Luận văn Thạc sĩ Khoa học: Khử phân kỳ bằng phương pháp cắt xung lượng lớn trong lý thuyết trường lượng tử

Chia sẻ: Na Na | Ngày: | Loại File: PDF | Số trang:72

Thêm vào BST

Báo xấu

52
lượt xem 8
download

Download Vui lòng tải xuống để xem tài liệu đầy đủ

Mục đích của bản luận văn thạc sĩ này vận dụng cách khử phân kỳ tử ngoại bằng cách điều chỉnh thứ nguyên của hạt ảo trong gần đúng một vòng kín và minh họa quá trình tái chuẩn hóa khối lượng và điện tích của electron trong QED ở bậc thấp nhất của lý thuyết nhiễu loạn hiệp biến cho quá trình vật lý.

Chủ đề:

Bình luận(0) Đăng nhập để gửi bình luận!

Lưu

Nội dung Text: Luận văn Thạc sĩ Khoa học: Khử phân kỳ bằng phương pháp cắt xung lượng lớn trong lý thuyết trường lượng tử

MỞ ĐẦU Những thành tựu của điện động lực học lượng tử (Quantum Electrodynamics - QED) dựa trên cơ sở của lý thuyết nhiễu loạn hiệp biến với phương pháp tái chuẩn hóa khối lượng và điện tích đã cho phép tính toán các quá trình vật lý phù hợp khá tốt với số liệu thu được từ thực nghiệm, với độ chính xác đến bậc bất kỳ của hằng e2 1 số tương tác theo lý thuyết nhiễu loạn    . Trong các lý thuyết trường 4 137 tương tác thì QED là lý thuyết được xây dựng hoàn chỉnh nhất. Mô phỏng các phương pháp tính toán của các quá trình vật lý trong QED người ta có thể xây dựng công cụ tính toán cho Sắc động học lượng tử (Quantum Chromodynamics - QCD) – lý thuyết tương tác giữa các hạt quark - gluon, tương tác yếu hay các lý thuyết thống nhất các dạng tương tác như lý thuyết điện yếu và tương tác mạnh và được gọi là mô hình chuẩn [6, 7, 13, 18]. Việc tính các quá trình vật lý theo lý thuyết nhiễu loạn ở bậc thấp của lý thuyết nhiễu loạn hiệp biến (các giản đồ cây Feynman, không chứa vòng kín) ta không gặp các tích phân phân kỳ, nhưng tính các bổ chính lượng tử bậc cao cho kết quả thu được, ta gặp phải các tích phân kỳ ở vùng xung lượng lớn của các hạt ảo, tương ứng với các giản đồ Feynman có vòng kín của hạt ảo. Các giản đồ này diễn tả sự tương tác của hạt với chân không vật lý của các trường tham gia tương tác và quan niệm hạt điểm không có kích thước cũng như không có thể tích. Việc tách phần hữu hạn và phần phân kỳ của các tích phân kỳ phải tiến hành theo cách tính toán như thế nào? Phần phân kỳ và phần hữu hạn sẽ được giải thích vật lý ra sao? Bỏ phần phân kỳ vào đâu để có kết quả thu được cho quá trình vật lý là hữu hạn. Lưu ý: việc loại bỏ phân kỳ trong lý thuyết trường là nhiệm vụ trọng yếu của vật lý lý thuyết kể từ khi ra đời đến nay, vậy ta cần phải nghiên cứu, tìm hiểu và giải quyết. 1
Ý tưởng tái chuẩn hóa – gộp phần phân kỳ vào điện tích hay khối lượng của electron đầu tiên được Kraumer – Bethe, sau được các tác giả Schwinger Feynman Tomonaga hiện thực hóa trong QED [13,20]. Cách xây dựng chung S - ma trận và phân loại các phân kỳ do Dyson F đề xuất [10]. Cách chứng minh tổng quát sự triệt tiêu phân kỳ trong các số hạng được tái chuẩn hóa của chuỗi lý thuyết nhiễu loạn do Bogoliubov – Parasyk tiến hành [8]. Trong QED sử dụng việc tái chuẩn hóa điện tích và khối lượng của electron, giúp ta giải quyết hợp lý phần phân kỳ trong tính toán, kết quả ta thu được là hữu hạn cho các biểu thức đặc trưng cho tương tác, bao gồm: tiết diện tán xạ, tốc độ phân rã và thời gian sống của hạt. Khi so sánh, kết quả thu được khá phù hợp với số liệu thực nghiệm. Lý thuyết trường lượng tử sau khi tái chuẩn hoá cho kết quả hữu hạn đối với đặc trưng của các quá trình vật lý, được gọi là lý thuyết tái chuẩn hoá [7, 8, 19, 15]. Các phương pháp khử phân kỳ thông dụng trong lý thuyết trường hiện nay bao gồm: phương pháp cắt xung lượng lớn [7], phương pháp Pauli – Villars, phương pháp điều chỉnh thứ nguyên và phương pháp R - toán tử do N.N Bogoliubov khởi xướng [14]. Mục đích của bản luận văn Thạc sĩ này vận dụng cách khử phân kỳ tử ngoại bằng cách điều chỉnh thứ nguyên của hạt ảo trong gần đúng một vòng kín và minh họa quá trình tái chuẩn hóa khối lượng và điện tích của electron trong QED ở bậc thấp nhất của lý thuyết nhiễu loạn hiệp biến cho quá trình vật lý. Bản luận văn Thạc sĩ gồm phần Mở đầu, ba chương, phần Kết luận, tài liệu tham khảo và một số phụ lục. - Chương I: Các giản đồ phân kỳ một vòng. Chương này dành cho việc giới thiệu lý thuyết nhiễu loạn hiệp biến. Trong mục 1.1 giới thiệu vắn tắt S - ma trận và quy tắc Feynman để mô tả các quá trình vật lý. Mục 1.2 dành cho việc trình bày các hàm Green của photon, electron, và hàm đỉnh trong QED. Phân tích các bậc phân kỳ trong QED ở bậc thấp nhất được trình bày ở mục 1.3. 2
- Chương II: Tách phân kỳ trong giản đồ một vòng bằng phương pháp điều chỉnh thứ nguyên. Trong chương này chúng ta tách phần hữu hạn và phần phân kỳ bằng phương pháp điều chỉnh thứ nguyên trong QED. Mục 2.1 xem xét toán tử phân cực bậc hai của photon – giản đồ năng lượng riêng của photon. Trong mục 2.2 xem xét giản đồ năng lượng riêng của electron. Trong mục 2.3 xem xét hàm đỉnh ở bậc thấp nhất. Đồng nhất thức Ward –Takahashi được được chứng minh bằng đồ thị ở mục 2.4. - Chương III: Tái chuẩn hóa trong QED. Trong chương này ta tái chuẩn hóa cho giản đồ một vòng trong QED. Mục 3.1 dành cho việc tái chuẩn hóa điện tích electron. Mục 3.2 dành cho việc tái chuẩn hóa khối lượng. Mục 3.3 tái chuẩn hóa hàm đỉnh. Chứng minh một cách định tính: trong việc tái chuẩn hóa điện tích và khối lượng của electron, các tích phân phân kỳ “biến mất” vào điện tích vật lý và khối lượng vật lý của electron. Mục 3.4 trình bày việc chứng minh việc tái chuẩn hóa QED trong gần đúng một vòng. - Phần kết luận tóm tắt các kết quả thu được trong luận văn và thảo luận khả năng vận dụng hình thức luận đã tính toán cho các lý thuyết trường tương tự. Trong bản luận văn này chúng tôi sẽ sử dụng hệ đơn vị nguyên tử   c  1 và metric giả Euclide (metric Feynman - hay metric Bogoliubov [7]) tất cả bốn thành    phần véctơ 4 - chiều ta chọn là thực A  A0, A gồm một thành phần thời gian và các thành phần không gian, các chỉ số   0,1, 2, 3 ,và theo quy ước ta gọi là các thành phần phản biến của véctơ 4 - chiều và ký hiệu các thành phần này với chỉ số trên. 3
Chương 1. Các giản đồ phân kỳ một vòng Trong chương này chúng ta giới thiệu vắn tắt những luận điểm cơ bản của lý thuyết nhiễu loạn hiệp biến. S - ma trận cho tương tác điện từ, quy tắc Feynman, các giản đồ phân kỳ thường gặp trong gần đúng một vòng. 1.1. S - ma trận và giản đồ Feynman Biên độ xác suất của các quá trình tán xạ được xác định bằng các yếu tố của S – ma trận tán xạ, mà chúng liên hệ các trạng thái đầu và các trạng thái cuối của quá trình vật lý:  S  T exp i  Lint (x )d 4x  (1.1) Trong đó Lint (x )  N J  (x )A (x )  e0N (x )  (x )A (x ) là Lagrangian của tương tác điện từ, e0 là điện tích “trần” của electron. Mỗi đỉnh tương tác sẽ có ba đường vào ra, trong đó có một đường photon, hai đường electron  zn z2 hay positron. Sử dụng phép khai triển hàm mũ e z    1  z   ... ta có n 0 n ! 2! thể viết biểu thức S – ma trận (1.1) dưới dạng: S  S (0)  S (1)  S (2)  ...  (i)2  1  iT  Lint (x )d 4x  T  Lint (x )Lint (y )d 4xd 4y  ... 2! (1.2) 4
Yếu tố ma trận trận của các quá trình vật lý có thể biểu diễn dưới dạng:  f | S | i  fi  i 2   4 Pf  Pi  M f i 4 (1.3) Ở đây  i | và  f | là các véctơ trạng thái đầu và cuối của hệ, M f i là biên độ xác suất dời chuyển, có ý nghĩa trong việc xác định tiết diện tán xạ, tốc độ phân rã hay thời gian sống của hạt. Hàm delta diễn tả định luật bảo toàn năng xung lượng của quá trình vật lý. Thay công thức (1.2) vào  f | S | i  ta có:  f | S | i  f | S (0) | i    f | S (1) | i    f | S (2) | i  ...  f | 1 | i  iT  f |  Lint (x )d 4x | i   (1.4) (i )2  T  f |  Lint (x )Lint (y )d 4xd 4y | i  ... 2! Sử dung khai triển (1.4), cụ thể các hạt ở trạng thái đầu và trạng thái cuối ta có thể viết được các biểu thức tường minh cho từng số hạng của khai triển nhiễu loạn cho các quá trình như sau: tán xạ của electron (hay positron) với trường điện từ ngoài, tán xạ electron (hay positron) với nhau, tán xạ Compton – tán xạ photon trên electron, hay sự hủy cặp electron – positron và quá trình tán xạ không đàn tính,..v.v.. Quy tắc Feynman cho tương tác điện từ trong không gian xung lượng: Hạt và trạng thái của nó Thừa số trong yếu tố ma trận Yếu tố giản đồ 1 1  m  2 r   u p  Electron ở trạng thái đầu 3  p 0  2 2 1 Electron ở trạng thái 1  m  2 r   u p  3  p 0  cuối 2 2 5
1 1  m  2 r Positron ở trạng thái đầu  0  u p   p  3 2 2 1 Positron ở trạng thái 1 m  2 r  0  u p  3  p  cuối 2 2 1 1 Photon ở trạng thái đầu 3 e k  2 0 hay ở trạng thái cuối 2 2k Thế điện từ ngoài Aext k  Chuyển động của i 1 S (p )   2 pˆ  m 4 electron từ 1  2 (hay positron theo chiều i pˆ  m  2 p2  m 2 4 ngược lại 2  1 ) Chuyển động photon g  1 D  (k )  2 4 giữa hai đỉnh k2 Đỉnh cùng với chỉ số lấy ie   2   p  p1  k  4 4  tổng  2 6
1.2. Hàm Green và hàm đỉnh Trong QED các giản đồ Feynman sau đây: - Các phần năng lượng riêng của photon - Các phần năng lượng riêng của của electron - Các phần đỉnh - Phần tán xạ photon – photon diễn tả sự tương tác của hạt với chân không vật lý. Các giản đồ này liên quan đến việc tính các số hạng bổ chính bậc cao theo lý thuyết nhiễu loạn hiệp biến, hay cụ thể hơn là tính hàm Green của photon, hàm Green của electron và hàm đỉnh trong lý thuyết tương tác giữa trường electron – positron với trường điện từ. Hàm Green hai điểm là tổng các giản đồ liên kết yếu mà mỗi thành phần của nó là giản đồ liên kết mạnh1 của một hạt. Hàm Green của photon, được xác định bằng công thức: G  (x  y )  i  0 T A (x )A (y ) 0  (1.5)   trong đó | 0  là véctơ trạng thái chân không của các trường tương tác, còn A (x ) và A (y) là các toán tử trường điện từ trong biểu diễn Heisenberg. 1 Giản đồ liên kết mạnh (strong connected diagramms) - chặt một đường không tách thành hai giản đồ được - Giản đồ này còn gọi là giản đồ tối giản (irreducible diagramms). 7
Hàm Green của photon (1.5) có thể được biểu diễn bằng tổng các giản đồ sau: i   i   i   i   Hình 1.1 Hàm truyền đầy đủ của photon và ten xơ phân cực của chân không Hàm Green của electron, được xác định tương tự bằng công thức sau G x  y   i  0 | T   (x ) (y ) | 0  (1.6)   Trong đó  (x ) ,  (y ) là các toán tử trường electron – positron trong biểu diễn Heisenberg. Hàm Green của electron có thể được biểu diễn bằng tổng các giản đồ sau:  i i i i Hình 1.2. Các đồ thị để cho hàm truyền đầy đủ của electron và phần năng lượng riêng Hàm đỉnh được cũng được xác định bằng    z , x , y   0 T A z   x   (y ) 0  (1.7) 8
Giản đồ Feynman (1.7) tương ứng  *  Hình 1.3. Đỉnh riêng đầy đủ  và sơ đồ xương * .Các đường ngoài bị bỏ 1.3. Bậc hội tụ của các giản đồ Feynman Khi tính toán các giản đồ Feynman (trong biểu diễn xung lượng), theo qui tắc chung chúng ta phải lấy tích phân theo tất cả các đường xung lượng trong của giản đồ. Tất cả các tích phân này đều có dạng: J   F (p , p ,..., p )d 4 1 2 n p1d 4 p2 ...d 4 pn (1.8) Trong đó: F (p1, p2,..., pn ) là hàm hữu tỉ và là tỉ số của hai đa thức: n là số đường xung lượng trong. Tương ứng với mỗi đường xung lượng trong của fermion - 1 electron ta có hàm truyền S ~ , tương ứng với mỗi đường xung lượng trong của p 1 photon ta có hàm truyền D ~ . p2 9
Ta gọi: Fe : số đường xung lượng trong của electron. N e : số đường xung lượng ngoài của electron. Fp : số đường xung lượng trong của photon. N p : số đường xung lượng ngoài của photon. v : số đỉnh. Trong mỗi vòng kín (loop) các đường xung lượng trong, số các đường trong bằng số đỉnh: n  v , đồng thời lưu ý hai điểm sau: + Mỗi đỉnh tương ứng với 1 đường photon, như vậy số đỉnh bằng tổng số đường photon, cũng phải chú ý rằng số đường trong phải được tính đến hai lần vì nó nối với hai đỉnh v  2Fp  N p (1.9) + Mỗi đỉnh tương ứng với hai đường xung lượng electron, tổng số đỉnh bằng một nửa số đường xung lượng electron: 2v  2Fe  N e (1.10) Từ (1.9) và (1.10) ta thu được: 1 1 Fp  v  Np (1.11) 2 2 1 Fe  v  N e (1.12) 2 10
Số biến lấy tích phân là n, nhưng tại mỗi đỉnh các giá trị xung lượng vào ra phải tuân theo định luật bảo toàn năng xung lượng. Định luật này được thể hiện ở dạng của hàm delta. Theo tính chất của hàm delta:  f (p)(p0 )d 4 p  f (p0 ) thì số biến độc lập phải lấy tích phân sẽ giảm xuống. Nếu có n đường trong thì số hàm delta chỉ chứa biến là các đường trong sẽ là (n-1), và số biến sẽ tiếp tục giảm đi. Tổng số đường trong là (Fe  Fp ) . Vậy số các biến độc lập sẽ là: K1  (Fe  Fp )  (n  1) (1.13) 1 1 Do S ~ và D ~ 2 , bậc luỹ thừa của mẫu sẽ là: p p K 2  2Fp  Fe (1.14) Thay (1.11) và (1.12) vào (1.13) và (1.14) ta thu được: 1 1 1 K1  v  N p  Ne  1 (1.15) 2 2 2 1 K 2  2v  N p  N e (1.16) 2 Với K 1 là số biến độc lập, K 2 là bậc của mẫu, ta có thể viết định tính: K1 (d 4 p) J   (p)K 2 (1.17) Đưa vào tham số mới K  K 2  4K1 (1.18) 11
Thay (1.15) và (1.16) vào biểu thức của (1.18) ta thu được: 3 K N  Np  4 (1.19) 2 e Từ tham số này ta có thể đưa ra bậc hội tụ hay phân kỳ của biểu thức (1.17): + Nếu K  0 : tích phân này hội tụ. + Nếu K  0 : tích phân này phân kỳ. - K  0 : phân kỳ lôgarit. - K  1 : phân kỳ tuyến tính. - K  2 : phân kỳ bậc hai. - K  3 : phân kỳ bậc ba.... Khi phân tích các giản đồ Feynman trong QED, các giản đồ Feynman tiêu biểu chứa phân kỳ có dạng cho dưới đây: Hình 1.4. Giản đồ năng lượng Hình 1.5. Giản đồ năng lượng riêng của electron riêng của photon Hình 1.6. Giản đồ đỉnh bậc 3 Hình 1.7. Quá trình tán xạ ánh sáng – ánh sáng 12
Tính toán bậc phân kỳ của các giản đồ trên: Hình 1.4: Số đường phôtôn ngoài bằng 0, số đường electron ngoài là 2, bậc phân kỳ là: K  1  Phân kỳ tuyến tính. Hình 1.5: Số đường photon ngoài bằng 2, số đường electron ngoài bằng 0, bậc phân kỳ là: K  2  Phân kỳ bậc hai. Hình 1.6: Số đường photon ngoài bằng 1, số đường electron ngoài bằng 2, bậc phân kỳ là: K  0  Phân kỳ loga. Hình 1.7: Số đường photon ngoài bằng 4, số đường electron ngoài bằng 0, bậc phân kỳ là: K  0  Phân kỳ loga. Các giản đồ này diễn tả sự tương tác của các hạt với chân không. Giản đồ Hình 1.6 diễn tả sự tương tác của electron với các dao động không (các thăng giáng) của các phôtôn, hay nói một cách khác là sự tương tác với chân không của trường điện từ. Giản đồ này diễn tả sự xuất hiện năng lượng riêng trường điện từ của electron (hiệu ứng tự tương tác). Giản đồ Hình 1.5 diễn tả sự tương tác của phôtôn với chân không của trường electron - positron - hay gọi là giản đồ năng lượng riêng của phôtôn. Giản đồ Hình 1.7 diễn tả sự tương tác của phôtôn với chân không của trường electron - positron hay quá trình tán xạ của ánh sáng - ánh sáng qua việc sinh cặp electron - positron và sau đó lại hủy cặp này. Đây là một quá trình vật lý đặc biệt của điện động lực học lượng tử chúng tôi không xem xét ở đây. Nghiên cứu quá trình này chúng ta sẽ tính được những bổ chính phi tuyến cho phương trình Maxwell. Trong điện động lực học cổ điển quá trình tán xạ ánh sáng - ánh sáng không tồn tại vì sự tuyến tính của phương trình Maxwell. Giản đồ Hình 1.6 được gọi là giản đồ đỉnh và khi tính toán giản đồ này ta cũng thu được biểu thức phân kỳ. 13
Các giản đồ phân kỳ bậc thấp nhất của QED: Ví dụ Nhận xét Giản đồ chân không . Giản đồ này có thể không xét. Giản đồ năng lượng riêng của electron. Sơ bộ, nó phân kỳ tuyến tính, song thực tế nó phân kỳ loga. Đỉnh phân kỳ loga Giản đồ năng lượng riêng của photon. Sơ bộ nó phân kỳ bình phương. Thực tế từ bất biến chuẩn nó phân kỳ loga. Nó bị triệt tiêu với giản đồ cùng với hướng ngược lại của electron (Định lý Furry). Giản đồ này có thể không xét. Gồm 4! giản đồ, khác nhau bằng việc hoán vị của các đường ngoài. Thực tế, nó hội tụ từ bất biến chuẩn. 14
Chương 2. Tách phân kỳ trong giản đồ một vòng bằng phương pháp điều chỉnh thứ nguyên Trong chương này, chúng ta sử dụng phương pháp điều chỉnh thứ nguyên để tách phần phân kỳ và phần hữu hạn của một số giản đồ một vòng bậc thấp nhất của QED. 2.1. Giản đồ phân cực photon Hình 2.1. Giản đồ phân cực photon. Biểu thức toán học tương ứng của giản đồ này viết trong D – biểu diễn theo phương pháp chung của chỉnh thứ nguyên: d Dp pˆ  kˆ  m pˆ  m  (k )  ie  Sp  2 2   v 2 . (2.1) (2) D (p  k )  m 2 2 p  m2 Sử dụng công thức tham số hoá tích phân Feynman: 1 1 dx ab   ax  b 1  x  2 , với: a  (p  k )2  m 2 ; b  p 2  m 2 0   15
   ax  b 1  x   p  k   m 2  x  (p 2  m 2 )(1  x ) 2    p  2pkx  m  k 2x 2 2 Chúng ta thu được: d D p Sp    (pˆ  k  m )v  pˆ  m  1  ˆ   dx  2  (k )  ie 2 (2.2) (2)D  p 2  2pkx  m 2  k 2x  2   0 Đổi biến: p '  p  kx  p  p ' kx ; dp  dp ' TS  Sp    {pˆ ' kˆ(x  1)  m }  (pˆ ' kx ˆ  m ) (2.3)   ax  b 1  x   p 2  2pkx  m 2  k 2x  p '2  m 2  k 2x (1  x ) Suy ra:  ˆ ˆ  d D p ' Sp    {pˆ ' k (x  1)  m} (pˆ ' kx  m ) 1  dx  2  (k )  ie  2 (2)D  p '2  m 2  k 2x (1  x ) 2 0   (2.4) Đổi kí hiệu p '  p , ta được:  ˆ ˆ  d D p Sp    {pˆ  k (x  1)  m}  (pˆ  kx  m ) 1  dx  2  (k )  ie  2 (2)D  p 2  m 2  k 2x (1  x ) 2   0 (2.5) 16
Ta tính vết của tử thức (2.5), lưu ý rằng vết của tích lẻ các ma trận Dirac bằng không và tích phân đối xứng của hàm lẻ bằng không. Vì vậy, ta chỉ tính phần: TS  Sp    {pˆ  kˆ(x  1)  m}  (pˆ  kx ˆ  m )    Sp{(p      xk      m   )[ p      (x  1)k       m   ]}     Sp(        )[ p  p   (x  1)k  p   xk  p   x (x  1)k k  ]   m 2Sp(    ) Lưu ý rằng: SpI  D; Sp(   )  Dg  Sp(      )  D(g  g    g  g    g g   ) Chú ý: F (p).d D p   p 2  m 2  k 2x (1  x ) 2  0 , với F(p) chứa bậc lẻ của p.   1 Lưu ý rằng p p  g  p 2 , do đó: D TS  D[ p  p   x (x  1)k k  ](g g    g  g    g g   )  Dm 2g   D[2p p  2x (1  x )(kk  k 2g  )]  Dg  [ p 2  m 2  k 2x (1  x )] (2.6) Thay vào biểu thức của  (k ) ta có: 1 iDe 22  dDp  (k )  (2)D   dx   2   p  m  k x (1  x ) 2 2 2 0 [2p p  2x (1  x )(k k  k 2g  )]  g  [ p 2  m 2  k 2x (1  x )] 1   dx  (k )  (2) (k )  (3) (k ) (1)    0 (2.7) 17
Tính (1)  (k ) 2iDe 22 p p (1)  (k )  (2)D  d Dp  p 2  m 2  k 2x (1  x ) 2   D D e 2D 2 (1  )  (1) 2 g  2 (2.8) D  D   1 2  (4) 2 m 2  k 2x (1  x )   Tính (2)  (k ) iDe 22  dDp  (k )   (2) g   (2)D   p 2  m 2  k 2x (1  x )   D (2.9) D e 2D 2 (1  )  (1) 2 g 2 D   D  1  (4) 2 m 2  k 2x (1  x )  2    Tính (3)  (k ) 2iDe 22  dDp  (k )   (3)  x (1  x )(k k  k g  ) 2 (2)D  p 2  m 2  k 2x (1  x ) 2   D D 2e 2D 2  (2  )  (1) 2 x (1  x )(k k  k g ) 2 2 D     D  2  (4)    2  m  k x (1  x ) 2 2 2 (2.10) 18
Cuối cùng: 1  (k )   (3)  (k )dx (2.11) 0  1 Thay D  4  2; (2  )  ()     0() D  e 2D 1  1  (k )  (k k  k g  )    o()  x (1  x )dx  2  (1) 8 2     0   (2.12)   4 2      m  k x (1  x )  2 2 Áp dụng:   42   1   ln  42    m 2  k 2x (1  x )  m 2  k 2x (1  x ) (2.13)  m 2  k 2x (1  x )  1   ln    42  Thu được kết quả: e 2D 1  1  (k )  (k k  k 2 g )       o()  x (1  x )dx  (1) 8 2       0 (2.14)   m 2  k 2x (1  x )  1   ln       2    4 e 2D 1   (k )  (k k  k 2 g   )     o () (1) 8 2       (2.15) 1 1   m 2  k 2x (1  x )      x (1  x ) ln    dx    6   4  2    0 Cho   0 : D  4 19
e2 1   (k )  2 (k k  k 2g  )     o()  2     (2.16) 1 1   m 2  k 2x (1  x )     x (1  x ) ln   dx    6 0   4 2     e2  (k )  (k k  k 2g  )  2 2 1   1  m 2  k 2x (1  x )  (2.17)       x (1  x ) ln  dx        2   6 6 0  4 Tới đây ta tách được phần phân kỳ và phần hữu hạn: e2  (k )  div  (k k   k 2g  ) (2.18) 12 2 e 2   1  m 2  k 2x (1  x )     (k )  2 (k k   k g  )     x (1  x ) ln  reg 2  dx   2  6   4  2    0   (2.19) Tính tích phân có trong (2.19) với:  m 2  k 2x (1  x )    2 1  k x (1  x )  ln  4  2 ln     ln    42  m2  m  2   1  m 2  k 2x (1  x )  x (1  x ) ln   dx 0   4  2  1  k2    x (1  x ) ln 1  2 x (1  x ) dx  0  m   4  2 1  ln    x (1  x )dx  m  0 2  42  1 1  42    m 2  0 ln   x (1  x )dx  ln  ; 6  m 2  1 Đặt y  2x  1  x (1  x )  (1  y 2 ) 4 20