Luận văn thạc sỹ Vật lý Quá trình tán xạ siêu hạt

  • Số trang: 64 |
  • Loại file: PDF |
  • Lượt xem: 30 |
  • Lượt tải: 0
tailieuonline

Đã đăng 27700 tài liệu

Mô tả:

ĐẠI HỌC QUỐC GIA HÀ NỘI TRƯỜNG ĐẠI HỌC KHOA HỌC TỰ NHIÊN --------------------- Nguyễn Thị Yến QUÁ TRÌNH TÁN XẠ SIÊU HẠT Chuyên ngành: Vật lý lý thuyết và Vật lý toán Mã số: 60.44.01 LUẬN VĂN THẠC SĨ KHOA HỌC NGƯỜI HƯỚNG DẪN KHOA HỌC: TS. PHẠM THÚC TUYỀN Hà Nội-2011 MỤC LỤC MỞ ĐẦU ............................................................................................................................. 4 CHƯƠNG 1: LÝ THUYẾT TRƯỜNG SIÊU ĐỐI XỨNG ......................................... 6 1.1.Siêu đối xứng. ........................................................................................................... 6 1.2. Siêu không gian và siêu trường ............................................................................ 8 1.2.1.Siêu không gian................................................................................................... 8 1.2.2. Siêu trường ......................................................................................................... 9 1.2.3.Siêu trường vô hướng thuận tay (siêu trường chiral) ..................................... 11 1.2.4. Siêu trường vectơ ............................................................................................. 15 1.3. Lý thuyết trường chuẩn siêu đối xứng .............................................................. 17 1.3.1. Lý thuyết trường chuẩn Abel .......................................................................... 17 1.3.2. Lý thuyết trường chuẩn non-Abel................................................................... 20 1.3.3. Vi phạm siêu đối xứng .................................................................................... 22 1.3.4. Trường vật lý của MSSM ................................................................................ 24 CHƯƠNG 2: MA TRẬN VÀ TIẾT DIỆN TÁN XẠ .................................................. 27 2.1. Ma trận tán xạ và tiết diện tán xạ trong cơ học lượng tử. ............................. 27 2.1.1. Khái niệm ma trận tán xạ S. ............................................................................ 27 2.1.2. Ý nghĩa vật lí của ma trận tán xạ S ................................................................. 29 2.1..3. Khái niệm tiết diện tán xạ. ............................................................................. 31 2.1.4.Các biến Mandelstam. ...................................................................................... 31 2.1.5.Biểu thức tiết diện tán xạ vi phân. ................................................................... 34 2.2.Ma trận tán xạ và tiết diện tán xạ trong lý thuyết trường lượng tử. ............. 39 2 2.2.1. S- ma trận và khai triển Dyson. ...................................................................... 39 2.2.2 Tiết diện tán xạ.................................................................................................. 48 CHƯƠNG 3: QUÁ TRÌNH TÁN XẠ e  e     ................................................. 52 3.1. Yếu tố ma trận....................................................................................................... 52 3.2. Tiết diện tán xạ vi phân ....................................................................................... 59 KẾT LUẬN ....................................................................................................................... 62 TÀI LIỆU THAM KHẢO .............................................................................................. 63 3 MỞ ĐẦU Siêu đối xứng có một tiên đoán rất kịch tính, đó là, mỗi hạt chất và trường đã biết đều có siêu hạt đồng hành với spin sai khác 1/2 đơn vị [1]. Như vậy, mỗi lepton có siêu đồng hành gọi là slepton, mỗi quark có siêu đồng hành là squark. Squark và slepton là boson vô hướng. Mỗi hạt gauge truyền tương tác sẽ có siêu đồng hành là gaugino: photon truyền tương tác điện tử có photino, hạt Yang-Mills truyền tương tác yếu sẽ có Yang-Millsino, hạt gluon truyền tương tác mạnh sẽ có gluino. Các gaugino là fermion Majorana. Tiên đoán trên đây được coi là kịch tính vì cho đến nay, sau 40 năm tìm kiếm, chúng ta chưa tìm được bất cứ siêu hạt đồng hành nào. Nếu tìm thấy, siêu đối xứng sẽ là đối xứng thực sự của tự nhiên, nếu không tìm thấy, siêu đối xứng sẽ chỉ là một giả định, chưa có gì đảm bảo là đúng. Khi siêu đối xứng là đúng, thay cho một spinơ diễn tả hạt chất nào đó, ta có một “siêu đa tuyến”, bao gồm cả trạng thái fermion (spinơ) lẫn trạng thái boson (vô hướng). Thay cho một vectơ diễn tả trường một tương tác nào đó, ta có một “siêu đa tuyến”, bao gồm cả trạng thái boson (vectơ) lẫn trạng thái fermion (spinơ Majorana) [2]-[3]. Khi đó, quá trình tán xạ giữa hai hạt trở nên rất phức tạp do sự tham gia của quá nhiều hạt. Chính vì chưa tính được sự đóng góp của tất cả các hạt và hạt đồng hành, cho nên, ta chưa thể tìm được vùng năng lượng có thể tìm thấy siêu hạt. Nhiệm vụ được đặt ra cho tác giả luận văn thạc sỹ này là nghiên cứu một trong số những quá trình tán xạ khi tính đến siêu đối xứng. Để tính đến sự đóng góp của tất cả các hạt ta phải dùng đến các phần mềm chuyên dụng như FormCalc, FeynArts. Trong luận văn này do tác giả chỉ tính bằng tay, cho nên cũng chỉ giới hạn ở một quá trình cụ thể. Luận văn được phân chia làm ba chương. Chương 1 đề cập đến những khái niệm cơ bản về siêu đối xứng, viết tắt là SUSY, từ đó suy ra Lagrangian tương tác giữa 4 hạt với hạt, hạt với siêu hạt đồng hành và siêu hạt đồng hành với nhau. Chương 2 tóm tắt các đặc trưng của bài toán tán xạ, các công thức cần thiết cho tính toán. Chương 3 là  . tính một quá trình tán xạ phi đàn tính e  e    Các kết luận được tách riêng thành mục cuối cùng. Việc lựa chọn quá trình tán xạ có sinh ra siêu hạt từ sự hủy cặp e e  là có chủ ý. Hiện nay mặc dù đã có máy va chạm hadron lớn (LHC), nhưng những số liệu thu được từ các máy gia tốc lepton (LEP) vẫn rất phong phú và có vai trò quan trọng trong việc tìm kiếm và kiểm chứng những lết luận của SUSY. Thêm nữa, các máy gia tốc cũng đạt đến thang năng lượng không nhỏ (cỡ 1 TeV ), vì vậy, mọi tính toán lý thuyết đều có thể kiểm tra được ở các trung tâm này. 5 CHƯƠNG 1 LÝ THUYẾT TRƯỜNG SIÊU ĐỐI XỨNG 1.1.Siêu đối xứng. Siêu đối xứng (SUSY) là đối xứng giữa fermion và boson [1]-[4]. Các phép biến đổi siêu đối xứng được sinh bởi các toán tử spinơ Q, Q , biến trường fermion thành trường boson và ngược lại. Q | Boson | Fermion ; Q | Fermion | Boson  . Do trường boson và trường fermion có thứ nguyên khác nhau 1/2, cho nên, thứ nguyên Q phải bằng 1/2. Toán tử Q, Q được gọi là vi tử sinh lẻ. Chúng cùng với vi tử sinh của nhóm Lorentz, được gọi là vi tử sinh chẵn, lập thành một đại số, trong đó, ngoài đại số của nhóm Poincaré, ta còn có: Q , P   Q , P   0  1 Q , J       Q 2  1 Q , J       Q 2 Q , Q   2     P Q , Q   Q , Q   0     Với: 6 (1.1a)      1,   ,    1,   ,    1 1        ,            4 4 (1.1a) Trong đại số này phép toán giữa các vi tử sinh chẵn (hai toán tử boson B ) hoặc một chẵn một lẻ (một toán tử boson B và một toán tử fermion F ) là giao hoán tử, phép toán cho hai vi tử sinh lẻ (hai toán tử fermion F ) là phản giao hoán tử. Kết quả của các phép toán đó là:  B, B   B, F , F   B,  B, F   F (1.2) Dĩ nhiên, đồng nhất thức Jacobi cũng được tổng quát hóa tương thích với quy tắc (1.2):  B1 , B2  , B3    B2 , B3  , B1    B3 , B1  , B2   0  B1 , B2  , F    B2 , F  , B1    F , B1  , B2   0 (1.3)  B, F  , F   F , F , B    F , B , F   0 1 2 1 2 2 1 F1 , F2 , F2   F2 , F3 , F1   F3 , F1 , F2   0 Đại số trong đó có cả hai phép toán, giao hoán tử và phản giao hoán tử, thỏa mãn đồng nhất thưc Jacobi tổng quát như trên được gọi là đại số Lie phân bậc hay siêu đại số Lie. Mục đích của các lý thuyết siêu đối xứng là đưa ra một mô tả thống nhất cho fermion và boson, tức là, cho cả trường chất lẫn trường truyền tương tác. Điểm nổi bật của siêu đối xứng là kết hợp các boson và fermion vào trong cùng những đa tuyến tối giản hữa hạn. Siêu đối xứng làm phong phú thêm cho vật lý hạt cơ bản; ngay cả một mô hình siêu đối xứng đơn giản nhất cũng có rất nhiều những hệ quả lý thú, đặc biệt, chúng hạn chế được rất nhiều loại giản đồ phân kỳ trong lý thuyết nhiễu loạn. Siêu đối xứng là đối xứng duy nhất đã biết có thể liên hệ các hạt có spin khác nhau là boson và fermion, và có ý nghĩa quan trọng trong nhiều lĩnh vực phát triển của 7 vật lý lý thuyết ở giai đoạn hiện nay, chẳng hạn như lý thuyết dây. Ngoài ra có nhiều nguyên nhân về mặt hiện tượng luận làm cho SUSY trở nên hấp dẫn. Một là, nó hứa hẹn giải quyết vấn đề phân bậc tương tác (hierachy) tồn tại trong mô hình tiêu chuẩn. Hai là, trong SUSY hạt Higgs có thể xuất hiện một cách tự nhiên như hạt vô hướng cơ bản và nhẹ. Để diễn đạt SUSY thuận tiện nhất, ta dùng phương tiện là siêu không gian và siêu trường. 1.2. Siêu không gian và siêu trường 1.2.1.Siêu không gian. Vi tử sinh spinơ của nhóm siêu đối xứng không thể biểu diễn được chỉ bằng toán tử vi phân theo tọa độ không thời-gian thông thường. Để khắc phục điều này, người ta đã mở rộng không-thời gian bằng cách đưa vào tọa độ spinơ phản giao hoán  , bên cạnh tọa độ vectơ giao hoán x  [5]. Không gian mở rộng được gọi là siêu không gian, tọa độ phản giao hoán được gọi là tọa độ lẻ, tọa độ giao hoán được gọi là tọa độ chẵn. Do tọa độ lẻ chỉ là công cụ, chúng không thể có mặt trong biểu thức cuối cùng của Lagrangian, cho nên, bước tính toán cuối cùng là tích phân theo tất cả tọa độ lẻ. Tích phân theo tọa độ lẻ được tính như đạo hàm theo tọa độ đó. Nếu dùng hình thức luận spinơ bốn thành phần tọa độ lẻ là spinơ Majorana  , còn nếu dùng hình thức luận spinơ hai thành phần tọa độ lẻ sẽ là cặp hai spinơ Weyl (  , ), trong đó,  là spinơ Weyl loại một hay tay chiêu,  là spinơ Weyl loại hai, hay tay đăm [6]. Chỉ số của  là không có chấm,      , chỉ số của     *  là có chấm. Các ma trận Pauli bốn chiều sẽ có một chỉ số có chấm một chỉ số không có chấm. Tensơ Ricci sẽ có hai chỉ số không chấm hoặc hai chỉ số có chấm. Trong luận văn này, ta sử dụng hình thức luận spinơ hai thành phần (xem phụ lục A). 8 Do tính phản giao hoán của tọa độ spinơ:       ,       ,    ,    0 (1.4) Từ đó suy ra, bình phương của các biến tọa độ lẻ bằng không, tức là biến lũy linh. Biến lũy linh còn được gọi là biến Grassmann. Biến tọa độ lẻ phải có thứ nguyên bằng 1 / 2 . Khi đó, vi tử sinh Q , Q của siêu đối xứng sẽ được biểu diễn bằng toán tử vi phân theo các tọa độ như sau:        i      x        i        i     Q         x Q      i    (1.5) Phép biến đổi siêu đối xứng và đạo hàm không giao hoán nhau, nghĩa là, hàm trường và đạo hàm của nó không biến đổi như nhau. Để có được đạo hàm giao hoán với vi tử sinh phản giao hoán, ta đưa vào đạo hàm hiệp biến sau đây: D    D              i     x     i        i       x   i     (1.6) Đạo hàm hiệp biến có thứ nguyên 1/2. 1.2.2. Siêu trường Siêu trường là một hàm trường trên siêu không gian. Chúng có thể là vô hướng, vectơ hay spinơ. Do tính lũy linh, khai triển của siêu trường theo lũy thừa của tọa độ lẻ sẽ hữu hạn. Ví dụ, khai triển siêu trường vô hướng  ( x ,  ,  ) theo lũy thừa của  và  sẽ có dạng: 9  ( x, ,  )  A( x)   ( x )    ( x )   M ( x )   N ( x ) (1.7)   V ( x )    ( x )   ( x )   F ( x ). trong đó, hệ số lũy thừa khác nhau của  sẽ được gọi là trường thành phần. Tập hợp các trường thành phần được gọi là một siêu đa tuyến. Siêu đa tuyến tương ứng với siêu trường (1.7) sẽ gồm: - 8 trạng thái boson, diễn tả bằng 4 trường vô hướng phức: A x , M  x, N  x, F  x - 16 trạng thái fermion diễn tả bằng 4 trường spinơ Weyl:   ( x ),   ( x ),   ( x ),  ( x) - 8 trạng thái boson diễn tả bằng 1 trường vectơ phức: V ( x ) Siêu trường thỏa mãn những tính chất cơ bản sau đây: - Tổ hợp tuyến tính của các siêu trường cũng là siêu trường . -Tích các siêu trường cũng là siêu trường. Từ quy tắc biến đổi của siêu trường ta suy ra quy tắc biến đổi của trường thành phần. Quy tắc biến đổi cho các siêu trường được định nghĩa:    ( x ,  ,  )    A ( x )    ( x )     ( x )    M ( x )    N ( x )   m   V  ( x )     ( x )     ( x )    F ( x )  (1.8)   Q  Q  Trong đó,  là tham số biến đổi. Tham số biến đổi cũng phải là spinơ và có thứ nguyên 1 / 2 . Bằng cách so sánh lũy thừa theo  ở cả hai vế, và với vi tử sinh được cho như trong (1.5), ta có thể thu được phép biến đổi cho trường thành phần: 10    F     ,      i 2       F ,  (1.9) Như vậy, các siêu trường tạo thành các biểu diễn tuyến tính của đại số SUSY. Ta có thể xây dựng siêu trường tương ứng với bất cứ siêu đa tuyến thành phần nào, bằng cách bắt nguồn từ một trong các thành phần và áp dụng liên tiếp phép biến đổi (1.5) cho đến khi đa tuyến là đóng. 1.2.3.Siêu trường vô hướng thuận tay (siêu trường chiral) Siêu trường vô hướng thỏa mãn điều kiện [7]: D   0 (1.10) được gọi là siêu trường thuận tay trái, hay tay chiêu (left-handed superfield). Trong (1.10), D là toán tử đạo hàm hiệp biến, chứ không phải là đạo hàm thường. Nó không chứa nội dung động lực học như đạo hàm hiệp biến trong lý thuyết trường chuẩn mà chỉ là công cụ toán học để giản lược số trường thành phần trong một siêu đa tuyến. Đặt : y   x   i   (1.11) suy ra: D  .   .  D    2 i m .    ; y m (1.12)  .    Nghiệm tổng quát của (1.10) là: 11   A( y )  2 ( y )   F ( y ) 1  A( x )  i     A( x )       A( x ) 4 i  2 ( x )    ( x )     F ( x ) 2 (1.13) Như vậy, một siêu trường vô hướng tay chiêu chỉ chứa ba trường thành phần: một trường vô hướng A , một trường spinơ  tay chiêu và một trường phụ trợ F . Trong đa tuyến của siêu trường vô hướng (1.13), trường vô hướng A , trường spinơ  lẫn đạo hàm của chúng đều có mặt, vì vậy, Lagrangian của chúng có thể được tạo nên từ lũy thừa của siêu trường tay chiêu. Siêu trường tay chiêu có thể coi là dạng siêu đối xứng hóa trường chất cổ điển. Trong đa tuyến chất sẽ có trường spinơ tay chiêu  , trường vô hướng A và trường phụ trợ F . Trường vô hướng A xuất hiện trong đa tuyến của trường chất  , cho nên, nó được gọi là vô hướng siêu đồng hành của  . Tương tự, siêu trường thỏa mãn điều kiện: D    0 (1.14) sẽ được gọi là siêu trường thuận tay phải, hay siêu trường tay đăm. Đặt: y    x   i   (1.15) Khi đó: D   ;     D    2i   m ; m    y  . . . Nghiệm tổng quát của (1.10) sẽ có dạng tương ứng là: 12 (1.16)    A* ( y  )  2 ( y )   F * ( y  ) 1  A* ( x )  i m  m A* ( x )    m  m A* ( x ) 4 i  2 ( x )   m ( x) m   F * ( x) 2 (1.17) Tích các siêu trường chiral cùng loại sẽ là các siêu trường cùng loại. Ví dụ, tích các siêu trường tay đăm:  i  j  Ai ( y) Aj ( y)  2  i ( y ) Aj ( y)  Ai ( y ) j ( y)    Ai ( y ) Fj ( y )  Aj ( y ) Fi ( y)  i ( y ) j ( y )  (1.18)  i  j  k  Ai ( y ) Aj ( y ) Ak ( y )  2  i Aj Ak   j Ak Ai   k Ai Aj   [Fi Aj Ak  Fj Ak Ai  Fk Ai Aj   i j Ak   i j Ak   i j Ak ] (1.19) cũng có khai triển của siêu trường tay đăm. Tích của một siêu trường có tính thuận tay khác nhau sẽ không còn là siêu trường thuận tay. Ví dụ, với hai siêu trường tay chiêu  i ,  j , tích  i  j sẽ có khai triển sau đây: 13  i  j  Ai* ( x ) Aj ( x )  2 j ( x ) Ai* ( x )  2 i ( x ) Aj ( x )   Ai* ( x ) Fj ( x )   Fi ( x ) Aj ( x )  * *     i    Ai   A j    Ai Aj   2 i j  .  i        Ai*  j    Ai* j   2 Fj i   2   i          2 Fi * j      A j    Aj    2  1 1 1    Fi * Fj  Ai*  Aj   Ai* Aj    Ai*  Aj 4 4 2  i i     i  j   i    j  2 2   (1.20a) Rõ ràng, nó không phải là đa tuyến tay chiêu hay tay đăm. Nếu có một siêu đa tuyến tay chiêu  , biểu thức    được gọi là dạng Kähler của siêu trường  . Dạng Kähler có khai triển sau đây: 2     A  x   2 ( x ) A* ( x )  2 ( x ) A( x )   A* ( x ) F ( x )   * *   F * ( x ) A( x )     i    A   A    A A   2    .  i   * *     2 F     A       A      2   i            A     A  2 F *    2   (1.20b)  2 i 1      A*  A      F  x      A*  A    A* A 2 2     Nếu lấy tích phân theo tất cả các tọa độ lẻ, chỉ có số hạng thuộc dòng cuối cùng của dạng Kähler (1.20b) là khác không. Điều này nghĩa là, trong dạng Kähler ta chỉ giữ lại hệ số của  . Đó cũng là động năng của trường vô hướng A và trường spinơ  . 14 Số hạng F 2 sẽ bị khử nhờ phương trình chuyển động. Số hạng cuối cùng chỉ là đạo hàm toàn phần và do đó nó có thể được bỏ qua. 1.2.4. Siêu trường vectơ Siêu trường thỏa mãn điều kiện thực [7]: V ( x, , )  V  ( x, , ) (1.21) sẽ có biểu thức khai triển: i V ( x, , )  C( x)  i ( x)  i ( x)    M ( x)  iN ( x) 2 i i      M ( x)  iN ( x)    V ( x)  i  ( x)      ( x) 2 2   i   1 i  ( x)      ( x)   2   2 (1.22) 1       D ( x ) ( x )    2 Tuy V là vô hướng nhưng do trong khai triển của nó có chứa trường thành phần vectơ V cho nên nó được gọi là siêu trường vectơ. Từ điều kiện thực suy ra: - Các trường thành phần C , D , M , N và V là thực. Đó là 8 thành phần boson của siêu đa tuyến. - Các trường  ,  là hai spinơ tay chiêu Weyl. Đó là 8 thành phần fermion của siêu đa tuyến. Nếu có một siêu trường tay chiêu  , tổng     sẽ là một siêu trường vectơ. Khi đó, xét phép biến đổi tác động lên siêu trường V như sau: V  V   V      (1.23) trong đó,  là siêu trường tay chiêu. Trường thành phần của V sẽ biến đổi theo quy luật: 15 C  C  2Re A,     i 2 M ( x)  iN ( x)  M ( x)  iN ( x)  2iF V V  2 Im A, (1.24)   , D  D Như vậy, giống như trường chuẩn cổ điển, thành phần vectơ của siêu trường vectơ cũng được cộng thêm građiên 2 lẫn phần ảo của A . Siêu trường vectơ có thể coi là dạng siêu đối xứng hóa của trường chuẩn, và do đó nó còn được gọi là siêu trường chuẩn. Nếu chọn thành phần của siêu trường tay chiêu  một cách thích hợp, ta có thể khử các trường C ,  , M , N và siêu trường chuẩn chỉ còn lại một trường vectơ, một trường vô hướng và một siêu trường spinơ V ,  và D : 1 V  V     V( x )  i ( x )  i ( x )   D( x ) 2 (1.25) Siêu trường tay chiêu  thỏa mãn tính chất trên được gọi là chuẩn Wess-Zumino. Siêu trường chuẩn trong chuẩn Wess-Zumino chỉ gồm một trường chuẩn vectơ thực V , trường spinơ  và trường vô hướng phụ trợ D . Trường spinơ  xuất hiện trong đa tuyến của trường chuẩn V , cho nên, nó là trường siêu đồng hành của V . Khác với siêu trường chất, trong khai triển (1.25) của siêu trường chuẩn, không có đạo hàm trường chuẩn. Mặt khác, để V có thứ nguyên bằng 1, siêu trường V phải có thứ nguyên bằng 0. Vì vậy, để có cường độ trường chuẩn, ta phải lấy đạo hàm hiệp biến siêu trường vectơ. Xét siêu trường spinơ sau đây: 1 1 W   DDDV , W   DDDV 4 4 (1.26) Siêu trường spinơ W là tay chiêu vì DDDDV chứa tích của ba đạo hàm D cho nên nó sẽ bằng không. Tương tự, W sẽ là siêu trường tay đăm. Các siêu trường này có thứ 16 nguyên 3/2 . W W , WW  là tích hai siêu trường thuận tay nên chúng cũng thuận tay. Vì lẻ đó, ta chỉ giữ lại hệ số của lũy thừa  ,  của chúng. Các hệ số này có thứ nguyên bằng 4, đúng như yêu cầu của Lagrangian của trường chuẩn. Tính toán trực tiếp, ta có:  i   W  i  y     D  y       F ( y )    2             y   i    W  i  y       D  y            F ( y  )    2             y   (1.27) F   V  V Và do đó: W W   WW   1 i  2i      F  F  D 2    F  F  2 4 (1.28) Số hạng thứ hai cho Lagrangian trường chuẩn cổ điển, số hạng thứ nhất cho động năng của trường spinơ siêu đồng hành, số hạng thứ tư sẽ gây nên dị thường dòng trục khi lượng tử hóa. Với nhóm chuẩn non-Abel, siêu trường vectơ V sẽ không được chọn là siêu trường chuẩn. Thay vào đó, ta sẽ chọn là expV . Nếu khai triển hàm mũ, ta chỉ có đến số hạng thứ ba là khác không: 1 expV  1  V  V 2 2 1.3. Lý thuyết trường chuẩn siêu đối xứng 1.3.1. Lý thuyết trường chuẩn Abel 17 (1.28) Giả sử ta có một siêu trường tay chiêu  mô tả chất. Xét phép biến đổi chuẩn U 1 tác động lên  :     e  i ,        ei  (1.26a) trong đó  là một siêu trường vô hướng không thứ nguyên. Để bảo toàn tính tay chiêu của  , siêu trường  phải thỏa mãn điều kiện: D   D   0 (1.26b) nghĩa là  cũng phải là siêu trường tay chiêu và   phải là một siêu trường tay đăm. Tuy nhiên, dạng Kähler lại không bất biến chuẩn:        e  i      (1.27a) bởi vì  không phải là siêu trường thực (vectơ). Để khôi phục tính bất biến chuẩn cho dạng Kähler, ta đưa vào siêu trường vectơ V , với quy tắc biến đổi (1.23): V  V   V  i     (1.27b) và thay cho dạng Kähler ban đầu ta dùng: K    eV  (1.28) Có thể thấy rằng, dạng Kähler (1.28) là bất biến chuẩn. Các siêu trường spinơ W , W cũng bất biến chuẩn. Thực vậy: 1 1 W   DDDV    DDD V  i       4 4 i i  W  DDD        W  DDD  4 4 Mặt khác, có thể kiểm tra trực tiếp: 18 (1.29a) D , D   2i      (1.29b) Và do  là siêu trường tay chiêu, số hạng cuối của (1,29a) sẽ bằng không:   DDD     D D D     D   D D  D , D         D   D D  2i        0 Và như vậy, W W  WW    (1.29c) là bất biến chuẩn. Với các kết quả trên, ta sẽ chọn Lagrangian cho lý thuyết trường chuẩn U 1 siêu đối xứng như sau: L    eV  |    1  W W 4   WW    (1.30) Ta có thể xét nhiều siêu trường tay chiêu cho chất  l với quy tắc biến đổi:   ' l  e  ig   l ,  'l  e ig   l l l D   0, D    0 . (1.31) Khi đó, Lagrangian của lý thuyết chuẩn siêu đối xứng sẽ là (1.30) cộng thêm số hạng siêu thế: 1  W W   WW     4 1  1      mik  i  k  gikl  i  k  l    h.c  3   2  L   l eV  l |    (1.32) Trong đó, để siêu thế là bất biến U 1 , ta phải yêu cầu mik  0 hoặc gikl  0 bất cứ khi nào gi  g k hoặc gi  g k  gl khác không. Để làm sáng tỏ nội dung hạt của Lagrangian (1.32), ta có thể khai triển dạng Kähler của (1.28) trong chuẩn WessZumino: 19   eV   A*  A  i    FF * i 1   gV       A*  A    A* A  2 2  1 1 i   g  A  A*    gD  g 2VV   2 2 2  (1.33) Số hạng thuộc dòng thứ nhất vế trái là động năng trường chất vô hướng A và trường spinơ siêu đồng hành  . Số hạng thuộc dòng thứ hai là tương tác chuẩn (dòng x thế) của hai trường nói trên. Số hạng thuộc dòng thứ ba là Lagrangian tương tác bậc cao giữa trường chất (kể cả siêu đồng hành) với trường chuẩn vectơ và siêu đồng hành spinơ của nó. 1.3.2. Lý thuyết trường chuẩn non-Abel Ta có thể tổng quát hóa kết quả trên cho nhóm chuẩn non-Abel. Khi đó, trường chất sẽ biến đổi theo quy luật:  '  e i   '    ei   (1.34) trong đó, pha là siêu trường xác định trong biểu diễn phó của nhóm chuẩn:  ij  gTija  a (1.35a) với T a là vi tử sinh của biểu diễn phó, thỏa mãn điều kiện chuẩn hóa và điều kiện giao hoán như sau: Sp  T a T b   k ab , k  0 T a , T b   it abcT c (1.35b) Để Lagrangian (1.30) bất biến dưới phép biến đổi chuẩn non-Abel (1.34), ta sử yêu cầu siêu trường chuẩn biến đổi theo quy luật: 20
- Xem thêm -