Хиральная аномалия - Chiral anomaly

В теоретическая физика, а хиральная аномалия это аномальный несохранение из хиральный Текущий. В повседневном понимании это эквивалентно запечатанной коробке, содержащей равное количество левых и правых. болты, но при открытии оказалось, что левых больше, чем правых, или наоборот.

Ожидается, что такие мероприятия будут запрещены согласно классическому законы сохранения, но мы знаем, что должны быть способы их сломать, потому что у нас есть доказательства несохранение заряда-четности ("CP-нарушение"). Возможно, что другие дисбалансы были вызваны нарушением хиральный закон такого рода. Многие физики подозревают, что тот факт, что наблюдаемая Вселенная содержит больше материи, чем антивещества вызвано хиральной аномалией,^{[нужна цитата ]} хотя само это наблюдение не устанавливает строго, что должна существовать киральная аномалия. В настоящее время исследование законов нарушения хиральности является основным направлением исследований физики элементарных частиц.

Неформальное введение

Аномальный распад нейтрального пиона ${\displaystyle \pi ^{0}\to \gamma \gamma ~.}$ Это однопетлевой Диаграмма Фейнмана. В ${\displaystyle \pi ^{0}}$ сцепление - это псевдоскалярный связь; два фотона соединяются как векторы. Треугольник суммирует все поколения лептонов.

Впервые киральная аномалия была замечена в виде Аномалия Адлера – Белла – Джекива из квантовая электродинамика.^[1] Это симметрия классической электродинамика что нарушается квантовыми поправками.

Аномалия Адлера – Белла – Джекива возникает следующим образом. Если рассматривать классическую (неквантованную) теорию электромагнетизм в сочетании с фермионы (электрически заряженный Спиноры Дирака решение Уравнение Дирака ) ожидается не один, а два сохраненные токи: обычный электрический ток ( вектор тока ), описываемого полем Дирака ${\displaystyle j^{\mu }={\overline {\psi }}\gamma ^{\mu }\psi }$ а также осевой ток ${\displaystyle j_{5}^{\mu }={\overline {\psi }}\gamma ^{5}\gamma ^{\mu }\psi ~.}$ Переходя от классической теории к квантовой, можно вычислить квантовые поправки к этим токам; в первую очередь, это однопетлевый Диаграммы Фейнмана. Они, как известно, расходятся и требуют регуляризация быть примененным, чтобы получить перенормированный амплитуды. Чтобы перенормировка была содержательной, когерентной и непротиворечивой, регуляризованные диаграммы должны подчиняться той же симметрии, что и нулевые (классические) амплитуды. Это относится к векторному току, но не к аксиальному току: его нельзя регулировать таким образом, чтобы сохранить осевую симметрию. Осевая симметрия классической электродинамики нарушается квантовыми поправками. Формально Личности Уорда-Такахаши квантовой теории следуют из калибровочная симметрия электромагнитного поля; соответствующие тождества для аксиального тока нарушены.

В то время, когда аномалия Адлера-Белла-Джекива исследовалась в физике, произошли связанные с этим разработки в дифференциальная геометрия это, похоже, включает те же самые выражения. Они никоим образом не были связаны с квантовыми поправками какого-либо рода, а скорее были исследованием глобальной структуры пучки волокон и, в частности, Операторы Дирака на спиновые структуры имея формы кривизны напоминающий электромагнитный тензор, как в четырех, так и в трех измерениях ( Теория Черна – Саймонса ). После долгих размышлений стало ясно, что структуру аномалии можно описать связками с нетривиальным гомотопическая группа, или, на физическом жаргоне, в терминах инстантоны.

Инстантоны - это форма топологический солитон; они решение классический теории поля, обладая тем свойством, что они устойчивы и не могут распадаться (на плоские волны, Например). Иными словами: традиционная теория поля построена на идее вакуум - грубо говоря, ровное пустое пространство. Классически это «тривиальное» решение; все поля исчезают. Однако можно также расположить (классические) поля так, чтобы они имели нетривиальную глобальную конфигурацию. Эти нетривиальные конфигурации также являются кандидатами на роль вакуума, пустого пространства; все же они больше не плоские или тривиальные; они содержат твист, инстантон. Квантовая теория способна взаимодействовать с этими конфигурациями; когда это происходит, это проявляется как киральная аномалия.

В математике нетривиальные конфигурации обнаруживаются при изучении Операторы Дирака в их полностью обобщенной постановке, а именно на Римановы многообразия в произвольных размерах. Математические задачи включают поиск и классификацию структур и конфигураций. Известные результаты включают Теорема Атьи – Зингера об индексе для операторов Дирака. Грубо говоря, симметрии Пространство-время Минковского, Лоренц-инвариантность, Лапласиане, Операторы Дирака и U (1) xSU (2) xSU (3) пучки волокон можно рассматривать как частный случай гораздо более общей ситуации в дифференциальная геометрия; исследование различных возможностей составляет большую часть волнения в таких теориях, как теория струн; богатство возможностей объясняет определенное ощущение отсутствия прогресса.

Аномалия Адлера – Белла – Джекива наблюдается экспериментально в том смысле, что она описывает распад нейтральный пион, и, в частности, ширина распада нейтрального пиона на два фотоны. Сам нейтральный пион был открыт в 1950 году; что они псевдоскалярные частицы, имея отрицательный паритет, был открыт в 1954 году. кварковая модель пиона указывает на его связанное состояние кварка и антикварка. Тем не менее квантовые числа, включая четность и угловой момент, которые считаются сохраненными, запрещают распад пиона, по крайней мере, в вычислениях с нулевым контуром (попросту говоря, амплитуды обращаются в нуль). Если кварки предполагаются массивными, а не безмассовыми, то хиральность - допускается нарушение гниения; однако он не того размера. (Хиральность - это не постоянная движения массивных спиноров; они будут менять свою ручку по мере своего распространения, и поэтому масса сама по себе является термином, нарушающим киральную симметрию.) Аномалия Адлера-Белла-Джекива была открыта в 1969 году, и она действительно обеспечивает правильную ширину распада нейтрального пиона.

Помимо объяснения распада пиона, он играет вторую очень важную роль. Амплитуда одной петли включает фактор, который подсчитывает общее количество лептонов, которые могут циркулировать в петле. Чтобы получить правильную ширину распада, необходимо точно три поколения кварков, а не четыре и более. Таким образом, он играет важную роль в ограничении Стандартная модель. Он обеспечивает прямое физическое предсказание количества кварков, которые могут существовать в природе.

Современные исследования сосредоточены на аналогичных явлениях в различных условиях, включая нетривиальные топологические конфигурации электрослабая теория, это сфалероны. Другие приложения включают гипотетическое несохранение барионное число в КИШКИ и другие теории.

Обсуждение

В некоторых теориях фермионы с киральная симметрия, то квантование может привести к нарушению этой (глобальной) киральной симметрии. В этом случае заряд, связанный с киральной симметрией, не сохраняется. Несохранение происходит в процессе туннелирование от одного вакуум другому. Такой процесс называется Немедленное включение.

В случае симметрии, связанной с сохранением число фермионных частиц, можно понять рождение таких частиц следующим образом. Определение частицы различается в двух состояниях вакуума, между которыми происходит туннелирование; поэтому состояние отсутствия частиц в одном вакууме соответствует состоянию с некоторыми частицами в другом вакууме. В частности, есть Море Дирака фермионов, и когда такое туннелирование происходит, оно вызывает уровни энергии морских фермионов постепенно сдвигаться вверх для частиц и вниз для античастиц, или наоборот. Это означает, что частицы, которые когда-то принадлежали морю Дирака, становятся реальными частицами (положительной энергии), и происходит их создание.

Технически в формулировка интеграла по путям, аномальная симметрия симметрия действие ${\displaystyle {\mathcal {A}}}$, но не мера μ и поэтому нет из производящий функционал

${\displaystyle {\mathcal {Z}}=\int \!{\exp(i{\mathcal {A}}/\hbar )~\mathrm {d} \mu }}$

квантованной теории (ℏ квант действия Планка, деленный на 2π). Мера ${\displaystyle d\mu }$ состоит из части, зависящей от поля фермионов ${\displaystyle [\mathrm {d} \psi ]}$ и часть в зависимости от его комплексно сопряженного ${\displaystyle [\mathrm {d} {\bar {\psi }}]}$. Преобразования обеих частей при киральной симметрии в общем случае не сокращаются. Обратите внимание, что если ${\displaystyle \psi }$ это Фермион Дирака, то киральную симметрию можно записать как ${\displaystyle \psi \rightarrow e^{i\alpha \gamma ^{5}}\psi }$ куда ${\displaystyle \gamma ^{5}}$ хиральный гамма-матрица действующий на ${\displaystyle \psi }$. Из формулы для ${\displaystyle {\mathcal {Z}}}$ также явно видно, что в классический предел, ℏ → 0, аномалии не играют роли, так как в этом пределе только экстремумы ${\displaystyle {\mathcal {A}}}$ остаются актуальными.

Аномалия пропорциональна инстантонному числу калибровочного поля, с которым связаны фермионы. (Обратите внимание, что калибровочная симметрия всегда не аномальна и строго соблюдается, что требуется для согласованности теории.)

Расчет

Киральную аномалию можно точно рассчитать по формуле однопетлевые диаграммы Фейнмана, например «Треугольная диаграмма» Штейнбергера, вносящая вклад в пион распадается, и ${\displaystyle \pi ^{0}\to e^{+}e^{-}\gamma }$. Амплитуду этого процесса можно рассчитать непосредственно по изменению мера фермионных полей при киральном преобразовании.

Весс и Зумино разработали ряд условий о том, как функция распределения должен вести себя под калибровочные преобразования называется Условие согласованности Весса – Зумино.

Фудзикава вывел эту аномалию, используя соответствие между функциональные детерминанты и функция распределения с использованием Теорема Атьи – Зингера об индексе. Видеть Метод Фудзикавы.

Пример: несохранение барионного числа

Стандартная модель электрослабый взаимодействия имеют все необходимые составляющие для успешного бариогенез, хотя эти взаимодействия никогда не наблюдались^[2] и может быть недостаточным для объяснения всего барионное число наблюдаемой Вселенной, если начальное барионное число Вселенной во время Большого взрыва равно нулю. Помимо нарушения зарядовое сопряжение ${\displaystyle C}$ и Нарушение CP ${\displaystyle CP}$ (заряд + четность) нарушение барионного заряда проявляется через Аномалия Адлера – Белла – Джекива из ${\displaystyle U(1)}$ группа.

Барионы не сохраняются обычными электрослабыми взаимодействиями из-за квантовой киральной аномалии. Классический электрослабый Лагранжиан сохраняет барионный обвинять. Кварки всегда входят в билинейные комбинации ${\displaystyle q{\bar {q}}}$, так что кварк может исчезнуть только при столкновении с антикварком. Другими словами, классический барионный ток ${\displaystyle J_{\mu }^{B}}$ сохраняется:

${\displaystyle \partial ^{\mu }J_{\mu }^{B}=\sum _{j}\partial ^{\mu }({\bar {q}}_{j}\gamma _{\mu }q_{j})=0.}$

Однако квантовые поправки, известные как сфалерон уничтожить это закон сохранения: вместо нуля в правой части этого уравнения стоит ненулевой квантовый член,

${\displaystyle \partial ^{\mu }J_{\mu }^{B}={\frac {g^{2}C}{16\pi ^{2}}}G^{\mu \nu a}{\tilde {G}}_{\mu \nu }^{a},}$

куда C - числовая постоянная, исчезающая при = 0,

${\displaystyle {\tilde {G}}_{\mu \nu }^{a}={\frac {1}{2}}\epsilon _{\mu \nu \alpha \beta }G^{\alpha \beta a},}$

и напряженность калибровочного поля ${\displaystyle G_{\mu \nu }^{a}}$ дается выражением

${\displaystyle G_{\mu \nu }^{a}=\partial _{\mu }A_{\nu }^{a}-\partial _{\nu }A_{\mu }^{a}+gf_{bc}^{a}A_{\mu }^{b}A_{\nu }^{c}~.}$

Электрослабые сфалероны могут изменять барионное и / или лептонное число только на 3 или кратное 3 (столкновение трех барионов на три лептона / антилептона и наоборот).

Важным фактом является то, что аномальное несохранение тока пропорционально полной производной векторного оператора: ${\displaystyle G^{\mu \nu a}{\tilde {G}}_{\mu \nu }^{a}=\partial ^{\mu }K_{\mu }}$ (это не исчезает из-за Немедленное включение конфигурации калибровочного поля, которые чистый калибр на бесконечности), где аномальный ток ${\displaystyle K_{\mu }}$ является

${\displaystyle K_{\mu }=2\epsilon _{\mu \nu \alpha \beta }\left(A^{\nu a}\partial ^{\alpha }A^{\beta a}+{\frac {1}{3}}f^{abc}A^{\nu a}A^{\alpha b}A^{\beta c}\right),}$

какой Ходж Дуал из Черн – Саймонс 3-форма.

Геометрическая форма

На языке дифференциальные формы, к произвольной форме самодуальной кривизны ${\displaystyle F_{A}}$ мы можем присвоить абелеву 4-форму ${\displaystyle \langle F_{A}\wedge F_{A}\rangle :=\operatorname {tr} \left(F_{A}\wedge F_{A}\right)}$. Теория Черна – Вейля показывает, что эта 4-форма локально но не глобально точное, с потенциалом, заданным Черна-Симонса 3-форма локально:

${\displaystyle d\mathrm {CS} (A)=\langle F_{A}\wedge F_{A}\rangle }$.

Опять же, это верно только для одного графика и неверно для глобальной формы. ${\displaystyle \langle F_{\nabla }\wedge F_{\nabla }\rangle }$ если только инстантонное число не обращается в нуль.

Для продолжения прикрепляем «точку на бесконечность» k на ${\displaystyle \mathbb {R} ^{4}}$ уступить ${\displaystyle S^{4}}$, и используйте сжимающая конструкция чтобы нанести на карту основные A-расслоения, с одной картой в окрестности k и второй на ${\displaystyle S^{4}-k}$. Утолщение вокруг k, где эти карты пересекаются, тривиально, поэтому их пересечение существенно ${\displaystyle S^{3}}$. Таким образом, инстантоны классифицируются по третьему гомотопическая группа ${\displaystyle \pi _{3}(A)}$, который для ${\displaystyle A=\mathrm {SU(2)} \cong S^{3}}$ просто третья 3-сферная группа ${\displaystyle \pi _{3}(S^{3})=\mathbb {N} }$.

Дивергенция тока барионного числа составляет (без учета числовых констант)

${\displaystyle \mathbf {d} \star j_{b}=\langle F_{\nabla }\wedge F_{\nabla }\rangle }$,

а число инстантонов

${\displaystyle \int _{S^{4}}\langle F_{\nabla }\wedge F_{\nabla }\rangle \in \mathbb {N} }$.

Смотрите также

• Аномалия (физика)
• Глобальная аномалия
• Гравитационная аномалия
• Сильная проблема CP

Рекомендации

1. Роман В. Джекив (2008) "Осевая аномалия ", Школарпедия 3(10):7302.
2. S. Eidelman et al. (Группа данных по частицам), Phys. Lett. B592 (2004) 1 («Процессы, нарушающие барионное число, еще не наблюдались»).

дальнейшее чтение

Опубликованные статьи

• Адлер, С. Л. (1969). «Аксиально-векторная вершина в спинорной электродинамике». Физический обзор. 177 (5): 2426–2438. Bibcode:1969ПхРв..177.2426А. Дои:10.1103 / PhysRev.177.2426.
• Bell, J. S .; Джеки, Р. (1969). "Загадка PCAC: π⁰→ γγ в σ-модели ». Il Nuovo Cimento A. 60 (1): 47–61. Bibcode:1969NCimA..60 ... 47B. Дои:10.1007 / BF02823296.
• Frampton, P.H .; Кефхарт, Т. В. (1983). «Явная оценка аномалий в более высоких измерениях». Письма с физическими проверками. 50 (18): 1343–1346. Bibcode:1983ПхРвЛ..50.1343Ф. Дои:10.1103 / PhysRevLett.50.1343.
• Frampton, P.H .; Кефхарт, Т. В. (1983). «Анализ аномалий в высших измерениях пространства-времени». Физический обзор. D28 (4): 1010–1023. Bibcode:1983ПхРвД..28.1010Ф. Дои:10.1103 / PhysRevD.28.1010.
• Долгов А.Д. (1997). «Бариогенез, 30 лет спустя». Обзоры по физике высоких энергий. 13 (1–3): 83–117. arXiv:hep-ph / 9707419. Bibcode:1998ШЭП ... 13 ... 83Д. Дои:10.1080/01422419808240874.
• Gozzi, E .; Mauro, D .; Сильвестри, А. (2004). «Хиральные аномалии с помощью классических и квантовых функциональных методов». Международный журнал современной физики A. 20 (20–21): 5009. arXiv:hep-th / 0410129. Bibcode:2005IJMPA..20.5009G. Дои:10.1142 / S0217751X05025085.
• Уайт, А. Р. (2004). «Электрослабое рассеяние высоких энергий и киральная аномалия». Физический обзор D. 69 (9): 096002. arXiv:hep-ph / 0308287. Bibcode:2004PhRvD..69i6002W. Дои:10.1103 / PhysRevD.69.096002.
• Ян, Ж.-Ф. (2004). «Следите за аномалиями и киральными идентичностями Уорда». Письма о китайской физике. 21 (5): 792–794. arXiv:hep-ph / 0403173. Bibcode:2004ЧФЛ..21..792Г. Дои:10.1088 / 0256-307X / 21/5/008.
• Csörg, T .; Vértesi, R .; Шиклай, Дж. (2010). «Косвенное наблюдение за уменьшением массы η ′ в среде в √s_NN= 200 ГэВ Столкновения Au + Au ». Письма с физическими проверками. 105 (18): 182301. arXiv:0912.5526. Bibcode:2010PhRvL.105r2301C. Дои:10.1103 / PhysRevLett.105.182301. PMID  21231099.

Учебники

• Fujikawa, K .; Сузуки, Х. (2004). Интегралы по траекториям и квантовые аномалии. Clarendon Press. ISBN  978-0-19-852913-2.
• Вайнберг, С. (2001). Квантовая теория полей. Том II: Современные приложения. Издательство Кембриджского университета. ISBN  978-0-521-55002-4.

Препринты

• Ян, Ж.-Ф. (2003). «Следы и хиральные аномалии в КЭД и лежащая в их основе интерпретация теории». arXiv:hep-ph / 0309311.