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
∞
∑
n=0
in
n!
⟨a|
∫
d
4
x
1
…d
4
x
n
Tℒ
0
int
(x
1
)…
×ℒ
0
int
(x
n
)J
0μ
1
(x)J
0ν
2
(y)|b⟩ .
(2.4)
Для того чтобы приравнять правую часть (2.4) матричному элементу (2.2), использована формула (доказанная Боголюбовым и Ширковым [45], см. также § 39 и 42; определение функциональной производной дано в приложении 3)
δ2Sφ
δΦ1μ(x) δΦ2ν(y)
Φ = 0
=
TJ
μ
1
(x)J
ν
2
(x) .
(2.5)
Рассмотрим вопрос о релятивистской инвариантности и унитарности S-матрицы. Если оператор U(a,Λ) осуществляет некоторое преобразование из группы Пуанкаре, то должно выполняться соотношение
U(a,Λ)SU
-1
(a,Λ) = S ,
(2.6)
из которого следует, что S-матрица представляет собой релятивистски инвариантный оператор. S-матрица является также унитарным оператором:
S
+
S
=
SS
+
= 1 .
(2.7)
Записав выражение для S-матрицы в виде
S = iΤ ,
где матричные элементы ⟨a|Τ|b⟩ представляют собой так называемую амплитуду перехода системы из состояния |a в состояние |b, получим из (2.7) соотношение для оператора Τ
Im
⟨
a
|
Τ
|
b
⟩ = ½
∑
⟨
c
|
Τ
|
b
⟩⟨
c
|
Τ
|
b
⟩
*
.
all c
(2.8)
(При выводе соотношения (2.8) предполагалась инвариантность S-матрицы по отношению к обращению времени.) При разложении левой и правой частей (2.6) и (2.8) по степеням константы связи g в каждом порядке теории возмущений возникают определенные соотношения. В силу линейности уравнение (2.6) сохраняет свой вид в каждом порядке разложения по константе связи g. Нелинейность же уравнения (2.8) приводит к смешиванию членов разного порядка малости по константе связи. Например, если написать
Τ
=
g
∞
∑
n = 0
g
n
Τ
n
то, ограничиваясь членами второго порядка малости по g, имеем
Im
⟨
a
|
Τ
2
|
b
⟩ = ½
∑
all c
{
⟨
c
|
Τ
0
|
b
⟩⟨
c
|
Τ
2
|
a
⟩
*
+ ⟨
c
|
Τ
2
|
b
⟩⟨
c
|
Τ
0
|
a
⟩
*
+ ⟨
c
|
Τ
1
|
b
⟩⟨
c
|
Τ
1
|
a
⟩
*
}
.
(2.9)
Завершим краткий обзор основных вопросов теории поля введением редукционных соотношений. Рассмотрим амплитуду рассеяния, например для процесса a + b → a' + b', где a и a' - бозоны, описываемые полями Φa и Φa'. Амплитуду рассеяния можно записать в виде
⟨
a',b'
|
S
|
a,b
⟩ =
lim
⟨
a',b',t'
|
a,b,t
⟩ .
t'→+∞
t→-∞
Если через pi обозначить импульс частицы i и использовать формулу (подробный вывод редукционных соотношений содержится, например, в книге Бьёркена и Дрелла [ 40])
i
2(2π)
3/2
∫
a
+
(p
a
)
=
lim
d
⃗
x
e
-ipa⋅x
⃡
∂
0
Φ
+
(x) ,
t→-∞
то посыле некоторых вычислений можно получить редукционные соотношения типа
⟨
a',b'
|
S
|
a,b
⟩
=
i
∫
d
4
x e
-ipa⋅x
(2π)
3/2
×(
∂
2
+ m
2
) ⟨
a',b'
|
Φ
+
(x)
|
b
⟩ .
a
a
Мы не будем выводить редукционных соотношений или выписывать их полный набор, который можно найти в книге [40], но приведем лишь несколько типичных примеров их использования. Если кроме бозона a "редуцировать" также бозон a', то получается соотношение
⟨
a',b'
|
S
|
a,b
⟩
=
i
×
-i
∫
d
4
x
∫
d
4
y e
-ip⋅x
e
ip⋅y
(2π)
3/2
(2π)
3/2
×
(
∂
2
+ m
2
)(
∂
2
+ m
2
)⟨
b'
|
TΦ
(y)Φ
+
(x)
|
b
⟩ .
x
a
y
a'
a'
В результате применения редукционных соотношений в конечном счете получаем фурье-образ от вакуумного среднего T-произведения четырех операторов полей
⟨
0
|
TΦ
(y)Φ
