Симметрия и принципы инвариантности в физике

Статья - Математика и статистика

Другие статьи по предмету Математика и статистика

Скачать Бесплатно!
Для того чтобы скачать эту работу.
1. Пожалуйста введите слова с картинки:

2. И нажмите на эту кнопку.
закрыть



постоянная Планка), а ко вторым - с полуцелым.

Волновые функции двух состояний системы частиц, различающихся перестановкой P одинаковых частиц, физически эквивалентны, т.е. функции  и P  могут отличаться только несущественным фазовым множителем:

(4)

P=exp(i)  .

Отсюда, с одной стороны, P2=exp(2i) , а с другой - P2=1, т.е. exp(2i)=1. Тогда exp(i)=1, и (4) запишется:

P =  .

Следовательно, волновая функция системы одинаковых частиц должна быть симметричной P =+  (бозоны) или антисимметричной P=- (фермионы).

Выдающийся швейцарский физик-теоретик Вольфганг Паули (1900-1958) установил связь перестановочной симметрии со спином частиц: частицы с целым спином - бозоны, а с полуцелым - фермионы. Он же показал, что фермионы должны подчиняться принципу запрета (широко известному сейчас как принцип Паули): два фермиона не могут находиться в одном и том же состоянии. Очевидно, что перестановка фермионов в одном и том же состоянии не меняла бы волновую функцию P= , но, с другой стороны, ввиду антисимметричности волновой функции системы фермионов P=- . Следовательно, =-=0, т.е. такие состояния не могут существовать.

Принцип Паули, как известно, служит ключом к объяснению периодического закона Д.И. Менделеева. Если бы не выполнялся принцип Паули, то все электроны любого атома перешли бы в наинизшее по энергии 1s-состояние, что привело бы к потере того разнообразия химических свойств атомов, которое наблюдается в природе. Это как нельзя лучше иллюстрирует важное значение перестановочной симметрии.

К не менее значимому виду симметрии можно отнести калибровочную симметрию уравнений электродинамики и релятивистской квантовой механики (уравнений Дирака). Суть ее заключается в следующем: если умножение волновой функции на постоянный фазовый множитель exp(i) не меняет уравнение Дирака, то умножение ее на переменный фазовый множитель exp(i(x,y,z,t)) (так называемое локальное калибровочное преобразование) приводит к его изменению. В уравнении появляются дополнительные слагаемые, происходящие от дифференцирования (x,y,z,t) по координатам и времени. Если, однако, постулировать принцип локальной калибровочной инвариантности, то можно скомпенсировать дополнительные слагаемые, вводя взаимодействие с некоторым векторным полем. Последнее по своим свойствам оказывается тождественным электромагнитному полю, которое подчиняется уравнениям Дж. Максвелла. Получается, что уравнения Максвелла можно вывести из принципа локальной калибровочной симметрии! Поэтому электромагнитное поле можно назвать калибровочным полем для электронов. Кванты этого поля (фотоны) являются переносчиками электромагнитного взаимодействия между электронами. Они, как известно, имеют спин, равный 1 (в единицах h ) и массу покоя, равную 0. Эти два свойства присущи любым калибровочным полям (см. ниже).

Китайский физик Ч.Янг и американец Р. Миллс попытались распространить принцип локальной калибровочной инвариантности на сильные взаимодействия. Для сильных взаимодействий адронов5 еще в 30-х гг. была установлена глобальная изотопическая инвариантность, основанием для которой послужила возможность объединить часть адронов в семейства "похожих" частиц. Частицы каждого семейства имеют одинаковые внутренние характеристики: спин, четность, барионный заряд, странность, очарование, красоту (исключая электрический заряд) и примерно одинаковые массы. Такие семейства адронов называют изомультиплеты. Наиболее известные из них - изодублет барионов: протон-нейтрон n,p и изотриплет мезонов: +,o,- .

Если вспомнить о релятивистской связи между энергией и массой E=mc2 , то частицы одинаковой массы, сходные по своим свойствам с точки зрения сильных взаимодействий, можно рассматривать как одну частицу, находящуюся в разных квантовых состояниях (но с одной и той же энергией). Следовательно, по теореме Вигнера, эти частицы можно отнести к определенному неприводимому представлению группы симметрии сильных взаимодействий. Проблема состоит в том, чтобы правильно определить эту группу симметрии.

Подобно тому, как для атома из двух базисных состояний спина s=1/2 с проекцией спина на выделенное направление ms=1/2 , можно путем векторного сложения спинов построить спиновые мультиплеты с квантовым числом полного спина S=0,1/2,1,3/2,2...(соответственно с мультиплетностью 2S+1=1,2,3,4,5...), возможные изомультиплеты нестранных адронов могут быть найдены из двух базисных состояний u и d с проекциями изоспина mT=1/2 соответственно. Эти изомультиплеты характеризуются квантовым числом полного изоспина T и его (2T+1)-й проекциями mT= =T,-T+1,-T+2...+T. С математической точки зрения, состояния ms=1/2, как и состояния (u, d), образуют базис так называемого фундаментального представления d(1/2) группы SU(2)6 , и последовательное перемножение d(1/2) x d(1/2) x...x d(1/2) с последующим разложением на неприводимые представления D(s) (или T ) дает значения (или ) в мультиплетах.

Если в случае одной волновой функции  глобальное калибровочное преобразование заключается в простом умножении на экспоненциальный множитель =exp(i) , то для двух состояний глобальное калибровочное преобразование имеет вид:

(5)

 

где матрица коэффициентов aik обладает специальными свойствами7 . Набор этих матриц совпадает с известными из теории спиноров матрицами D(1/2)(), описывающими преобразования спиновых функций ( -1/2,+1/2 ) при вращении системы координат, задаваемом углами Эйлера  . Поэтому глобальное калибровочное преобразование (5) можно интерпретировать ка

s