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
Можно также вычислить бегущую массу. В низшем порядке теории возмущений потребуем выполнения соотношений (12.2), (12.6) и (9.14). Тогда получим
1
m
⋅
d
m
d
log λ
= γ
(0)
m
g
2
16π
2
=
γ
(0)
m
2β
0
log λ
.
Используя выражение (14.4а), полагая log Q2/Λ2=2log λ и вводя константу интегрирования m̂ (которая представляет собой аналог параметра Λ), получаем выражение для эффективной массы
m
(Q
2
)=
m̂
(½log Q
2
/Λ
2
)
-γ(0)m/β0
, γ
(0)
m
=-3C
F
.
(14.5 а)
Подставляя значения коэффициентов β0 и γm, окончательно имеем
m
(Q
2
)=
m̂
(½log Q
2
/Λ
2
)
dm
, d
m
=
12
33-2n
ƒ
,
(14.5 б)
где коэффициент dm иногда называют аномальной размерностью массы.
Аналогично можно вычислить бегущий калибровочный параметр. Подробное вычисление можно найти в работе [209]. Приведем лишь результат
ξ
Q
2
=
1-
1
λ̂ (½log Q
2
/Λ
2
)
dε
⎧
⎨
⎩
1+
9
39-4n
ƒ
⋅
1
λ̂ (½log Q
2
/Λ
2
)
dε
⎫-1
⎬
⎭
,
d
ε
=
1
2
⋅
39-4n
ƒ
33-2n
ƒ
.
В заключение этого параграфа приведем результат вычисления эффективной массы m(2) в двухпетлевом приближении [242]:
m
(2)
(Q
2
)
=
m̂
(½log Q
2
/Λ
2
)
dm
⎧
⎨
⎩
1
-γ
(0)
m
β
1
β
2
0
⋅
log log Q
2
/Λ
2
2log Q
2
/Λ
2
+
1
2β
2
0
⎧
⎪
⎩
γ
(1)
m
-γ
(0)
m
β
1
β
0
⎫
⎪
⎭
1
log Q
2
/Λ
2
⎫
⎬
⎭
,
γ
(1)
m
=
3
⎧
⎪
⎩
n
2
c -1
2n
c
⎫2
⎪
⎭
+
97
6
⋅
n
2
c -1
4
-
5nƒ (n
2
c -1)
3n
c
,
(14.5 в)
где nc = 3 (число цветов). В качестве примера использования развитой здесь техники приведем вывод импульсной зависимости кваркового пропагатора в пределе больших импульсов Q2 ≫ Λ2
S
R
(p,q(ν),m(ν),ξ(ν);ν) ,
p
2
=-Q
2
≫ Λ
2
.
Размерность кваркового пропагатора SR равна ρS=-1. Следовательно, замечая, что Z=ZF (в пропагаторе SR сохранены внешние линии: "усеченный" пропагатор SR был бы просто равен S-1R, при условии p=λn, n2=-Λ2 из уравнения (12.7) получаем
S
R
(p,g(ν),m(ν),ξ(ν);ν)
=
S
R
(p,
g
(ν),
m
(ν),
ξ
(ν);ν)
⎧
⎪
⎩
Q2
Λ2
⎫-½
⎪
⎭
×
exp
⎧
⎨
⎩
-
∫
log Q/Λ
0
d
logλ'
1-ξ
3π
α
g
(λ')
⎫
⎬
⎭
.
В ведущем приближении по αs выражение для кваркового пропагатора принимает вид
S
R
(p,
g
(ν),
m
(ν),
ξ
(ν);ν)
≃
Q2→∞
i
n
Используя формулу (14.4а), окончательно получаем
S
R
(p,g(ν),m(ν),ξ(ν);ν)
≃
Q2≫Λ2
i
p
⋅
1
(½log Q2/Λ2)dFξ
