Квантовая хромодинамика: Введение в теорию кварков и глюонов
Шрифт:
)
+
D
(
J
(x))
1
(y
1
)…
N
(y
N
) .
(13.7)
Уравнение (13.7) может выполняться только в том случае, если J=0, а множители D и m удовлетворяют условию
D
J
=-
m
m
m
J
.
(13.8)
Уравнение (13.8)
J = i(m-m')qq,
а также явный вид аномальной размерности m , которая вычислена в § 14. Или же можно учесть соотношения (9.17) и (11.6), чтобы убедиться в том, что во втором порядке теории возмущений выполняются равенства
muD(qq)uD = mRZm(qq)uD = MRZM(qq)uD = MR(qq)R ,
с перенормировочным множителем Zm , равным только что вычисленному множителю ZM .
§14. Бегущая константа связи и бегущая масса в КХД; асимптотическая свобода
Вернемся к уравнениям (12.6) и (12.7). Чтобы решить уравнение (12.6), предположим, что при некотором значении параметра перенормированная константа связи достаточно мала для того, чтобы фуыкции , , , можно было разложить в ряд по степеням константы связи g :
=
–
0
g
2
16
2
+
1
g
2
16
2
2
+
2
g
2
16
2
3
+…
,
m
=
(0)
m
g
2
16
2
+
(1)
m
g
2
16
2
2
+… ,
=
(0)
g
2
16
2
+
(1)
g
2
16
2
2
+… .
(14.1)
Значение
0
=
1
3
{11C
A
– 4n
f
F
}
=
1
3
(33-2n
f
) .
(14.2 а)
Используя результат вычислений перенормировочного множителя Zg во втором [64, 179] и в третьем [241] порядках теории возмущений, для коэффициентов 1 и 2 получаем следующие выражения 21а):
21а) Значения коэффициентов 0 и 1 не зависят от перенормировочной схемы; выражение для коэффициента 2 выписано для случая схемы MS.
1
=
34
3
C
2
A
–
20
3
C
A
F
n
f
– 4C
F
F
n
f
=102-
38
3
n
f
;
2
=
2857
54
C
3
A
–
1415
27
C
2
A
F
n
f
+
158
27
C
A
2
F
n
2
f
–
205
9
C
A
C
F
F
n
f
+
44
9
C
F
2
F
n
2
f
+2C
2
F
F
n
f
=
2857
2
–