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[资料]规范场论2 [复制链接]

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只看该作者 60楼 发表于: 2012-09-04  粉丝: 4   好友:3
轻子-夸克家族结构
但是,我们必须加上来自这个家族的所有费米子的贡献,结果将依赖于被群结构决定的耦合常数。这样做了以后,瞧,个别的贡献彼此抵消了。我们得到的不是无穷大,而是零。为了这种抵消,各色的夸克是必需的。这样,此种反常再次证实了色的存在。反常的抵消暗示轻子-夸克家族是一个不可分的多组元粒子。孤立任何一个组元,将会引起不可控制的、并不真正存在的高频模(high-frequency modes)。
极矢量量子场论不知道这个家族来自何处。此种反常表示了一种自发对称破缺,因为一个应该守恒的流结果并不守恒。可是,它不是那种像Higgs场那样可通过序参量描述的破缺。这里手征对称性只是在量子理论中被破坏。在经典理论中它没有被破坏。这个现象必定与量子激发的涨落有某种关系。有人认为,此种反常看来和拓扑激发有关,因为它涉及拓扑密度B•E。
标准模型就像在中间打开的一卷书,极矢量量子场论不知道离结尾还有多远。在连续的物理学系列里,我们已经看过了几卷:(1) 经典物理学;(2) 量子力学;(3) 量子电动力学。我们可以在每个阶段后合上书本:故事似乎告一段落。在上面所有的阶段中,一个值得注意的特点是:它们的主要构件只有质子、中微子、电子和光子。相比之下,标准模型不是一本可以合上了的书。
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只看该作者 61楼 发表于: 2012-09-04  粉丝: 4   好友:3
等待定论
有许多未解决的问题:(1) Higgs场实际上是由什么构成?(2) 是什么引起夸克禁闭?(3) 手征对称性破缺是什么引起的?谁利用轻夸克质量干扰它?(4) 三角形反常的起因是什么?(5) 轻子-夸克家族的结构是什么决定的?(6) 谁让这三个家族这样?为什么它们的质心(centers-of-mass)呈指数增长?(7) 为什么中微子质量这么极端地小?一个更大的问题:为什么是规范群SU(3)×SU(2)×U(1)?一个甚大的问题:为什么有规范原理?
我们发现,目前标准模型中几乎所有的主要谜题都和自对偶三角形有关;但自对偶三角形代表了一种原来没有的几何学,我们不妨简称之为自对偶几何学。自对偶几何学与Cartan几何有联系,因为点-线对偶性等价于Cartan的广义切空间。另一方面,可以将自对偶三角形的三个顶点解释成夸克的三种颜色。
第三,自对偶性意味着夸克场和胶子场是对偶的,这就隐含了超对称性,因为虽然胶子没有质量,但是两个相反方向飞行的胶子“仿佛”有一个等效质量。重子内的空间高度弯曲,允许有自对偶三角形(这相当于组分夸克模型)存在。但是介子场和弱相互作用场强度不够,也就是弯曲程度不够,只能存在于平直的时空中;回想一下射影几何中的一个基础定理,在平直时空中,自配极三角形必有两个顶点位于无穷远点上,荷相当于无穷远点,存在一种拓扑涨落,这样就可以推导出Adler的结果来。在核子有质量的弯曲时空中,手征对称性没有破缺,但是从弯曲时空变换到平直时空,必须选择一种手征性,因为无质量的轴矢量场必定以某种手征性存在,这就是手征对称性破缺以及反常的来源。

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只看该作者 62楼 发表于: 2012-09-04  粉丝: 4   好友:3
反常
The Slavnov-Taylor identities provide for rigorous constraints on the subtraction constants when on- or off-shell amplitudes are renormalized. A difficult question, however, is whether the theory can be renormalized at all in accordance with these constraints. We have much more identities than constants that can be adjusted, so the question can be raised whether this procedure does not lead to internal conflicts.
Indeed, internal conflicts of the kind we feared were already known to exist: the Adler-Bell-Jackiw anomalies [1]. So, we knew that this problem was a serious one. We first discovered that adding a fifth dimension to space-time could be the way to regularize all diagrams with only one closed loop in them. The fifth dimension only occurs inside the loop, so we can give it a fixed value or values Λi with weights ei, so that the one-loop diagrams generate effective propagators that are regularized as efficiently as in Equation (26) in Chapter 6. Since the multi-dimensional theory is obviously gauge-invariant, we obtained one-loop amplitudes that automatically obey the Slavnov-Taylor identities; it followed that, a theory regularized this way, cannot develop any anomalies.
How would diagrams with several, overlapping, closed loops have to be handled? At first, it was tried to add more dimensions, hoping to find generalized regulators that render these multi-loop diagrams finite, but we quickly realized that the extra dimensions cannot be routed along a diagram in an unambiguous manner, so that we were unable to guarantee that diagrams regularized this way would still obey the Slavnov-Taylor identities.
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只看该作者 63楼 发表于: 2012-09-04  粉丝: 4   好友:3
反常
In a desperate final attempt, we kept the number of dimensions continuous: n = 4 – ε, where ε can be any small complex number, eventually to be sent to zero. This method worked surprisingly well, and it grew to become the dimensional regularization scheme now commonly used [2].
However, in one important circumstance, the method cannot be applied directly: in the case of chiral fermions, where the left-handed fields transform differently than the right-handed ones, being in general some different representation of the gauge group. The Pauli-Villars method does not apply, because any fermion mass term would violate chiral symmetry, so that there would be admixture between the left- and right-handed representations, which would not be gauge-invariant. Dimensional regularization does not work because the chiral projection operator (1 ± γ5) only acts appropriately on the first four gamma matrices γμ but not on the others.
Today, we know the reason why no decent regulator can exist in chiral theories: these theories really are inconsistent. If all vector currents to which gauge fields are coupled are regularized in such a way that they obey the appropriate conservation laws: ∂•费子米的极矢量流(x)=0, then there is no freedom left for the axial vector current densities, ∂•费米子的轴矢量流(x), and they will not be conserved.
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只看该作者 64楼 发表于: 2012-09-04  粉丝: 4   好友:3
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This phenomenon was already understood for the Abelian theory QED, and Steve Adler had set out to prove that only the one-loop fermion diagrams generate such anomalies. Any anomalies in multi-loop diagrams can be attributed to anomalies in the one-loop subdiagrams. In his contribution, Chapter 9, Adler recounts the history of his work, the collaboration with W. Bardeen, and his early disputes concerning the physical interpretation of these anomalies. Are they real? Should one renormalize the theory in such a way that the anomalies are removed? Do they indeed explain the π→ γγ decay?
The fact that his results continue to hold for non-Abelian theories required quite a bit of discussion but is now well-established. Adler discusses the history in detail, focusing on the contributions of counter terms, insights from point-splitting techniques, and the later discoveries of related anomalies in energy-momentum tensors, theories in different dimensions, and super-symmetric theories. All authors agree that the ABJ anomalies will cancel at all orders in perturbation expansion if they do so at the one-loop level. The way I like to see this is that one can decide first to regularize all subdiagrams with one single fermionic loop. If these can be made to obey the Slavnov-Taylor identities — which only happens if the left- and right-handed contributions to the anomaly duly cancel — then the rest of the diagrams, which now contain the fermion loops as non-local, 'effective' interaction terms, can be regularized by more conventional methods. Applying dimensional regularization is still somewhat tricky here, but the Slavnov-Faddeev regulator [4], which is especially suitable for multi-loop diagrams, can be employed to make everything finite now. Alternatively, one can do this using lattice regularization with two lattice scales [5].
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反常
Long before Adler, Bell and Jackiw, anomalies in the symmetry structure of renormalized amplitudes have been observed. Schwinger frequently encountered them in his model calculations. An anomaly apparently violating gauge-invariance in the π→ 2γ decay was reported by Fukuda and Miyamoto [3] in 1949.
All the above, however, is a treatment of the perturbation expansion of properly regularized amplitudes. The unquantized sector of the theory can also be considered non-perturbatively. Fermions may be considered in a background of gauge fields where the field strengths are large. We then enter an extensive domain of mathematical features of gauge field topology. Magnetic monopoles and instantons have dramatic effects on the spectrum of fermionic states in these backgrounds. It is here where we find the deeper reasons why fermionic amplitudes develop anomalies. The relation with index theorems such as the Atiyah-Singer index theorems is profound. R. Jackiw investigated many of these features more thoroughly, and reviews his findings in Chapter 10.
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所有阶的反常
I give an account of my involvement with the chiral anomaly, and with the non-renormalization theorem for the chiral anomaly and the all orders calculation of the trace anomaly, as well as related work by others. I then briefly discuss implications of these results for more recent developments in anomalies in super-symmetric theories.
A distinguishing feature of the chiral and trace anomalies in gauge theory is that their coefficients can be determined to all orders of perturbation theory. My aims in this article are to survey the historical route leading to the discovery of this property of anomalies, and to review its current status. In the first part I discuss the non-renormalization of the chiral anomaly, in its historical context and then from a modern perspective. In the second part I discuss the closely analogous results linking the coefficient of the trace anomaly to the renormalization group β function. In the third part, I conclude by discussing the interplay of these two results in the context of super-symmetric theories.
My 1969 paper on anomalies [3] consisted of two parts. The first was a discussion of the axial anomaly in spinor electrodynamics, and represented work done during the spring and summer of 1968 and written up in longhand form (awaiting typing on my return to Princeton) while I was at the Aspen Center of Physics. The second part consisted of an Appendix and additional footnotes, written after Sidney Coleman arrived in Aspen towards the end of my stay there, and told me about the independent work done by Bell and Jackiw [19] on the anomaly in the context of the partially conserved axial current (PCAC) calculation of π0 → 2γ decay in the sigma model. Both parts are relevant to the story of the anomaly non-renormalization theorem, and so I shall begin by discussing them in some detail.
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手征反常的非重正性
I got into the subject of anomalies in an indirect way, through exploration during 1967-1968 of the speculative idea that the muon-electron mass difference could be accounted for by giving the muon an additional magnetic monopole electromagnetic coupling through an axial-vector current, which somehow was non-perturbatively renormalized to zero. After much fruitless study of the integral equations for the axial-vector vertex part, I decided in the spring of 1968 to first try to answer a well-defined question, which was whether the axial-vector vertex in QED was renormalized by multiplication by Z2, as I had been implicitly assuming. At the time when I turned to this question, I had just started a 6-week visit to the Cavendish Laboratory in Cambridge, England after flying to London with my family on April 21, 1968.a In the Cavendish I shared an office with my former adviser Sam Treiman, and was enjoying the opportunity to try a new project not requiring extensive computer analysis; I had only a month before finished my Annals of Physics paper [2] on weak pion production, which had required extensive computation, not easy to do in those days when one had to wait hours or even a day for the results of a computer run.
I wish to thank Peter van Nieuwenhuizen for a phone conversation clarifying this part of the history. In my 1998 Dirac lecture [6], and several archival historical accounts. I had written "My interest in the multiplicative renormalization question had been piqued by a preprint I received from Peter van Nieuwenhuizen, in which he attempted to show that the axial vector vertex is made finite by the usual renormalizations, using an argument based on subtractive renormalization that I saw was incorrect." On reexamining my files in the course of preparing this article, I found that my copy of van Nieuwenhuizen's undated preprint entitled "Finiteness of radiative corrections in all orders to /ti-decay" had been sent, in response to a letter I wrote to Veltman, by Veltman's secretary Ms. Rietveld, who wrote a cover letter dated May 28, 1968 expressing the hope that the preprint would reach me while I was still in England. Thus I could not have seen the preprint until the end of my stay in Cambridge. I do not have a copy of my letter to Veltman inquiring about a preprint version of van Nieuwenhuizen's talk, to which Ms. Rietveld's letter was a response.
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只看该作者 68楼 发表于: 2012-09-04  粉丝: 4   好友:3
反常
在20世纪60年代后半期,对于定域场论的反常行为的深入研究,沿着三条密切相关的进路进行:(i)作为对流代数采用的等时对易关系的形式(独立于动力学细节)操作的一个回应,主要由约翰孙、Low、贝尔和其他人承担;(ii)作为对修正部分守恒轴矢量流关系的必要性的一个回应,主要由Veltman、萨瑟兰、贝尔、贾基夫、Adler和其他人做出;(iii)作为对流的重正化研究的一部分,主要由Adler、Bardeen、Wilson和其他人进行。这些研究强有力地确立了定域场论某些反常行为的存在,给部分守恒轴矢量流-流代数纲领采取的形式操作的有效性范围划定了界限,并使得微扰理论作为这一纲领的动力学基础变得更为清楚,因而结束了这一纲领作为一个自洽研究框架的思想,为物理学家回到拥有各种精确和破缺的对称性的定域场论的框架铺平了道路,而在定域场论中,重正化是最迫切需要解决的问题。
对植根于正则等时对易关系基础之上的流代数的连贯性或有效性的严重怀疑,首先由约翰孙和洛(1966)提出。这一怀疑的根源可以追溯到后腾和今村(Goto和I. Imamura,1955)以及施温格(1959),其时流代数还不存在。后腾、今村和施温格知道,在一个有正度规的相对论性理论中,对于一个极矢量或轴矢量流来说,在涉及δ函数的空间导数的V0和Vj的对易式的真空期望中,一定有额外的项——后来被称为施温格项。
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只看该作者 69楼 发表于: 2012-09-04  粉丝: 4   好友:3
反常对易式
施温格的观测结论被约翰孙捡起。1961年,约翰孙发表了一篇在历史上和概念上同等重要的关于蒂林模型的论文(1961)。约翰孙在那篇论文中,(i)解决了在同时发生的时空点上如何定义奇异场算符(例如,流)的乘积问题;(ii)证明了这些乘积由于其奇异本性和规则化的必要性,因而不满足正则等时对易关系。约翰孙的论文除了运用场具有动力学标度维的思想,为稍后Wilson关于算符乘积展开的研究工作提供了一个出发点以外,他的论文还由于把施温格的观测结论从真空期望扩展到了V0和Vj的对易式的算符(即非真空)结构,因而也变得具有历史重要性。施温格的观测结论只涉及导致常数减法的运动学,而约翰孙的论文则深深触及定域场论的动力学。
随着流代数的出现和盛行,等时对易式的非正则行为由于隐含着流代数的连贯性,因为成为深入研究的一个主题。在1966年出现的各种研究中,约翰孙和洛的论文似乎是最富有成效和最有影响力的。通过用一个可重正化的相互作用夸克模型,并借助于一个后来称为比约肯-Johnson-Low限制的技术设计——通过这一设计,等时对易式能与已知的格林函数的高能行为相关联——约翰孙和洛计算了,到介了-重子耦合中的最低非零阶为止,对于全部16个Dirac协变式和一个任意的内部群,一个介子和真空(或一个介子)之间的对易式的矩阵元。
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只看该作者 70楼 发表于: 2012-09-04  粉丝: 4   好友:3
反常对易式
通过这一全面考察,约翰孙和洛令人信服地证明了,在对易式的矩阵元与某些费曼图(诸如三角形图)相关的某些情形中,对易式无疑有有限的额外项。正如约翰孙和洛所指出的,这些额外项存在的原因如下。任何定域的相对论性理论,无论多么收敛,必定足够奇异以至于不得不引入规则化,这本质上是一种极限处理方法。当计算涉及一个比对数发散更厉害的积分时,这一积分将经受两个或多个不是合法可互换的限制,这就有一个有限模糊性,额外项就是从对这个极限模糊性的一种精心处理中产生的。
受约翰孙和洛论文的激励,贝尔(1967a)举例说明了可解李模型中反常对易式的某些方面,特别强调了截止规则化。贝尔建议,当截止是有限值时,正则对易式对于零能量定理是正确的;只是对于涉及无穷大能量的求和定则来说,反常对易式才变得重要。
洛(1967)和贝尔都认为,对易式的反常行为将出现在一些高能求和定则中,然而只是以一种抽象的方式(约翰孙和洛),或者是以一种非现实的模型(贝尔)出现。在1969年以前,对于反常对易式的讨论一直与实验相脱节。1969年,卡伦和格罗斯(1969)在比约肯(1966,1969)提出的正则等时对易关系的基础上,发表了他们关于高能纵向电致截面的反常求和定则的推导,这立即受到了来自贾基夫和普雷帕拉塔(Jackiw和Preparata,1969),同时还有Adler和吴大峻(1969)运用约翰孙-洛型反常对易式作为论据发起的挑战。
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只看该作者 71楼 发表于: 2012-09-04  粉丝: 4   好友:3
部分守恒轴矢量流的修正
研究反常的另一条进路与实验有着更为密切的联系。作为历史事实,这直接受到在部分守恒轴矢量流和介子衰变的观测结果之间引起争议的不一致的激励。1966年末,萨瑟兰发现,在π介子有等于0的四维动量(q=0)的情形中,如果用部分守恒轴矢量流和流代数的假定计算,η→3π衰变将被禁戒;这直接与实验相矛盾。这里,部分守恒轴矢量流以两种方式被使用。第一、轴矢量流通过把它的发散当作内插的π介子场进行计算。第二、作为转移动量平方的一个函数,计算的衰变幅从q平方=0延拓到q平方=π介子质量平方。由萨瑟兰提出的部分守恒轴矢量流在实验上失效的一种可能解释是:由于一些未知的机制,这一延拓可能是非法的。这种未知机制如,与短程W介子相互作用相比,光子相互作用的长程性质会造成差异,这两种相互作用都被假定是这一衰变的原因。这一意见隐含着在第二种用法中修正部分守恒轴矢量流。Rizauddin和Sarker的论文(1968),就是我们可以找到的沿着这一进路所作的研究。

Veltman(1967)推广了萨瑟兰的观测结果;萨瑟兰的观测结果的大意是:任何包含一个中性π介子的过程,当用部分守恒轴矢量流和流代数计算时,必定被禁戒于中性π介子零四维动量限制中。根据这一观测结果,Veltman作出结论:通常的部分守恒轴矢量流方程是不正确的,必须增加包含π介子场的梯度的额外项,以便能够说明观测到的衰变。Veltman提出的意见隐含着在第一种用法中修正部分守恒轴矢量流。沿着这一进路的还有Arnowitt、Friedman和Nath(1968),尽管他们所提出的额外项的形式不同于Veltman提出的形式。
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只看该作者 72楼 发表于: 2012-09-04  粉丝: 4   好友:3
部分守恒轴矢量流的修正
贝尔深入涉足关于流代数和部分守恒轴矢量流的研究,Veltman的观测结果给了他特别深刻的印象。在大量的研究工作之后,贝尔及其合作者贾基夫共同发表了一篇有趣的论文(1969)。这是一个同时体现部分守恒轴矢量流和规范不变性思想的方案;贝尔和贾基夫调和这两种表面上矛盾的研究的方式是迷人的,也显露出他们的研究已触及当代理论物理学的概念预设有多深。
贝尔和贾基夫注意到,在σ模型中考虑过的中性π介子到2个光子衰变提出了一个疑难。一方面,关于Veltman-萨瑟兰型的部分守恒轴矢量流推理隐含着对于:中性π→2γ的不变幅,当用一个轴矢量流发散的π介子场进行离质壳延拓时,T(k平方)消失了,即T(0)=0。这个结论既与实验相冲突,又与Steinberg(1949)关于为这一过程做出贡献的三角形曲线图的老的微扰计算相冲突,而这一微扰计算与实验符合得极好。另一方面,在σ模型中同一过程的明确计算把部分守恒轴矢量流固定在一个算符方程中,刚好给出与Steinberg的计算相同的结果。这是贝尔和贾基夫所面对的疑难。
为了揭示这一难题的起源,贝尔和贾基夫超越这一形式推理,考虑了这一计算的细节。首先,他们发现,在σ模型计算中获得的非零T(0)来源于一个表面项,当改变三角形曲线图的线性发散积分中的变量时,就获得了这一非零计算。这个额外项与部分守恒轴矢量流相一致,但破坏了规范不变性。因而这是在部分守恒轴矢量流和规范不变性之间的一个冲突。其次,他们追随约翰逊和Low, 主张:相关三角形曲线图的积分的形式操作,尽管既遵守部分守恒轴矢量流又遵守规范不变性,但是如果被积函数没有很好地收敛,它也可能失效。这导致表面项破坏规范不变性,并要求规则化。他们强调,传统的泡利-Villars规则化虽然恢复了规范不变性,但却破坏了部分守恒轴矢量流。部分守恒轴矢量流和规范不变性之间的这种冲突再次出现。贝尔在他写给Adler的信中评论说:“我们的第一个观测结果是,以传统方式解释的σ模型正好没有部分守恒轴矢量流。这是这一难题的一个解决方案。”
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电弱统一理论编年史
在过去的百年里,物理学家积累了大量证据,说明不同事物间的相互作用,以及我们寻常遇到的万千事物间的相互作用,都可以归结为四种基本力的组合。其中之一是引力,另外三种力是电磁力、弱力和强力。
强力和弱力大家比较陌生,因为它们在超过亚原子尺度以外就完全失去作用了,它们是作用在原子核中的力。弱力最为人们熟悉的作用是物质(如铀和钴)的放射性衰变。弱力是造成许多粒子还有许多奇特的原子核不稳定的主要原因之一。弱力能够引起一个粒子转变成另一个有关的粒子,同时发射出一个电子和一个中微子。
在过去的世纪里,物理学家发现有两点特征对四种基本力都是相同的。第一点,在微观层次上,所有的力都关联着一个信使粒子,强力和弱力的场也有最小的组成粒子。就像电磁场是以光子为最小组成单位一样,最小的强力单元是胶子,而最小的弱力单元是中间矢量玻色子,或者更准确的说是W和Z玻色子。光子、胶子和中间矢量玻色子提供了它们所组成的力的微观传递机制。第二个共同点是,力是由某种荷决定的。
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电弱统一理论编年史
将电磁作用和弱相互作用统一到一个理论框架下无疑是20世纪物理科学最主要的成就之一。格拉肖(Sheldon Glashow)、萨拉姆和温伯格(Steven Weinberg)在六十年代中期提出的模型在过去的30多年时间里经历了广泛深入的实验检验。
格拉肖、萨拉姆(Abdus Salam)和温伯格通过他们获得诺贝尔奖的工作,证明了虽然弱力和电磁力在我们周围世界里的表现好像是迥然不同的,但是这两种力可以自然地用它们的量子场理论统一起来。毕竟,除了在亚原子的尺度内,弱力场几乎看不见;而电磁场却是我们离不开的宏观实在物。但是,格拉肖、萨拉姆和温伯格从理论上证明,在足够高的能量和温度下,例如在宇宙大爆炸的最初几分之一秒内,电磁场和弱力场熔化在一起,表现出不可分辨的性质,应该更准确地称为弱电场。在宇宙大爆炸后当温度开始下降,电磁力和弱力便结晶似地分离开来,具有与高温下不同的形式,这样一个过程就是著名的对称破损。
物理学家们凭借前所未有的技术力量,不断地用越来越大的能量将物质击碎,他们从碎片中寻找到很多新的基本粒子。下面是他们发现的物质基本单元:另外四种夸克,粲、奇、底和顶夸克;还有一种类似于电子但比电子更重的轻子,Tao子。
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电弱统一理论编年史
我们将在本文中给出通向统一描述电磁和弱作用的主要步骤。为了使描述带有编年史的味道,我们将提及20世纪同时代的粒子物理学中的某些成就,从理论发展和预言到实验验证及惊喜。粒子物理学发展与发现的详细编年史可以在参考文献[1]中找到。
下面就是弱电统一理论的编年史,带有星号(*)的表示该作者因为此项发现而获得诺贝尔物理学奖
1896*, 贝克勒尔:发现了铀的天然放射性
1897*, 汤姆逊:在阴极射线中发现电子
1900*, 普朗克:开启了量子时代
1905, 爱因斯坦:开启了相对论时代
1911*, 密立根:测量了电子电荷量
1911, 卢瑟福:原子核存在的证据
1913*, 玻尔:发明了原子光谱的量子理论
1914, 查德维克:首次观察到β射线产生的电子动能是从0到某个极大值连续分布的
1919, 卢瑟福:发现了质子
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电弱统一理论编年史
1923*, 康普顿:实验验证康普顿散射
1923*, 德布罗意:电子的波粒二象性
1925*, 泡利:不相容原理
1925*, 海森堡:创立了矩阵量子力学
1926*, 薛定谔:创立了波动量子力学
1927, 狄拉克:量子电动力学的基础
1928*, 狄拉克:发现了电子的相对论波动方程,预言了电子的自旋角动量
1930, 泡利:提出β衰变过程在放出电子的同时,还放出一个质量很小的电中性粒子
1930, 奥本海姆:电子的自能
1931, 狄拉克:预言了正电子和反质子
1932*, 安德森:证实了正电子
1932*, 查德维克:证实了中子
1932, 海森堡:提出了原子核是由质子和中子构成的假设
1934, 泡利:提出了中微子假设
1934, 费米:假设存在中微子,并提出了衰变的场理论
1936, 泰勒:扩充了费米理论
1937, 安德森等:证实了μ子的存在
1937, 马约拉纳:马约拉纳中微子理论
1943, 海森堡:发明了S矩阵理论
1943*,朝永振一郎:创立了协变的量子电动力学理论
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只看该作者 77楼 发表于: 2012-09-05  粉丝: 4   好友:3
电弱统一理论编年史
1947, 玻特(Bethe):第一次给出了非相对论性量子电动力学中兰姆位移的理论计算
1947*, 鲍威尔(Powell)等:证实了π介子
1948*, 费曼;施温格;朝永振一郎:创立了量子电动力学的协变理论
1949, 戴森(Dyson):协变量子电动力学;朝永振一郎、施温格和费曼方法的等价性
50年代:发现了一大堆新的粒子
1950, 瓦德:量子电动力学中的瓦德恒等式
1954, 杨振宁和米尔斯:提出量子场论中的局域规范不变性。这是导致非对易规范场理论被发现的重大理论进展。
1955, 西岛:奇异粒子的分类
1956*, 杨振宁和李政道:建议测量弱相互作用中宇称守恒律是否被破坏掉了
1957, 吴健雄等:得到了弱作用引起的衰变中宇称不守恒的第一个证据
1957, 伽温、莱德曼和温瑞奇:费雷德曼和泰勒格第:证实在弱衰变中宇称不守恒
1957, 萨拉姆;杨振宁和李政道;朗道:中微子的二分量理论
1957, 施温格;杨振宁和李政道:发展了弱相互作用中中间矢量玻色子的想法
1958, 费曼和盖尔曼;马沙克和苏达香:普适的矢量-- 轴矢量弱相互作用模型
1958, 戈德哈伯、格劳金斯和森亚(Sunyar):首次测量了中微子的螺旋度
1959*, 雷恩(Reines)和柯万(Cowan):发现了中微子存在的确凿实验证据
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只看该作者 78楼 发表于: 2012-09-05  粉丝: 4   好友:3
电弱统一理论编年史
1961, 戈德斯通(Goldstone):提出如果空的空间是不对称的,那么就不可避免地存在无质量、无自旋的粒子
1961*, 格拉肖 (Glashow):首次提出弱作用中中性的中间矢量玻色子(Z)
1962*, 丹比(Danby):首次证实μ子中微子
1963, 卡比玻:引入卡比玻角和重子弱流
1964, 比约肯()和格拉肖:提出存在一种基本的粲(charm)夸克
1964, 希格斯(Higgs)、恩格勒特(Englert)和布鲁(Brout)等:带有自发的对称性破损的一个场论的例子,不需要无质量的戈德斯通粒子和有质量的矢量玻色子
1964*, 克里斯坦森、克罗宁、菲奇和特利:首次证实中性K介子在衰变中违反了PC对称性(P代表宇称,C代表共轭对称)
1964*, 萨拉姆和瓦德:电弱统一理论模型,中间矢量玻色子W粒子质量的估计值
1964*, 盖尔曼和茨威格(Zweig):引入夸克作为强子的基本构造单元
1964, 格林堡(Greenberg)、韩和南部:引入了色量子数和带色的夸克以及胶子
1967, 基布尔(Kibble):改进了非对易规范场论中产生质量的希格斯机制
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只看该作者 79楼 发表于: 2012-09-05  粉丝: 4   好友:3
可重正化性
非Abel规范理论的重正化的下一个里程碑是费曼的工作(1963)。在形式上,费曼的主题是引力。但为了比较和说明,他也讨论了另一个非线性理论,即杨-Mills理论,其中相互作用也是用无质量粒子传递的。费曼讨论的中心议题是导出一套图形规则(尤其是圈图规则),这些规则既是幺正的又是协变的,以便能够进一步系统地研究这些规则的可重正化性。
费曼对幺正性的讨论,是通过树图定理彼此联结起来的树(trees)和圈(loops)这些术语进行的。根据树图定理,封闭的圈图由在实际区域上的和在质壳上的相应的树图共同构成,它们是通过打开圈中的一个玻色子线得到的。另外,费曼在具体计算一个圈(每一个树图中无质量玻色子线都是开口的)时,只考虑到玻色子的实横向自由度,以保证规范不变性。费曼在树图定理背后的物理学动机是表达物理量的强烈愿望,这些物理量在量子场论中通常用虚场(圈图)的方法定义,在真实物理过程中则用实际可测的量定义。
按照费曼的意思,幺正性关系是在封闭圈图和相应的物理树集之间的一种关联,但除此之外还有许多其他关联。事实上,他发现从通常路径积分公式导出的圈图规则不是幺正的。费曼用把一个圈图断开成一个树集的方法,清楚地揭示了圈图的幺正性规则失败的根源。在一个协变数学公式(这是重正化所必需的)中,圈图中的一条虚线,除了表示横向极化之外,还表示长度或标量自由度。一旦它被断开,就变成一条外线,代表一个自由粒子,它就仅仅表示(物理上的)横向自由度。因此,为了保持洛伦兹协变性,不得不把有些非物理的额外自由度考虑进去。这样费恩曼被迫面对一个额外粒子,一个“荒唐”或“虚幻”的粒子,它本来属于圈图中的传播子,并且是必须被整合掉的,但现在变成了自由粒子。因此幺正性被破坏,并且费恩曼认识到“有些事情是在根本上错了”。错误出在两个基本的物理学原则,洛伦兹协变性和幺正性之间的正面冲突。