Külön vizsgáljuk az ultrarelativisztikus szórás esetét (). Első közelítésben teljesen elhanyagoljuk -et a hullámegyenletben. Ekkor -t érdemes spinorreprezentációban használni, esetén a -re és -ra vonatkozó egyenletek szeparálódnak

(„neutrino” alakúak lesznek, l. 30. §).

A irányban polarizált elektron helicitásállapotát a függvény írja le, a irányúét pedig . A -re és -ra vonatkozó egyenlet szeparálhatósága miatt nyilvánvaló, hogy a szórás során ez a tulajdonság változatlanul megmarad. Más szavakkal, ultrarelativisztikus elektronok szórása során a helicitás megmarad . Szimmetriamegfontolásokból (longitudinális polarizáció ) nyilvánvaló, hogy az azimutális aszimmetria határozott helicitású részecskék szórása során eltűnik. Az is világos, hogy a határozott helicitású elektronok szórási hatáskeresztmetszete független a helicitás előjelétől; ez annak következménye, hogy a centrális tér invariáns inverzió (középpontos tükrözés) esetén, a helicitás viszont ekkor előjelet vált.

A (37,3)…(37,5) képletek ultrarelativisztikus esetben jelentősen egyszerűsíthetők (D. R. Yennie , D. G. Ravenhall , R. N. Wilson , 1954).

Legyen a beeső elektron az irányban polarizált. Síkhullámot tekintve, határozott érték esetén a [] spinor ugyanazzal a háromdimenziós spinorral arányos, amely a standard reprezentációban fordul elő. Ezért a beeső és szórt hullámok amplitúdói közötti összefüggést az új reprezentációban is ugyanaz az operátor adja meg.

A szórás eredményeként a polarizáció az impulzussal együtt az irányba fordul. Az operátornak az elektron spin-hullámfüggvényére való hatása így a spinnek a tengely körüli szögű elforgatására ( az és közötti szög) redukálódik. Ezt az elforgatást a koordináta-rendszer azonos tengely körüli szöggel, tehát ellentétes irányú elforgatásával helyettesíthetjük. Ebből következik, hogy az operátornak meg kell egyeznie a hullámfüggvényt az említett koordinátatranszformáció során a megfelelő módon transzformáló, azaz a (18,17) operátorral a helyettesítés elvégzése után. (37,3)-at (18,17)-tel összehasonlítva, a következő kapcsolatot találjuk és között:

Így ultrarelativisztikus határesetben

(37,4) kifejezését szintén egyszerűbb alakra hozhatjuk, felhasználva a és fázisok között ebben a határesetben fellépő összefüggést. Levezetéséhez vegyük észre, hogy a (35,4) egyenlet az -mel arányos tagok elhagyása után invariáns a következő helyettesítésre:

amely nem érinti a részecskének vagy a térnek egyetlen paraméterét sem. Ezért az összefüggésnek fenn kell állnia, amelyből az aszimptotikus kifejezések behelyettesítése után

adódik, amiből következik, hogy

Ezt az összefüggést felhasználva [és az (37,4)-beli összeg első tagjában az összegező indexet -ről -re változtatva] kapjuk, hogy^[119]

(38,2)-ből következik. Ez azt jelenti, hogy a vizsgált közelítésben a hatáskeresztmetszet független a kezdeti polarizációs állapottól, és a polarizálatlan nyaláb polarizálatlan marad a szórás után is [l. a III. (140,8)…(140,10) összefüggéseket]. Megjegyezzük még, hogy esetén  (38,5)-beli kifejezése -ként tart nullához [vegyük figyelembe, hogy ]. Ezzel együtt nullához tart a hatáskeresztmetszet is,

A felsorolt tulajdonságok természetesen nem maradnak érvényben az szerinti közelítés során. Az elemzés többek között megmutatja, hogy esetén a hatáskeresztmetszet -tel arányos határértékhez tart.

Coulomb-tér esetén ultrarelativisztikus határesetben a fázisok energiafüggetlenek, amint az (36,18)-ból látható.^[120] Ezért a tisztán Coulomb-térben a hatáskeresztmetszet esetén

alakú, ahol csak függvénye.