Квантовая хромодинамика: Введение в теорию кварков и глюонов
Квантовая хромодинамика: Введение в теорию кварков и глюонов читать книгу онлайн
Книга испанского физика Ф. Индурайна представляет собой курс современной теории сильных взаимодействий — квантовой хромодинамики. Она содержит практически весь основной материал, необходимый для ознакомления с важнейшими результатами, полученными в рамках пертурбативной КХД, и овладения вычислительными методами теории. Материал изложен с приведением всех промежуточных выкладок и с большим педагогическим мастерством, что позволяет использовать книгу в качестве учебного или справочного пособия. Книга предназначена для научных работников, студентов и аспирантов физических факультетов, специализирующихся в области физики элементарных частиц.
Внимание! Книга может содержать контент только для совершеннолетних. Для несовершеннолетних чтение данного контента СТРОГО ЗАПРЕЩЕНО! Если в книге присутствует наличие пропаганды ЛГБТ и другого, запрещенного контента - просьба написать на почту [email protected] для удаления материала
0
⎫
⎬
⎭
.
(13.5)
Вычисление перенормировочного множителя ZM проведено в калибровке Ферми-Фейнмана, но нетрудно убедиться, что он является величиной, не зависящей от калибровки.
Если бы мы провели вычисления не для величины qq, а, скажем, для величин qγμq или qγμγ5q' , то получили бы, что аномальные размерности этих операторов равны нулю. Как уже говорилось, это утверждение является частным случаем общего результата, к доказательству которого мы переходим. Пусть ток Jμ представляет собой квазисохраняющийся оператор, т.е. в пределе, когда массы частиц стремятся к нулю, он удовлетворяет условию ∂μJμ(x)=0. Рассмотрим какое-нибудь хронологическое произведение произвольных полей Φi и тока Jμ
ΤJ
μ
(x)Φ
1
(y
1
)…Φ
N
(y
N
) .
Тогда, используя соотношение ∂0θ(x0-y0) = δ(x0-y0), можно получить тождество Уорда
∂ΤJμ(x)Φ1(y1)…ΦN(yN)
=
Τ(∂
μ
J
μ
(x))Φ
1
(y
1
)…Φ
N
(y
N
)
+
N
∑
k=1
δ(x
0
-y
0
k
)ΤΦ
1
(y
1
)
…
[J
0
(x),Φ
k
(y
k
)]
…
Φ
N
(y
N
) .
(13.6)
Пусть справедливо равенство
δ(x
0
-y
0
k
)[J
0
(x),Φ
k
(y
k
]
=
Φ'
k
(y)
k
δ(x-k
k
) ;
тогда, если множители ZJ и ZD представляют собой аномальные размерности тока Jμ и его дивергенции ∂μJμ соответственно, а множители γJ и γD являются коэффициентами перед членом -(g2/16π2)Nε в выражениях для ZJ и ZD, то, применяя к левой и правой частям (13.6) оператор νd/dν, получаем
γ
J
∂
μ
ΤJ
μ
(x)Φ
1
(y
1
)…Φ
N
(y
N
)
=
Τ
⎧
⎨
⎩
∑
γ
m
m
∂
∂m
∂
μ
J
μ
(x)
⎫
⎬
⎭
Φ
1
(y
1
…Φ
N
(y
N
)
+
γ
D
Τ(∂
μ
J
μ
(x))Φ
1
(y
1
)…Φ
N
(y
N
) .
(13.7)
Уравнение (13.7) может выполняться только в том случае, если γJ=0, а множители γD и γm удовлетворяют условию
γ
D
∂
μ
J
μ
=-
∑
γ
m
m
∂
∂m
∂
μ
J
μ
.
(13.8)
Уравнение (13.8) можно проверить для частного случая, когда ток Jμ записывается в виде Jμ=qγμq' . При этом используем полученное выше выражение для дивергенции тока
∂μJμ = i(m-m')qq,
а также явный вид аномальной размерности γm , которая вычислена в § 14. Или же можно учесть соотношения (9.17) и (11.6), чтобы убедиться в том, что во втором порядке теории возмущений выполняются равенства
muD(qq)uD = mRZm(qq)uD = MRZM(qq)uD = MR(qq)R ,
с перенормировочным множителем Zm , равным только что вычисленному множителю ZM .
§14. Бегущая константа связи и бегущая масса в КХД; асимптотическая свобода
Вернемся к уравнениям (12.6) и (12.7). Чтобы решить уравнение (12.6), предположим, что при некотором значении параметра ν перенормированная константа связи достаточно мала для того, чтобы фуыкции β, γ, δ, можно было разложить в ряд по степеням константы связи g(ν) :
β
=
-
⎧
⎨
⎩
β
0
g
2
(ν)
16π
2
+β
1
⎧
⎪
⎩
g
2
(ν)
16π
2
⎫2
⎪
⎭
+β
2
⎧
⎪
⎩
g
2
(ν)
16π
2
⎫3
⎪
⎭
+…
⎫
⎬
⎭
,
⎫
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎬
⎪
⎪
⎪
⎪
⎪
⎭
γ
m
=
γ
(0)
m
g
2
(ν)
16π
2
+γ
(1)
m
⎧
⎪
⎩
g
2
(ν)
16π
2
⎫2
⎪
⎭
+… ,
δ
=
δ
(0)
g
2
(ν)
16π
2
+δ
(1)
⎧
⎪
⎩
g
2
(ν)
16π
2
⎫2
⎪
⎭
+… .
(14.1)
Значение коэффициента β0 можно получить из выражений (9.30) и (12.4):
β
0
