Научная литература
booksshare.net -> Добавить материал -> Физика -> Швебер С. -> "Введение в релятивистскую квантовую теорию поля" -> 130

Введение в релятивистскую квантовую теорию поля - Швебер С.

Швебер С. Введение в релятивистскую квантовую теорию поля — Иностранная литература, 2003. — 859 c.
Скачать (прямая ссылка): vvedenievrelyativnuu2003.pdf
Предыдущая << 1 .. 124 125 126 127 128 129 < 130 > 131 132 133 134 135 136 .. 373 >> Следующая

накоплено большое количество экспериментальных данных и известны основные
факты теории, только в конце 1956 г. наметились основные контуры решения
этой проблемы. Возрождение интереса и стимулирование исследований в
области Р-распада были обусловлены проведенным Ли и Янгом глубоким
анализом, показавшим, что до 1956 г, ни в одном из экспериментов не было
доказано сохранение четности в |3-рас-паде. Для проверки высказанной Ли и
Янгом гипотезы By, Амблер и др. [867] провели предложенный ими
эксперимент по распаду поляризованного Со60, в котором было ясно доказано
наличие корреляций между ориентацией спина Со60 и направлением
испущенного электрона. Поэтому для объяснения наблюдаемого углового
распределения в функции распределения должен содержаться член вида J • р,
где J — спин ядра и р — импульс испущенного электрона. Если Р-распадное
взаимодействие инвариантно относительно пространственного отражения, то
функция распределения должна быть истинным скаляром (и не может содержать
членов, подобных J-рили о• р, где а — спин электрона). И наоборот, в
функции распределения может появиться псевдоскалярный член только тогда,
когда Р-распадное взаимодействие не инвариантно относительно
пространственного отражения. Таким образом, эксперимент By и др. по
распаду ориентированных ядер Со60 окончательно доказал наличие в
лагранжиане Xi таких членов, что PXi Р'1 фХ\. Один из возможных путей
осуществления такой ситуации — это смешать каждое сохраняющее четность
взаимодействие
Gi (pOln) (eOlv) ф- э. с. с не сохраняющим четность взаимодействием вида
G'i (рОгП) {е01у^) + э. с.
Рассмотрим подробнее векторное взаимодействие. Лагранжиан взаимодействия
может быть в этом случае записан в виде
ifi = G,v(pytin)^eYn^^^fv^ + 9. с. (10.121)
Требование СР-инвариантности, как показал Ландау [475], влечет за собой
вещественность постоянных Gv и Ь. Эксперименты указывают, что Ъ = —1, т.
е. что оператор нейтринного поля входит во взаимодействие только в
комбинации Уг (1 — Щь)"*- В гл. 5 мы видели, что это эквивалентно
двухкомпонентной теории нейтрино, в которой только левые (с отрицательной
спиральностью) нейтрино взаимодействуют с веществом.
В последние годы было показано (см. прекрасную обзорную статью
Конопинского [460]), что все современные эксперименты по ^-распаду могут
быть объяснены при помощи смеси векторного и псевдовекторного
взаимодействий:
Xi — Gv (pyvn) ^ eY|i -А- (1 — iy5) ф- Ga (ру^уьп) Сеуц\ (1 - iyь) v +
э.с.
(10.122)
Более того, существуют надежные указания, что | GA | ^ j Gvj (точнее, |
Ga I / J Gv | ^1,20). Мы укажем позднее, как был сделан этот вывод.
292
Гл. 10. Взаимодействие между полями
Этот параграф мы закончим кратким обзором теоретических предположений,
которые были сделаны Судершаном и Маршаком [756], Фейнманом и Гелл-Манном
[256] и Сакураи [685], для «объяснения» «F-Л»-взаимодействия. По-
видимому, наиболее удовлетворительным из них (в том смысле, что оно
допускает обобщение на сильные взаимодействия) является предположение
Судершана и Маршака и Сакураи, которое заключается в том, что лагранжиан
слабых взаимодействий должен быть инвариантным относительно
преобразования
Ф —> 7зФ
~ ~ т —> —т (10.123)
ф —> — фу^
для каждого фермионного поля в отдельности1). Это может рассматриваться
как обобщение требования инвариантности лагранжиана относительно
преобразования
v—>y6v,
или более общего преобразования
V—>eiaTsv (а = const),
что гарантирует строгое равенство нулю массы нейтрино и при наличии
взаимодействия. При этом на полный лагранжиан распространяется
инвариантность, присущая лагранжиану невзаимодействующих полей.
Лагранжиан взаимодействия Ферми между четырьмя фермионными полями фь ф2,
Фз> ф4! который инвариантен относительно собственных преобразований
Лоренца, может быть записан в виде
5
Xj — (ф^'фа) (Фз iPiPi 4* GiOiy$) ф4) ~Т э. с. (10.124)
г—1
Тогда из инвариантности относительно преобразования обращения массы фг—
>у5фь mi—> — m,i будет следовать, что
Xi = G (ф^ (1 ± гУь) Фг) (ФзУ* (* ± *4s) Ф«) + э. с. (10.125)
С другой стороны, Фейнман и Гелл-Манн постулировали, что в
четырехфермионное взаимодействие (10.124) должна входить только проекция
1
Фг = -g- (! — iYs) Фг
оператора поля фг, т. е. что взаимодействуют только те компоненты поля,
для которых Фг=—гу5фг- Мы будем обозначать оператор проектирования V2 (1
— t'y5) через а_:
a_ = ±(l_iy5) = a!. (10.126)
Тогда, поскольку у 5 — антиэрмитова матрица, то
Фг= (у(1 —iYs) Фг^)* То == у Ф* (1 - i4s) Уо =
= фг.^(1+гу5). (10.127)
г) Инвариантность относительно обращения массы была впервые исследована
Тиомно [779], который, однако, требовал инвариантности только
относительно проводимого одновременно для всех полей преобразования ф —у5
г[з, т—> —т.
§ 7. Теорема эквивалентности
293
Мы будем обозначать 1/г(1 + 1'Уб) через а+ и заметим, что а+а_ = а_а+ =
0. Тогда наиболее общий локальный лагранжиан взаимодействия без
производных имеет вид
Предыдущая << 1 .. 124 125 126 127 128 129 < 130 > 131 132 133 134 135 136 .. 373 >> Следующая

Реклама

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed

Есть, чем поделиться? Отправьте
материал
нам
Авторские права © 2009 BooksShare.
Все права защищены.
Rambler's Top100

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed