The effect of the mass transfer along the cosmic string

Abstract

The caption of massive quantum particle by the infinite string is considered. It is demonstrated that the appearance of the cuspidal point on the string leads to the collapse of particle wave function in this point.

Full Text

Модели нерелятивистской теории рассеяния изучены к настоящему времени достаточно подробно и составляют содержание многих классических монографий (см., например, [1]). Однако сказанное относится в основном к рассеянию на стационарных объектах; построение соответствующих моделей со сложными движущимися рассеивателями, меняющими в динамике свою структуру (форму, например), представляет собой задачу существенно более сложную. Это связано, в том числе, со значительными математическими трудностями, возникающими при рассмотрении потенциалов взаимодействия, явно зависящих от времени [2]. В данной части работы мы предложим модель, описывающую взаимодействие бесструктурной частицы с некоторой гладкой эволюционирующей кривой x(t, s), где t — время, а s ∈ (−∞, ∞) — параметр вдоль кривой. Такой кривой, например, может быть струна Намбу Гото при условии выполнения соответствующей нерелятивистской редукции. Известно, что в динамике на таких струнах могут появляться точки возврата [3] (см. также работу [4]). Бесконечные струны претендуют, вообще говоря, на описание таких (гипотетических) фундаментальных объектов Вселенной, как космические струны [5]. Что касается важности учёта точек возврата, то здесь следует отметить работу [6], в которой была выдвинута гипотеза, объясняющая наблюдение мгновенных вспышек излучения во Вселенной излучением точек возврата при условии переноса энергии вдоль струны. Итак, рассмотрим бесконечную струну Намбу Гото в пространстве-времени Минковского E1,3 . Такой объект можно рассматривать как космическую струну в «проволочном» приближении [7]. Мировой лист (x0 (t, s), x(t, s)) параметризован «пространственным» параметром s ∈ (−∞, ∞) и (локальным) «временем» t. Для того чтобы использовать нерелятивистскую квантовую теорию рассеяния, необходимо корректно выполнить редукцию теории струны Намбу Гото, рассматриваемой изначально как релятивистская теория в пространстве E1,3 , к нерелятивистскому описанию, т. е. к теории в пространстве E3 × R. Согласно результатам работы [9] (см. также [10] для случая 259 С. В. Т а л а л о в конечной струны), струна Намбу Гото может быть описана парой вспомогательных линейных систем первого порядка T± (s) + Q± (s)T± (s) = 0, в которых матрицы коэффициентов Q± выражаются через определенное на мировом листе SL(2, C)-значное поле K(t, s) посредством формул Q− = K −1 ∂− K, Q+ = −(∂+ K)K −1 , где ∂± = ∂/∂ξ± , ξ± = s ± t, а T± (s) ∈ SL(2, C) — матрицы-решения. Мировой лист восстанавливается по данным матрицам в соответствии с формулами p ∂± X = ± T + (I ± σ3 )T, 2 X ≡ x0 I − xσ. Существующий произвол в выборе матриц T± (s): T± −→ T± = T± B, B ∈ SL(2, C) (Bij = const) (1) соответствует преобразованиям Лоренца. Важными являются равенства K11 = exp(−ϕ/2), Q12+ = −ρ+ , Q21− = −ρ− , устанавливающие явную связь элементов матриц K и Q± с коэффициентами фундаментальных форм мирового листа: I = −(p2 /2)e−Reϕ dξ+ dξ− , 2 2 II1 + iII2 = p |ρ+ |ei[β+χ] dξ+ − |ρ− |ei[β−χ] dξ− , где χ ≡ (Imϕ + arg ρ+ + arg ρ− )/2. Функции ϕ, ρ± , а также функции α+ = − exp(ϕ/2)K21 , α− = exp(ϕ/2)K12 удовлетворяют системе дифференциальных уравнений ∂+ ∂− φ = 2ρ+ ρ− exp φ, ∂± ρ = 0, ∂± α = ρ± exp φ. (2) (3) (4) Отметим, что уравнения (2) и (3) выводились в [8] из системы уравнений Гаусса и Петерсона—Кодацци. Если обе функции |ρ± | нигде не обращаются в ноль, то равенство (2) может быть легко сведено к известному уравнению Лиувилля конформной заменой конусных переменных ξ± −→ ξ± = A± (ξ± ), A =0 (5) и сдвигом ϕ → ϕ − i(arg ρ+ + arg ρ− ). Особенность подхода [9] состоит в том, что мы не накладываем ограничений |ρ± (ξ± )| = 0 на функции ρ± , считая 260 Об эффекте переноса массы вдоль космической струны их динамическими переменными. При этом необходимо заметить, что равенства ρ± = 0 могут иметь место не только в точках, но и на множествах ненулевой меры. С точки зрения соотнесения развиваемой теории и известного геометрического подхода в теории струн [8], это означает рассмотрение класса мировых листов, более широкого, чем обычно. Действительно, множество локально-минимальных поверхностей, для которых вторые квадратичные формы IIi (i = 1, 2) удовлетворяют условию ρ± (ξ± ) = 0, не является максимально общим. Так, это множество не содержит простейших локальноминимальных поверхностей — времениподобных плоскостей; более сложный пример — поверхности, такие что ρ± (ξ± ) ≡ 0 при ξ+ ∈ [a+ , b+ ], ξ− ∈ [a− , b− ], причём в других точках ρ± = 0. В этом случае никаким преобразованием (5) коэффициенты |ρ± | нельзя сделать постоянными всюду, поскольку данные преобразования могут менять лишь границы отрезков [a+ , b+ ] и [a− , b− ], но не сам факт обращения величин ρ± в ноль. Таким образом, уравнения (2)– (4) в указанном классе функций ρ± позволяют рассматривать с единой точки зрения стандартные (ρ± (ξ± ) = 0), плоские (E1,1 ), а также локально-плоские мировые листы. Система (2)–(4) имеет широкую группу инвариантности G. Действительно, пусть функции ϕ(ξ+ , ξ− ), ρ± (ξ± ) и α± (ξ+ , ξ− ) удовлетворяют системе (2)– (4), дифференцируемые комплексные функции f± (ξ) и g± (ξ) произвольны, а вещественные функции A± (ξ) удовлетворяют условию A− A+ = 0. Тогда преобразование (ϕ, ρ± , α± ) −→ (ϕ, ρ± , α± ) ˜ ˜ ˜ такое, что ϕ(ξ+ , ξ− ) = ϕ(A+ (ξ+ ), A− (ξ− )) + f+ (ξ+ ) + f− (ξ− ), ˜ ρ± (ξ± ) = ρ(A± (ξ± ))A± (ξ± ) exp (−f± (ξ± )), ˜ α± (ξ+ , ξ− ) = α± (A+ (ξ+ ), A− (ξ− )) exp (f± (ξ± )) + g± (ξ± ) ˜ вновь даёт решение рассматриваемой системы. С дифференциально-геометрической точки зрения множество функций {ϕ, α± , ρ± }, используемое для описания мировых листов, имеет некоторую «избыточность». Данная «избыточность», возникшая изначально как следствие некоторого произвола в построении поля K(t, s), может быть устранена факторизацией множества функций {ϕ, α± , ρ± } по некоторой подгруппе группы G. Действительно, в работе [9] показывается, что для каждой конфигурации поля K(t, s) существуют и единственны функции g± (ξ), и вещественные функции f± (ξ) такие, что после выполнения групповых преобразований справедливо K(t, s) ∈ SU (2) при всех t, s. Для матриц T± это означает T± ∈ SU (2), так что в преобразованиях (1) B ∈ SU (2) и соответствующий произвол отвечает уже вращениям (только) пространства E3 . Далее мы используем нестационарное уравнение Шрёдингера для того, чтобы описать взаимодействие некоторой массивной частицы с бесконечной эволюционирующей кривой x(t, s) («нерелятивистской струной»). Фактически выбор в качестве такой кривой именно струны не является принципиальным — он необходим здесь лишь для того, чтобы обосновать появление в динамике точек возврата. Мы будем предполагать также, что кривая x(t, s) является гладкой при всех t < ε, где ε > 0 — некоторое малое число. Таким образом, принимаются следующие допущения: 261 С. В. Т а л а л о в – для описания взаимодействия применима нерелятивистская квантовая теория; – в каждый момент времени t струна x(s) ∈ E3 рассматривается как источник потенциальных сил, действующих на массивную нерелятивистскую квантовую частицу; потенциал взаимодействия определяется матричными элементами: ˆ p | Va (t) | p = ∞ a χa (p)χa (p ) e−i(p−p )x(t, s) g(s)ds, (6) −∞ где χa (p) = θ(1/a − | p|), a — константа взаимодейстия и функция g(s) является функцией пространства S (S — пространство Шварца); – асимптотическое поведение на бесконечности рассматриваемых струн определено формулой lim sn |x(t, s) − n3 s| = 0, |s|→∞ ∀ n = 0, 1, 2, . . . . Здесь будет уместным указать мотивировку выбора потенциала (6). Предположим, что параметры s = s0 и t = t0 фиксированы. Тогда потенциал ˆ p | Va0 | p = a χa (p)χa (p )e−i(p−p )x0 является вариантом хорошо известного сепарабельного потенциала для «силового центра» x0 = x(t0 , s0 ). Более того, справедлива формула ˆ lim r | Va0 | r ≡ lim a→0 a→0 a fa (r − x0 )f a (r − x0 ) = αδ(r − x0 )δ(r − r ) при подходящем способе a → 0 [11]. Таким образом, потенциал (6) представляет собой потенциал Va0 , продолженный вдоль кривой x = x(s). При этом функция g(s) моделирует линейную структуру данного (одномерного) рассеивателя. Так, например, выбирая функцию g(s) из множества D (функций с компактным носителем), мы моделируем процесс рассеяния на конечной кривой. В настоящей работе мы рассматриваем только случай с конечным параметром a ∼ 0 и рассеиваемые частицы с импульсами |p| < 1/a. Нелокальность сепарабельного потенциала здесь несущественна, т. к. функция fa (r) пренебрежимо мала1 для r > a. Предел a → 0 в предлагаемой модели не выполняется по следующим причинам. 1. В реальности все одномерные рассеиватели имеют конечные «поперечные» размеры, что и учитывается здесь конечным значением параметра a. 2. Предел a → 0 приводит к существенным математическим сложностям (см., например [12]), которые в данной (нестрогой) модели не вполне оправданы. 3. При конечном ненулевом значении параметра a потенциал (6) определяет корректный интегральный оператор в гильбертовом пространстве L2 (R3 ) в любой момент времени t. Этот факт позволяет исследовать нестационарную задачу рассеяния на эволюционирующей кривой. 1 Функция χa (p) выбрана здесь в виде θ(1/a − |p|) исключительно для упрощения формул. Мы можем переопределить χa (p) так, что её фурье-образ fa (r) ≡ 0 для r > a. 262 Об эффекте переноса массы вдоль космической струны Заметим, что сепарабельная аппроксимация для δ-потенциала фактически использовалась в работе [11], в которой впервые была дана строгая интерпретация гамильтониана вида −∆ + αδ(r). Итак, рассмотрим массивную частицу (далее везде m = 1/2, = 1), свободную при t → −∞ и описываемую вектором состояния |ψ − (t) . Пусть вектор |ψ(t) описывает состояние частицы в конечный момент времени t. Тогда волновая функция ψ(p, t) = p|ψ(t) удовлетворяет следующему интегральному уравнению [1]: t ψ(p, t) = ψ − (p, t) − i d3 p e−ip dt 2 (t−t ) ˆ p | Va (t ) | p ψ(p , t ). (7) −∞ Мы исходим из следующих предположений: – захват частицы происходит в некоторый момент t 0; до этого момента волновая функция ψ(p, t) есть волновая функция свободной частицы; – при t = 0 струна является прямой: x(0, s) ≡ sn3 ; – ψ(p,0) = ϕκ (p), где функция ϕκ (p) является решением стационарного уравнения Шрёдингера с энергией E = −κ 2 , потенциалом (6) для прямолинейной стационарной струны и g(s) ≡ 1. Таким образом, функция ϕκ (p) есть решение уравнения −κ 2 ϕκ (p) = p2 ϕκ (p) + ˆ d3 p p | Va (0) | p ϕκ (p ), а величина κ = κ(p3 ) — уравнения 1 + 2π В итоге ϕκ (p) = a χa (p)dp1 dp2 = 0. κ 2 + p2 χa (p)C(p3 ) , κ 2 + p2 ϕκ (p) ∈ (L2 (R3 ))∗ , где (обобщённая) функция C(p3 ), вообще говоря, произвольна. Данная функция зависит от способа приготовления исходного пакета ψ − (p, t) и определяет степень и место локализации частицы в момент захвата. Символ ∗ означает оснащение соответствующего гильбертова пространства. Таким образом, сделанные предположения позволяют свести уравнение (7) к следующему (t 0): 2 ψ(p, t) = e−ip t ϕκ (p)− t − i a χa (p) 0 I(t, s) = dt e−ip 2 (t−t ) ∞ ds g(s )e−ipx(t , s ) I(t , s ), (8) −∞ d3 pχa (p)eipx(t, s) ψ(p, t). (9) 263 С. В. Т а л а л о в Например, в простейшем случае прямолинейной стационарной струны, та2 кой, что x(t, s) ≡ n3 s (∀s, ∀t) и g(s) ≡ 1, функция ψ(p, t) = eiκ t ϕκ (p) удовлетворяет уравнениям (8), (9) тождественно. Функция I(t, s) есть решение интегрального уравнения t I(t, s) = I0 (t, s) − ∞ dt a 0 со свободным членом I0 (t, s) ≡ K(t, s; t , s ) = i (10) ds g(s )K(t, s; t , s )I(t , s ) −∞ 2 d3 pχa (p)ei[px(t, s)−p t] ϕκ (p) и ядром d3 pχa (p)ei[−p 2 (t−t )+p(x(t, s)−x(t , s ))] . В данной работе мы ограничимся только первым слагаемым итерационного ряда для уравнения (10), так что далее в формуле (8) полагаем I(t, s) → I0 (t, s). В качестве следующего шага мы исследуем перестройку волновой функции ψ(p, t) захваченной частицы в момент появления на струне точки возврата. Пусть пространство T E3 есть пространство импульсов частицы p. В соответствии с нашими предположениями следующая область Q ⊂ T E3 существует при некоторых ε1 < ε: Q: p2 + p2 < q(ε1 )p2 , 1 2 3 px (s, t) = 0, t ∈ [0, ε1 ], ∀s. Здесь функция q(ε1 ) — некоторая непрерывная функция на интервале (0, ε); поскольку при t = 0 рассматриваемая струна является прямой линией, совпадающей с третьей координатной осью, имеем q(ε1 ) → ∞ при ε1 → 0. Таким образом, для всех «продольных» (т. е. в пределах некоторого конуса, ось которого направлена по касательному к струне вектору) направлений в интеграле (8) критические точки отсутствуют. Это означает, что для всех направлений (по импульсу частицы) из области Q выполняется: ψ(p, t) = ψ(p,0) + δψ(p, t), где малая вариация δψ ∈ S. В итоге получаем, что в моменты времени t ∈ (0, ε) начальная локализация рассматриваемой частицы не меняется значительно. Далее, пусть теперь в некоторый момент t = t1 на струне в точке с координатой s = s1 появляется точка возврата. Это означает, что px (t1 , s1 ) = 0, ∀p ∈ T E3 , так что интеграл (8) имеет критическую точку (см., например, [13]). Соответствующая асимптотика функции δψ(p, t) при всех t > t1 будет следующей (здесь мы выписываем только главный член асимптотического ряда): δψ(p, t) ∼ const 264 eipx(t, s1 ) , |p| |p| → ∞. (11) Об эффекте переноса массы вдоль космической струны Из вышеизложенного следует, что появление точки возврата с необходимостью делает асимптотику волновой функции ψ(p, t) во всех (в т. ч. и в «продольных») направлениях импульса p более медленной. Для Фурье-образа δψ(x, t) асимптотика (11) приводит к следующей зависимости вблизи точки x = x(t, s1 ) [14]: δψ(x, t) ∼ const|x − x(t, s1 )|−5/2 . Таким образом, точка возврата x = x(·, s1 ), возникающая на струне в некоторый момент времени t = t1 , приводит к коллапсу волновой функции в окрестности этой точки. В итоге представленные аргументы свидетельствуют о существовании механизма переноса (т. е. некой «телепортации») массивного объекта вдоль одномерной структуры — космической струны. Конечно, более детальное исследование такого явления необходимо проводить в рамках той или иной релятивистской модели. Данная работа является расширенным вариантом статьи [15], положенной в основу доклада [16] на Третьей международной конференции по математической физике и её приложениям (г. Самара, 27 августа – 1 сентября 2012 г.).