Материал: Нейтринные процессы во внешнем магнитном поле в технике матрицы плотности (90

∫∞

e−iaη χn(η) χn−1(η + b) dη =

−∞

= √eBn/2 e(iab−c2)/2 (b + ia)/c2 [Ln(c2) − Ln−1(c2)] , (4.16)

∫∞

e−iaη χn(η + b) χn−1(η) dη =

(n/x) Ln−1(x) − Ln(x) . Таким образом, после интегрирования по переменной η получаются следующие вклады в матрицу плотности от разных поляризаций:

где u = 2(p21 + p22)/eB. Вычисление билинейных комбинаций биспиноров W±ϱ и V±ϱ с использованием их явного вида (3.27) и (3.28) приво-

21

дующему выражению для матрицы плотности фермиона в импульсном представлении:

Здесь pb = (pΛγ) = Enγ0 − p3γ3, pb = (pΛγ) = p1γ1 + p2γ2, (pφγ) =

˜

p2γ1 − p1γ2, φµν = Fµν/B и φ˜µν = Fµν/B — безразмерные тензор и ду-

˜

альный тензор электромагнитного поля, Λµν = (φφ)µν, Λµν = (φ˜φ˜)µν, Πϱ — оператор проекции спина частицы на направление магнитного поля (см. формулу (2.10)). Отметим, что входящие в (4.20) и (4.21) структуры pb , pb , (pφγ), p˜ , Πϱ, а также аргумент полиномов Лагерра u = 2p2 /eB = 2(p21 + p22)/eB являются инвариантами относительно преобразований Лоренца вдоль вектора напряженности магнитного поля. Эффективное разбиение 4-мерного пространства в постоянном однородном магнитном поле на два ортогональных подпространства —

22

параллельное ( ) и перпендикулярное ( ), а также алгебра матриц Дирака в этих подпространствах подробно изложены в Разделе (2.).

После суммировании по поляризациям, матрица плотности приво-

дится к виду:

∑

Отметим, что выражение для ρ(+)n (p) может быть получено при использовании любого из проектирующих операторов, поскольку не содержит информации о спиновых свойствах заряженной дираковской частицы. Чтобы убедиться в этом, построим матрицу плотности, просуммированную по поляризациям частицы, на основе решения со спинорами (3.28), (3.27), отвечающими проекционному оператору Σ3. Для этого удобно воспользоваться следующими свойствами биспиноров, которые могут быть получены непосредственным вычислением:

цы Дирака. Используя эти свойства и суммируя вклады в матрицу плотности от различных поляризаций, получим:

разумевается, что L−1(u) ≡ 0. Принимая во внимание рекуррентные соотношения на обобщенные полиномы Лагерра:

23

матрицу плотности (4.25) можно также представить в следующих фор-

мах:

[( )( )

ρ(+)n (p) = (−1)n 2 e−u/2 p + mI Πϱ Ln(u) − Π−ϱ Ln−1(u) −

b

Как и следовало ожидать, это выражение совпадает с ранее полученным выражением (4.22), где был использован проекционный оператор µˆ3 (3.31).

При «наивном» суммировании этой матрицы плотности по n, то есть в предположении, что в пределе слабого поля (B → 0) дискретный спектр энергий заряженной частицы переходит в непрерывный

n=1

где было использовано правило суммирования обобщенных полиномов

при значениях k = 0 и m = 0, 1.

В случае нерелятивистской частицы, пренебрегая всеми поперечными к полю компонентами импульса и полагая pˆ = mvˆ , получим из (4.20) и (4.21):

правления поля. Нетрудно убедиться, что матрица плотности (4.31)

24

описывает состояние с определенной проекцией оператора дираковского спина Σ3 на направление магнитного поля.

Поскольку волновая функция нерелятивистской заряженной частицы с аномальным магнитным моментом, например протона, не зависит от аномального момента, приведенные выражения описывают матрицу плотности с определенной поляризацией также и в этом случае. Отметим, что учет взаимодействия аномального магнитного момента с магнитным полем снимает вырождение энергии по уровням Ландау:

где число n нумерует уровни Ландау, g˜ — аномальный магнитный момент в ядерных магнетонах для нуклонов и магнетонах Бора для электронов.

Просуммированная по s матрица плотности, соответствующая решению уравнения Дирака с отрицательной энергией (3.30), получается из (4.22) формальной заменой pµ → −pµ, что приводит к выражению:

b

В приведенной формуле учтено, что знак заряда ϱ для отрицательно частотного решения такой же, как и для положительно частотного.

Для полноты изложения, приведем известные матрицы плотности

25