Пред.
След.
Макеты страниц
Распознанный текст, спецсимволы и формулы могут содержать ошибки, поэтому с корректным вариантом рекомендуем ознакомиться на отсканированных изображениях учебника выше Также, советуем воспользоваться поиском по сайту, мы уверены, что вы сможете найти больше информации по нужной Вам тематике Стандартной моделью теории поля в одномерном пространствевремени является уравнение Клейна-Гордона где $\phi=\phi(u)$ – некоторая гладкая функция, описывающая потенциальную энергию поля. Уравнение (13.1) выводится из лагранжиана (закона сохранения полной энергии поля $u$ ) Здесь плотность лагранжиана $L=T+U$ составляют плотности кинетической и потенциальной энергии поля а вариационные производные вычисляются в предположении стационарного состояния поля $u$ на бесконечности В случае квадратичного потенциала $\phi(u)=\frac{1}{2} m^{2} u^{2}$ уравнение (13.1) становится линейным и отвечает свободному полю. Можно показать, что оно не имеет нетривиальных (отличных от $u=0$ ) решений с конечной энергией, то есть таких, что интеграл (13.2) конечен и выполняются граничные условия (13.3). В случае существенно нелинейных потенциалов $\phi(u)$ стационарные на бесконечности решения с конечной энергией могут существовать. Они имеют конкретный физический смысл в различных моделях и отвечают в конечном счете частицам или квазичастицам, несущим основную энергию того или иного физического поля. Так, в модели сверхпроводящего контакта Джозефсона говорят о флюксонах, а в теории ферромагнетизма – о доме́нах и доме́нных стенках. Впервые подобного рода нетривиальные конфигурации поля были указаны Т. Скирмом [14] в 1958 году, который предложил модель с периодическим потенциалом $\phi(u)=1-\cos u$. Соответствующее уравнение (13.1) получило название уравнения синус-Гордон Будем искать его лоренц-инвариантные решения, то есть решения, сохраняющие свой вид при замене $x \mapsto x-v t$. Ниже, в Лекции 14, будет показано, что такие решения с граничными условиями (13.3) имеют вид На рис. 13.1 показан вид этих решений в зависимости от $x$. Они называются кинками ${ }^{1}$ или 1-солитонами, поскольку описывают «перескок» полевой переменной $u$ из одного стационарного состояния $u=0$ в другое, соседнее с данным $u=2 \pi$ (при положительном $\gamma$ ). Состояния $u=$ $=0 \bmod (2 \pi)$ имеют нулевую энергию $L=0$, поэтому физики их называют вакуумными решениями. Нетрудно из явной формулы (13.5) подсчитать величину энергии кинка. В результате получится $L=8 \gamma$, что доказывает конечость энергии при $v^{2} Другим свидетельством частицеподобного поведения солитонов (13.5) являются их взаимодействия. В 1962 г. Перринг и Скирм нашли в результате Три модели SG
|
1 |
Оглавление
|