Bat bien gauge 03

Bất biến gauge - Gauge invariance .

Trần hồng Cơ .

Ngày 15 tháng 7 năm 2012 .

Dịch , tổng hợp biên soạn và tham khảo tài liệu từ các nguồn 1. Wikipedia .

2. The Encyclopedia of Science .

3. http://science-documentaries.com/ .

4. http://www.newscientist.com/ .

5. SCholarpedia .

4. Điều chỉnh chuẩn (gauge) trong các lý thuyết gauge cổ điển .

Trong cơ chế điện từ cổ điển, vấn đề điều chỉnh gauge chỉ đơn giản là bài toán lựa chọn một biểu diễn trong lớp của các thế tương đương, thuận tiện cho các tính toán thực tế hoặc phù hợp với trực giác vật lý.

Trong số các chuẩn thông thường phi- tương đối, ta có thể trích dẫn ((Jackson, 2000) để biết thêm chi tiết):

Và các bất biến chuẩn gauge tương đối tính như sau

Lưu ý rằng, một số trong những điều kiện này không sửa chữa được các biểu diễn trường một cách hoàn toàn. Các hình thức và ý nghĩa của bất biến thặng dư phụ thuộc vào chuẩn đã được điều chỉnh. Cuối cùng, các chuẩn này có những điểm khái quát đơn giản đối với trạng thái phiAbel.

5. Điện động lực lượng tử .

Trong Điện động lực học lượng tử (QED), thời gian tiến hóa có thể được đạo hàm từ một tích phân trên các trường , một sự

tổng quát hóa đơn giản của các tích phân đường của cơ học lượng tử phi-tương đối tính .

5.1 Trường gauge liên kết với một dòng bảo toàn Tương tự với cơ học lượng tử phi- tương đối tính , người ta hy vọng các toán tử thời gian tiến hóa được đưa ra bởi một tích phân đối với tất cả các trường cổ điển:

trong đó các tác động được cho bởi (34) (33). Tuy nhiên căn cứ theo bất biến gauge của nó , các tác động chỉ phụ thuộc vào 3 ( trong 4 ) bậc tự do của trường gauge và vì thế tích phân trên toàn không gian của trường gauge là không xác định . Để giải bài toán này cần phải điều chỉnh chuẩn ( xem phần điều chỉnh chuẩn cổ điển và điều chỉnh chuẩn lượng tử ) . Sự điều chỉnh gauge có thể đạt được bằng cách hạn chế việc tích phân trên các trường có bộ phận gauge đã được sửa chữa bởi ràng

G(A,x)= 0 , hoặc tổng quát hơn bằng cách điều chỉnh G(A,x)= s(x) và bằng cách tích phân trên s(x) với một buộc

phân bố trường Gauss . Phương pháp thứ hai dẫn tới việc bổ sung tác động của phần đóng góp bất biến phi-gauge

Việc chọn lựa hiệp biến tương đối tính

cho ta chuẩn Landau

Giá trị đặc biệt ξ=1 trong (35) tương ứng với cái ta gọi là chuẩn Feymann.

Lý thuyết trường lượng tử được xây dựng bởi thủ tục này không đáp ứng một cách rõ ràng yêu cầu về tính đơn nhất (unitarity ) (việc này liên quan đến sự bảo toàn của xác suất) và dường như phụ thuộc vào hàm điều chỉnh gauge và các tham số ξ. Các đồng nhất thức WardTakahashi, -một tập hợp các mối quan hệ giữa các hàm Green -, cho phép chứng minh rằng các quan sát vật lý không phụ thuộc vào các lựa chọn cụ thể (một tính chất gọi là độc lập đo trong bối cảnh này) và cũng có thể đáp ứng tính đơn nhất unitarity.

5.2 Trường vật chất tích điện .

Trong lý thuyết trường địa phương , tác động có tính địa phương , nghĩa là , nó là một tích phân không -thời gian của phiếm hàm mật độ Lagrange , là hàm của các trường và các đạo hàm của nó . Để xây dựng tác động địa phương bất biến gauge mô tả tương tác của vật chất với trường gauge Aμ(x) , chúng ta bắt đầu từ một tác động cho trường vật chất tích điện là trường có tính địa phương và bất biến dưới phép biến đổi toàn cục U(1).

Như một ví dụ về vật chất , ta xét những hạt fermion spin 1/2 tự do có điện tích eχ và khối lượng m . Những trường sau đó sẽ là 4-thành phần liên hợp phức phản giao hoán ( 4-component conjugate complex anticommuting ) (i.e., thuộc về đại số Grassmann ) gồm các vectors χ và χˉ ( được gọi là spinors).Hàm mật độ Lagrange được viết :

Tác động

là bất biến dưới phép biến đổi toàn cục U(1).

tron đó Ω là hằng số không-thời gian độc lập .Theo định lý Noether (1918), bất biến này kéo theo ( theo cổ điển ) sự tồn tại một dòng bảo toàn và điện tích bảo toàn .

Bất biến gauge đòi hỏi tính bất biến của tác động mới dưới những phép biến đổi nhóm địa phương thu được bằng cách thay thế Ω,U trong (37) bằng các hàm không thời

gian Ω(x),U(x)

.

Điều này đạt được bằng cách thay thế ,

trong phiếm hàm vật chất Lagrange (36) , hiệp biến ( covariant derivative )

∂μ

bằng đạo hàm

là cái sẽ biến đổi theo sự tổng quát hóa 4-chiều của phương trình (21) như sau

Cũng cần lưu ý rằng

Tiến hóa lượng tử của toàn hệ thống (vật chất và trường gauge ) sau đó được đưa ra bởi tích phân trường

6. Lý thuyết gauge phi-Abel ( Non-Abelian gauge theories ) . Để phù hợp với việc sử dụng tiêu chuẩn, trong phần này chúng tôi sử dụng hệ đơn vị SI được ràng buộc bởi yêu cầu ℏ = c = 1.

6.1 Lý thuyết trường cổ điển .

Yang và Mills (1954) đã tổng quát hóa cấu trúc của điện động lực học lượng tử với một trạng thái mà trong đó nhóm U Lie G

(1) chuẩn Abel được thay thế bởi một số nhóm

phi-Abel của các N × N ma trận unitar .

Việc xây dựng một tác động bất biến gauge mô tả sự tương tác của các trường gauge phi- Abel với các trường vật chất như sau .

Điểm khởi đầu là hàm mật độ vật chất Lagrange bất biến theo biến đổi toàn cục ( tức là, độc lập với không -thời gian ) thuộc nhóm G . Ví dụ , ta giả sử rằng trường vật chất ϕ(x) tạo ra các vector phức biến đổi Ta có thể giả thiết thêm hàm mật độ

được bảo toàn qua phép biến đổi toàn cục , nghĩa là

Mục đích là để thúc đẩy tính bất biến toàn cục (38) của tác động đến tính bất biến theo phép biến đổi của địa phương:

Một lần nữa vấn đề lại phát sinh với các đạo hàm trường . Như trong ví dụ về nhóm Abel, giải pháp là thay thế các đạo hàm bằng các đạo hàm hiệp biến. Ở đây, các đạo hàm hiệp biến là các ma trận N × N có dạng

trong đó trường gauge Aμ (x) thuộc về các đại số Lie của nhóm G. ( không nên nhầm lẫn các trường

gauge phi- Abel với thế vector-3 chiều A (x) được sử dụng trong các phần trước.)

Theo định nghĩa đạo hàm hiệp biến Dμ là một tensor dưới phép biến đổi gauge tổng quát , đó là phép biến đổi tuyến tính sau

trong đó như một hệ quả , phép biến đổi gauge của trường gauge được cho bởi công thức

Phép biến đổi là tuyến tính trong trường hợp đặc biệt hằng

số g(x)=g0 ( phép biến đổi toàn cục- global transformation), ngoại trừ trong trường hợp tổng quát là phép biến đổi affine. Từ tính chất (42) của đạo hàm hiệp biến suy ra

và, do đó, tác động vật chất bây giờ là bất biến gauge .

Nói chung, trường gauge Aμ (x) có một diễn giải toán học như là một liên kết giá trị -Lie và được sử dụng để xây dựng các đạo hàm hiệp biến tác động trên các trường , là cái có dạng phụ thuộc vào các biểu diễn của các nhóm G, dưới các phép biến đổi trường (đối với biến đổi toàn cục ).

Các hoán tử của các đạo hàm hiệp biến có dạng (41),

không còn là một toán tử vi phân và tương ứng với độ cong của liên kết nữa , mà là một tensor biến đổi gauge (tức là, nó đã biến đổi tuyến tính) như :

Tensor cường độ trường

Fμν (x) là một phần Fμν (x) là một tensor, nên

tử của đại số Lie G. Vì tác động địa phương đối với trường gauge

sẽ là bất biến gauge . Khi g(x)

tiến dần về đơn vị , nghĩa

là phép biến đổi (43) có dạng

trong đó ( liên hệ với (41) ) trong đó Dμ trong (46) là đạo hàm hiệp biến tác động trên các trường thuộc về các đại số Lie của nhóm G . Điều này cho phép viết các phương trình trường tương ứng với tác động (45) dưới dạng

Vì các tensor cường độ là bậc hai trong trường gauge (44) và tuyến tính trong đạo hàm hiệp biến (46), nên các phương trình trường là bậc 3 , cho thấy rằng các trường gauge phi- Abel là tự tương tác, trái ngược lại với trường hợp Abel.

Trong cả hai trường hợp Abel và phi-Abel, những quan sát vật lý có liên quan đến các đa thức bất biến trong các trường ( hoặc các toán tử gauge bất biến ).

6.1.1 Dạng thành phần ( Component form ) Một cơ sở sinh đại số Lie của một nhóm ma trận unitar có thể

được chọn dưới dạng một tập hợp các ma trận ta phảnHermit cấp N × N . Cả hai trường gauge và tensor cường độ trường đều có thể mở rộng trên một cơ sở như vậy :

Ta đưa ra các hằng số cấu trúc của đại số Lie

các thành phần của tensor có thể được viết rõ hơn như sau ( xem (44) )

Việc xây dựng các trường gauge Abel của những phần trước đó có thể được phục hồi ( đến các thừa số chuẩn hóa tầm thường ) đối với