量子场论简单介绍

量子场论简单介绍量子场论是早期量子力学的继续和发展。它的实验基础仍然是微观物质运动的波粒二重性，其内容能够反映微观物质运动的一部分重要客观规律，进一步解决由波粒二重性所提出的物理理论课题。量子场论最早是从电磁场量子化开始,微观物质运动的波粒二重性首先是在电磁和光的现象中发现的。二十世纪初，在对黑体辐射所进行的实验和理论分析中，人们提出了电磁辐射机制的量子假说；对光电效应的分析研究，又进一步提出了具有确定能量hv的光量子概念，并且推断出光量子还具有确定的动量。后来，二十年代初期的光和电子的散射实验明确地证实了这一点，由此充分提示光量子的粒子性。这样，就确立了静质量为零的光子的概念。可是对光和电磁现象的理论认识，直到二十年代中期，基本上还仅仅局限于宏观电磁场理论，即经典电动力学。因此人们迫切要求在宏观电磁理论的基础上建立起能够反映微观电磁现象的粒子（光子）理论。这就需要对经典电磁场进行“量子化”。§1引言宏观电动力学基本方程定义电磁场张量：xAxAF0000321312213123EciEciEciEciBBEciBBEciBBFtEJBE0000tBEB0利用电磁场张量，麦克斯韦方程组可以写为如下两个方程：JxF00xFxFxF在微观电磁现象的波粒二重性被发现并确立以后，有人推想，电子以及其它微观粒子的运动也可能具有类似的特征。起初仅仅是理论性的探讨，但是不久就得到了实验的确切验证。同时，在理论上又找到了能够反映微观粒子运动规律的一种具体数学形式，即波动方程，开始时，波动方程是非相对论的，即薛定谔波动方程：首先建立了非相对论性量子理论)2(22Vti2),(),(trtr]**[2iJ0Jt薛定谔方程可以导出几率守恒其中0)(2222222cmct由此方程同样可推得其中0Jt*]*[2miJ*]*[2ttmci这里J与上面的一样,但ρ与上面完全不同,而且不是正定的,无法解释为几率密度.严格讲这个克莱因—戈登方程不能描述单个粒子的微观运动.后来认识到可以把它看作类似宏观电磁场方程的经典方程之后可以描述一个多粒子系统的运动.实践证明φ场的量子化可以正确反映π介子K介子等一类微观粒子的运动规律.狄拉克找到了另一个相对论性方程---狄拉克方程:0)(mcict这里Ψ是四分量旋量波函数:4321,tr这里是四个反对易的4-4厄密矩阵.,II00000110ˆx00ˆiiy1001ˆz1001I具体可以表示为:其中从狄拉克方程也可以推导出连续性方程:0Jt不过现在cJ狄拉克建立方程时是为了解释一个电子的运动,似乎也还成功,后来发现这个方程有负能解,人们把它解释为空穴运动.严格地讲,特别是高能的情况下,这个旋量方程与上面克莱因—戈登方程一样并不能描述单个粒子的运动,而只描述一个多粒子系统的运动.可以把这个方程看作经典的旋量场方程,然后把它量子化.实验证明,量子旋量场可以正确地反映电子,μ轻子以及质子中子等到一类微观粒子的运动规律.一般地说,所有的相对论性波动方程都不能严格地用来描述单粒子微观运动.而只能看作经典意义的场方程,在通过量子化之后,可以反映某种多粒子系统的微观运动规律.按照量子场论的观点,每一类型的粒子由一个相应的量子场来描述,不同粒子之间的相互作用就是这些量子场之间的适当的相互耦合,从这个观点发展起来的粒子相互作用理论已取得一定的成功,这在电磁相互作用方面(量子电动力学)特别显著.但也有很大的局限性,点粒子模型和由此所导致的发散困难,微扰法对强相互用用不能适用等,都还没有令人满意的解决.但是量子电动力学能够非常精确地反映电磁现象的微观运动规律这一事实,显示了量子场论的基本思想具有一定层次性的正确性.量子场论的基本思想§2动力系运动的量子化；广义坐标和共轭动量对场进行量子化，我们将采用正则方法，亦即采用量子力学中动力系运动量子化的类似方法，首先回顾一下这个方法的一般规律。1.广义坐标：广义速度假设有一个自由度为n的动力系。qi(t)是它的坐标(i=1,2,3,…n)。它们可以是一个粒子的直角坐标，球坐标或柱坐标(n=3)；也可以是N个粒子耦合系统的坐标(n=3N)，或者是一根绳子或一面鼓皮上各点的坐标（自由度分别是∞1和∞2）；也可以是一个三维场各点的坐标（自由度∞3）。一般qi(t)称为动力系的广义坐标，对应的速度称为广义速度，dtdqtqii)(2.拉氏量；运动方程动力系的运动可由一个拉氏量来描述，q代表所有的广义坐标，代表所有的广义速度。假设动力系是一个孤立系或守恒系，则L不是t的显函数。还假设L与q的高次微商无关，于是这个动力系的运动方程是),(qqLLqniqLqLdtdii3,2,10qqLqppqHiii,,3.共轭动量；哈氏量；正则方程由L可定义动力系的共轭动量（即正则动量）niqLpii,...,3,2,1然后，动力系的哈氏量是p代表所有的正则动量pi。必须注意：L中的独立力学变量是广义坐标广义速度.而H中的独立变量是广义坐标和广义动量。iq从哈密顿量的定义,利用拉格朗日方程可以推导出正则运动方程niqHppHqiiii,...,3,2,1若F(q,p)是动力系的一个物理量（如动能、势能、角动量等），由正则运动方程可推得iiiiipFqHqFpHF显然,H是一个守恒量，它是动力系的能量。0H4.动力系的量子化以上是经典力学中动力系的宏观运动规律。动力系的微观运动规律在量子力学中已有详细阐述。首先力学变量不再是c数而是q数，是一个线性矢量空间的厄米算符，并有对易关系:iipq,左边就是动力系运动的量子化规则。niitptqtptptqtqijjijiji,...,3,2,1],[0],[],[假设这些力学变量算符也满足经典力学变量的正则运动方程（这是量子力学海森堡表象的基本假设），结合上式的量子化规则的对易关系，就可以推得量子力学的正则运动方程:iipq,任意物理量现在也是算符，由上式可推得),(pqF],[FHiF若，则F是一个守恒量算符，这是海森堡表象中守恒定律的表式。显然哈氏量H本身是一个守恒量，是动力系的能量算符。0],[FHnipHipqHiqiiii,...,3,2,1],[],[5.本征态问题一个自由度为n的动力系有n个两两相互对易的守恒量：H,K，L，…（其中包括H）。它们有共同的本征态。对这个动力系的量子力学问题求解，就是结合正则量子化条件,对下列联立本征方程求解：是H，K，L…共同本征态矢；分别是H，K，L…的本征值。标志共同本征态的参数a是n个量子数（分立的或连续的）的集合。因为H守恒，动力系是守恒系，所以可以规定它的态矢与t无关（海森堡表象）。应当特别指出:量子化规则的对易关系，正则运动方程和本征方程是动力系运动量子化的基本方程组。lkE,,,,,lLkKEH§3一维简谐振子讨论一维简谐振子不但是上节中量化规则的一个典型例子,而且它的解将对场的量子化问题直接有用.振子的坐标为q,则运动方程是kqqm对应的拉氏量是222121kqqmL由此L可以得到共厄动量和哈氏量:mkpmpmHqmp222221进行量子化时坐标和动量要满足对易关系:ipq,应用上面讨论的步骤可得一维谐振子只有一个守恒力学量H,它构成力学量完全集.下面求H的本征方程.一个简单的方法是采用新的变量:)(21)(21qimpmaqimpma容易证明:1],[aa2121NaaHaaN1,11nnnannna0!1nannnmmnnnnHnnnN,21,进一步可以证明跃迁几率是1,1,1111nmnmnnmnnamnnmnnam能量本征值和能量本征态任何粒子必须通过相互作用才能显示其存在。探测器能够观测粒子是由于粒子同探测物质发生相互作用。粒子的产生、湮没、相互转化都必须通过同其它粒子的相互作用。不参加相互作用的粒子是不可想象的。不过在一定情形下，粒子的运动状态可以近似地看作是“自由”的。为了便于理论处理，往往先从抽象化的“自由粒子”出发，研究它们各自的特性，然后再在这个基础上分析各类粒子之间的相互作用。按照场论观点，自由粒子对应于自由量子场，简称自由场，标量场最简单的自由场是只有一个场变量的场，即标量场或赝标场。只有相互作用才能区分这两种场。这里场变量只有一个时空分量，它所能描述的微观粒子的自旋必是零。实验证明，量子赝标场确实能够反映介子等一类微观粒子的性质和运动规律。§4自由场的量子化K,电磁场在近代物理实验和理论发展过程中，电磁场是第一个必须量子化的经典场。电磁场也确实是人们首先尝试量子化的场。但是，由于场变量是多分量（时空分量）的，又特别因为光子的质量是零，电磁场的量子化问题曾经遇到不少困难。经过相当长时间的努力之后，才得到自洽的满意的解决。旋量场描写自旋1/2的粒子对应的场是旋量场.实践证明它可以相当好地描述电子,质子,中子等粒子的运动.简介-(1)•Planck,1900:黑体辐射的紫外谱•Einstein,1905:光电效应光波或电磁场的量子化--光子或光量子经典场需要量子化!•Dirac,1927:Thequantumtheoryoftheemissionandabsorptionofradiation量子场论时代拉格朗日场论(1)固有时22222()dsdtdxdydz类时20ds20ds类光20ds类空定义四维矢量01230123(,,,)(,)(,,,)(,)(1,1,1,1)XXXXXtXXXXXtXgXXgXggdiagxx,拉格朗日场论(2)22222(,),(,),XtXttPPPmPXPXEtpx拉格朗日场论(3)经典拉氏密度作用量考虑场量无穷小变化给出拉氏运动方程4(,)(,)SdxLLL()()()()0,()XXXXx0S0()xLL拉格朗日场论(4)2221fmffLLp102cfm场的共轭动量哈密顿量密度例:实标量场22221fmffpLfpHLpH拉格朗日场论(5)量子化条件对称性和诺特定理：拉氏量的对称变换都有相应守恒量例：某一对称变换守恒量3[(,),(,)]()[(,),(,)][(,),(,)]0tt'i'tt'tt'fpdffpp=-==xxxxxxxx'()()()xxx00()LL拉格朗日场论(6)''(')()('('),'('))((),())XXXXXXXXLL拉氏量的平移对称性能动量守恒能动量守恒方程30300()()XgXP