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Die Streuamplitude nach Schwinger [Sch47] beruht auf einem Variationsprinzip und ist definiert als
![\begin{eqnarray}f^{\mathrm S} = - 2 \pi^2 \frac{\langle \Psi^{-} \vert U \vert \...
...\langle \Psi^{-} \vert U- U \, G^{+}\,U \,\vert\Psi^{+} \rangle }
\end{eqnarray}](img184.gif) |
(1.47) |
wobei die
ebene Wellen darstellen. Wenn wir nun die unbekannten exakten Größen
und
durch ebene Wellen ersetzen, erhalten wir
![\begin{eqnarray}
f^{\mathrm S}=f_{1}\, \frac{ f_{1} }{f_{1} -f_{2}}
\end{eqnarray}](img188.gif) |
(1.48) |
(1.48) für die Streuamplitude liefert oft bessere Resultate als die 2.Born-Streuamplitude f2 [Kat51]. Unter bestimmten Voraussetzungen für das Potential kann jedoch gezeigt werden, daß
immer f2 überlegen ist und eine untere Schranke für die exakte Streuamplitude
liefert [Kat51,Kik54a,Kik54b].
Wir können nun den differentiellen Wirkungsquerschnitt mit Hilfe von (1.48) schreiben als
![\begin{displaymath}\left\vert f^{\mathrm S}\right\vert^2= f_{1}^2 \,\left( 1+ \frac{X}{1-X} \right)
\end{displaymath}](img190.gif) |
(1.49) |
Die Funktion X, die von f1 und f2 abhängt, ist definiert als
![\begin{displaymath}X(f_{1},f_{2})=2\,\frac{{\cal R}(f_{1}\cdot f_{2} ) }{{\vert ...
...}\right\vert}^2=2\,{\cal D}(w)-{{\cal D}(w)}^2-{{\cal E}(w)}^2
\end{displaymath}](img191.gif) |
(1.50) |
stellt den Realteil einer im allgemeinen komplexen Funktion dar.
Die reellen Funktionen
und
sind folgendermaßen definiert:
![\begin{eqnarray}{\cal D}(w)&=&\frac{\overline{U_{0}}}{2} \, \frac{B+w^2 \,(3B+4)...
...4} \, \frac{1+w^2 \,(3B+4)}{\sqrt{B}(1+B)w}\,\log \frac{1+w}{1-w}
\end{eqnarray}](img195.gif) |
(1.51) |
mit
![\begin{eqnarray}w&=&\frac{\sqrt{B}\overline{q}}{\sqrt{4 +4B +B{\overline{q}}^2}}...
...eta}\nonumber\\
\overline{U_{0}}&=& \frac{U_{0}}{\beta}\nonumber
\end{eqnarray}](img196.gif) |
(1.52) |
Für den normierten Impulsübertrag gilt:
. Damit ist die eingeführte Variable w, die eine Funktion des Impulsübertrages und der Dotierung ist, immer kleiner als eins.
Der Impulswirkungsquerschnitt nach Schwinger lautet nun mit
![\begin{eqnarray}\sigma_{\mathrm m}^{\mathrm S}=\frac{8\pi}{B^2}\int\limits_{0}^{...
...{\mathrm d}u=\sigma_{\mathrm m}^{\mathrm{B1}}+\sigma_{\mathrm{c}}
\end{eqnarray}](img199.gif) |
(1.53) |
Die Korrektur
zum Born-Impulswirkungsquerschnitt erster Ordnung
lautet
![\begin{eqnarray}
\sigma_{\mathrm c}=\frac{8\pi}{B^2}\int\limits_{0}^{B}\, u\,{\vert f_{1}(u)\vert}^2 \,\frac{X}{1-X}\,{\mathrm d}u
\end{eqnarray}](img201.gif) |
(1.54) |
Unglücklicherweise läßt sich das Integral in (1.54) nicht analytisch berechnen. Wir können jedoch den rationalen Ausdruck im Integranden um Null
entwickeln. Damit erhalten wir
![\begin{eqnarray}
\frac{X(w)}{1-X(w)}=a_{1}(B)+a_{2}(B)\,w^2+a_{3}(B)\,w^4+ \cdots
\end{eqnarray}](img202.gif) |
(1.55) |
mit
![\begin{eqnarray}a_{1}(B)&=&\frac{1}{\frac{1+B}{c}-1}
\\
a_{2}(B)&=& \frac{\over...
...rline{U_{0}}\,\left(1-\frac{\overline{U_{0}}}{4} \right)\nonumber
\end{eqnarray}](img203.gif) |
(1.56) |
Damit lautet die Korrektur
![\begin{eqnarray}\sigma_{\mathrm c}= \sigma_{\mathrm k}^{(1)} + \sigma_{\mathrm k...
...a_{1}\,
\sigma_{\mathrm m}^{\mathrm{B1}}+\sigma_{\mathrm k}^{(2)}
\end{eqnarray}](img204.gif) |
(1.57) |
sodaß wir für den totalen Impulswirkungsquerschnitt nach Schwinger folgenden Ausdruck bis zweiter Ordnung erhalten:
![\begin{eqnarray}\sigma_{S}= \sigma_{\mathrm m}^{\mathrm{B1}} \,\left[ 1+a_{1}\ri...
...m k}^{(2)}=\frac{1+B}{1+B-c}\,\sigma_{1}+\sigma_{\mathrm k}^{(2)}
\end{eqnarray}](img205.gif) |
(1.58) |
Die Korrektur zweiter Ordnung lautet
![\begin{eqnarray}\sigma_{\mathrm k}^{(2)}&=& \frac{8\pi\overline{U_{0}}^2\,a_{2}}...
...(8+7B) \,\log \,(1+B)}{{(4+3B)}^2}+\frac{B}{(4+3B)(1+B)}\nonumber
\end{eqnarray}](img206.gif) |
(1.59) |
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Kaiblinger-Grujin Goran
1997-12-06