Обозначение сокращений с гамма-матрицами
При изучении полей Дирака в квантовой теории поля Ричард Фейнман изобрел удобную косую черту Фейнмана (менее известную как косая черта Дирака [1] ). Если A — ковариантный вектор (т. е. 1-форма ),
![{\displaystyle {A\!\!\!/}\ {\stackrel {\mathrm {def} }{=}}\ \gamma ^{0}A_{0}+\gamma ^{1}A_{1} +\gamma ^{2}A_{2}+\gamma ^{3}A_{3}}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
где γ – гамма-матрицы . Используя обозначение суммирования Эйнштейна , выражение просто
.
Личности
Используя антикоммутаторы гамма-матриц, можно показать, что для любых и ,![{\displaystyle a_ {\mu }}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle b_ {\mu }}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
![{\displaystyle {\begin{aligned}{a\!\!\!/}{a\!\!\!/}=a^{\mu }a_{\mu }\cdot I_{4}=a^ {2}\cdot I_{4}\\{a\!\!\!/}{b\!\!\!/}+{b\!\!\!/}{a\!\!\! /}=2a\cdot b\cdot I_{4}.\end{aligned}}}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
где – единичная матрица в четырех измерениях.![{\displaystyle I_{4}}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
В частности,
![{\displaystyle {\partial \!\!\!/}^{2}=\partial ^{2}\cdot I_{4}.}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
Дальнейшие тождества можно считать непосредственно из тождеств гамма-матрицы, заменив метрический тензор внутренними произведениями . Например,
![{\displaystyle {\begin{aligned}\gamma _ {\mu }{a\!\!\!/}\gamma ^{\mu }&=-2{a\!\!\!/}\\\ gamma _{\mu }{a\!\!\!/}{b\!\!\!/}\gamma ^{\mu }&=4a\cdot b\cdot I_{4}\\\gamma _ {\mu }{a\!\!\!/}{b\!\!\!/}{c\!\!\!/}\gamma ^{\mu }&=-2{c\!\ !\!/}{b\!\!\!/}{a\!\!\!/}\\\gamma _{\mu }{a\!\!\!/}{b\!\! \!/}{c\!\!\!/}{d\!\!\!/}\gamma ^{\mu }&=2({d\!\!\!/}{a\!\ !\!/}{b\!\!\!/}{c\!\!\!/}+{c\!\!\!/}{b\!\!\!/}{a\! \!\!/}{d\!\!\!/})\\\operatorname {tr} ({a\!\!\!/}{b\!\!\!/})&=4a\ cdot b\\\operatorname {tr} ({a\!\!\!/}{b\!\!\!/}{c\!\!\!/}{d\!\!\!/} )&=4\left[(a\cdot b)(c\cdot d)-(a\cdot c)(b\cdot d)+(a\cdot d)(b\cdot c)\right]\\ \operatorname {tr} ({a\!\!\!/}{\gamma ^{\mu }}{b\!\!\!/}{\gamma ^{\nu }})&=4\left [a^{\mu }b^{\nu }+a^{\nu }b^{\mu }-\eta ^{\mu \nu }(a\cdot b)\right]\\\operatorname { tr} (\gamma _{5}{a\!\!\!/}{b\!\!\!/}{c\!\!\!/}{d\!\!\!/}) &=4i\varepsilon _{\mu \nu \lambda \sigma }a^{\mu }b^{\nu }c^{\lambda }d^{\sigma }\\\operatorname {tr} ({\ gamma ^{\mu }}{a\!\!\!/}{\gamma ^{\nu }})&=0\\\operatorname {tr} ({\gamma ^{5}}{a\! \!\!/}{b\!\!\!/})&=0\\\operatorname {tr} ({\gamma ^{0}}({a\!\!\!/}+m) {\gamma ^{0}}({b\!\!\!/}+m))&=8a^{0}b^{0}-4(ab)+4m^{2}\\\имя_оператора {tr} (({a\!\!\!/}+m){\gamma ^{\mu }}({b\!\!\!/}+m){\gamma ^{\nu }} )&=4\left[a^{\mu }b^{\nu }+a^{\nu }b^{\mu }-\eta ^{\mu \nu }((a\cdot b)- m^{2})\right]\\\operatorname {tr} ({a\!\!\!/}_{1}...{a\!\!\!/}_{2n})& =\operatorname {tr} ({a\!\!\!/}_{2n}...{a\!\!\!/}_{1})\\\operatorname {tr} ({a\ !\!\!//_{1}...{a\!\!\!//_{2n+1})&=0\end{aligned}}}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
где:
это символ Леви-Чивита
это метрика Минковского
является скаляром.
С четырьмя импульсами
В этом разделе используется метрическая сигнатура (+ − − −) . Часто при использовании уравнения Дирака и решении поперечных сечений можно встретить обозначение косой черты, используемое для четырехимпульса : использование базиса Дирака для гамма-матриц,
![{\displaystyle \gamma ^{0}={\begin{pmatrix}I&0\\0&-I\end{pmatrix}},\quad \gamma ^{i} = {\begin{pmatrix}0&\sigma ^{i }\\-\sigma ^{i}&0\end{pmatrix}}\,}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
а также определение контравариантного четырехимпульса в натуральных единицах ,
![{\displaystyle p^{\mu }=\left(E,p_{x},p_{y},p_{z}\right)\,}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
мы ясно видим, что
![{\displaystyle {\begin{aligned}{p\!\!/}&=\gamma ^{\mu }p_ {\mu }=\gamma ^{0}p^{0}-\gamma ^{i} p^{i}\\&={\begin{bmatrix}p^{0}&0\\0&-p^{0}\end{bmatrix}}-{\begin{bmatrix}0&\sigma ^{i} p^{i}\\-\sigma ^{i}p^{i}&0\end{bmatrix}}\\&={\begin{bmatrix}E&-{\vec {\sigma }}\cdot {\ vec {p}}\\{\vec {\sigma }}\cdot {\vec {p}}&-E\end{bmatrix}}.\end{aligned}}}](data:image/gif;base64,R0lGODlhAQABAIAAAAAAAP///yH5BAEAAAAALAAAAAABAAEAAAIBRAA7)
Аналогичные результаты справедливы и для других базисов, таких как базис Вейля .
Смотрите также
Рекомендации
- ^ Вайнберг, Стивен (1995), Квантовая теория полей, том. 1, Издательство Кембриджского университета, с. 358 (380 в польском издании), ISBN 0-521-55001-7