Уравнение Швингера – Дайсона - Википедия - Schwinger–Dyson equation

Фриман Дайсон в 2005 году

В Уравнения Швингера – Дайсона (ДЗО), или же Уравнения Дайсона – Швингера, названный в честь Джулиан Швингер и Фриман Дайсон, общие отношения между Зеленые функции в квантовые теории поля (QFT). Их также называют Уравнения Эйлера – Лагранжа. квантовых теорий поля, поскольку они уравнения движения соответствующей функции Грина.

Они образуют набор из бесконечного числа функционально-дифференциальных уравнений, связанных друг с другом, которые иногда называют бесконечной башней СДУ.

В своей статье «S-матрица в квантовой электродинамике»,^[1] Дайсон вывел отношения между разными S-матрица элементы, или более конкретные «одночастичные функции Грина», в квантовая электродинамика, суммируя бесконечно много Диаграммы Фейнмана, таким образом работая в пертурбативном подходе. Начиная с его вариационный принцип, Швингер получил систему уравнений для функций Грина непертурбативно:^[2] которые обобщают уравнения Дайсона на уравнения Швингера – Дайсона для функций Грина квантовые теории поля.

Сегодня они обеспечивают непертурбативный подход к квантовым теориям поля, и их приложения можно найти во многих областях теоретической физики, таких как физика твердого тела и физика элементарных частиц.

Швингер также вывел уравнение для двухчастичных неприводимых функций Грина:^[2] который сейчас называют неоднородным Уравнение Бете – Солпитера.

Вывод

Учитывая полиномиально ограниченный функциональный F над конфигурации поля, то для любого вектор состояния (который является решением QFT), ${ displaystyle | psi rangle}$, у нас есть

${ displaystyle left langle psi left | { mathcal {T}} left {{ frac { delta} { delta varphi}} F [ varphi] right } right | psi right rangle = -i left langle psi left | { mathcal {T}} left {F [ varphi] { frac { delta} { delta varphi}} S [ varphi] right } right | psi right rangle}$

куда S это действие функциональный и ${ displaystyle { mathcal {T}}}$ это заказ времени операция.

Аналогично, в состояние плотности формулировке, для любого (действительного) состояния плотности ρ, мы имеем

${ Displaystyle rho left ({ mathcal {T}} left {{ frac { delta} { delta varphi}} F [ varphi] right } right) = - я rho left ({ mathcal {T}} left {F [ varphi] { frac { delta} { delta varphi}} S [ varphi] right } right).}$

Эту бесконечную систему уравнений можно использовать для решения корреляционные функции непертурбативно.

Для подключения к схематическим техникам (например, Диаграммы Фейнмана ) более понятным, часто бывает удобно разбить действие S как S [φ] = 1/2 D⁻¹_ij φ^я φ^j+ S_int[φ], где первый член является квадратичной частью, а D⁻¹ - обратимый симметричный (антисимметричный для фермионов) ковариантный тензор второго ранга в обозначение де Витта обратное, D называется голый пропагатор и S_int это «действие взаимодействия». Затем мы можем переписать уравнения SD в виде

${ Displaystyle langle psi | { mathcal {T}} {F varphi ^ {j} } | psi rangle = langle psi | { mathcal {T}} {iF _ {, я } D ^ {ij} -FS_ {int, i} D ^ {ij} } | psi rangle.}$

Если F функционал от φ, то для оператор K, F[K] определяется как оператор, заменяющий K для φ. Например, если

${ Displaystyle F [ varphi] = { frac { partial ^ {k_ {1}}} { partial x_ {1} ^ {k_ {1}}}} varphi (x_ {1}) cdots { frac { partial ^ {k_ {n}}} { partial x_ {n} ^ {k_ {n}}}} varphi (x_ {n})}$

и грамм является функционалом J, тогда

${ displaystyle F left [-i { frac { delta} { delta J}} right] G [J] = (- i) ^ {n} { frac { partial ^ {k_ {1} }} { partial x_ {1} ^ {k_ {1}}}} { frac { delta} { delta J (x_ {1})}} cdots { frac { partial ^ {k_ {n }}} { partial x_ {n} ^ {k_ {n}}}} { frac { delta} { delta J (x_ {n})}} G [J].}$

Если у нас есть "аналитический "(функция, которая локально задается сходящимся степенным рядом) функциональный Z (называется производящий функционал ) из J (называется исходное поле ) удовлетворение

${ displaystyle { frac { delta ^ {n} Z} { delta J (x_ {1}) cdots delta J (x_ {n})}} [0] = i ^ {n} Z [0 ] langle varphi (x_ {1}) cdots varphi (x_ {n}) rangle,}$

то из свойств функциональных интегралов

${ displaystyle { left langle { frac { delta { mathcal {S}}} { delta varphi (x)}} left [ varphi right] + J (x) right rangle} _ {J} = 0,}$

уравнение Швингера – Дайсона для производящего функционала имеет вид

${ displaystyle { frac { delta S} { delta varphi (x)}} left [-i { frac { delta} { delta J}} right] Z [J] + J (x ) Z [J] = 0.}$

Если мы разложим это уравнение как Серия Тейлор о J = 0, получаем всю систему уравнений Швингера – Дайсона.

Пример: φ⁴

В качестве примера предположим

${ displaystyle S [ varphi] = int d ^ {d} x left ({ frac {1} {2}} partial ^ { mu} varphi (x) partial _ { mu} varphi (x) - { frac {1} {2}} m ^ {2} varphi (x) ^ {2} - { frac { lambda} {4!}} varphi (x) ^ {4 }верно)}$

для реального поляφ.

Потом,

${ displaystyle { frac { delta S} { delta varphi (x)}} = - partial _ { mu} partial ^ { mu} varphi (x) -m ^ {2} varphi (x) - { frac { lambda} {3!}} varphi (x) ^ {3}.}$

Уравнение Швингера-Дайсона для этого конкретного примера:

${ Displaystyle я partial _ { mu} partial ^ { mu} { frac { delta} { delta J (x)}} Z [J] + im ^ {2} { frac { delta } { delta J (x)}} Z [J] - { frac {i lambda} {3!}} { frac { delta ^ {3}} { delta J (x) ^ {3} }} Z [J] + J (x) Z [J] = 0}$

Обратите внимание, что поскольку

${ displaystyle { frac { delta ^ {3}} { delta J (x) ^ {3}}}}$

не вполне определен, потому что

${ displaystyle { frac { delta ^ {3}} { delta J (x_ {1}) delta J (x_ {2}) delta J (x_ {3})}} Z [J]}$

это распределение в

Икс₁, Икс₂ и Икс₃,

это уравнение должно быть упорядоченный.

В этом примере голый пропагатор, D - это Функция Грина за ${ Displaystyle - partial ^ { mu} partial _ { mu} -m ^ {2}}$ Итак, система уравнений SD имеет вид

${ displaystyle { begin {align} & langle psi mid { mathcal {T}} { varphi (x_ {0}) varphi (x_ {1}) } mid psi rangle [4pt] = {} & iD (x_ {0}, x_ {1}) + { frac { lambda} {3!}} Int d ^ {d} x_ {2} , D (x_ {0 }, x_ {2}) langle psi mid { mathcal {T}} { varphi (x_ {1}) varphi (x_ {2}) varphi (x_ {2}) varphi (x_ {2}) } mid psi rangle end {align}}}$

и

${ displaystyle { begin {align} & langle psi mid { mathcal {T}} { varphi (x_ {0}) varphi (x_ {1}) varphi (x_ {2}) varphi (x_ {3}) } mid psi rangle [6pt] = {} & iD (x_ {0}, x_ {1}) langle psi mid { mathcal {T}} { varphi (x_ {2}) varphi (x_ {3}) } mid psi rangle + iD (x_ {0}, x_ {2}) langle psi mid { mathcal {T}} { varphi (x_ {1}) varphi (x_ {3}) } mid psi rangle [4pt] & {} + iD (x_ {0}, x_ {3}) langle psi mid { mathcal {T}} { varphi (x_ {1}) varphi (x_ {2}) } mid psi rangle [4pt] & {} + { frac { лямбда} {3!}} int d ^ {d} x_ {4} , D (x_ {0}, x_ {4}) langle psi mid { mathcal {T}} { varphi ( x_ {1}) varphi (x_ {2}) varphi (x_ {3}) varphi (x_ {4}) varphi (x_ {4}) varphi (x_ {4}) } mid psi rangle end {выровнено}}}$

и Т. Д.

(Если нет спонтанное нарушение симметрии, нечетные корреляционные функции обращаются в нуль.)

Смотрите также

• Функциональная ренормализационная группа
• Уравнение Дайсона
• Формулировка интеграла по путям

Рекомендации

дальнейшее чтение

Не так много книг, посвященных уравнениям Швингера – Дайсона. Вот три стандартных справочника:

• Клод Ициксон, Жан-Бернар Зубер (1980). Квантовая теория поля. Макгроу-Хилл.
• Р.Дж. Реки (1990). Методы интегралов по путям в квантовых теориях поля. Издательство Кембриджского университета.
• В.П. Наир (2005). Квантовая теория поля в современной перспективе. Springer.

Есть обзорная статья о приложениях уравнений Швингера – Дайсона в специальных областях физики. Для приложений к Квантовая хромодинамика Существуют

• Р. Алкофер и Л. фон Смекал (2001). «Об инфракрасном поведении функций Грина КХД». Phys. Представитель. 353: 281. arXiv:hep-ph / 0007355. Bibcode:2001ФР ... 353..281А. Дои:10.1016 / S0370-1573 (01) 00010-2.
• CD. Робертс и А.Г. Уильямс (1994). «Уравнения Дайсона-Швингера и их приложения в физике адронов». Прог. Часть. Nucl. Phys. 33: 477. arXiv:hep-ph / 9403224. Bibcode:1994ПрПНП..33..477Р. Дои:10.1016/0146-6410(94)90049-3.