بوزون غولدستون

📅 آخر تحديث: ٢٩ يوليو ٢٠٢٦
✍️ نُشر في: ٢٩ يوليو ٢٠٢٦
📷 يحتوي على 26 صور
الموسوعة الحرة

في الفيزياء ، تُعرف بوزونات غولدستون، أو بوزونات نامبو-غولدستون ( NGBs )، بأنها بوزونات تظهر بالضرورة في النماذج التي تُظهر انهيارًا تلقائيًا للتناظرات المستمرة . اكتشفها يويتشيرو نامبو في سياق آلية الموصلية الفائقة BCS ، [ 1 ] ثم أوضحها جيفري غولدستون ، [ 2 ] وعمّمها بشكل منهجي في سياق نظرية الحقل الكمومي . [ 3 ] في فيزياء المادة المكثفة، تُعتبر هذه البوزونات جسيمات شبهية ، وتُعرف باسم أنماط غولدستون [ 4 ] أو أنماط أندرسون-بوغوليوبوف. [ 5 ] [ 6 ] [ 7 ]

تُقابل هذه البوزونات عديمة اللف المغزلي مولدات التناظر الداخلي المكسور تلقائيًا، وتتميز بأعدادها الكمومية . وتتحول هذه البوزونات تحولًا غير خطي (إزاحة) تحت تأثير هذه المولدات، وبالتالي يمكن إثارتها من الفراغ غير المتناظر بواسطة هذه المولدات. لذا، يمكن اعتبارها إثارات للمجال في اتجاهات التناظر المكسور في فضاء المجموعة، وتكون عديمة الكتلة إذا لم يكن التناظر المكسور تلقائيًا مكسورًا بشكل صريح .

أما إذا لم يكن التناظر دقيقًا، أي إذا تم كسره بشكل صريح وكذلك بشكل تلقائي، فإن البوزونات التي تظهر ليست عديمة الكتلة، على الرغم من أنها عادة ما تظل خفيفة نسبيًا؛ وتسمى بوزونات غولدستون الزائفة أو بوزونات نامبو غولدستون الزائفة.

نظرية غولدستون

تتناول نظرية غولدستون تناظرًا عامًا مستمرًا ينكسر تلقائيًا ؛ أي أن تياراته محفوظة، لكن الحالة الأرضية لا تبقى ثابتة تحت تأثير الشحنات المقابلة. عندئذٍ، بالضرورة، تظهر جسيمات قياسية جديدة عديمة الكتلة (أو خفيفة، إذا لم يكن التناظر تامًا) في طيف الإثارات الممكنة. يوجد جسيم قياسي واحد - يُسمى بوزون نامبو-غولدستون - لكل مولد للتناظر المكسور، أي الذي لا يحافظ على الحالة الأرضية . نمط نامبو-غولدستون هو تذبذب طويل الموجة لمعامل الترتيب المقابل .

بفضل خصائصها الخاصة في الاقتران بفراغ نظرية كسر التناظر المعنية، فإن بوزونات غولدستون ذات الزخم المتلاشي ("الناعم") المشاركة في السعات النظرية للمجال تجعل هذه السعات تتلاشى ("أصفار أدلر").

أمثلة

طبيعي

  • في الموائع ، يكون الفونون طوليًا وهو بوزون غولدستون ذو التناظر الغاليلي المكسور تلقائيًا . أما في المواد الصلبة ، فالوضع أكثر تعقيدًا؛ إذ تكون بوزونات غولدستون هي الفونونات الطولية والمستعرضة، وهي في الوقت نفسه بوزونات غولدستون ذات التناظر الغاليلي والانتقالي والدوراني المكسور تلقائيًا، دون وجود تطابق مباشر بين أنماط غولدستون والتناظرات المكسورة.
  • في المغناطيس ، ينكسر التناظر الدوراني الأصلي (الموجود في غياب مجال مغناطيسي خارجي) تلقائيًا بحيث يشير التمغنط في اتجاه محدد. وتكون بوزونات غولدستون حينها هي الماغنونات ، أي موجات مغزلية يتذبذب فيها اتجاه التمغنط المحلي.
  • البيونات هي بوزونات شبه غولدستون الناتجة عن الانهيار التلقائي لتناظرات الكيرالية والنكهة في الديناميكا اللونية الكمومية، والذي يحدث بفعل تكثيف الكواركات نتيجة التفاعل القوي. وتزداد هذه التناظرات وضوحًا بفعل كتل الكواركات، بحيث لا تكون البيونات عديمة الكتلة، ولكن كتلتها أصغر بكثير من كتل الهادرونات النموذجية.
  • تُقابل مُركّبات الاستقطاب الطولي لبوزونات W وZ بوزونات غولدستون للجزء المكسور تلقائيًا من التناظر الكهروضعيف SU(2) ⊗ U(1)، والتي لا يُمكن رصدها. [ ملاحظة 1 ] ولأن هذا التناظر مُقاس، فإن بوزونات غولدستون الثلاثة المُحتملة تُمتص بواسطة بوزونات القياس الثلاثة المُقابلة للمولدات المكسورة الثلاثة؛ وهذا يُكسب بوزونات القياس الثلاثة هذه كتلةً ودرجة حرية الاستقطاب الثالثة الضرورية المُصاحبة لها. يُوصف هذا في النموذج القياسي من خلال آلية هيغز . وتحدث ظاهرة مُشابهة في الموصلية الفائقة ، والتي كانت مصدر الإلهام الأصلي لنامبو، وهي أن الفوتون يكتسب كتلة ديناميكية (مُعبر عنها باستبعاد التدفق المغناطيسي من الموصل الفائق)، انظر نظرية جينزبورغ-لانداو .
  • يمكن اعتبار التقلبات البدائية أثناء التضخم بمثابة بوزونات غولدستون الناشئة عن الانكسار التلقائي لتناظر الإزاحة الزمنية في كون دي سيتر . وتؤدي هذه التقلبات في حقل الإنفلاتون القياسي لاحقًا إلى تكوين البنية الكونية . [ 8 ]
  • اقترح ريتشارد وأوميزاوا في عام 1967 نظرية عامة (الدماغ الكمومي) حول آلية الدماغ المحتملة لتخزين واسترجاع الذاكرة باستخدام بوزونات نامبو-غولدستون. [ 9 ] ثم وُسِّعت هذه النظرية لاحقًا في عام 1995 على يد جوزيبي فيتيلو، مع الأخذ في الاعتبار أن الدماغ نظام "مفتوح" (النموذج الكمومي المبدد للطاقة للدماغ). [ 10 ] ونُشرت تطبيقات كسر التناظر التلقائي ونظرية غولدستون على الأنظمة البيولوجية بشكل عام من قِبَل إي. ديل جيوديتشي، وإس. دوغليا، وإم. ميلاني، وجي. فيتيلو، [ 11 ] [ 12 ] وإي. ديل جيوديتشي، وجي. بريباراتا، وجي. فيتيلو. [ 13 ] وناقش ماري جيبو وكونيو ياسوي [ 14 ] وجوزيبي فيتيلو [ 15 ] ، استنادًا إلى هذه النتائج، الآثار المترتبة على الوعي.

نظرية

لنفترض وجود حقل قياسي معقد ϕ ، مع القيد التالي:ϕ*ϕ=v2{\displaystyle \phi ^{*}\phi =v^{2}}ثابت. إحدى طرق فرض قيد من هذا النوع هي تضمين حد تفاعل محتمل في كثافة لاغرانج الخاصة به .

λ(ϕ*ϕ-v2)2 ،{\displaystyle \lambda (\phi ^{*}\phi -v^{2})^{2}~,}

وأخذ النهاية عندما λ → ∞ . يُطلق على هذا اسم "نموذج سيجما غير الخطي الأبلي". [ ملاحظة 2 ]

إن القيد والفعل المذكورين أدناه ثابتان تحت تحويل طور U (1)، δϕ = i εϕ . ويمكن إعادة تعريف المجال لإعطاء مجال قياسي حقيقي (أي جسيم ذو لف مغزلي صفري) θ بدون أي قيد بواسطة

ϕ=vهـأناθ{\displaystyle \phi =ve^{i\theta }}

حيث θ هو بوزون نامبو-غولدستون (في الواقعvθ{\displaystyle v\theta }(is) ويؤثر تحويل التناظر U (1) على إزاحة في θ ، أي

دلتاθ=ϵ ،{\displaystyle \delta \theta =\epsilon ~,}

لكنها لا تحافظ على الحالة الأرضية |0〉 (أي أن التحويل المتناهي الصغر أعلاه لا يلغيها - السمة المميزة للثبات)، كما يتضح في شحنة التيار أدناه.

وبالتالي، فإن الفراغ يكون متدهوراً وغير ثابت تحت تأثير التناظر المكسور تلقائياً.

تُعطى كثافة لاغرانج المقابلة بالصيغة التالية:

ل=12(∂μϕ*)∂μϕ-م2ϕ*ϕ=12(-أناvهـ-أناθ∂μθ)(أناvهـأناθ∂μθ)-م2v2،{\displaystyle {\mathcal {L}}={\frac {1}{2}}(\جزئي ^{\mu }\phi ^{*})\جزئي _{\mu }\phi -m^{2}\phi ^{*}\phi ={\frac {1}{2}}(-ive^{-i\theta }\جزئي ^{\mu }\theta )(ive^{i\theta) }\جزئي _{\mu }\theta ) -m^{2}v^{2},}

وبالتالي

=v22(∂μθ)(∂μθ)-م2v2 .{\displaystyle ={\frac {v^{2}}{2}}(\partial ^{\mu }\theta )(\partial _{\mu }\theta )-m^{2}v^{2}~.}

لاحظ أن الحد الثابتم2v2{\displaystyle m^{2}v^{2}} في لاغرانجيان، لا توجد دلالة فيزيائية للكثافة، والحد الآخر فيه هو ببساطة الحد الحركي لكمية قياسية عديمة الكتلة.

التيار المحفوظ U (1) الناتج عن التناظر هو

جμ=v2∂μθ .{\displaystyle J_{\mu }=v^{2}\جزئي _{\mu }\theta ~.}

تؤدي الشحنة Q الناتجة عن هذا التيار إلى إزاحة θ والحالة الأرضية إلى حالة أرضية جديدة متدهورة. وبالتالي، فإن الفراغ الذي يكون فيه 〈θ〉 = 0 سيتحول إلى فراغ آخر يكون فيه 〈θ〉 = ε . يربط التيار الفراغ الأصلي بحالة بوزون نامبو-غولدستون، 〈0| J0 ( 0 )| θ〉≠ 0 .

بشكل عام، في نظرية تتضمن عدة حقول قياسية، ϕj ، يكون نمط نامبو-غولدستون ϕg عديم الكتلة ، ويُحدد منحنى حالات الفراغ الممكنة (المُنحلة). السمة المميزة له تحت تحويل التناظر المكسور هي قيمة توقع الفراغ غير الصفرية 〈δϕg 〉 ، وهي مُعامل ترتيب ، حيث 〈ϕg 〉 = 0 ، عند حالة أرضية ما |0〉 مُختارة عند الحد الأدنى للجهد، 〈∂V / ∂ϕi 〉 = 0. من حيث المبدأ، يجب أن يكون الفراغ هو الحد الأدنى للجهد الفعال الذي يأخذ في الاعتبار التأثيرات الكمومية، ومع ذلك فهو يُساوي الجهد الكلاسيكي كتقريب أولي. يُملي التناظر أن جميع تغيرات الجهد بالنسبة للحقول في جميع اتجاهات التناظر تتلاشى. قيمة الفراغ لتغير الرتبة الأولى في أي اتجاه تتلاشى كما رأينا للتو. بينما يجب أن تتلاشى قيمة الفراغ للتغير من الدرجة الثانية أيضًا، كما يلي. إن تلاشي قيم الفراغ لزيادات تحويل تناظر المجال لا يضيف أي معلومات جديدة.

على النقيض من ذلك، فإن التوقعات الفراغية غير المتلاشية لزيادات التحويل ، 〈δϕ g〉 ، تحدد المتجهات الذاتية الصفرية ذات الصلة (جولدستون) لمصفوفة الكتلة ،

⟨∂2V∂ϕأنا∂ϕج⟩⟨دلتاϕج⟩=0 ،{\displaystyle \left\langle {\partial ^{2}V \over \partial \phi _{i}\partial \phi _{j}}\right\rangle \langle \delta \phi _{j}\rangle =0~,}

وبالتالي القيم الذاتية المقابلة ذات الكتلة الصفرية.

حجة غولدستون

يكمن المبدأ الذي يقوم عليه رأي غولدستون في أن الحالة الأرضية ليست فريدة. عادةً، وبحسب قانون حفظ التيار، يكون مؤثر الشحنة لأي تيار تناظر مستقلاً عن الزمن.

ددتسؤال=ددت∫xج0(x)=0.{\displaystyle {d \over dt}Q={d \over dt}\int _{x}J^{0}(x)=0.}

يؤدي تطبيق مؤثر الشحنة على الفراغ إما إلى إفنائه ، إذا كان متناظرًا؛ أو، إذا لم يكن كذلك ، كما هو الحال في كسر التناظر التلقائي، فإنه يُنتج حالة ذات تردد صفري، من خلال خاصية تحويل الإزاحة الموضحة أعلاه. في الواقع، هنا، الشحنة نفسها غير مُعرَّفة بشكل جيد، انظر حجة فابري-بيكاسو أدناه.

لكن مبدلاتها ذات السلوك الأفضل مع الحقول، أي تحولات التحويل غير الصفرية 〈δϕ g〉 ، مع ذلك، ثابتة مع الزمن .

د⟨دلتاϕز⟩دت=0،{\displaystyle {\frac {d\langle \delta \phi _{g}\rangle }{dt}}=0,}

وبالتالي توليد δ( k0 ) في تحويل فورييه الخاص به. [ 16 ] (يضمن هذا أنه لا يمكن أن يؤدي إدخال مجموعة كاملة من الحالات الوسيطة في مبدل تيار غير صفري إلى تطور زمني صفري إلا عندما تكون حالة واحدة أو أكثر من هذه الحالات عديمة الكتلة.)

وبالتالي، إذا لم يكن الفراغ ثابتًا تحت التناظر، فإن تأثير عامل الشحنة يُنتج حالةً تختلف عن الفراغ المُختار، ولكن بتردد صفري. هذا عبارة عن تذبذب طويل الموجة لحقل شبه ثابت: توجد حالات فيزيائية بتردد صفري، k₀ ، لذا لا يمكن أن تحتوي النظرية على فجوة كتلة .

يتضح هذا الاستدلال أكثر عند أخذ النهاية بعناية. إذا تم تطبيق مؤثر شحنة تقريبي يعمل في منطقة ضخمة ولكنها محدودة A على الفراغ،

ددتسؤالأ=ددت∫xهـ-x22أ2ج0(x)=-∫xهـ-x22أ2∇⋅ج=∫x∇(هـ-x22أ2)⋅ج،{\displaystyle {d \over dt}Q_{A}={d \over dt}\int _{x}e^{-{\frac {x^{2}}{2A^{2}}}}J^{0}(x)=-\int _{x}e^{-{\frac {x^{2}}{2A^{2}}}}\nabla \cdot J=\int _{x}\nabla \left(e^{-{\frac {x^{2}}{2A^{2}}}}\right)\cdot J,}

يتم إنتاج حالة ذات مشتق زمني يكاد يكون معدوماً،

‖ددتسؤالأ|0⟩‖≈1أ‖سؤالأ|0⟩‖.\displaystyle \left\|{d \over dt}Q_{A}|0\rangle \right\|\approx {\frac {1}{A}}\left\|Q_{A}|0\rangle \right\|.}

بافتراض وجود فجوة كتلة غير معدومة m 0 ، فإن تردد أي حالة مثل الحالة المذكورة أعلاه، والتي تكون متعامدة مع الفراغ، هو على الأقل m 0 .

‖ددت|θ⟩‖=‖ح|θ⟩‖≥م0‖|θ⟩‖.\displaystyle \left\|{\frac {d}{dt}}|\theta \rangle \right\|=\|H|\theta \rangle \|\geq m_{0}\||\theta \rangle \|.}

يؤدي جعل A كبيرة إلى تناقض. وبالتالي، m₀ = 0. إلا أن هذه الحجة تفشل عند قياس التناظر، لأن مولد التناظر حينها لا يُجري سوى تحويل قياسي. الحالة المُحوَّلة قياسيًا هي نفس الحالة تمامًا، لذا فإن استخدام مولد التناظر لا يُخرجها من الفراغ (انظر آلية هيغز ).  

نظرية فابري-بيكاسو. لا يوجد Q بشكل صحيح في فضاء هيلبرت، إلا إذا كان Q |0〉 = 0 .

تتطلب الحجة [ 17 ] [ 18 ] أن يكون كل من الفراغ والشحنة Q ثابتين انتقاليًا، P |0〉 = 0 ، [ P,Q ] = 0 .

ضع في اعتبارك دالة الارتباط بين الشحنة ونفسها،

⟨0|سؤالسؤال|0⟩=∫د3x⟨0|ج0(x)سؤال|0⟩=∫د3x⟨0|هـأناPxج0(0)هـ-أناPxسؤال|0⟩=∫د3x⟨0|هـأناPxج0(0)هـ-أناPxسؤالهـأناPxهـ-أناPx|0⟩=∫د3x⟨0|ج0(0)سؤال|0⟩{\displaystyle {\begin{aligned}\langle 0|QQ|0\rangle &=\int d^{3}x\langle 0|j_{0}(x)Q|0\rangle \\&=\int d^{3}x\left\langle 0\left|e^{iPx}j_{0}(0)e^{-iPx}Q\right|0\right\rangle \\&=\int d^{3}x\left\langle 0\left|e^{iPx}j_{0}(0)e^{-iPx}Qe^{iPx}e^{-iPx}\right|0\right\rangle \\&=\int d^{3}x\left\langle 0\left|j_{0}(0)Q\right|0\right\rangle \end{aligned}}}

لذا فإن الدالة التكاملية في الجانب الأيمن لا تعتمد على الموضع.

وبالتالي، فإن قيمتها تتناسب مع الحجم الكلي للفراغ، ‖سؤال|0⟩‖2=∞{\displaystyle \|Q|0\rangle \|^{2}=\infty }— ما لم يكن التناظر غير مكسور، فإن Q |0〉 = 0. وبالتالي، فإن Q لا يوجد بشكل صحيح في فضاء هيلبرت.

الجسيمات الدقيقة

توجد ثغرة قابلة للنقاش في النظرية. فإذا قرأنا النظرية بعناية، نجد أنها تنص فقط على وجود حالات غير فراغية ذات طاقات صغيرة كيفيًا. لنأخذ على سبيل المثال نموذجًا فائقًا لنظرية الكروموديناميكا الكمية (QCD) ذي N = 1 كيرالي، مع قيمة متوقعة للفراغ (VEV) غير صفرية للكوارك الفائق ( squark )، وهو نموذج متطابق في نطاق الأشعة تحت الحمراء . التناظر الكيرالي هو تناظر شامل ينكسر (جزئيًا) تلقائيًا. بعض "بوزونات غولدستون" المرتبطة بهذا الانكسار التلقائي للتناظر مشحونة تحت مجموعة القياس غير المنكسرة، وبالتالي، فإن هذه البوزونات المركبة لها طيف كتلة متصل بكتل صغيرة كيفيًا، ولكن مع ذلك لا يوجد بوزون غولدستون بكتلة صفرية تمامًا . بعبارة أخرى، بوزونات غولدستون هي جسيمات تحتية .

الإضافات

النظريات غير النسبية

ينطبق شكلٌ من أشكال نظرية غولدستون أيضًا على النظريات غير النسبية . [ 19 ] [ 20 ] وتنص هذه النظرية أساسًا على أنه لكل تناظر مكسور تلقائيًا، يوجد جسيم شبه حقيقي ، وهو عادةً بوزون، ولا يمتلك فجوة طاقة . في المادة المكثفة، تُسمى بوزونات غولدستون هذه أيضًا بالأنماط عديمة الفجوة (أي الحالات التي تكون فيها علاقة تشتت الطاقة مثلهـ∝صن{\displaystyle E\propto p^{n}}ويكون صفرًا لـص=0{\displaystyle p=0}، وهي النسخة غير النسبية من الجسيمات عديمة الكتلة (أي الفوتونات حيث تكون علاقة التشتت أيضًاهـ=صج{\displaystyle E=pc}وصفر لـص=0{\displaystyle p=0}لاحظ أن الطاقة في حالة المادة المكثفة غير النسبية هي H − μN − α → ⋅ P → وليست H كما هو الحال في الحالة النسبية. مع ذلك، قد يُنتج مولدان مختلفان مُنكسران تلقائيًا نفس بوزون نامبو-غولدستون.

كمثال أول، يحتوي مضاد المغناطيسية على بوزونين من نوع غولدستون، بينما يحتوي المغناطيسية الحديدية على بوزون واحد من نوع غولدستون، وفي كلتا الحالتين نكسر التناظر من SO(3) إلى SO(2)، وبالنسبة لمضاد المغناطيسية يكون التشتت هوهـ∝ص{\displaystyle E\propto p}والقيمة المتوقعة للحالة الأرضية تساوي صفرًا، أما بالنسبة للمغناطيس الحديدي، فإن التشتت يكونهـ∝ص2{\displaystyle E\propto p^{2}}والقيمة المتوقعة للحالة الأرضية ليست صفرًا، أي أن هناك تناظرًا مكسورًا تلقائيًا للحالة الأرضية [ 21 ] [ 22 ]

كمثال ثانٍ، في الموائع فائقة الميوعة ، ينكسر كل من تناظر عدد الجسيمات U(1) وتناظر غاليليو تلقائيًا. ومع ذلك، فإن الفونون هو بوزون غولدستون في كليهما. [ 23 ] [ 24 ]

لا يزال فيما يتعلق بكسر التناظر، هناك أيضًا تشابه وثيق بين الأنماط عديمة الفجوة في المادة المكثفة وبوزون هيغز، على سبيل المثال في الانتقال الطوري من البارامغناطيسية إلى الفيرومغناطيسية [ 25 ] [ 26 ].

كسر تناظرات الزمكان

على عكس حالة كسر التناظرات الداخلية، عندما تُكسر تناظرات الزمكان مثل تناظرات لورنتز ، أو التناظرات المطابقة، أو التناظرات الدورانية، أو التناظرات الانتقالية، فإن معامل الترتيب لا يشترط أن يكون حقلاً قياسياً، بل قد يكون حقلاً موتراً، وقد يكون عدد الأنماط المستقلة عديمة الكتلة أقل من عدد المولدات المكسورة تلقائياً. بالنسبة لنظرية ذات معامل ترتيب⟨ϕ(ر)⟩{\displaystyle \langle \phi ({\boldsymbol {r}})\rangle }الذي يكسر تلقائيًا تناظر الزمكان، عدد المولدات المكسورةتيأ{\displaystyle T^{a}}مطروحًا منه عدد الحلول المستقلة غير التافهةجأ(ر){\displaystyle c_{a}({\boldsymbol {r}})}ل

جأ(ر)تيأ⟨ϕ(ر)⟩=0{\displaystyle c_{a}({\boldsymbol {r}})T^{a}\langle \phi ({\boldsymbol {r}})\rangle =0}

يمثل عدد أنماط غولدستون التي تنشأ. [ 27 ] بالنسبة للتناظرات الداخلية، لا توجد حلول غير تافهة للمعادلة أعلاه، لذا تنطبق نظرية غولدستون المعتادة. عندما توجد حلول، يكون ذلك لأن أنماط غولدستون تعتمد خطيًا على بعضها البعض، حيث يمكن التعبير عن النمط الناتج كتدرجات لنمط آخر. نظرًا لاعتماد الحلول على الزمكان،جأ(ر){\displaystyle c_{a}({\boldsymbol {r}})}يكون في اتجاه المولدات غير المكسورة، عندما تتعطل جميع مولدات الترجمة، لا توجد حلول غير تافهة ويكون عدد أوضاع غولدستون مرة أخرى هو بالضبط عدد المولدات المكسورة.

بشكل عام، يعتبر الفونون بمثابة بوزون نامبو-جولدستون للتناظر الانتقالي المكسور تلقائيًا [ 28 ] .

فرميونات نامبو-جولدستون

تؤدي التناظرات الفرميونية العالمية المكسورة تلقائيًا، والتي تحدث في بعض النماذج الفائقة التناظر ، إلى فرميونات نامبو-غولدستون ، أو غولدستينوس . [ 29 ] [ 30 ] هذه لها لف مغزلي 1/2 ، بدلاً من 0 ، وتحمل جميع الأعداد الكمومية لمولدات التناظر الفائق المكسورة تلقائيًا.

يؤدي كسر التناظر الفائق التلقائي إلى تحطيم (أو اختزال) بنى المضاعفات الفائقة إلى التجسيدات غير الخطية المميزة لكسر التناظر الفائق، بحيث تصبح جسيمات غولدستينو شركاء فائقين لجميع الجسيمات في النظرية، بغض النظر عن اللف المغزلي ، وهي الشركاء الفائقين الوحيدين. أي أن جسيمين غير غولدستينو يرتبطان فقط بجسيمات غولدستينو من خلال تحويلات التناظر الفائق، وليس ببعضهما البعض، حتى لو كانا مرتبطين قبل كسر التناظر الفائق. ونتيجة لذلك، تصبح كتل ومضاعفات اللف المغزلي لهذه الجسيمات اختيارية.

انظر أيضاً

ملحوظات

  1. في النظريات ذات التناظر القياسي ، تغيب بوزونات غولدستون. تُمتص درجات حريتها (تُبتلع، تُزال قياسياً) بواسطة بوزونات قياسية ، عبر آلية هيغز . تكتسب هذه البوزونات كتلة، ويُوفر بوزون غولدستون المُفترض استقطابها الطولي الجديد، في إعادة ترتيب مُعقدة لدرجات الحرية.
  2. ↑ يتوافق ذلك مع جهد غولدستون سومبريرو حيث يمتد الطرف والجوانب إلى ما لا نهاية، مع الحفاظ على موقع الحد الأدنى عند قاعدته.

مراجع

  1. ↑ نامبو، ي (1960). "الجسيمات شبه الحقيقية وثبات القياس في نظرية الموصلية الفائقة". مجلة Physical Review . 117 (3): 648-663 . Bibcode : 1960PhRv..117..648N . doi : 10.1103/PhysRev.117.648 .
  2. ↑ غولدستون، ج. (1961). "نظريات المجال مع حلول الموصلات الفائقة" . نوفو سيمينتو . 19 (1): 154-164 . Bibcode : 1961NCim...19..154G . doi : 10.1007/BF02812722 . S2CID 120409034 . 
  3. ↑ غولدستون، ج؛ سلام، عبدوس؛ واينبرغ، ستيفن (1962). "التناظرات المكسورة". مجلة Physical Review . 127 (3): 965-970 . Bibcode : 1962PhRv..127..965G . doi : 10.1103/PhysRev.127.965 .
  4. ↑ كولمان، بيرس (2015). مقدمة في فيزياء الأجسام المتعددة . كامبريدج: مطبعة جامعة كامبريدج. الصفحات 75، 398، 481. ISBN  978-1-139-02091-6.
  5. ↑ أندرسون، ب. و. (15 مايو 1958). "الحالات المثارة المتماسكة في نظرية الموصلية الفائقة: ثبات القياس وتأثير مايسنر". مجلة Physical Review ، 110 (4). الجمعية الفيزيائية الأمريكية (APS): 827-835 . Bibcode : 1958PhRv..110..827A . doi : 10.1103/physrev.110.827 . ISSN 0031-899X . 
  6. ↑ أندرسون، ب. و. (15 ديسمبر 1958). "تقريب الطور العشوائي في نظرية الموصلية الفائقة". مجلة Physical Review ، 112 (6). الجمعية الفيزيائية الأمريكية (APS): 1900-1916 . Bibcode : 1958PhRv..112.1900A . doi : 10.1103/physrev.112.1900 . ISSN 0031-899X . 
  7. ↑ بوغوليوبوف، ن.ن.؛ تولماشوف، ف.ف.؛ شيركوف، د.ف. (1958). "طريقة جديدة في نظرية الموصلية الفائقة". Fortschritte der Physik . 6 ( 11-12 ). وايلي: 605-682 . Bibcode : 1958ForPh...6..605B . doi : 10.1002/prop.19580061102 . ISSN 0015-8208 . 
  8. ↑ باومان، د.؛ ماكاليستر، ل. (2015). "1". التضخم ونظرية الأوتار . مطبعة جامعة كامبريدج. ص 5-8 . ISBN  978-1107089693.
  9. ↑ ريتشياردي، إل إم، وأوميزاوا، إتش (1967). الدماغ وفيزياء مسائل الأجسام المتعددة. كيبرنيتيك، 4، 44-48. أعيد طبعه في: غلوبوس، جي جي، وبريبرام، كي إتش، وفيتيلو، جي، الناشرون. الدماغ والوجود. أمستردام: جون بنجامينز. ص 255-266 (2004).
  10. ↑ جي. فيتيلو، (1995). تبديد الذاكرة وسعتها في نموذج الدماغ الكمي. المجلة الدولية للفيزياء الحديثة ب9، 973-989.
  11. ↑ إي. ديل جيوديتشي، إس. دوجليا، إم. ميلاني، جي. فيتيلو (1985). منهج نظري كمي للمجال لدراسة السلوك الجماعي للأنظمة البيولوجية. الفيزياء النووية، B251 (FS 13)، 375 - 400.
  12. ↑ إي. ديل جيوديتشي، إس. دوغليا، إم. ميلاني، جي. فيتيلو (1986). المجال الكهرومغناطيسي وكسر التناظر التلقائي في المادة البيولوجية. الفيزياء النووية، B275 (FS 17)، 185 - 199.
  13. ^ E. Del Giudice، G. Preparata، G. Vitiello (1988). الماء باعتباره ليزرًا إلكترونيًا حرًا. فيز. القس ليت، 61، 1085 – 1088.
  14. ↑ م. جيبو، ك. ياسوي (1995). ديناميكيات الدماغ الكمومية والوعي. أمستردام: جون بنجامينز.
  15. ↑ جوزيبي فيتيلو، كشف النقاب عن قريني - النموذج الكمي المبدد للدماغ. دار نشر جون بنجامينز، أمستردام 2001.
  16. ↑ برهان موسوعة سكولاربيديا لنظرية غولدستون - كيبل
  17. ↑ فابري، إي.؛ بيكاسو، إل إي (7 مارس 1966). "نظرية الحقل الكمومي والتناظرات التقريبية". رسائل المراجعة الفيزيائية . 16 (10). الجمعية الفيزيائية الأمريكية (APS): 408-410 . رمز Bibcode : 1966PhRvL..16..408F . doi : 10.1103/physrevlett.16.408.2 . ISSN 0031-9007 . 
  18. ↑ فابري يوزع 1965
  19. ↑ https://www.theorie.physik.uni-muenchen.de/activities/lectures/twentyfourth_series/murayama_2/video_murayama_colloquium/index.html مؤرشف بتاريخ 14 يناير 2022 في أرشيف الإنترنت (Wayback Machine) - من الدقيقة 30 إلى 60
  20. ↑ هاروكي واتانابي ، هيتوشي موراياما، وصف موحد لبوزونات نامبو غولدستون بدون ثبات لورنتز، مجلة Physical Review Letters، المجلد 108، العدد 251602، 2012، https://journals.aps.org/prl/abstract/10.1103/PhysRevLett.108.251602
  21. ↑ "الدقيقة 42" . مؤرشف من الأصل بتاريخ 14 يناير 2022. تم الاطلاع عليه بتاريخ 14 يناير 2022 .
  22. ↑ فابري يوزع 1965
  23. ^ هوينكا، ساشا؛ دايك، بول؛ لينجهام، ماركوس جي؛ كينونين، جامي ج.؛ برون، جورج م.؛ فالي، كريس ج. (2017). “وضع غولدستون وإثارات كسر الزوج في سوائل فيرمي الذرية الفائقة” . فيزياء الطبيعة . 13 (10): 943– 946. أرخايف : 1707.00406 . بيب كود : 2017NatPh..13..943H . دوى : 10.1038/nphys4187 . S2CID 59392755 . 
  24. ↑ لوتويلر، هـ. "الفونونات كبوزونات غولدستون" (ملف PDF) . cds.cern.ch. تم الاطلاع عليه بتاريخ 4 نوفمبر 2023 .
  25. ↑ ليكن، جوزيف؛ سبيروبولو، ماريا (2013). "مستقبل بوزون هيغز" . فيزياء اليوم . 66 (12): 28-33 . Bibcode : 2013PhT....66l..28L . doi : 10.1063/PT.3.2212 . OSTI 1131296 . 
  26. ↑ ليكن، جوزيف؛ سبيروبولو، ماريا (2013). "مستقبل بوزون هيغز" . فيزياء اليوم . 66 (12): 28-33 . Bibcode : 2013PhT....66l..28L . doi : 10.1063/PT.3.2212 . OSTI 1131296 . 
  27. ↑ لو، آي.؛ مانوهار، إيه في (فبراير 2002). "انكسار تناظرات الزمكان تلقائيًا ونظرية غولدستون" . مجلة Physical Review Letters ، 88 (10): 101602-101605 . arXiv : hep-th/0110285 . Bibcode : 2002PhRvL..88j1602L . doi : 10.1103/PhysRevLett.88.101602 . PMID: 11909340. S2CID : 15997403 .  
  28. ↑ غان، وون سيونغ (2019). "كسر التناظر التلقائي والفونون كنمط غولدستون" . منهج ثبات القياس للحقول الصوتية . ص 59-62 . doi : 10.1007/978-981-13-8751-7_11 . ISBN  978-981-13-8750-0. S2CID 201256113 . 
  29. ↑ فولكوف، د. ف.؛ أكولوف، ف. (1973). "هل النيوترينو جسيم غولدستون؟". رسائل الفيزياء . ب46 (1): 109-110 . رمز Bibcode : 1973PhLB...46..109V . doi : 10.1016/0370-2693(73)90490-5 .
  30. ↑ سلام، أ.؛ وآخرون (1974). "حول فرميون غولدستون". رسائل الفيزياء . B49 (5): 465-467 . Bibcode : 1974PhLB...49..465S . doi : 10.1016/0370-2693(74)90637-6 .