Cтраница 1
Безмассовое поле со спином s имеет минимальное угловое квантовое число / min 5, поэтому чем выше спин, тем сильнее подавляется пропускание тепловых квантов через атмосферу и тем меньше влияние на испарение дыры. [1]
Безмассовое поле Ац, очевидно, следует отождествить с электромагнитным полем. [2]
Рассмотрим теперь приложения к безмассовым полям. В предложениях (7.3.9) и (7.3.14) мы уже видели, что существует тесная связь между БСК и алгебраически специальными безмассовыми полями. Эта связь проявляется, например, в двух основных приложениях голоморфных функций твистора Wa, которые мы уже рассматривали выше, а именно в теореме (7.4.14) и формуле (6.10.1), позволяющей получать решения безмассовых полевых уравнений. [3]
Наше изложение по большей части ограничено аналитическими линейными безмассовыми полями на плоском пространстве-времени и ведется в терминах компактифицированной комплексной-кации М ( часто используется еще обозначение СМ) пространства Минковского. [4]
Точно так же как свертка аАВ с флвсо дает безмассовое поле со спином 1, свертка Qab с Каьсо. ФАВСО [ формула (5.7.8) ] - дает кососимметричный двухиндекс-ный тензор, удовлетворяющий уравнениям Максвелла в вакууме. [5]
Наличие этой моды со 0 не имеет ничего общего с безмассовыми полями. В нашей модели массовый параметр m не равен нулю. Нулевая мода не связана также с голдстоуновским бозоном, хотя их происхождение имеет общие черты. Отметим, что мода ( 0 0 (5.50) является членом дискретного спектра собственных значений в отличие от голдстоуновских бозонов, которые дают нулевую частоту в качестве нижнего предела континуума частот. При квантовании, например, вакуумного сектора нашей модели в спектре частот (5.41) не возникает нулевая частота. При трансляциях оно остается неизменным и не дает новых функций. Эквипотенциальная кривая в этом случае состоит только из одной точки фг. [6]
Причиной трудностей служит то обстоятельство, что электромагнитное поле, как и любое безмассовое поле, обладает лишь двумя независимыми компонентами, но описывается ковариантным образом с помощью 4-вектора А. Выбирая две из этих компонент в качестве физических и затем производя их квантование, мы утрачиваем явную ковариантность. Если мы желаем сохранить ковариантность, то вынуждены иметь дело с двумя лишними компонентами. Мы рассмотрим примеры этих двух подходов к квантованию и увидим, что центральную роль играет калибровочная инвариантность, которая говорит нам, что величины А определены только с точностью до калибровочного преобразования. [7]
В этом многообразии, наряду с известными частицами и полями, рассматривается еще гипотетическое ранее неизвестное) скалярное безмассовое поле, так называемое ф-поле. Авторы вводят его необычным способом, поэтому в теории тяготения и в космологии ф-поле играет роль, существенно отличающуюся от роли других полей например скалярного поля нейтральных пионов. [8]
Отсутствие слагаемого типа а2 ( х) в лагранжиане и означает, что а ( х) - безмассовое поле. [9]
В результате спонтанного нарушения симметрии два массивных поля ( действительная и мнимая части поля ф) превратились в одно массивное и одно безмассовое поле. Мы можем интерпретировать это явление с помощью рис. 8.3. Очевидно, что сдвиги р сопряжены с затратами энергии, поскольку имеются возвращающие силы, обусловленные потенциалом. Но при перемещении по круговой долине ф а возвращающие силы не возникают вследствие вырождения вакуума. X, Е - р и соответствующие релятивистские частицы являются безмассовыми. Частица 9 называется голдстоуновским бозоном. [10]
Поле х имеет массу тх % / 2 / 4, а поле 9 остается безмассовым. Это безмассовое поле называют полем Намбу - Голдстоуна, а соответствующую частицу - намбу-голдстоуновским бозоном. [11]
Поле х имеет массу тх V2fJ, а поле в остается безмассовым. Это безмассовое поле называют полем Намбу - Голдстоуна, а соответствующую частицу - намбу-гол-дстоуновским бозоном. [12]
Подчеркнем, что формулы (2.12) и (2.13) совершенно естественно вытекают из основной диаграммы (1.1) твисторной геометрии. Эти формулы, как мы увидим, приводят к безмассовым полям. Другими словами, уравнения безмассовых полей неявно порождаются твисторной геометрией. Это представляется значительным упрощением. [13]
В отличие от абелевой модели Хиггса, рассмотренной в разделе 7.3, модель (9.1) имеет, после нарушения симметрии, безмассовое векторное поле, которое мы называем электромагнитным. Вдали от центра солитона массивные поля должны экспоненциально убывать, однако безмассовое поле может убывать медленно. [14]
Рассмотрим теперь приложения к безмассовым полям. В предложениях (7.3.9) и (7.3.14) мы уже видели, что существует тесная связь между БСК и алгебраически специальными безмассовыми полями. Эта связь проявляется, например, в двух основных приложениях голоморфных функций твистора Wa, которые мы уже рассматривали выше, а именно в теореме (7.4.14) и формуле (6.10.1), позволяющей получать решения безмассовых полевых уравнений. [15]