Квантовая теория поля
Диаграмма Фейнмана для e − e + аннигиляции с образованием пары кварков q q и глюона g
История квантовой теории поля
Основы Теория поля Электромагнитное взаимодействие Слабое взаимодействие Сильное взаимодействие Квантовая механика СТО ОТО Калибровочная инвариантность
Симметрии Симметрия в квантовой механике C-симмметрия P-симметрия T-симметрия Трансляционная симметрия Вращательная симметрия Лоренц-ковариантность Группа Пуанкаре Калибровочная симметрия Спонтанное нарушение симметрии Теория Янга — Миллса Заряд Топологический заряд
Аппарат Эффективная теория поля Вакуумное среднее Духи Фаддеева — Попова Диаграммы Фейнмана Пропагатор Квантование Регуляризация Перенормировка Вакуум Теорема Вика Теорема Вайтмана
Уравнения Дирака Клейна — Гордона Прока
Стандартная модель Квантовая электродинамика Электрослабое взаимодействие Квантовая хромодинамика Механизм Хиггса
Другие теории Теория струн Суперсимметрия Теория всего Квантовая гравитация
Учёные Карл Андерсон Филип Андерсон Бете Боголюбов Браут Бьёркен Вайнберг Вайскопф Вейль Велтман Вильсон Вильчек Гейзенберг Гелл-Ман Глэшоу Гросс Гуральник Дайсон Девитт Дирак Йордан Каллан Кендалл Киббл Коулман Ландау Ли Лэмб Майорана Миллс Намбу Нисидзима Паризи Поляков Салам Сударшан Томонага Уорд Фейнман Ферми Фок Хааг Хиггс Хофт Швингер Энглер Юкава Янг

Уравнения Баргмана — Вигнера — релятивистски инвариантные многокомпонентные спинорные уравнения движения свободных частиц c ненулевой массой и произвольным спином .

Получили название в честь Валентина Баргмана и Юджина Вигнера .

История

Поль Дирак впервые опубликовал уравнение Дирака в 1928 году и позже (1936) обобщил его на частицы с любым полуцелым спином, прежде чем Фирц и Паули впоследствии нашли те же уравнения в 1939 году и примерно за десять лет до Баргмана и Вигнера. Юджин Вигнер написал статью в 1937 году об унитарных представлениях неоднородной группы Лоренца или группы Пуанкаре . Вигнер отмечает, что Этторе Майорана и Дирак использовали инфинитезимальные операторы и классифицирует представления как неприводимые, факториальные и унитарные.

В 1948 году Валентин Баргман и Вигнер опубликовали уравнения, которые теперь названы в их честь, в статье о теоретико-групповом обсуждении релятивистских волновых уравнений.

Формулировка уравнений

Для свободной электрически нейтральной массивной частицы со спином ${\displaystyle j}$ уравнения БВ представляют собой систему ${\displaystyle 2j}$ линейных дифференциальных уравнений в частных производных , каждое из которых имеет математическую форму, аналогичную уравнению Дирака . Система уравнений имеет вид

${\displaystyle {\begin{aligned}&\left(-\gamma ^{\mu }{\hat {P}}_{\mu }+mc\right)_{\alpha _{1}\alpha _{1}'}\psi _{\alpha '_{1}\alpha _{2}\alpha _{3}\cdots \alpha _{2j}}=0\\&\left(-\gamma ^{\mu }{\hat {P}}_{\mu }+mc\right)_{\alpha _{2}\alpha _{2}'}\psi _{\alpha _{1}\alpha '_{2}\alpha _{3}\cdots \alpha _{2j}}=0\\&\qquad \vdots \\&\left(-\gamma ^{\mu }{\hat {P}}_{\mu }+mc\right)_{\alpha _{2j}\alpha '_{2j}}\psi _{\alpha _{1}\alpha _{2}\alpha _{3}\cdots \alpha '_{2j}}=0\\\end{aligned}}}$

и следует общему правилу;

${\displaystyle \left(-\gamma ^{\mu }{\hat {P}}_{\mu }+mc\right)_{\alpha _{r}\alpha '_{r}}\psi _{\alpha _{1}\cdots \alpha '_{r}\cdots \alpha _{2j}}=0}$

( 1 )

для ${\displaystyle r=1,2,...2j}$ .

Волновая функция БВ ${\displaystyle \psi =\psi (\mathbf {r} ,t)}$ имеет компоненты

${\displaystyle \psi _{\alpha _{1}\alpha _{2}\alpha _{3}\cdots \alpha _{2j}}(\mathbf {r} ,t)}$

и является 4-компонентным спинорным полем ранга 2j. Каждый индекс принимает значения 1, 2, 3 или 4, тo есть существует ${\displaystyle 4^{2j}}$ компонент всего спинорного поля ${\displaystyle \psi }$ , хотя полностью симметричная волновая функция уменьшает количество независимых компонент до ${\displaystyle 2(2j+1)}$ . Далее, ${\displaystyle \gamma ^{\mu }=(\gamma ^{0},\mathbf {\gamma } )}$ являются матрицами Дирака , и

${\displaystyle {\hat {P}}_{\mu }=i\hbar \partial _{\mu }}$

является четырёхмерным оператором импульса .

Оператор, составляющий каждое уравнение ${\displaystyle (-\gamma ^{\mu }P_{\mu }+mc)=(-i\hbar \gamma ^{\mu }\partial _{\mu }+mc)}$ , является матрицей размерности ${\displaystyle 4\times 4}$ , потому что ${\displaystyle \gamma ^{\mu }}$ матрицы, и ${\displaystyle mc''}$ скалярно умножаются на единичную матрицу размерностью ${\displaystyle 4\times 4}$ (обычно не пишется для простоты). Явно, в представлении Дирака матриц Дирака :

${\displaystyle {\begin{aligned}-\gamma ^{\mu }{\hat {P}}_{\mu }+mc&=-\gamma ^{0}{\frac {\hat {E}}{c}}-{\boldsymbol {\gamma }}\cdot (-{\hat {\mathbf {p} }})+mc\\[6pt]&=-{\begin{pmatrix}I_{2}&0\\0&-I_{2}\\\end{pmatrix}}{\frac {\hat {E}}{c}}+{\begin{pmatrix}0&{\boldsymbol {\sigma }}\cdot {\hat {\mathbf {p} }}\\-{\boldsymbol {\sigma }}\cdot {\hat {\mathbf {p} }}&0\\\end{pmatrix}}+{\begin{pmatrix}I_{2}&0\\0&I_{2}\\\end{pmatrix}}mc\\[8pt]&={\begin{pmatrix}-{\frac {\hat {E}}{c}}+mc&0&{\hat {p}}_{z}&{\hat {p}}_{x}-i{\hat {p}}_{y}\\0&-{\frac {\hat {E}}{c}}+mc&{\hat {p}}_{x}+i{\hat {p}}_{y}&-{\hat {p}}_{z}\\-{\hat {p}}_{z}&-({\hat {p}}_{x}-i{\hat {p}}_{y})&{\frac {\hat {E}}{c}}+mc&0\\-({\hat {p}}_{x}+i{\hat {p}}_{y})&{\hat {p}}_{z}&0&{\frac {\hat {E}}{c}}+mc\\\end{pmatrix}}\\\end{aligned}}}$

где ${\displaystyle \mathbf {\sigma } =(\sigma _{1},\sigma _{2},\sigma _{3})=(\sigma _{x},\sigma _{y},\sigma _{z})}$ является вектором, каждая компонента которого является матрицей Паули , ${\displaystyle E}$ является оператором энергии, ${\displaystyle \mathbf {p} =(p_{1},p_{2},p_{3})=(p_{x},p_{y},p_{z})}$ является оператором трёхмерного импульса , ${\displaystyle I_{2}}$ обозначает единичную матрицу размерностью ${\displaystyle 2\times 2}$ , нули (во второй строке) обозначают блочную матрицу размерностью ${\displaystyle 2\times 2}$ составленную из нулевых матриц .

Уравнения БВ обладают некоторыми свойствами уравнения Дирака:

• уравнения БВ являются Лоренц-ковариантными ,
• все компоненты решений уравнений БВ удовлетворяют уравнению Клейна–Гордона и, следовательно, удовлетворяют ,

${\displaystyle E^{2}=(pc)^{2}+(mc^{2})^{2}}$ ,

• уравнения БВ допускают вторичное квантование .

В отличие от уравнения Дирака, которое может учитывать действие электромагнитного поля посредством включения слагаемого, описывающего , формализм БВ при попытке учёта электромагнитного взаимодействия содержит внутренние противоречия и трудности. Другими словами, в уравнения БВ невозможно внести изменение ${\displaystyle P_{\mu }\rightarrow P_{\mu }-eA_{\mu }}$ , где ${\displaystyle e}$ - электрический заряд частицы и ${\displaystyle A_{\mu }=(A_{0},\mathbf {A} )}$ - это электромагнитный потенциал . Для исследования электромагнитных взаимодействий в этом случае применяются электромагнитные 4-токи и мультиполи частицы.

Структура группы Лоренца

Представление группы Лоренца для уравнений БВ:

${\displaystyle D^{\mathrm {BW} }=\bigotimes _{r=1}^{2j}\left[D_{r}^{(1/2,0)}\oplus D_{r}^{(0,1/2)}\right]\,.}$

где ${\displaystyle D_{r}}$ обозначает неприводимое представление.

См. также

Источники

Примечания

Дальнейшее чтение

Книги

Избранные статьи

Внешние ссылки

Релятивистские волновые уравнения:

• (недоступная ссылка)

Группы Лоренца в релятивистской квантовой физике:

• (недоступная ссылка)