О
и
u.
е
184
нон темноте при облучении объектов И. и. В пром-сти И. и. используются для сутпки (в т. ч. локальной) разл. материалов и изделий. На основе электрошю-оптич. преобразователей, чувствительных к И. и., созданы различного рода приборы ночного видения (бинокли, прицелы и др.), позволяющие при облучении наблюдаемых объектом И. к. от спец. источников со светофильтрами вести наблюдение или прицеливание в полной темноте. Эвапорографы и тепловпзоры применяются в пром-сти для обнаружения перегретых участков машин или электронных приборов, для получения температурных карт местности и т. д. Создание высокочувствит. при╦мников И. и. (напр., болометров или охлаждаемых фотосопротивлений) позволило построить теплопсденгаторы для обнаружения и пеленгации объектов, темп-pa к-рых выше темп-ры окружающего фона (нагретые трубы кораблей, двигатели самол╦тов л др.)» по их собств. тепловому И. и. Созданы также системы самонаведения на цель снарядов и ракет. ИК-локаторы и дальномеры позволяют обнаружить в темноте любые объекты и измерять расстояния до них. ИК-лазеры используются также для наземной и космич. связи.
Лит.: Л е и о н т Ж., Инфракрасное излучение, пер. с франц., М., 1Я58; Соловьев С. М., Инфракрасная фотографии, М., I960; Оптические материалы для инфракрасной техники. [Справочник], М., 1965; К о з е л к и н В. В., Усольцев И. Ф., Основы инфракрасной техники, 3 изд., М., 1985; Марков М. Н., Приемники инфракрасного излучении, М., 1%8; При╦мники инфракрасного излучения, пер. с франц.,, М., 1%9; X а л с о н Р., Инфракрасные системы, пер. с англ., М., 1072; Л └ч о и д Д ш.( Системы теплотшденин, пер. с англ., М., 1078; Л е и и т и н И, Б., Применение инфракрасной техники в народном хозяйстве. Л., 1981; Г и б с о н X., Фотографирование и инфракрасных лучах, пер. с англ., М., 1982.
В. И. Малышев.
ИНФРАКРАСНЫЕ РАСХОДИМОСТИ в к в а н т о-
вой теории и о л я ≈ расходимости в рамках теории возмущений амплитуд (и сечений) процессов с безмассовьши частицами, и о лишающие при интегрировании по области малых энергий виртуальных или реальных частиц (квантов поля). Поскольку И. р. появляются только D том случае, когда кванты имеют нулевую массу (пц=0), они являются частным случаем массовых с и н г у л я р н о с т е и, к к-рым, по определению, относятся все сингулярности Фейимапа диаграмм, обусловленные переходом к пределу т/ ->- 0. Задача исследования .массовых сингулярностей особенно актуальна в калибровочных теориях поля [квантовой электродинамике (КЭД), квантовой хролодинамике (КХД), квантовой теории гравитации], содержащих безмассовые поля (квантами к-рых являются соответственно фотоны, глюоиы, гравитопы), а также при анализе высокоэнергетич. асимптотики, когда входящие в лагранжиан массы частиц т/ (т, н. токовые массы) много меньше нек-рой характерной энергии £ или передачи импульса Q (используется система единиц ~h∙ = с ≈ 1). В КЭД и КХД И. р. возникают в том случае, когда
квадраты нек-рых 4-имиульсов pi равны квадратам масс соответствующих частиц (т. е., когда р/ находятся на
У *>
массовой поверхности: pi ≈ mf). Кроме того, в пределе
Pi -*» ml[ ≈*- О в интегралах по области малых углов 0+ образованных направлениями импульсов двух безмассовых частиц, могут возникать т. н. ко л л и н е а р-п ы е р а с х о д и м о с т и. Они представляют собой второй важный пример массовых сингулярностей,
С формальной точки зрения появление- ИК- и колли-неарных расходимостей связано с некорректностью использования теории возмущений для анализа переходов между состояниями, вырожденными по энергии (£,≈ =£а), поскольку характерные для ряда теории возмущений энсргетич. знаменатели (£3≈<?2) обращаются при этом в нуль. Чтобы получить конечное выражение, необходимо просуммировать но всем вырожденным состояниям как для конечной, так и для нач. стадий процесса (теорема Кинопшты ≈ Ли ≈ ТТауэнберга; Т. Киношита (Т. Kinoshita), 1962, Т. Ли (Т. Lee), М. Иауэк-Серг (М. Nauonherg), 19f>4J.
Физ. причиной возникновения И. р. является то, что заряж. частица (напр., электрон в КЭД) в процессе рассеяния с необходимостью испускает низкочастотное эл.-маги. излучение. Поэтому сечение чисто упругого процесса, в к-ром не испущено ни одного мягкого кванта, равно нулю, В теории возмущений это обращение в нуль сечения является следствием экопонснциирова-ния окладов, обусловленных обменом мягкими виртуальными фотонами, в амплитуду рассеяния Т(р,
- 1П --
где р ≈ нач. импульс электрона, q ≈ импульс, переданный электрону в процессе рассеяния, Т^(ру p-{-q) ≈* амплитуда рассеяния в борновском приближении, а^ ~Vig7 ≈ константа эл.-магн. взаимодействия, К ≈ к.-л. параметр ИК-регуляризации (см. Регуляризация расз-о-димостей}, иапр, фиктивная «масса» фотона. В пределе К -*- 0 в каждом порядке теории возмущений по а появляются И. р. и Т(р, p-\-q) -> 0, Физически осмысленные результаты получаются лишь для вероятностей перехода в состояния, характеризуемые не числом без-' массовых квантов, а их суммарной энергией, В этом случае уменьшение каждого из парциальных (с испусканием определ. числа фотонов) сечений при Я ->- О компенсируется ростом числа разрешенных каналов и полное сечение в пределе X ->- 0 оказывается конечным [теорема Блоха ≈ Нордсика; Ф. Блох (F. Bloch), А. Норд-сик (A. Nordsieck), 1937].
Физ. причиной возникновения коллинеарпых расходимостей является отсутствие запретов на переход безмассовой частицы в состояние с большим числом движущихся параллельно ей безмасровых частиц, имеющих суммарно те же квантоные числа. В КЭД коллинеарных расходимостей нет благодаря непулевой массе электрона и отсутствию прямого взаимодействия фотонов друг с другом. В КХД второе из этих условий нарушается всегда (из-за самодействия глюонов), а первое ≈ в т. н. киральном проделе (см. Киралъная симметрия], когда массы кварков считаются равными нулю.
Коллинеарпые расходимости» обусловленные пулевой массой конечных частиц, исчезают, если рассматрииать сечение рассеяния в нек-рый телесный угол Q, не фиксируя полного числа частиц в н╦м. Типичным примером является сечение рассеяния частицы в состояние, характеризуемое тем, что в пек-ром телесном угле Q сосредоточена доля (1≈е) полной энергии [сечение Стермана ≈ Вайнбсрга; Дж. Стерман (С. Stcrman), С, Вайдберг (S. Weinberg), 1977]. При &<4я, е<1 такое состояние представляет собой струю, образованную заряженной (в КХД ≈ цветной) частицей и сопровождающим е╦ излучением. Наличие струй можно охарактеризовать также значениями различных специально введ╦нных параметров /'<*> ≈ сферичность ю s (sphericity),-вытянутостъю Т (thrust) и др., представляющих собой парциальные сечения 0/, усредн╦нные с не-
к-рыми весами ТЛ7- )-
Важным условием па веса W является требование сокращения массовых сипгулярноотей. Только при вы нол не ли и этого условия характеристик» у(*> слабо зависят от параметров ИК-регуляризации и стремятся к вполне определ╦нным конечным значениям при е╦ снятии, т. е. являются инфракраспостабилышми.
Физически наиб, важным примером коллинеарных расходимостей, обусловленных пулевой массой частиц в нач, состоянии, являются расходимости, возникающие при вычислении радиационных поправок к сечениям ж╦стких -инклюзивных процессов и рамках партоппой модели адронов {см. /[артопы). В КХД такие расходимости уда╦тся факторнзовать, т. е. представить соот-
