WikiDer > Тензор напряженности поля глюонов - Википедия

Квантовая теория поля
Диаграмма Фейнмана
История
Фон Теория поля Электромагнетизм Слабая сила Сильная сила Квантовая механика Специальная теория относительности Общая теория относительности Калибровочная теория
Симметрии Симметрия в квантовой механике C-симметрия P-симметрия Т-симметрия Симметрия переноса пространства Симметрия перевода времени Симметрия вращения Симметрия Лоренца Симметрия Пуанкаре Калибровочная симметрия Явное нарушение симметрии Спонтанное нарушение симметрии Теория Янга – Миллса Нётер заряд Топологический заряд
Инструменты Аномалия Переход Эффективная теория поля Ценность ожидания Призрачные поля Призраки Фаддеева – Попова Диаграмма Фейнмана Решеточная калибровочная теория Формула восстановления LSZ Функция разделения Пропагатор Квантование Регуляризация Перенормировка Состояние вакуума Теорема Вика Аксиомы Вайтмана Параметризация Фейнмана
Уравнения Уравнение Дирака Уравнение Клейна – Гордона Уравнения Прока Уравнение Уиллера – ДеВитта Уравнения Баргмана – Вигнера Уравнение Джооса – Вайнберга Уравнение Вейля
Стандартная модель Квантовое вакуумное состояние Квантовая динамика Квантовая термодинамика Квантовая электродинамика Электрослабое взаимодействие Квантовая хромодинамика Механизм Хиггса Виртуальная частица
Неполные теории Причинная динамическая триангуляция Причинные фермионные системы Причинные множества Конформная теория поля Море Дирака Теория возмущений Двумерная конформная теория поля Квантовая теория поля в искривленном пространстве-времени Теория теплового квантового поля Топологическая квантовая теория поля Квантовая геометрия Полуклассическая гравитация Отжим пена Теория струн Теория суперструн М-Теория Суперсимметрия Супергравитация Разноцветный Теория всего Каноническая квантовая гравитация Квантовая гравитация Петлевая квантовая гравитация Петлевая квантовая космология Теория скрытых переменных Теория объективного коллапса
Ученые Адлер Андерсон Быть Боголюбов Коулман Каллан ДеВитт Дирак Дайсон Ферми Фейнман Фирц Фок Fröhlich Гелл-Манн Голдстоун Валовой Гейзенберг 'т Хофт Джеки Иордания Ландо Ли Lehmann Мандельштам Майорана Намбу Паризи Поляков Салам Швингер Skyrme Штюкельберг Симанзик Томонага Вельтман Вайнберг Weisskopf Weyl Вильчек Уилсон Виттен Ян Юкава Циммерманн Зинн-Джастин
v т е

В теоретический физика элементарных частиц, то тензор напряженности глюонного поля это второй порядок тензорное поле характеризуя глюон взаимодействие между кварки.

В сильное взаимодействие один из фундаментальные взаимодействия природы и квантовая теория поля (QFT) для его описания называется квантовая хромодинамика (QCD). Кварки взаимодействуют друг с другом сильной силой из-за их цветной заряд, опосредованный глюонами. Сами глюоны обладают цветным зарядом и могут взаимодействовать друг с другом.

Тензор напряженности глюонного поля есть классифицировать 2 тензорное поле на пространство-время со значениями в сопряженный пучок хромодинамической SU (3) группа датчиков (видеть векторный набор для необходимых определений).

соглашение

В этой статье латинские индексы (обычно а, б, c, п) принимают значения 1, 2, ..., 8 для восьмиглюонной цветные обвинения, а греческие индексы (обычно α, β, μ, ν) принимают значения 0 для времениподобных компонентов и 1, 2, 3 для пространственноподобных компонентов четырехвекторный и четырехмерные тензоры пространства-времени. Во всех уравнениях соглашение о суммировании используется для всех цветовых и тензорных индексов, если в тексте явно не указано, что не нужно брать сумму (например, «нет суммы»).

Определение

Ниже определения (и большинство обозначений) следуют К. Яги, Т. Хацуда, Ю. Миаке.^[1] и Грейнер, Шефер.^[2]

Тензорные компоненты

Тензор обозначается грамм, (или же F, Fили какой-либо вариант), и в нем определены компоненты пропорциональный к коммутатор кварка ковариантная производная D_μ:^[2][3]

${ Displaystyle G _ { alpha beta} = pm { frac {1} {ig_ {s}}} [D _ { alpha}, D _ { beta}] ,,}$

куда:

${ Displaystyle D _ { mu} = partial _ { mu} pm ig_ {s} t_ {a} { mathcal {A}} _ { mu} ^ {a} ,,}$

в котором

• я это мнимая единица;
• грамм_s это константа связи сильной силы;
• т_а = λ_а/2 являются Матрицы Гелл-Манна λ_а делится на 2;
• а это индекс цвета в присоединенное представительство из SU (3) которые принимают значения 1, 2, ..., 8 для восьми генераторов группы, а именно Матрицы Гелл-Манна;
• μ - пространственно-временной индекс, 0 для времениподобных компонентов и 1, 2, 3 для пространственноподобных компонентов;
• ${ Displaystyle { mathcal {A}} _ { mu} = t_ {a} { mathcal {A}} _ { mu} ^ {a}}$ выражает глюонное поле, а вращение-1 калибровочное поле или, говоря дифференциально-геометрическим языком, связь в СУ (3) основной пакет;
• ${ displaystyle { mathcal {A}} _ { mu}}$ являются его четырьмя (зависимыми от системы координат) компонентами, которые в фиксированной калибровке 3×3 бесследный Эрмитова матрица-значные функции, а ${ Displaystyle { mathcal {A}} _ { mu} ^ {а}}$ 32 года действительные функции, четыре компонента для каждого из восьми четырехвекторных полей.

Разные авторы выбирают разные знаки.

Расширение коммутатора дает;

${ displaystyle G _ { alpha beta} = partial _ { alpha} { mathcal {A}} _ { beta} - partial _ { beta} { mathcal {A}} _ { alpha} pm ig_ {s} [{ mathcal {A}} _ { alpha}, { mathcal {A}} _ { beta}]}$

Подстановка ${ displaystyle t_ {a} { mathcal {A}} _ { alpha} ^ {a} = { mathcal {A}} _ { alpha}}$ и используя коммутационное отношение ${ displaystyle [t_ {a}, t_ {b}] = if_ {ab} {} ^ {c} t_ {c}}$ для матриц Гелл-Манна (с переименованием индексов), в которых ж^abc являются структурные константы SU (3) каждую из компонент напряженности глюонного поля можно выразить как линейная комбинация матриц Гелл-Манна следующим образом:

${ displaystyle { begin {align} G _ { alpha beta} & = partial _ { alpha} t_ {a} { mathcal {A}} _ { beta} ^ {a} - partial _ { beta} t_ {a} { mathcal {A}} _ { alpha} ^ {a} pm ig_ {s} left [t_ {b}, t_ {c} right] { mathcal {A} } _ { alpha} ^ {b} { mathcal {A}} _ { beta} ^ {c} & = t_ {a} left ( partial _ { alpha} { mathcal {A} } _ { beta} ^ {a} - partial _ { beta} { mathcal {A}} _ { alpha} ^ {a} pm i ^ {2} f_ {bc} {} ^ {a } g_ {s} { mathcal {A}} _ { alpha} ^ {b} { mathcal {A}} _ { beta} ^ {c} right) & = t_ {a} G_ { alpha beta} ^ {a} конец {выровнено}} ,,}$

так что:^[4][5]

${ displaystyle G _ { alpha beta} ^ {a} = partial _ { alpha} { mathcal {A}} _ { beta} ^ {a} - partial _ { beta} { mathcal { A}} _ { alpha} ^ {a} mp g_ {s} f ^ {a} {} _ {bc} { mathcal {A}} _ { alpha} ^ {b} { mathcal {A }} _ { beta} ^ {c} ,,}$

где снова а, б, в = 1, 2, ..., 8 - показатели цвета. Как и в случае с глюонным полем, в определенной системе координат и фиксированной калибровке грамм_αβ находятся 3×3 бесследные эрмитовы матричнозначные функции, а грамм^а_αβ являются вещественными функциями, составляющими восьми четырехмерных тензорных полей второго порядка.

Дифференциальные формы

Цветовое поле глюонов можно описать на языке дифференциальные формы, в частности, как присоединенная расслоенная кривизна 2-форма (заметим, что слои присоединенного расслоения - это вс(3) Алгебра Ли);

${ displaystyle mathbf {G} = mathrm {d} { boldsymbol { mathcal {A}}} mp g_ {s} , { boldsymbol { mathcal {A}}} wedge { boldsymbol { mathcal {A}}} ,,}$

куда ${ displaystyle { boldsymbol { mathcal {A}}}}$ - глюонное поле, a векторный потенциал 1-форма, соответствующая грамм и ∧ является (антисимметричным) клин этой алгебры, производя структурные константы ж^abc. В Картан-производная формы поля (то есть по существу дивергенция поля) была бы равна нулю в отсутствие «глюонных членов», т.е. ${ displaystyle { boldsymbol { mathcal {A}}}}$ которые представляют собой неабелев характер SU (3).

Более математически формальный вывод тех же идей (но с немного измененной настройкой) можно найти в статье о метрические соединения.

Сравнение с электромагнитным тензором

Это почти аналогично тензор электромагнитного поля (также обозначается F ) в квантовая электродинамика, предоставленный электромагнитный четырехпотенциальный А описание спина-1 фотон;

${ Displaystyle F _ { alpha beta} = partial _ { alpha} A _ { beta} - partial _ { beta} A _ { alpha} ,,}$

или на языке дифференциальных форм:

${ Displaystyle mathbf {F} = mathrm {d} mathbf {A} ,.}$

Ключевое различие между квантовой электродинамикой и квантовой хромодинамикой состоит в том, что в напряженности глюонного поля есть дополнительные члены, которые приводят к самовзаимодействие между глюонами и асимптотическая свобода. Это осложнение сильного взаимодействия, которое по своей сути нелинейный, вопреки линейной теории электромагнитной силы. QCD - это неабелева калибровочная теория. Слово неабелев в теоретико-групповой язык означает, что групповая операция не коммутативный, что делает соответствующую алгебру Ли нетривиальной.

Плотность лагранжиана КХД

Характерная для теорий поля динамика напряженности поля резюмируется подходящей Плотность лагранжиана и подстановка в Уравнение Эйлера – Лагранжа. (для полей) получает уравнение движения для поля. Плотность лагранжиана для безмассовых кварков, связанных глюонами, равна:^[2]

${ displaystyle { mathcal {L}} = - { frac {1} {2}} mathrm {tr} left (G _ { alpha beta} G ^ { alpha beta} right) + { bar { psi}} left (iD _ { mu} right) gamma ^ { mu} psi}$

где "tr" означает след из 3×3 матрица грамм_αβграмм^αβ, и γ^μ являются 4×4 гамма-матрицы. В фермионном члене ${ displaystyle i { bar { psi}} left (iD _ { mu} right) gamma ^ { mu} psi}$, как цветовые, так и спинорные индексы подавляются. С явными индексами ${ Displaystyle psi _ {я, альфа}}$ куда ${ Displaystyle я = 1, ldots, 3}$ индексы цвета и ${ Displaystyle альфа = 1, ldots, 4}$ - спинорные индексы Дирака.

Калибровочные преобразования

В отличие от КЭД тензор напряженности глюонного поля сам по себе не является калибровочно-инвариантным. Калибровочно инвариантно только произведение двух, сжатых по всем индексам.

Уравнения движения

Рассматриваемые как классическая теория поля, уравнения движения для^[1] кварковые поля:

${ Displaystyle (я hbar gamma ^ { mu} D _ { mu} -mc) psi = 0}$

что похоже на Уравнение Дирака, а уравнения движения для глюонных (калибровочных) полей:

${ displaystyle left [D _ { mu}, G ^ { mu nu} right] = g_ {s} j ^ { nu}}$

которые похожи на Уравнения Максвелла (при записи в тензорной записи). В частности, это Уравнения Янга – Миллса для кварковых и глюонных полей. В цветной заряд четырехтоковый является источником тензора напряженности глюонного поля, аналогичного электромагнитному четырехканальный как источник электромагнитного тензора. Это дается

${ displaystyle j ^ { nu} = t ^ {b} j_ {b} ^ { nu} ,, quad j_ {b} ^ { nu} = { bar { psi}} gamma ^ { nu} t ^ {b} psi,}$

который является сохраняющимся током, поскольку сохраняется цветной заряд. Другими словами, цветная четверка должна удовлетворять уравнение неразрывности:

${ Displaystyle D _ { nu} j ^ { nu} = 0 ,.}$

Смотрите также

• Удержание кварка
• Матрицы Гелл-Манна
• Поле (физика)
• Поле Янга – Миллса
• Восьмеричный путь (физика)
• Тензор Эйнштейна
• Петля Вильсона
• Датчик Весса – Зумино
• Энергия связи квантовой хромодинамики
• Исчисление Риччи
• Специальная унитарная группа

Рекомендации

Примечания

дальнейшее чтение

Книги

• Х. Фрицш (1982). Кварки: вещество материи. Аллен переулок. ISBN 978-0-7139-15334.
• Б.Р. Мартин; Г. Шоу (2009). Физика элементарных частиц. Серия Manchester Physics (3-е изд.). Джон Вили и сыновья. ISBN 978-0-470-03294-7.
• С. Саркар; Х. Сац; Б. Синха (2009). Физика кварк-глюонной плазмы: вводные лекции. Springer. ISBN 978-3642022852.
• Дж. Тхань Ван Тран (редактор) (1987). Адроны, кварки и глюоны: материалы адронной сессии двадцать второй Rencontre de Moriond, Les Arcs-Savoie-France. Atlantica Séguier Frontières. ISBN 978-2863320488.CS1 maint: дополнительный текст: список авторов (связь)
• Р. Алькофер; Х. Рейнхарт (1995). Киральная кварковая динамика. Springer. ISBN 978-3540601371.
• К. Чанг (2008). Адронное производство ψ(2S) Поперечное сечение и поляризация. ISBN 978-0549597742.
• Дж. Коллинз (2011). Основы пертурбативной КХД. Издательство Кембриджского университета. ISBN 978-0521855334.
• W.N.A. Коттингем; D.A.A. Гринвуд (1998). Стандартная модель физики элементарных частиц. Издательство Кембриджского университета. ISBN 978-0521588324.

Избранные статьи

• J.P. Maa; Q. Wang; Г.П. Чжан (2012). "КХД-эволюции кирально-нечетных операторов твист-3". Письма по физике B. 718 (4–5): 1358–1363. arXiv:1210.1006. Bibcode:2013ФЛБ..718.1358М. Дои:10.1016 / j.physletb.2012.12.007. S2CID 118575585.
• М. Д’Элия, А. Ди Джакомо, Э. Меггиоларо (1997). «Корреляторы напряженности поля в полной КХД». Письма по физике B. 408 (1–4): 315–319. arXiv:геп-лат / 9705032. Bibcode:1997ФЛБ..408..315Д. Дои:10.1016 / S0370-2693 (97) 00814-9. S2CID 119533874.CS1 maint: несколько имен: список авторов (связь)
• А. Ди Джакомо; М. Д'Элия; Х. Панагопулос; Э. Меггиоларо (1998). "Калибровочно-инвариантные корреляторы напряженности поля в КХД". arXiv:геп-лат / 9808056.
• М. Нойберт (1993). «Теорема вириала для кинетической энергии тяжелого кварка внутри адронов». Письма по физике B. 322 (4): 419–424. arXiv:hep-ph / 9311232. Bibcode:1994ФЛБ..322..419Н. Дои:10.1016/0370-2693(94)91174-6. S2CID 14214029.
• М. Нойберт; Н. Брамбилла; Х. Г. Дош; А. Вайро (1998). «Корреляторы напряженности поля и двойная эффективная динамика в КХД». Физический обзор D. 58 (3): 034010. arXiv:hep-ph / 9802273. Bibcode:1998ПхРвД..58с4010Б. Дои:10.1103 / PhysRevD.58.034010. S2CID 1824834.
• М. Нойберт (1996). "Расчет кинетической энергии и хромовзаимодействия тяжелых кварков внутри мезонов с помощью правила сумм КХД" (PDF). Письма по физике B.

внешняя ссылка

• К. Эллис (2005). «QCD» (PDF). Фермилаб. Архивировано 26 сентября 2006 года.CS1 maint: неподходящий URL (связь)
• "Глава 2: Лагранжиан КХД" (PDF). Technische Universität München. Получено 2013-10-17.