Группа Лоренца и двойные симметрии в теории поля и физике частиц

• Автор: Сладь, Леонид Максимович
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2010
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 168 с. : ил.

Оглавление
Введение
Глава 1. Общие положения о двойных симметриях в теории поля
1.1. Качественная характеристика двойной симметрии
1.2. Строгие определения вторичной и двойной симметрий
1.3. Два подхода к построению теорий с двойной симметрии
1.4. Существующая невырожденная двойная симметрия - суперсимметрия
1.5. Существующая невырожденная двойная симметрия - симметрия сг-модели
1.6. Группа Пуанкаре V как группа двойной симметрии
Глава 2. Структура теории свободных бесконечнокомпонентных полей с двойной симметрией
2.1. Введение
2.2. Необходимые сведения о представлениях группы Лоренца и о реля-тивистски-инвариантных лагранжианах
2.3. Условия, накладываемые на теорию свободных бесконечнокомпонентных полей вторичной симметрией
2.4. Следствия двойной симметрии лагранжиана свободного фермион-ного поля
2.5. Следствия двойной симметрии лагранжиана свободного бозонного поля
2.6. Заключительные замечания
Глава 3. Лагранжиан взаимодействия бесконечнокомпонентных полей с двойной симметрией. Спонтанное нарушение вторичной симметрии теории
3.1. Введение
3.2. Некоторые соотношения с участием 4-векторных операторов
3.3. Представление 51 для бозонного поля и лагранжиан фермион-бо-зонного взаимодействия
3.4. Представление У6 для бозонного ноля и лагранжиан фермион-бо-зонного взаимодействия
3.5. Заключительные замечания
Глава 4. Спектры масс в теории бесконечнокомпонентных полей с двойной симметрией
4.1. Введение
4.2. Уравнения и условия для векторов состояния частиц, описываемых полями класса КПК
4.3. Пустой спектр масс в области параметра —2 < г <2
4.4. Характеристики спектров масс в области параметра г <
4.5. Характеристики спектров масс в области параметра г >
4.6. Сопоставление спектра масс теории с двумя параметрами с уровнями нуклонных резонансов
4.7. Заключительные замечания
Глава 5. Об электромагнитных формфакторах и поляризациях недираковских частиц со спином покоя 1/2
5.1. Введение
5.2. Электромагнитный ток и волновые векторы для недираковской частицы со спином покоя 1/2
5.3. Сечение упругого рассеяния неполяризованных электронов на непо-ляризованных недираковских частицах со спином покоя 1/2
5.4. Поляризация нуклонов отдачи при упругом рассеянии поляризованных электронов на неполяризованных недираковских нуклонах
5.5. Заключительные замечания
Глава 6. К вопросу об электромагнитных свойствах недираковских частиц со спином покоя 1/2
6.1. Введение

6.2. Общая структура матричных антисимметричных тензорных операторов второго ранга
6.3. Антисимметричные тензорные операторы в теории полей класса ШИК с двойной симметрией
6.4. Конечные собственно лоренцевы преобразования для конечномерных неприводимых представлений (±1/2, /х)
6.5. Запись компонент полевого вектора в виде непрерывных дробей
6.6. Некоторые аспекты аналитических вычислений вкладов в формфакторы тензорных операторов низших рангов
6.7. Падающие с ростом О2 формфакторы в теории полей класса ШИШ с локальным электромагнитным взаимодействием
6.8. Заключительные замечания
Глава 7. Вращение спина как элемент поляризационных экспериментов по упругому рассеянию электронов на протонах
7.1. Введение
7.2. Некоторые правила классической теории спина и их нарушение в квантовой теории спина
7.3. Изменение формулы вращения спина, учитывающее нарушение правил относительно нулевых компонент спина
7.4. Об экспериментальной проверке формулы Баргманна-Мишеля-Те-
легди
Глава 8. Изначально Р-инвариантная модель электрослабого взаимодействия
8.1. Двоякий статус группы 5{7(2)х х 5С/(2)д
8.2. О Р-свойствах физического вакуума и калибровочных полей электрослабого взаимодействия
8.3. Модель с легким (безмассовым) аксиальным калибровочным бозоном (аксиальным фотоном)
8.4. Существующие модели с легким или очень легким калибровочным

+c(7o) h] lo, h — l)d(lo, h — 1; io> il)
—d(lo, /1; lo, h — l)c(/0, h — 1; ioi il) +
+c(/o, /1; lo, h + l)d(lo, h + 1; lo, h)
—d(lo, l\ lo, li + 1)c(/q, l + 1; /0, h) = 0,
(/0 — l)[c(/0, ii; io ~ 1; h)d(l0 — 1) ii! lo, h) +
+(i(/0, /1; k — 1, k)c(lo — 1, /1; io, il)]
— (/0 + l)[c(/o) h', h + lj h)d(l0 + 1, ii; io, h) + +d(lo, li, lo + 1, h)c(l0 + 1, /1; lo, k)] +
+(ii — l)[c(io, h', lo, h — l)d(lo, h — 1; lo, h) + +d(lo, h', lo, h — k)c{l0, h — 1; lo, ii)]
— (k + 1) [c(Zo, h', lo, h + l)d(l0, k + 1; lo, h) + +d(lo, h', lo, h + l)c(/0, h + 1; lo, il)] — 0,
h[c(lo, h', lo — l,h)d(lo — 1, /1; k, h) +
+li(io, k, lo li h)c(l0 1, k, lo, k)
—c(/oj h', lo + 1, h)d(lo + 1, /1; lo, h)
—d(lo, h', lo + 1, h)c(lo + 1) iiî 0) il)] +
+?o[c(7o, h; lo, h — l)d(k, h — 1; lo, h) +
~~d(lo, l, lo, l 1)с(І0) k io, ix)
—c(Iq, k; lo, h + l)d{lo, h + 1, h, h)
—d(lo, li; lo, h + l)c(ioj h + 1; lo, il)] = 0)
io(io l)[c(lo, k, lo 1, h)d(lo 1, ii) lo, il)
—d(lo, h lo — 1, h)c(lo — 1, ii; lo, ii)] +
+io(io + 1)[c(io, ii; lo + 1, h)d(lo + 1, ii; lo, h) — —d(lo, li lo + 1, ii)c(/0 + 1, l, lo, ii)] +
+ii(ii — l)[c(io, ii! lo, h — l)d(l0, h — 1; lo, ii) — —d(lo, h; lo, h — l)c(/o, h — 1; lo, ii)] +
(2.50)
(2.51)
(2.52)