よって,|CA|2=CACA*の係数は,[(MGTpe)(MGTpν~)+|MGT|2(pepν~)-iεαkγlpeαpνγMGTkMGT*i]に比例することがわかります。γ5γk(Pn+MN)γ5γl}]={1/(8MN2)}{Tr(PpγkPn~γl)-MN2Tr(γkγl)}={4/(8MN2)}{PpkPnl+PplPnk-gkl(PpPn+MN2))です。kMGT*l={1/(2MN2)}(MNEp+MN2)δkl=(1/2)}(1+Ep/MN)δklです。なって,これはδklに比例する形をしています。sesν~Σk,l=13|MGT|2δkl×(4/me)(pekpν~l+pelpνk+δklpepν~-iεαkγlpeαpν~γ)=(1/3)Σsesν~|MGT|2×(4/me){2pepν~+3(EeEν~-pepν~)}=(4/me)Σsesν~|MGT|2EeEν~{1-(1/3)βecosθ}なる結果を得ます。kMGT*lを除けば,次のトレース項になります。(1+γ5)[γi,γj]pν~[γi,γj](1-γ5)]です。右辺第2項のΣijTr(γ5pe[γi,γj]pν~[γi,γj])がゼロとなることがすぐにわかります。(詳細計算は省略)したがって,|CT|2の係数は,これに{1/(6me)}Σise,sν~|MGT|2を掛けて得られるので,(16/me)Σise,sν~|MGT|2EeEν~|1+(1/3)βecosθ}です。よって,A,Tの寄与は,(4/me)Σsesν~|MGT|2EeEν~,×[|CA|2|1-(1/3)βecosθ}+4,|CT|2|1+(1/3)βecosθ}]です。EeEν~,×[|CA|2|1-(1/3)βecosθ}+4,|CT|2|1+(1/3)βeGTcosθ}]なる分布式に基づいてNe23のβ崩壊のような純粋Gamow-Teller遷移での測定や,Fermi遷移とGamow-Teller遷移の混合において観測された他のデータは,|CT/CA|<<1を示しています。(up+un){ue~(pe)CVγ0(1-γ5)vν(pν)}]+(up+σun){ue~(pe)CAγ(1-γ5)vν(pν)}が得られます。して,β崩壊に関わる弱い相互作用は,VとAのみで構成されると結論されます。β崩壊からは,右巻きの反ニュートリノ(左巻きニュートリノ)のみが放出されることが示されています。後は,単にCVとCAの大きさと相対的位相のみが決定さるべきものとして残っているのみです。大きさは中性子nの崩壊率とO14の崩壊における純粋なFermi遷移の測定から見出されます。位相はV-Aの混合に敏感な偏極中性子のβ崩壊中の中性子スピン軸に相対的な電子の角分布の測定から決まります。これらによる最終結果は次の通りです。(up+un){ue~(pe)CVγ0(1-γ5)vν(pν)}]+(up+σun){ue~(pe)CAγ(1-γ5)vν~(pν)}に代入し,相対論的表記を復活させると,β崩壊の不変振幅として次式を得ます。=(G/√2)[up~γμ(1-αγ5)un][ue~γμ(1-γ5)vν~]です。弱い相互作用の摂動の1次の効果と見て,これ自身を相互作用摂動項と見なしてより高次のFeynmanグラフの計算を試みようと考えるのは当然です。この相互作用頂点を単なるδ-関数に置き換える局所相互作用の近似では,こうした高次のグラフの計算は明確にはできません。電磁相互作用の輻射補正の項で見たように閉ループグラフの計算などでは,無限大に発散する量が出現し,それを繰り込み定数というものに分離して切り離すという手法を用いました。今の弱い相互作用の計算では,そうした操作は不可能であるような無限大量が生み出されるからです。量にわたる積分では正しい結果に導くことはないと予想されるわけです。今までの理論展開では.弱い相互作用理論は確かに非常に微小な結合定数で扱っていますが,こうした高次での発散を処理するには有効ではありません。(↑※これは今の言葉で言うなら,繰り込み不可能という意味です。[1/(q2-μ2)])を割り当てる必要があります。※)例えばν~+p→n+e+のような散乱過程における断面積は,エネルギーの2乗と共に増加します。達するまでに,弱い相互作用は強い相互作用と同程度になり非局所性や高次の作用の効果が非常に重要になると予測されます。今日はここで終わります。