Tensor de força do campo de glúons

No contexto da física teórica de partículas, o tensor de força do campo de glúons é um campo tensorial de segunda ordem que caracteriza a interação entre os glúons e os quarks. 

A interação forte é uma das interações fundamentais da natureza e a teoria quântica de campos (TQC) que a descreve é denominada cromodinâmica quântica. Quarks interagem uns com os outros por meio da força forte devido a sua carga de cor, força essa mediada por glúons. Os próprios glúons possuem carga de cor e por conta disso podem também interagir mutualmente.

O tensor de força do campo de glúons é um tensor de rank 2 no espaço-tempo com valores no fibrado adjunto do grupo de gauge cromodinâmico SU(3). Nesse artigo, índices com letras latinas (tipicamente a, b, c, n) tomam os valores 1, 2, ..., 8 para as oito cargas de cor dos glúons, enquanto índices de letras gregas while (tipicamente α, β, μ, ν) tomam valores 0 para componentes tipo tempo e 1, 2, 3 para componentes tipo espaço de quadrivetores e tensores quadridimensionais no espaço tempo. Em todas as equações, a convenção estabelecida pela notação de Einstein é usada em todos os índices de cor e tensoriais, a menos que esteja explicitamente dito que a soma não deve ser efetuada.

Definição

Abaixo estão as definiçoes (e a maior parte da notação) seguidos por K. Yagi, T. Hatsuda, Y. Miake[1] and Greiner, Schäfer.[2]

Componentes tensoriais

O tensor é denotado por G, (ou F, F, ou outras variantes), e tem componentes definidas como proporcionais ao comutador da derivada covariante Dμ quarkônica :[2][3]

G α β = ± 1 g s [ D α , D β ] , {\displaystyle G_{\alpha \beta }=\pm {\frac {1}{g_{s}}}[D_{\alpha },D_{\beta }]\,,}

no qual:

D μ = ∂ μ ± i g s t a A μ a , {\displaystyle D_{\mu }=\partial _{\mu }\pm ig_{s}t_{a}{\mathcal {A}}_{\mu }^{a}\,,}

onde

  • i é a unidade imaginária;
  • gs é a constante de acoplamento da força forte;
  • ta = λa/2 são as matrizes de Gell-Mann λa divididas por 2;
  • a é o índice de cor na representação adjunta de SU(3) que toma os valores1, 2, ..., 8 para os oito geradores do grupo, a saber as matrizes de Gell-Mann.
  • μ é um índice do espaço-tempo, 0 para componentes do tipo tempo e 1,2, 3 para componentes tipo espaço;
  • A μ = t a A μ a {\displaystyle {\mathcal {A}}_{\mu }=t_{a}{\mathcal {A}}_{\mu }^{a}}  expressa o campo gluônico, um campo de gauge de spin 1, ou no jargão da geometria diferencial, uma conexão no fibrado principal de SU(3);
  • A μ {\displaystyle {\mathcal {A}}_{\mu }}  são os quatro componentes (dependentes do sistema de coordenadas), que em determinado gauge fixo são funções cujos valores são matrizes hermitianas 3 × 3 de traço nulo, ao passo que  A μ a {\displaystyle {\mathcal {A}}_{\mu }^{a}}  são as 32 funções reais, as quatro componentes para cada um dos oito campos vetoriais.

Autores diferentes escolhem sinais diferentes.

Expandindo o comutador, tem-se;

G α β = ∂ α A β − ∂ β A α ± i g s [ A α , A β ] {\displaystyle G_{\alpha \beta }=\partial _{\alpha }{\mathcal {A}}_{\beta }-\partial _{\beta }{\mathcal {A}}_{\alpha }\pm ig_{s}[{\mathcal {A}}_{\alpha },{\mathcal {A}}_{\beta }]}

Substituindo  t a A α a = A α {\displaystyle t_{a}{\mathcal {A}}_{\alpha }^{a}={\mathcal {A}}_{\alpha }}  e o usando as relações de comutação  [ t a , t b ] = i f a b c t c {\displaystyle [t_{a},t_{b}]=if^{abc}t_{c}}  para as matrizes de Gell-Mann (com uma reindexação dos índices), onde f abc são as constantes de estrutura de SU(3), cada uma das componentes da força do campo de glúons pode ser expressa como uma combinação linear das matrizes de Gell-Mann como segue:

G α β = ∂ α t a A β a − ∂ β t a A α a ± i g s [ t b , t c ] A α b A β c = t a ( ∂ α A β a − ∂ β A α a ± i 2 g s A α b A β c ) = t a G α β a , {\displaystyle {\begin{aligned}G_{\alpha \beta }&=\partial _{\alpha }t_{a}{\mathcal {A}}_{\beta }^{a}-\partial _{\beta }t_{a}{\mathcal {A}}_{\alpha }^{a}\pm ig_{s}\left[t_{b},t_{c}\right]{\mathcal {A}}_{\alpha }^{b}{\mathcal {A}}_{\beta }^{c}\\&=t_{a}\left(\partial _{\alpha }{\mathcal {A}}_{\beta }^{a}-\partial _{\beta }{\mathcal {A}}_{\alpha }^{a}\pm i^{2}g_{s}{\mathcal {A}}_{\alpha }^{b}{\mathcal {A}}_{\beta }^{c}\right)\\&=t_{a}G_{\alpha \beta }^{a}\\\end{aligned}}\,,}

de forma que:[4][5]

G α β a = ∂ α A β a − ∂ β A α a ∓ g s f a b c A α b A β c , {\displaystyle G_{\alpha \beta }^{a}=\partial _{\alpha }{\mathcal {A}}_{\beta }^{a}-\partial _{\beta }{\mathcal {A}}_{\alpha }^{a}\mp g_{s}f^{abc}{\mathcal {A}}_{\alpha }^{b}{\mathcal {A}}_{\beta }^{c}\,,}

onde novamente a, b, c = 1, 2, ..., 8 são índices de cor. Como no caso do campo de glúons, em um sistema de coordenadas específico e com um gauge fixo, os Gαβ são funções que tem como valor matrizes hermitianas 3×3, enquanto Gaαβ são funções reais, que vem a ser as componentes de oito campos tensoriais quadridimensionais de segunda ordem.

Comparação com o tensor eletromagnético

Há um paralelo quase perfeito entre o tensor de força dos glúons e o tensor de campo eletromagnético (geralmente denotado por F ) na eletrodinâmica quântica, dado pelo quadripotencial eletromagnético A descrevendo um fóton de spin 1;

F α β = ∂ α A β − ∂ β A α , {\displaystyle F_{\alpha \beta }=\partial _{\alpha }A_{\beta }-\partial _{\beta }A_{\alpha }\,,}

ou na linguagem das formas diferenciais:

F = d A . {\displaystyle \mathbf {F} =\mathrm {d} \mathbf {A} \,.}

A principal diferença entre eletrodinâmica quântica e cromodinâmica quântica é que o tensor de força do campo do glúon tem termos extras que conduzem a auto-interações entre glúons. Isso causa uma complicação na teoria da força forte, fazendo com que ela seja inerentemente não-linear, ao contrário da força eletromagnética. QCD é uma teoria não-abeliana de gauge. A palavra não-abeliana em linguage de teoria de grupos significa que uma operação no grupo não é comutativa, o que faz com a álgebra de Lie correspondente seja não-trivial.

Densidade lagrangeana da QCD 

Características de todas as teorias de campo, a dinâmica dos campos de força estão resumidas por uma densidade lagrangeana apropriada e da substituição dessa nas equações de Euler–Lagrange (para campos) obtêm-se as equações de movimento para o campo. A densidade lagrangeana para quarks sem massa, ligados por glúons é: [2]

L = − 1 2 t r ( G α β G α β ) + ψ ¯ ( i D μ ) γ μ ψ {\displaystyle {\mathcal {L}}=-{\frac {1}{2}}\mathrm {tr} \left(G_{\alpha \beta }G^{\alpha \beta }\right)+{\bar {\psi }}\left(iD_{\mu }\right)\gamma ^{\mu }\psi }

onde "tr" denota traço das matrizes 3×3 GαβGαβ, e γμ são matrizes gama 4×4.

Transformações de gauge

Em contraste com a QED, o tensor de força do campo do glúon não é invariante de gauge por si. Apenas o produto de dois tensores contraídos sobre todos os índices é invariante.

Equaçõeas de movimento

As equações[1] governando a evolução dos campos de quark são:

( i ℏ γ μ D μ − m c ) ψ = 0 {\displaystyle (i\hbar \gamma ^{\mu }D_{\mu }-mc)\psi =0}

que é como a equação de Dirac, e a equação para o tensor de força do campo do glúon é:

[ D μ , G μ ν ] = g s j ν {\displaystyle \left[D_{\mu },G^{\mu \nu }\right]=g_{s}j^{\nu }}

que são similares as equações de Maxwell (quando escritar em notação tensorial), mais especificamente as equações de Yang–Mills para glúons. A quadricorrente de carga de cor é a fonte do tensor de força do campo de glúon, análogo a quadricorrente como fonte do tensor eletromagnético, dada por

j ν = t b j b ν , j b ν = ψ ¯ γ ν t b ψ , {\displaystyle j^{\nu }=t^{b}j_{b}^{\nu }\,,\quad j_{b}^{\nu }={\bar {\psi }}\gamma ^{\nu }t^{b}\psi \,,}

que é uma corrente conservada, uma vez que a carga de cor é conservada, em outras palavras a quadricorrente de cor deve satisfazer a seguinte equação da continuidade: 

∂ ν j ν = 0 . {\displaystyle \partial _{\nu }j^{\nu }=0\,.}

Ver também

Referências

  1. ↑ a b K. Yagi, T. Hatsuda, Y. Miake (2005).
  2. ↑ a b c W. Greiner, G. Schäfer (1994). "4".
  3. ↑ S.O. Bilson-Thompson, D.B. Leinweber, A.G. Williams (2003).
  4. ↑ M. Eidemüller, H.G. Dosch, M. Jamin (1999).
  5. ↑ M. Shifman (2012).

Leituras adicionais

Livros

  • H. Fritzsch (1982). Quarks: the stuff of matter. [S.l.]: Allen lane. ISBN 0-7139-15331 
  • B.R. Martin, G. Shaw (2009). Particle Physics. Col: Manchester Physics Series 3rd ed. [S.l.]: John Wiley & Sons. ISBN 978-0-470-03294-7 
  • S. Sarkar, H. Satz, B. Sinha (2009). The Physics of the Quark-Gluon Plasma: Introductory Lectures. [S.l.]: Springer. ISBN 3642022855  !CS1 manut: Nomes múltiplos: lista de autores (link)
  • J. Thanh Van Tran (editor) (1987). Hadrons, Quarks and Gluons: Proceedings of the Hadronic Session of the Twenty-Second Rencontre de Moriond, Les Arcs-Savoie-France. [S.l.]: Atlantica Séguier Frontières. ISBN 2863320483 
  • R. Alkofer, H. Reinhart (1995). Chiral Quark Dynamics. [S.l.]: Springer. ISBN 3540601376 
  • K. Chung (2008). Hadronic Production of ψ(2S) Cross Section and Polarization. [S.l.]: ProQuest. ISBN 0549597743 
  • J. Collins (2011). Foundations of Perturbative QCD. [S.l.]: Cambridge University Press. ISBN 0521855330 
  • W.N.A. Cottingham, D.A.A. Greenwood (1998). Standard Model of Particle Physics. [S.l.]: Cambridge University Press. ISBN 0521588324 

Papers selecionados

  • J.P. Maa, Q. Wang, G.P. Zhang (2012). «QCD evolutions of twist-3 chirality-odd operators». Physics Letters B. Bibcode:2013PhLB..718.1358M. arXiv:1210.1006Acessível livremente. doi:10.1016/j.physletb.2012.12.007  !CS1 manut: Nomes múltiplos: lista de autores (link)
  • M. D’Elia, A. Di Giacomo, E. Meggiolaro (1997). «Field strength correlators in full QCD». Physics Letters B. Bibcode:1997PhLB..408..315D. arXiv:hep-lat/9705032Acessível livremente. doi:10.1016/S0370-2693(97)00814-9  !CS1 manut: Nomes múltiplos: lista de autores (link)
  • A. Di Giacomo, M. D’elia, H. Panagopoulos, E. Meggiolaro (1998). «Gauge Invariant Field Strength Correlators In QCD». arXiv:hep-lat/9808056Acessível livremente  !CS1 manut: Nomes múltiplos: lista de autores (link)
  • M. Neubert (1993). «A Virial Theorem for the Kinetic Energy of a Heavy Quark inside Hadrons». Physics Letters B. Bibcode:1994PhLB..322..419N. arXiv:hep-ph/9311232Acessível livremente. doi:10.1016/0370-2693(94)91174-6 
  • M. Neubert, N. Brambilla, H.G. Dosch, A. Vairo (1998). «Field strength correlators and dual effective dynamics in QCD». Physical Review D. Bibcode:1998PhRvD..58c4010B. arXiv:hep-ph/9311232Acessível livremente. doi:10.1103/PhysRevD.58.034010  !CS1 manut: Nomes múltiplos: lista de autores (link)
  • M. Neubert (1996). «QCD sum-rule calculation of the kinetic energy and chromo-interaction of heavy quarks inside mesons» (PDF). Physics Letters B 

Ligações externas

  • K. Ellis (2005). «QCD» (PDF). Fermilab Fermilab. 
  • [«Chapter 2: The QCD Lagrangian» Verifique valor |url= (ajuda) (PDF). Technische Universität München. Consultado em 17 de outubro de 2013 ]
  • Portal da física