Γ(n/2)Rn1
Vは半径Rn次元球の体積であり、Vはその表面積です。Sn(R)は半径Rn次元球面の面積です。iのファクターはEuclid化からもたらされます。4次元では
Δ(a)=2iπ2aμlimpR2Rμf(R)
です。aμは積分変数のシフトに対応します。

この正則化を採用し、前章のループ積分を計算します。あとで述べますが、aはベクトル対称性(VS)を保存するように決定します。

ループ積分によるanomalyの計算には、この方法の他にも次元正則化に基づく方法があります。本記事の方法の利点は、ループ積分を実行する必要がないことです。上記正則化に対し有限で残る項を被積分関数からとりだし、極限をとればよいです。

ループ積分の計算

次の量を導入します:
Tμνλ(a):=(1)d4p(2π)4{tr[i(+)+mγμγ5i(+)mγνi(+1)mγμ]+(k1k2,μν)}
これはTμνλの被積分関数の積分変数をpp+aとしたものです。この積分に前章の正則化を施すため、次の量を考えます:
Δμνλ(a):=Tννλ(a)Tννλ(0)=Δμνλ(1)+Δμνλ(2),Δμνλ(1):=(1)d4p(2π)4{tr[i(+)mγμγ5i((+))mγνi((+)1)mγμ]tr[imγμγ5i()mγνi(1)mγμ]}Δμνλ(2):=(1)d4p(2π)4{tr[i(+)mγνγ5i((+))mγμi((+)2)mγν]tr[imγνγ5i()mγμi(2)mγμ]}
前章の正則化より、線形発散の部分のみ取り出します:
Δμνλ(1)=(1)d4p(2π)4aτpτtr[1mγλγ51()mγν1(1)mγμ]Euclid(1)id4p(2π)4aτpτtr[1+mγλγ51(+)mγν1(+1)mγμ]regularization2iπ2aτlimpp2pτ{1(2π)4tr[1+mγλγ51()+mγν1(1)+mγμ]}(2)=1(2π)42iπ2aτlimpp2pτ1p6tr(γαγλγ5γβγνγδγμ)pαpβpδ
ここで
tr(γμγνγργσγαγβγ5)=4i(δμνϵρσαβδμρϵνσαβ+δρνϵμσαβδαβϵσμνρ+δσβϵαμνρδσαϵβμνρ)(ϵ0123=+1)
であり、Eq.(1)のうち残るのはα,β,δのうち2つがδで縮約されるもののみ(そのほかはϵテンソルとp2つの縮約によりゼロ)。よってtrの部分で残るのは4iδαβϵλνδμのみ。ゆえに
Eq.(1)=1(2π)42iπ2aτlimpp2pτ1p64iδαβϵλνδμpαpβpδ
です。運動量は球対称に極限をとり
limppτpδp2=δτδ/4
とします。最終的に
Δμνλ(1)=18π2aτϵτμνλ
となります。

ここでaτ
aτ=αk1τ+(αβ)k2τ
のようにパラメトライズします。Δμνλ(2)Δμνλ(1)k1k2,μνとしたものなので、結局
Δμνλ(a)=Δμνλ(1)(a)+Δμνλ(2)(a)=18π2β(k1k2)ρϵρμνλ
を得ます。Δμνλ(a)=Tμνλ(a)Tμνλ(0)であったから、
(3)Tμνλ(a)=Tμνλ(0)18π2β(k1k2)ρϵμνλρ
となります。

Axial vector currentの発散に関して

「計算するダイアグラム」の章で書いたように
qλTμνλ=2mTμν+Δμν(1)+Δμν(2),Δμν(1)=d4p(2π)4tr[imγ5γνi(1)mγμi(2)mγ5γνi()mγμ],Δμν(2)=d4p(2π)4tr[imγ5γμi(2)mγνi(1)mγ5γμi()mγν]
です。前章と同様にΔμν(1),Δμν(2)に正則化を施し計算します:
Δμν(1)=d4p(2π)4tr[imγ5γνi(1)mγμi(2)mγ5γνi()mγμ]=k2τd4p(2π)4pτtr[+mp2m2γ5γν(1)+m(pk1)2m2γμ]Euclid化, regularizationk2τ(2π)4(2iπ2)limppτp2tr(γαγ5γνγβγμ)pαk1β
ここでtrの中の分子のp2の項はtrで消えることに注意。計算をすすめると
=k2τ(2π)4(2iπ2)4iϵανβμlimppτpαp2k1β=k2α(2π)4(2iπ2)iϵανβμk1β=18π2ϵμνσρk1σk2ρ
となります。ゆえに
(4)qλTμνλ=2mTμν14π2ϵμνσρk1σk2ρ
を得ます。

一方、Eq.(2)において両辺にqλ=k1λ+k2λをかけると
qλTμνλ(a=αk1+(αβ)k2)=qλTμνλβ8π2(k1+k2)λϵμνλρ(k1k2)ρqλTμνλ(a=αk1+(αβ)k2)=qλTμνλ+β4π2ϵμνσρk1σk2ρ
ですが、これにEq.(3)を代入して
qλTμνλ(a=αk1+(αβ)k2)=2mTμν1β4π2ϵμνσρk1σk2ρ
を得ます。

Vector currentの発散について

VCの発散については、Eq.(2)より
k1μTμνλ(a=αk1+(αβ)k2)=k1μTμνλβ8π2ϵμνλρ(k1k2)ρ
です。k1μTμνλを計算します:
k1μTμνλ=(1)d4p(2π)4{tr[1mγλγ51()mγν1(1)m1]+tr[1mγλγ51()m11(2)mγν]}
ここで1=[(2)m][()m]を用いると
=(1)d4p(2π)4tr[γλγ51()mγν1(1)mγλγ51(2)mγν1m]
今までと同様Euclid化 & regularizationを施すと
=limpik1τ(2π)4pτp2π2p3tr[γλγ52(pk2)2+m2γνp2+m2]=limpk1τk2α2π2i(2π)4pτpβp2tr(γλγ5γαγνγβ)=18π2ϵλσνρk1ρk2σ
ゆえに
k1μTμνλ=18π2ϵλσνρk1ρk2σ
を得ます。Eq.(2)にこれを代入すれば、VCの発散は
k1μTμνλ(a=αk1+(αβ)k2)=(1+β)8π2ϵνλσρk1σk2ρ
となります。

係数の決定

ここまでの結果をまとめると以下のようになります:

  • Vector current:
    k1μTμνλ(a=αk1+(αβ)k2)=(1+β)8π2ϵνλσρk1σk2ρ
  • Axial vector current:
    qλTμνλ(a=αk1+(αβ)k2)=2mTμν1β4π2ϵμνσρk1σk2ρ

どちらも結局αには依存せず、自由なパラメータはβのみです。またm=0であっても両方のcurrentを同時に保存させることはできず、必ずどちらかの対称性は破れます。

どちらのカレントを保存させるかというと、VCを保存するようにします。VCの保存則が破れるとgauge symmetryも破れることになります。gauge symmetryの破れはユニタリティの破れ等をもたらし、理論の根本的な整合性を破壊します。よって破るとするならAVCしかありません。本記事では述べませんが、その破れは中性パイオンの崩壊確率を説明し、このようなanomalyが実際に必要であることがわかります。
β=1とすればVCの対称性は保たれます。以上から

  • Vector current:
    k1μTμνλ=0
  • Axial vector current:
    qλTμνλ=2mTμν12π2ϵμνσρk1σk2ρ

これはm=0におけるaxial Ward identityを次のように変化させます(Appendix 2参照):

Axial vector currentの発散

(5)λAλ(x)=e2(4π)2ϵμνρσFμν(x)Fρσ(x)

この計算は、以前の記事 「無限ホテル」から始める量子異常 のEq.(3)においてn=4としたものと一致します(m=0とする。j5μe2Aμは同じ量。)。ただし「無限ホテル」の記事ではϵ0123=+1であるのに対し、本記事ではϵ0123=1で定義しているため、符号が一見違っていることに注意してください。

まとめ

本記事ではABJ anomaly(axial vector symmetryの量子的破れ)をループ積分により導きました。正則化として球対称な運動量カットオフを採用することで、ループ積分の線形発散からもたらされる有限部分を計算しました。正則化における不定なパラメータをvector currentの保存を保つように決定すると、axial vector currentの保存が破れます。その結果は「「無限ホテル」...」の記事の4次元の結果を再現します。

2つほどコメントです:

  • ABJ anomalyはfermionの質量には依存しません。
  • 上に示したダイアグラム以外アノマリーには寄与しません。これは高次のループは発散の次数が低いためです。

おしまい。



Appendix 1: QEDのファインマン則

以下本記事で採用しているファインマン則です(Ref.[1]のAppendixより)。

  • 運動量保存で制限されない内線の運動量pd4p(2π)4で積分する。
  • フェルミオンの閉ループには(1)をかける。
  • フェルミオンのプロパゲータとバーテックスに関するファインマン則:
    フェルミオンプロパゲータとバーテックスのファインマン則 フェルミオンプロパゲータとバーテックスのファインマン則
    *光子の伝播関数のファインマン則は本記事では必要ないので割愛しました。

Appendix 2: Eq.(5)の導出

Tμνρの定義式から始めます:
d4xeiqxk1,k2|A5ν(x)|0=i(ie)2(2π)4δ4(k1+k2q)ϵλ(k1)ϵμ(k2)Tλμν(k1,k2)
左辺のk1,k2|は運動量k1,k2の光子の状態、ϵμ(p)は光子Aμ(p)の偏極ベクトルです(偏極ベクトルの基底の足は省略しています)。光子場と区別するため、本文のAVC AμA5μと書きました。上の式にiqνをかけてqで積分すれば
k1,k2|νA5ν(0)|0=ie2ϵλ(k1)ϵμ(k2)iqνTλμν(k1,k2),   qμ=k1μ+k2μ
となります。本文公式2の下の式でm=0としたものをqνTλμν(k1,k2)に代入すると、上式の右辺は以下のように計算できます:
(6)=e22π2ϵλ(k1)ϵμ(k2)ϵλμσρk1σk2ρ

次にEq.(5)の右辺の期待値を計算します。
k1,k2|e2(4π)2ϵμνρσFμν(0)Fρσ(0)|0=k1,k2|e2(4π)24ϵμνρσ(μAν(0))(ρAσ(0))|0
に、Aμの生成・消滅演算子による展開
Aμ(x)=d3p(2π)312Epr=03(aprϵμr(p)eipx+arpϵrμ(p)eipx)
を代入して計算すると
k1,k2|μAν(0)ρAσ(0)|0=0|2Ep2Ekapsaktd3p(2π)312Epr=03((ipμ)aprϵνr(p)+(ipμ)arpϵrν(p))×d3q(2π)312Equ=03((iqρ)aquϵσu(q)+(iqρ)auqϵuσ(q))|0=0|2Ep2Ekapsaktd3p(2π)312Epr=03((ipμ)arpϵrν(p)d3q(2π)312Equ=03((iqρ)auqϵuσ(q)|0
となります。[apr,aps]=(2π)3δ(3)(pp)δrsであるから(r,sは偏極ベクトルの基底の足)、生成・消滅演算子に関してcontractionをとると
0|apsaktarpauq|0=(2π)6(δ(3)(pp)δ(3)(kq)δsrδtu+δ(3)(pq)δ(3)(kp)δsuδtr)
です。これを用いて計算すれば
k1,k2|μAν(0)ρAσ(0)|0=(ik1μ)ϵsν(k1)(ik2ρ)ϵtσ(k2)+(ik2μ)ϵtν(k2)(ik1ρ)ϵsσ(k1)
となります。これにϵμνρσをかけると、第1項と第2項は同じ寄与を与えます。以上より
k1,k2|e2(4π)2ϵμνσρFμνFσρ(0)|0=k1,k2|e2(4π)24ϵμνρσ(μAν(0))(ρAσ(0))|0=e22π2ϵμνσρ(ik1μ)ϵsν(k1)(ik2σ)ϵtρ(k2)=e22π2ϵλμσρϵλs(k1)ϵμt(k2)k1σk2ρ
これはEq.(6)と一致します。よって
k1,k2|νA5ν(0)|0=k1,k2|e2(4π)2ϵμνσρFμνFσρ(0)|0
が成立します。k1,k2|, |0を外せばEq.(5)を得ます。

参考文献

[1]
Ta-Pei Cheng, Ling-Fong Li, Gauge theory of elementary particle physics, Oxford University Press, 1982, 173-
投稿日:2023712
OptHub AI Competition

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  1. Axial vector currentの非保存とABJ anomaly
  2. 計算するダイアグラム
  3. 球対称な運動量カットオフ
  4. ループ積分の計算
  5. Axial vector currentの発散に関して
  6. Vector currentの発散について
  7. 係数の決定
  8. まとめ
  9. Appendix 1: QEDのファインマン則
  10. Appendix 2: Eq.(5)の導出
  11. 参考文献