В теоретической физике , особенно в квантовой теории поля , часто используется бета-функция, характеризующая зависимость константы взаимодействия от энергетического уровня. Сама бета-функция определяется как ${\displaystyle \beta (g)={\frac {\partial g}{\partial \,ln\,\mu }}}$

Масштабная инвариантность

Если бета-функция обращается в ноль при особом значении константы взаимодействия, то КТП, константа которой описывается этой бета-функцией, называется масштабно-инвариантной . Зачастую эти теории оказываются ещё и конформно-инвариантны. Такие поля изучаются конформной теорией поля .

Примеры

Бета-функции обычно считаются в приближении, например с помощью теории возмущений , которая предполагает, что параметры связи чрезвычайно малы. Далее выполняется разложение по степеням и обрезаются более высокие степени (обычно их называют петлями, из-за соответствующего количества петель в диаграммах Фейнмана ).

Квантовая электродинамика

Однопетлевая бета-функция для КЭД определяется как

${\displaystyle \beta (e)={\frac {e^{3}}{12\pi ^{2}}}}$

или с использованием постоянной тонкой структуры

${\displaystyle \beta (\alpha )={\frac {2\alpha ^{2}}{3\pi }}\,.}$

Последняя формула следует из равенства

${\displaystyle \alpha ={\frac {e^{2}}{4\pi }}\,.}$

Решением этого уравнения является функция

${\displaystyle \alpha =-{\frac {3\pi }{2\,ln\,\mu }}\,.}$

Бета-функция говорит о том, что постоянная тонкой структуры возрастает вместе с энергетическим уровнем, она может даже обратиться в бесконечность при конечных энергиях (эти энергии называются полюсом Ландау ). Как только бета-функция обращается в бесконечность, теория возмущений перестаёт работать.

Квантовая хромодинамика

Однопетлевая бета-функция для КХД с ${\displaystyle n_{f}}$ ароматами кварков и ${\displaystyle n_{s}}$ скалярными цветными бозонами

${\displaystyle \beta (g)=-\left(11-{\frac {n_{s}}{6}}-{\frac {n_{f}}{3}}\right){\frac {g^{3}}{16\pi ^{2}}}}$

или

${\displaystyle \beta (\alpha _{s})=-\left(11-{\frac {n_{s}}{6}}-{\frac {n_{f}}{3}}\right){\frac {\alpha _{s}^{2}}{2\pi }}\,.}$

Решением этого уравнения является функция

${\displaystyle \alpha _{s}={\frac {12\pi }{\left(66-n_{s}-2n_{f}\right)ln\,\mu }}\,.}$

Если ${\displaystyle n_{f}\leq 16}$ , то бета-функция убывает при увеличении энергетического уровня. Этот феномен называется асимптотической свободой .

Неабелева SU(N) калибровочная теория

В КХД используется калибрвочная группа ${\displaystyle SU(3)}$ , определяющая 3 цвета. Мы можем обобщить бета-функцию для любого количества цветов N

${\displaystyle \beta (g)=-\left({\frac {11}{3}}C_{2}(SU(N))-{\frac {1}{3}}n_{s}T(R_{s})-{\frac {4}{3}}n_{f}T(R_{f})\right){\frac {g^{3}}{16\pi ^{2}}}}$

или

${\displaystyle \beta (\alpha )=-\left({\frac {11}{3}}C_{2}(SU(N))-{\frac {1}{3}}n_{s}T(R_{s})-{\frac {4}{3}}n_{f}T(R_{f})\right){\frac {\alpha ^{2}}{2\pi }}\,.}$

Где ${\displaystyle C_{2}}$ — инвариант Казимира второго порядка от калибровочной группы, ${\displaystyle T(R)\delta ^{ab}=tr(T_{R}^{a}T_{R}^{b})}$ , где ${\displaystyle T_{R}^{a,b}}$ — генераторы алгебры Ли в представлении ${\displaystyle R}$ . Для Майорановских и фермионов ${\displaystyle {\frac {4}{3}}}$ и ${\displaystyle {\frac {1}{3}}}$ заменить на ${\displaystyle {\frac {2}{3}}}$ и ${\displaystyle {\frac {1}{6}}}$ соответственно. Для калибровочных полей (например глюонных) в сопряжении с ${\displaystyle SU(N)}$ , ${\displaystyle C_{2}(SU(N))=N}$ . Для фермионов в фундаментальном представлении ${\displaystyle SU(N)}$ , ${\displaystyle T(R)={\frac {1}{2}}}$ . Тогда для КХД с ${\displaystyle N=3}$ бета-функция принимает вид представленный выше.

Взаимодействие Юкавы

В стандартной модели кварки и лептоны взаимодействуя с полем Хиггса через потенциал Юкавы приобретают массу. Взаимодействия большинства кварков и лептонов мало по сравнению с взаимодействием t-кварка . В динамике их можно описать с помощью бета-функции

${\displaystyle \beta (y)\approx \left({\frac {9}{2}}y^{2}-8g_{3}^{2}\right){\frac {y}{16\pi ^{2}}}\,,}$

где ${\displaystyle g_{3}}$ — цветовая константа взаимодействия, которая также является функцией энергии и обладает свойствами асимптотической свободы. Таким образом взаимодействия всех кварков кроме t-кварка чрезывчайно малы при энергиях Великого Объединения (около ${\displaystyle 10^{15}}$ ГэВ). Аналогично можно вычислить энергии при которых кварки приобретают свои массы — около 100 ГэВ. В стандартной модели предсказанная масса t-кварка 230 ГэВ, в то время как измеренная равна 174 ГэВ, что говорит о том, что возможно существуют другие Хиггсовские бозоны.

Ссылки

1. Politzer H. David. (англ.) // Physical Review Letters. — 1973. — 25 June ( vol. 30 , no. 26 ). — P. 1346—1349 . — ISSN . — doi : .
2. Gross David J. , Wilczek Frank. (англ.) // Physical Review D. — 1973. — 15 November ( vol. 8 , no. 10 ). — P. 3633—3652 . — ISSN . — doi : .
3. 't Hooft Gerard. (англ.) // Nuclear Physics B - Proceedings Supplements. — 1999. — March ( vol. 74 , no. 1-3 ). — P. 413—425 . — ISSN . — doi : .
4. Pendleton B. , Ross G.G. (англ.) // Physics Letters B. — 1981. — January ( vol. 98 , no. 4 ). — P. 291—294 . — ISSN . — doi : .
5. Hill Christopher T. (англ.) // Physical Review D. — 1981. — 1 August ( vol. 24 , no. 3 ). — P. 691—703 . — ISSN . — doi : .