פרופגטור

במכניקת הקוונטים ובתורת שדות קוונטים, **הפרופגטור** הוא פונקציה המתארת את אמפליטודת הסיכוי של חלקיק שהיה בנקודה y=(y^0,\mathbf{y}) במרחב-זמן לעבור לנקודה x=(x^0,\mathbf{x}). במערכת קלאסית, הסיכוי הזה יהיה 1 אם החלקיק התקדם מנקודה y לנקודה x ו-0 אם החלקיק לא התקדם לנקודה x. במערכת קוונטית, הסיכוי מקבל ערכים רצפים בין 0 ל-1, והוא 1 רק אם נקודות y ו-x הן אותה נקודה בדיוק. בתורת שדות קוונטים, את המונח "חלקיק" מחליפים בהפעלת אופרטור השדה על מצב הואקום של המערכת.

במרחב התנע הפרופגטור מתאר את אמפליטודת הסיכוי של חלקיק לטייל עם 4-תנע מסוים. בניגוד לתורות קלאסיות בהם חלקיקים יכולים להתקדם רק עם 4-תנע שמקיים p^\mu p_\mu = m^2, הפרופגטור של שדות קוונטיים לא חייב לקיים את המשוואה הזו. הפרופגטור מקבל ערכים סינגולריים עבור 4-תנע שמקיים את המשוואה הנ"ל, וחלקיקים שמקיימים אותה נקראים "על קליפת המסה" או "על הקליפה" (on the mass shell או on shell). חלקיקים שלא מקיימים את המשוואה נקראים "לא על קליפת המסה" (off the mass shell), והסיכוי לקיומם דועך ככל שהם מרוחקים יותר מקליפת המסה. מצבים אסימפטוטיים חופשיים של המערכת, המתארים חלקיקים שלא מבצעים אינטראקציה אחד עם השני נמצאים על קליפת המסה.

הפרופגטור משמש בתורת השדות הקוונטיים כדי לתאר את התקדמותם של חלקיקים וחלקיקים וירטואליים בין צמתים שונים בדיאגרמות פיינמן. בצורה זו, אינטראקציות מורכבות בין חלקיקים מפורקות לאינטראקציות לוקליות פשוטות יחסית ופרופגטורים בין האינטראקציות הלוקליות. שיטה זו מאפשרת חישוב של מטריצות הפיזור. הפרופגטור עצמו מושפע מהאינטראקציות בין החלקיקים וחישובו דורש רנורמליזציה.

## במכניקה קוונטית לא יחסותית
### הגדרה
במכניקת קוונטים לא יחסותית, הפרופגטור מוגדר כסיכוי של חלקיק להתקדם מנקודה y בה הוא היה בזמן t_y לנקודה x בזמן t_x. בדרך כלל, מדובר על הפרופגטור המפגר (retarded propagator) שמקבל ערך שונה מאפס רק אם הזמן t_x מאוחר יותר מ-t_y. בסימון דיראק ניתן לכתוב את הפרופגטור כ-G^+(x,t_x;y,t_y)= \Theta(t_x -t_y) \langle x(t_x) \vert y(t_y) \rangle  כאשר \Theta פונקציית הביסייד, ו-\vert x \rangle, \vert y \rangle  מצבים עצמיים של אופרטור המיקום בזמנים t_x,t_y בהתאמה. מאחר שהזמנים בהם המצבים העצמיים שונים, יש להשתמש באופרטור הקידום בזמן כדי לחשב את האמפליטודה כלומרG^+(x,t_x;y,t_y)= \Theta(t_x -t_y) \langle x \vert \hat{U}(t_x,t_y) \vert y \rangle = \Theta(t_x -t_y) \langle x \vert e^{-i/\hbar \int_{t_y}^{t_x} \hat{H} dt} \vert y \rangle

את הביטוי הזה ניתן לחשב ישירות באמצעות שיטת אינטגרלי מסלול עבור המילטוניאנים שונים.

### הפרופגטור כפונקציית גרין
מאחר שבתורת הקוונטים הפשוטה, הסיכוי של החלקיק להיות קיים בכל נקודת זמן הוא 1, אם החלקיק נמצא בנקודה כלשהו בזמן t_x הוא היה חייב להיות קיים בזמן t_y. מעקרון הסופרפוזיציה נובע שניתן לכתוב את אמפליטודת הסיכוי של חלקיק להיות בנקודה x בזמן t_x כאינטגרל על הסיכוי שהן היו בנקודה y כפול אמפליטודת הסיכוי של לעבור מנקודה y לנקודה x. כלומר:

\phi(x,t_x) = \int dy G^+(x,t_x; y,t_y) \phi(y, t_y)

באמצעות נוסחה זו, ניתן לראות שהפרופגטור הוא פונקציית גרין עבור אופרטור שרדינגר המוגדר כ-\hat{S} = \hat{H}- i\hbar \partial_t. כלומר מתקיים \hat{S}_x G^+(x,t_x;y,t_y) = -i\hbar\delta(x-y)\delta(t_x-t_y)  כאשר האופרטור פועל רק על קוארדינטות ה-x.

### דוגמאות
הפרופגטור של חלקיק חופשי:  G^+(x, t ; y, 0) = \sqrt{\frac{m}{2 \pi i \hbar t}} \exp{ \left( -\frac{ m}{2 i\hbar t} (x - y)^2 \right) } 

מתנד הרמוני קוונטי:  G^+(x, t ; y, 0) = \sqrt{\frac{m \omega}{2 \pi i \hbar \sin(\omega t) }} \exp{ \left( -\frac{ m \omega}{2 i\hbar \sin(\omega t)} \left( (x^2 + y^2) \cos(\omega t) - 2x y \right) \right) } 

## בתורת שדות קוונטים
### הפרופגטור המפגר, הפרופגטור המתקדם ופרופגטור פיינמן
בתורת שדות קוונטים, את פונקציית הגל של החלקיק מחליף אופרטור השדה שפועל על מצב הואקום. בשימוש בסימון דיראק, במצב כזה, את הפרופגטור המפגר היה לכאורה אפשר להגדיר כ-G^+(x,y) = \Theta(x^0-y^0) \langle \Omega \vert \phi(x) \phi^\dagger(y) \vert \Omega \rangle כאשר \vert \Omega \rangle הוא הואקום ו-\phi הוא אופרטור השדה. עם זאת, קל לראות שהגדרה זו בעייתית במקרה של שני אירועים שמופרדים באופן מרחבי, כלומר אירועים המקיימים  (x^\mu-y^\mu)(x_\mu -y_\mu) . עבור אירועים כאלה, קיימות מערכות יחוס בהם  x_0>y_0  ומערכות אחרות בהן  x_0. הביטוי \langle \Omega \vert \phi(x) \phi^\dagger(y) \vert \Omega \rangle, לא מתאפס באופן זהותי גם עבור אירועים כאלה, ולכן ההגדרה הזו איננה אינווריאנטית לטרנספורמציות לורנץ. העובדה שהביטוי לא מתאפס מראה ששדה שנוצר בנקודה אחת יכול להתקדם מהר יותר ממהירות האור לנקודה אחרת. עם זאת, אין בכך סתירה לעקרון הלוקליות בתורת היחסות הפרטית מאחר שהתקדמות השדה לא מהווה התקדמות מידע. כדי לדעת האם מידע יכול להתקדם, יש לבדוק האם הקומוטטור של שני אופרטורי השדה יכול להיות שונה מ-0 עבור אירועים המופרדים מרחבית. בהתאם לכך, את ה**פרופגטור המפגר** בתורת השדות הקוונטיים מגדירים כ-

G^+(x,y) = \Theta(x^0-y^0) \langle \Omega \left| \left[ \phi(x) \phi^\dagger(y) \right] \right| \Omega \rangle = \Theta(x^0-y^0)\left( \langle \Omega \left| \phi(x) \phi^\dagger(y) \right| \Omega \rangle - \langle \Omega \left| \phi^\dagger(y) \phi(x) \right| \Omega \rangle \right)

בהגדרה זו, הפרופגטור הוא אינווריאנטי, והוא מתאפס עבור אירועים שמופרדים מרחבית.

באופן דומה את ה**פרופגטור המתקדם** מגדירים כ-

G^-(x,y) = \Theta(y^0-x^0) \langle \Omega \left| \left[ \phi(x) \phi^\dagger(y) \right] \right| \Omega \rangle = \Theta(y^0-x^0)\left( \langle \Omega \left| \phi(x) \phi^\dagger(y) \right| \Omega \rangle - \langle \Omega \left| \phi^\dagger(y) \phi(x) \right| \Omega \rangle \right)

במהלך הפיתוח של תורת השדות התגלה שנוח להגדיר את **פרופגטור פיינמן** של השדה על ידי G_F(x,y) = \langle \Omega \vert T[\phi(x) \phi^\dagger(y)] \vert \Omega \rangle כאשר T הוא סידור לפי הזמן המקיים T[\phi(x)\phi^\dagger(y)] = \left\{ \begin{matrix} \phi(x)\phi^\dagger(y) & \text{if } x^0>y^0 \\ \phi^\dagger(y)\phi(x) & \text{if } x^0. גם הפרופגטור הזה הוא אינוריאנטי לטרנספרומציות לורנץ, אך בניגוד לשני הקודמים הוא לא מתאפס זהותית עבור אירועים שמופרדים מרחבית. ההגדרה הזו מתכתבת עם העובדה שהאופרטור \phi הוא אופרטור יצירה של אנטי-חלקיקים והפרשנות לפיה אנטי-חלקיקים מתקדמים אחורה בזמן. פרופגטור פיינמן של השדה משמש בחישובים של פיזורים בתורת השדות, וחישובם נדרש כדי לחשב את האמפליטודות של דיאגרמות פיינמן.

הפרופוגטור הוא פונקציית גרין של משוואת התנועה של השדה, כלומר מתקיים \hat{L} \vert \phi \rangle = - i \delta^{(4)} (x-y).

### הפרופגטור כאינטגרל במרחב התנע
את החישוב של הפרופגטור אפשר לעשות דרך ההגדרה לעיל, ולהגיע לאינטגרלים במרחב התנע. בדרך כלל, הפרופגטור לא מחושב כשלעצמו, אלא הוא חלק מחישוב של דיאגרמת פיינמן. כדי להכניס את הפרופגטור לחישובים אלו, נוח לכתוב אותו כאינטגרל על 4-תנע. את זאת ניתן להשיג בקלות מהשימוש בעובדה שהאינטגרל הוא פונקציית גרין. לדוגמה עבור משוואת קליין-גורדון מתקבל:

(\partial^2+m^2)G(x,y) = -i \delta(x-y) \implies (-k^2+m^2)\tilde{G}(k) = -i \implies \tilde{G}(k)=\frac{i}{k^2-m^2} 

לכן:

 G(x,y) = \int \frac{d^4k}{(2\pi)^4} \frac{ie^{-ik(x-y)}} {k^2-m^2} = \int \frac{d^3\vec{k} }{(2\pi)^3} e^{i \vec{k} \cdot (\vec{x} - \vec{y} )} \int \frac{dk^0}{2\pi} \frac{i e^{-ik^0 (x^0 - y^0)}} {k^2-m^2+i\epsilon} 

### דוגמאות לשדות שונים
הפרופגטור של חלקיק בעל ספין 0 המקיים את משוואת קליין גורדון הוא:  G_F(x,y) = \int \frac{d^4k}{(2\pi)^4} \frac{ie^{-ik(x-y)}} {k^2-m^2+i\epsilon} 

הפרופגטור של פרמיון בעל ספין 1/2 המקיים את משוואת דיראק הוא:  G_F(x,y) = \int \frac{d^4k}{(2\pi)^4} \frac{i(k\!\!\! / + m) e^{-ik(x-y)}} {k^2-m^2+i\epsilon} 

הפרופגטור של בוזון כיול וקטורי חסר מסה (דוגמת הפוטון) תלוי בבחירת הכיול, נוח לקבוע את הכיול בצורה כזו שהוא יפשט את הפרופגטור, קביעות נוחות הן:

 G^{\mu\nu}_F(x,y) = \int \frac{d^4k}{(2\pi)^4} \frac{i e^{-ik(x-y)}} {k^2+ i \epsilon}\left(-g^{\mu\nu} - (1-\xi) \frac{k^\mu k^\nu}{k^2} \right)  כאשר  \xi  הוא קבוע.  \xi=0  מתקבל עבור כיול לורנץ ( \partial^\mu A_\mu = 0 ) ו- \xi = 1  הוא כיול פיינמן שנוח להשתמש בו בחישובים באלקטרודינמיקה קוונטית.

עבור בוזון מסיבי הפרופגטור הוא:  G^{\mu\nu}_F(x,y) = \int \frac{d^4k}{(2\pi)^4} \frac{i e^{-ik(x-y)}} {k^2 - m^2 + i \epsilon}\left(-g^{\mu\nu} - \frac{k^\mu k^\nu}{m^2} \right) .

### אינטראקציות ורנורמליזציה
התיאורים והחישובים לעיל נעשו במסגרת תיאוריות של שדות חסרי אינטראקציות, אולם במצב בו קיימות אינטראקציות בין השדות לעצמם, או בין שדות לשדות אחרים, האינטראקציות האלה משנות את הפרופגטור. אפשר להדגים את הרעיון במסגרת האלקטרודינמיקה הקוונטית - הסיכוי של אלקטרון להתקדם מנקודה Y לנקודה X כולל את האפשרות בה הוא מתקדם ישירות בין הנקודות, אולם גם אפשרויות מורכבות יותר. לדוגמה יש אפשרות בה הפוטון מתקדם מנקודה Y לנקודה Z, פולט בנקודה זו פוטון, הפוטון והאלקטרון מתקדמים בנפרד לנקודה W, ובה האלקטרון קולט את הפוטון, ומנקודה W האלקטרון מתקדם לנקודה X. בדוגמה זו האלקטרון פלט וקלט פוטון אחד, אולם האלקטרון יכול לקלוט ולפלוט אינספור פוטונים, ולכל אחד מהפוטונים יכול להיות כל ערך של 4-תנע. חישוב של כל התרומות של קליטת ופליטת פוטונים מוביל לכך שהאלקטרון בתיאוריה שכוללת את האינטראקציות צריך להתנהג כאילו יש תיקון למסת המנוחה שלו שתלוי באנרגיה שלו.

בעת פיתוח תורת שדות קוונטים, התגלה שהתיקון הזה הוא אינסופי. עם זאת, צפייה בתוצאות ניסויים מראה שמסת המנוחה של האלקטרון היא סופית ויכולה להימדד. כדי לפתור את בעיית ההתבדרות הזו משתמשים בהליך הרנורמליזציה שמטרתו לייצר מצב שבו לתיאוריה הנכתבת יש ניבויים פיזיקליים שיכולים להיבדק, על אף שמבחינה מתמטית היא יכולה להכיל מצבים שכוללים הפרש של שני ביטויים מתבדרים. 

התוצאה של התיאוריה הזו היא שאנרגיית המנוחה של האלקטרון גדלה כאשר האנרגיה הכוללת של האלקטרון גדולה. תופעות דומות מתרחשות עבור שדות אחרים.

## מקורות
* Michael Peskin, Daniel Schroeder, **An Introduction to Quantum Field Theory**, CRC press
* Stephen Blundell, Tom Lancaster, **Quantum Field Theory for the Gifted Amateur**, Oxford university press

## ראו גם
* תורת השדות הקוונטית
* אינטגרלי מסלול
* דיאגרמות פיינמן
* מטריצת פיזור
* פונקציית גרין
* רנורמליזציה

## הערות שוליים

קטגוריה:מכניקת הקוונטים