在量子場論中,狄拉克場用於描述自旋-1/2的費米子,如:電子、質子、夸克等粒子。並且狄拉克場遵守反正則對易關係,數學上可以表示成有四的分量的旋量或一對兩個分量的外爾旋量。
雖然都用於描述自旋-1/2的費米子,其與馬約拉那場不同。狄拉克場描述的粒子存在反粒子,然而馬約拉那場描述的粒子即為自身的反粒子。
基本性質[編輯]
自由(沒有交互作用)的狄拉克場遵守反正則對易關係,數學上使用到反交換子
而非交換子
。其中的反對易關係就暗示了費米-狄拉克統計,並且也能推導出泡利不相容原理:兩個相同的費米子不能處於相同的量子態。
數學公式[編輯]
狄拉克場表示成
。其自由場的運動方程式為狄拉克方程式:
![{\displaystyle (i\gamma ^{\mu }\partial _{\mu }-m)\psi (x)=0.\,}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/72e316d551a8fda1e3e7fdf05be72bdecf114869)
其中
為γ矩陣(或稱作狄拉克矩陣),m代表質量。這個方程式最簡單的解為平面波
和
。平面波組成了一個
的傅立葉基底。我們能以此基底作展開,如下:
、
標示了旋量的指標,
表示自旋,s = +1/2或s=−1/2。前面係數中的能量是為了勞倫茲積分的協變性。由於
可以視作一個算符,每個傅立葉基底的係數也必須是算符。因此,
以及
為作用子。這些算符的性質可以從這些場的性質中得知。
和
遵守反對易關係:
![{\displaystyle \{\psi _{a}({\textbf {x}}),\psi _{b}^{\dagger }({\textbf {y}})\}=\delta ^{(3)}({\textbf {x}}-{\textbf {y}})\delta _{ab},}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/f8ff0862ba1cd5afee5f5587ddd5cc69140ccd82)
藉由將
和
作展開,我們可以得到係數間的反對易關係:
![{\displaystyle \{a_{\textbf {p}}^{r},a_{\textbf {q}}^{s\dagger }\}=\{b_{\textbf {p}}^{r},b_{\textbf {q}}^{s\dagger }\}=(2\pi )^{3}\delta ^{3}({\textbf {p}}-{\textbf {q}})\delta ^{rs},\,}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/99ced6d8be2739dfa2bd3f057fa12ba0499af56a)
於非相對論系統中的創造與湮滅算符相類似,從這個代數關係得到了這樣的物理詮釋:
產生一個動量
自旋為s的粒子,而
產生一個動量
自旋為r的反粒子。因此,廣義的
現在看作產生所有可能動量、自旋之粒子的總合,而其共軛
與其相反,看作湮滅所有動量、自旋之反粒子的總合。
有了對於場及其共軛的瞭解,我們便能試著架構出勞侖茲協變性的場。最單純的量為
,當中
。其他可能的勞侖茲協變性量
。
由於這些量的線性組和同樣符合勞侖茲協變性,很自然地得到了狄拉克場的拉格朗日密度,並且其歐拉-拉格朗日方程必須回到狄拉克方程式。
![{\displaystyle {\mathcal {L}}_{D}={\bar {\psi }}(i\gamma ^{\mu }\partial _{\mu }-m)\psi \,}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/6aa95c956b1596e2fb0a8d2acb2daf61c435db84)
這樣的表示將指標隱藏了起來。完整的表示如下:
![{\displaystyle {\mathcal {L}}_{D}={\bar {\psi }}_{a}(i\gamma _{ab}^{\mu }\partial _{\mu }-m\mathbb {I} _{ab})\psi _{b}\,}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/c07e5f9006c5a1e2ed8cd784ffe65cd39fb7e063)
由
,我們可以建構出狄拉克場的費曼傳播子:
![{\displaystyle D_{F}(x-y)=\langle 0|T(\psi (x){\bar {\psi }}(y))|0\rangle }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/675a4a8c6b5bb833b246cda6da0d9b0a95ad29c3)
我們定義狄拉克場的時間排序如下,當中的負號來自於其反對易關係的性質:
。
對上列的式子作平面波的展開,得到:
![{\displaystyle D_{F}(x-y)=\int {\frac {d^{4}p}{(2\pi )^{4}}}{\frac {i(p\!\!\!/+m)}{p^{2}-m^{2}+i\epsilon }}e^{-ip\cdot (x-y)}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/e5d8fb0a14ff612dbe0aa086c4be6fa1ee57d3a5)
在此我們用上了費曼斜線標記。這個式子相當合理,因為係數
![{\displaystyle {\frac {i(p\!\!\!/+m)}{p^{2}-m^{2}}}}](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/aa436fb3f1fdf85431994a1edb45148549adbada)
即為狄拉克方程式中作用在
的相反算符。
純量場的費曼傳播子也具有相同的性質。由於所有合理的觀測量(例如能量、電荷、粒子數等)都由偶數的狄拉克場所構成,兩個觀測量的對易關係在光錐外為零。就如同我們從量子力學中學習到的,兩的可交換的觀察量可以同時被觀測。因此,我們確定了狄拉克場的勞侖茲協變性,並維持了因果律。
而更複雜、包含交互作用的場論(湯川理論(Yukawa theory)或量子電動力學)同樣可以微擾或非為擾方法作分析。
在粒子物理標準模型中,狄拉克場扮演很重要的要素。
參考資料[編輯]
- Edwards, D. (1981). The Mathematical Foundations of Quantum Field Theory: Fermions, Gauge Fields, and Super-symmetry, Part I: Lattice Field Theories, International J. of Theor. Phys., Vol. 20, No. 7.
- Peskin, M and Schroeder, D. (1995). An Introduction to Quantum Field Theory, Westview Press. (See pages 35-63.)
- Srednicki, Mark (2007). Quantum Field Theory (頁面存檔備份,存於網際網路檔案館), Cambridge University Press, ISBN 978-0521864497.
- Weinberg, Steven (1995). The Quantum Theory of Fields, (3 volumes) Cambridge University Press.