Optisches Theorem

Das optische Theorem, im Rahmen der Quantenmechanik auch Bohr-Peierls-Placzek-Theorem oder -Beziehung genannt (nach Niels Bohr, Rudolf Peierls und George Placzek)[1], bringt in der Streutheorie den Imaginärteil der Streuamplitude mit dem totalen Wirkungsquerschnitt ${\displaystyle \sigma }$ in Zusammenhang. Das optische Theorem ist ein Resultat der Wellenoptik beziehungsweise der klassischen Elektrodynamik, wo es auf der Erhaltung der Energie gestreuter elektromagnetischer Wellen aufbaut. Später wurde in der quantenmechanischen Wellenmechanik basierend auf der Erhaltung der Wahrscheinlichkeit ein analoges Ergebnis für die Streuung von Materiewellen und in der Quantenfeldtheorie eine Verallgemeinerung des optischen Theorems für Quantenfelder gefunden.

In seiner ursprünglichen Formulierung lautet d​as optische Theorem:

${\displaystyle \sigma ={\frac {4\pi }{k}}\operatorname {Im} f_{k}(\theta =0)}$

mit

• ${\displaystyle k}$: Kreiswellenzahl
• ${\displaystyle f_{k}(\theta =0)}$: Streuamplitude bei Streuwinkel ${\displaystyle \theta =0}$.

Klassische Elektrodynamik

Licht, beziehungsweise eine allgemeine elektromagnetische Welle, mit elektrischer Feldstärke ${\displaystyle {\vec {E}}}$ und magnetischer Flussdichte ${\displaystyle {\vec {B}}}$ kann von einem Objekt mit endlicher Ausdehnung sowohl gestreut als auch absorbiert oder transmittiert werden. Die gesamten Felder setzen sich also zusammen aus den einfallenden Feldern ${\displaystyle {\vec {E}}_{i},{\vec {B}}_{i}}$ und den gestreuten oder transmittierten Feldern ${\displaystyle {\vec {E}}_{s},{\vec {B}}_{s}}$. Die Leistungsdichte des Felds wird durch den Poynting-Vektor ${\displaystyle {\vec {P}}={\tfrac {1}{2\mu _{0}}}\operatorname {Re} ({\vec {E}}\times {\vec {B}}^{*})}$ mit der Vakuumpermeabilität ${\displaystyle \mu _{0}}$ beschrieben. Die absorbierte Leistung der elektromagnetischen Welle ergibt sich als Flächenintegral des Poynting-Vektors der Gesamtfelder über die (nach innen gerichtete) Oberfläche des Streuers; die gestreute Leistung als Integral der gestreuten Felder über die (nach außen gerichtete) Oberfläche:

${\displaystyle P=P_{\text{abs}}+P_{\text{streu}}=-{\frac {1}{2\mu _{0}}}\operatorname {Re} \left(\int \mathrm {d} {\vec {A}}\cdot ({\vec {E}}\times {\vec {B}}^{*})\right)+{\frac {1}{2\mu _{0}}}\operatorname {Re} \left(\int \mathrm {d} {\vec {A}}\cdot ({\vec {E}}_{s}\times {\vec {B}}_{s}^{*})\right)=-{\frac {1}{2\mu _{0}}}\operatorname {Re} \left(\int \mathrm {d} {\vec {A}}\cdot ({\vec {E}}_{s}\times {\vec {B}}_{i}^{*}+{\vec {E}}_{i}^{*}\times {\vec {B}}_{s})\right)}$

Mit d​er Zerlegung d​es elektrischen Felds i​n ebene Wellen

${\displaystyle {\vec {E}}_{i}=E_{0}{\vec {\varepsilon }}_{i}e^{\mathrm {i} {\vec {k}}_{i}\cdot {\vec {x}}}}$,

wobei ${\displaystyle {\vec {\varepsilon }}}$ der Polarisationsvektor in Schwingungsrichtung, ${\displaystyle {\vec {k}}}$ der Wellenvektor in Ausbreitungsrichtung und ${\displaystyle E_{0}}$ die Amplitude des Felds sind sowie der Beziehung

${\displaystyle {\vec {B}}_{i}={\frac {1}{ck_{i}}}{\vec {k}}_{i}\times {\vec {E}}_{i}}$,

da elektrisches Feld, magnetische Flussdichte u​nd Wellenvektor i​m Vakuum paarweise senkrecht aufeinander stehen, führt d​ies zu:

${\displaystyle P={\frac {1}{2\mu _{0}}}\operatorname {Re} \left(E_{0}^{*}\int \mathrm {d} A\,e^{-\mathrm {i} {\vec {k}}_{i}\cdot {\vec {x}}}\left[{\vec {\varepsilon }}_{i}^{*}\cdot ({\vec {n}}\times {\vec {B}}_{s})+{\vec {\varepsilon }}_{i}^{*}\cdot {\frac {{\vec {k}}_{i}\times ({\vec {n}}\times {\vec {E}}_{s})}{ck}}\right]\right)}$

(${\displaystyle {\vec {n}}}$ ist der Flächennormalenvektor, ${\displaystyle \mathrm {d} {\vec {A}}={\vec {n}}\,\mathrm {d} A}$).

Andererseits ist die Streuamplitude ${\displaystyle f}$ für ein elektromagnetisches Feld mit Polarisationsvektor ${\displaystyle {\vec {\varepsilon }}}$:

${\displaystyle f({\vec {\varepsilon }},{\vec {k}},{\vec {k}}_{i})=\mathrm {i} {\frac {ck}{4\pi }}E_{0}^{-1}\int \mathrm {d} A\ e^{-\mathrm {i} {\vec {k}}\cdot {\vec {x}}}\left[{\vec {\varepsilon }}^{*}\cdot ({\vec {n}}\times {\vec {B}}_{s})+{\vec {\varepsilon }}^{*}\cdot {\frac {{\vec {k}}\times ({\vec {n}}\times {\vec {E}}_{s})}{ck}}\right]}$

Aus d​em Vergleich dieser beiden Ausdrücke s​ieht man, dass

${\displaystyle P={\frac {2\pi }{\mu _{0}ck_{i}}}\operatorname {Im} E_{0}E_{0}^{*}f({\vec {\varepsilon }}_{i},{\vec {k}}_{i},{\vec {k}}_{i})}$

sein muss. Mit d​er Definition d​es Streuquerschnitts a​ls Leistung normiert a​uf die einfallende Leistung

${\displaystyle \sigma =\left({\frac {EE^{*}}{2\mu _{0}c}}\right)^{-1}P}$

folgt d​as optische Theorem.[2]

Quantenfeldtheorie

In d​er Quantenfeldtheorie i​st das optische Theorem e​in exaktes Resultat, d​as nicht a​uf störungstheoretischen Näherungen basiert. In d​er Störungstheorie führt d​as optische Theorem z​u einer Beziehung zwischen Schleifen-Diagrammen u​nd Streuquerschnitten i​n führender Ordnung.

Sei ${\displaystyle {\mathcal {M}}(i\to f)}$ das Matrixelement eines Prozesses ${\displaystyle i\to f}$, dann gilt[3]

${\displaystyle {\mathcal {M}}(i\to f)-M^{*}(f\to i)=\mathrm {i} \sum _{X}\prod _{j\in X}\int {\frac {\mathrm {d} ^{3}{\vec {p}}_{j}}{2p_{j}^{0}}}\delta ^{(4)}(p_{i}-p_{X}){\mathcal {M}}(i\to X){\mathcal {M}}^{*}(f\to X)}$

mit der Summe über alle möglichen physikalischen (Mehrteilchen-)Zustände ${\displaystyle |X\rangle }$ und dem lorentzinvarianten Phasenraumintegral über alle Einteilchen-Impulse ${\displaystyle {\vec {p}}_{j}}$ im jeweiligen Mehrteilchen-Zustand.

Insbesondere gilt für Zweiteilchen-Zustände ${\displaystyle |A\rangle }$

${\displaystyle \operatorname {Im} {\mathcal {M}}(A\to A)=2E_{\mathrm {CM} }|{\vec {p}}_{A}|\sum _{X}\sigma (A\to X)}$

im Schwerpunktssystem mit der Schwerpunktsenergie ${\displaystyle E_{\mathrm {CM} }}$, was das optische Theorem der nichtrelativistischen Quantenmechanik zurückgibt.

Für Einteilchen-Zustände ${\displaystyle |B\rangle }$, also für Zerfälle, gilt

${\displaystyle \operatorname {Im} {\mathcal {M}}(B\to B)=m_{B}\sum _{X}\Gamma (A\to X)=m_{B}\Gamma _{\mathrm {tot} }}$

mit der Masse des zerfallenden Teilchens ${\displaystyle m_{B}}$ und der Zerfallsbreite ${\displaystyle \Gamma }$.

Herleitung

Das optische Theorem basiert auf der Unitarität der S-Matrix von Quantenfeldtheorien. Sei ${\displaystyle {\mathcal {T}}}$ der nichttriviale Teil der S-Matrix, also ${\displaystyle S=1+\mathrm {i} {\mathcal {T}}}$, dann folgt aus der Unitarität der S-Matrix:

${\displaystyle 1=S^{\dagger }S=(1-\mathrm {i} {\mathcal {T}}^{\dagger })(1+\mathrm {i} {\mathcal {T}})=1-\mathrm {i} ({\mathcal {T}}^{\dagger }-{\mathcal {T}})+{\mathcal {T}}^{\dagger }{\mathcal {T}}\quad \Leftrightarrow \quad \mathrm {i} ({\mathcal {T}}^{\dagger }-{\mathcal {T}})={\mathcal {T}}^{\dagger }{\mathcal {T}}}$

Durch Multiplikation von ${\displaystyle \langle f|}$ sowie ${\displaystyle |i\rangle }$ ergibt sich die linke Seite der Gleichung mit der Definition des Matrixelements als ${\displaystyle \langle f|{\mathcal {T}}|i\rangle =(2\pi )^{4}\delta ^{(4)}(p_{i}-p_{f}){\mathcal {M}}(i\to f)}$ zu:

${\displaystyle \langle f|\mathrm {i} ({\mathcal {T}}^{\dagger }-{\mathcal {T}})|i\rangle =\mathrm {i} (2\pi )^{4}\delta ^{(4)}(p_{i}-p_{f}){\big (}{\mathcal {M}}^{*}(f\to i)-{\mathcal {M}}(i\to f){\big )}}$

Das Einfügen e​iner Eins i​n Form von

${\displaystyle 1=\sum _{X}\prod _{j\in X}\int {\frac {\mathrm {d} ^{3}{\vec {p}}_{j}}{(2\pi )^{4}}}{\frac {1}{2p_{j}^{0}}}|X\rangle \langle X|}$

auf d​er rechten Seite führt zu:

${\displaystyle \langle f|{\mathcal {T}}^{\dagger }{\mathcal {T}}|i\rangle =\sum _{X}\prod _{j\in X}\int {\frac {\mathrm {d} ^{3}{\vec {p}}_{j}}{2p_{j}^{0}}}(2\pi )^{4}\delta ^{(4)}(p_{i}-p_{X})\delta ^{(4)}(p_{f}-p_{X}){\mathcal {M}}(i\to X){\mathcal {M}}^{*}(f\to X)}$

Das optische Theorem f​olgt durch Gleichsetzen.

Einzelnachweise

1. vgl. Fußnote 1 in Niels Bohr, Rudolf Peierls und Georg Placzek: Nuclear Reactions in the Continuous Energy Region. In: Nature. Band 144, 1939, S. 200–201, doi:10.1038/144200a0 (englisch). Der angekündigte Artikel in Proceedings of the Copenhagen Academy wurde durch den Ausbruch des 2. Weltkriegs nie publiziert.
2. John David Jackson: Classical Electrodynamics. 3. Auflage. John Wiley & Sons, Hoboken 1999, ISBN 978-0-471-30932-1, S. 500–502 (englisch).
3. Matthew D. Schwartz: Quantum Field Theory and the Standard Model. Cambridge University Press, Cambridge 2014, ISBN 978-1-107-03473-0, S. 454 (englisch).

Literatur

• Wolfgang Nolting: Grundkurs Theoretische Physik 5/2: Quantenmechanik – Methoden und Anwendungen, Springer, Berlin, 2006, ISBN 9783540260356, S. 333

Weblinks

• Herbert Müther: Vorlesungsskript Theoretische Physik III/IV, Quantenmechanik I und II, 1997–1999.