量子场论与重整化导论 pdf epub mobi txt 电子书 下载 2025

简体网页||繁体网页

☆☆☆☆☆

石康杰，杨文力，杨战营 著

图书标签:

• 量子场论
• 重整化
• 粒子物理
• 量子力学
• 相对论
• 费曼图
• 路径积分
• 规范场论
• 有效场论
• 高等教育

出版社： 科学出版社

ISBN：9787030409959

版次：1

商品编码：11497136

包装：平装

丛书名： 现代物理基础丛书

开本：16开

出版时间：2014-06-01

用纸：胶版纸

页数：343

字数：437000

正文语种：中文

内容简介

　　量子场论是理论物理的必备专业基础课。《量子场论与重整化导论》系统地介绍量子场论，特别是重整化理论最基本的知识和方法。第1章和第2章从拉格朗日方程和哈密顿方程出发，引入经典场方程并导出Noether定理，介绍正则量子化和费曼路径积分量子化，导出量子Noether定理和Ward恒等式。第3章用正则量子化给出自旋为0、1和1/2的几种自由场的量子化，在自旋为1的电磁场中介绍Gupta-Bleuler方法。第4章和第5章介绍几种场的费曼传播子、相互作用场的微扰展开、维克定理、费曼图规则以及散射截面。第6章是量子电动力学单圈图的重整化的详细计算。第7章介绍重整化的BPHZ方案。第8章给出了Zimmermann定理和Weinberg定理有关部分的详细证明，从而证明了BPHZ方案的收敛，并由此证明了量子电动力学传统重整化方案的收敛性。

内页插图

目录

目录
序言
第1章 经典场 1
1.1 经典拉格朗日体系与哈密顿体系 1
1.1.1 拉格朗日方程 1
1.1.2 作用量原理 2
1.1.3 哈密顿方程 2
1.1.4 泊松括号 3
附录1.1A 不同基底下的泊松括号 4
1.2 经典场 5
1.2.1 经典场方程 5
1.2.2 Noether定理 12
附录1.2A变分与泛函微商 18
第2章 场的量子化 20
2.1 力学体系的正则量子化 20
2.2 费恩曼路径积分量子化 24
附录2.2A Gauss积分 28
附录2.2B 费米型力学量的路径积分量子化 29
2.3 量子场方程 37
2.4 量子Noether定理与Ward恒等式 38
第3章 几种自由量子场 41
3.1 狄拉克场（自旋为1/2的场） 41
3.1.1 γ矩阵和洛伦兹变换 41
3.1.2 狄拉克方程 43
3.1.3 平面波解 48
3.1.4 狄拉克场的拉格朗日形式与哈密顿形式 49
3.1.5 狄拉克场的量子化 51
附录3.1A 推导u（p，s）和v（p，s）的性质 57
附录3.1B 产生湮灭算符和粒子数算符 59
3.2 自旋为0的中性粒子场（K-G场） 61
3.2.1 K-G场方程 61
3.2.2 K-G场的量子化 62
3.3 电磁场（自旋为1的场） 65
3.3.1 电磁场方程与洛伦兹规范下的量子化 66
3.3.2 偏振矢量 69
3.3.3 Gupta-Bleuler（G-B）方法 71
第4章 微扰论和相互作用场 73
4.1 两个非自由场的例子 73
4.1.1 *场论 73
4.1.2 电动力学 73
4.2 微扰论 77
4.2.1 相互作用的微扰展开 77
4.2.2 S矩阵、入射和出射态 80
4.2.3 维克定理 85
4.2.4 几种场与其产生、湮灭算子的收缩 89
4.2.5 几种自由场的费恩曼传播子 91
第5章 S矩阵的分振幅、费恩曼积分和费恩曼图 101
5.1 *理论的费恩曼图 101
5.2 量子电动力学（QED）中的微扰论 110
附录5.2A 光子的入射态（只考虑横向光子） 118
附录5.2B 量子电动力学中费恩曼图计算题 119
5.3 散射截面 123
附录5.3A 振子模式数等计算 125
第6章 重整化（一）量子电动力学单圈图的重整化 126
6.1 发散积分 126
6.1.1 真空极化 126
6.1.2 电子自能 127
6.1.3 顶角修正 128
6.2 表观发散度的计算（QED） 131
6.3 Furry定理 133
6.4 关于费米子圈的规范不变性 136
6.5 费恩曼积分的洛伦兹变换性质 141
附录6.5A ∑（p）的形式 142
6.6 QED单圈图重整化 145
6.6.1 真空极化的单圈图 146
6.6.2 电子自能的单圈图 154
6.6.3 顶角修正的单圈图 158
6.6.4 单圈图重整化总结 167
附录6.6A 光子*的计算 170
附录6.6B g1的计算过程 172
附录6.6C 另一种抵消方案 l73
附录6.6D 关于γ-矩阵的计算与公式 174
附录6.6E 当取重整化点为p=p’=0的Z2和Z2’的比较 175
附录6.6F 电子自能和顶角修正的一般形式 177
6.7 QED中的一个Ward恒等式 179
附录6.7A （6.7.10）式的推导 183
附录6.7B 电子的全费恩曼传播子 186
附录6.7C 光子的全费恩曼传播子 189
6.8 关于红外发散 191
第7章 重整化（二）重整化的BPHZ方案 207
7.1 单圈图重整化与泰勒展开 207
7.2 正规图 208
7.3 交叉发散与萨拉姆方案 212
7.4 BPHZ方案与重整化的自洽性 217
附录7.4A 关于泰勒展开的规范条件 226
附录7.4B 关于对称因子 226
7.5 Rr（费恩曼被积函数的收敛部分）的显示表达式 229
7.6 重整化点的选择与QED传统重整化方案的收敛问题 232
7.6.1 单圈图两种方案抵消项之差 233
7.6.2 多圈图的两种方案之差 236
7.6.3 传统方案的收敛性 247
7.6.4 从费恩曼被积函数角度分析 253
7.6.5 传统QED重整化的具体方案 256
第8章 BPHZ方案的收敛性 262
8.1 外动量的正则分布与费恩曼积分的积分变量 262
8.1.1 备忘录2 268
8.1.2 备忘录3 269
附录8.1A 关于正则分布 270
8.2 Rr的显示表达式 271
8.3 *林按七空间的子空间T的分类 276
8.3.1 动量*对t和对tq的幂次 276
8.3.2 当T确定后，*林的完备化和基底 278
8.4 Zimmermann定理 287
8.4.1 γ？w（U） 290
8.4.2 γ∈w（U） 295
附录8.4A泰勒展开余项的泰勒展开系数 302
8.5 Wick转动与Rr的收敛 302
附录8.5A Cα和C的绝对值之比 309
附录8.5B 正交化手续 310
附录8.5C 多项式系数的绝对收敛性质 313
附录8.5D 些公式的推导 314
8.6 Weinberg定理与*的收敛性 321
8.6.1 Weinberg定理的推论 321
8.6.2 *是k空间的An类函数 333
8.6.3 *的欧氏空间积分绝对收敛 335
附录8.6A 积分*的渐近指数 335
主要参考文献 338
索引 340

精彩书摘

第 1章经典场
场是力学量 (场量 )随空间坐标的变化而变化的系统 .描写一个场的构形需要给出空间每一点的场量 .比如电场 ,必须对空间每一点给出电场的 3个分量 ,才能知道整个电场的情况 .场论研究场的构形随时间的演化规律 .量子场论研究场在量子化以后的演化规律 .在这一章我们介绍经典场作为拉格朗日体系和哈密顿体系的方程 ,以及经典的 Noether定理 .由这条定理 ,可以从场的一些对称性给出它们对应的守恒量.
1.1经典拉格朗日体系与哈密顿体系
1.1.1拉格朗日方程
一个力学体系有一些量是可以自由变动的 ,这些量一旦确定下来 ,体系的构形 (位置 )便完全确定了 ,它们称为广义坐标 ,用 {qi}表示 , i =1, 2, 3, ,n.这个体系的自由度是 n .随便给出一个 qi随时间的变化关系 {qi(t)} ,就给出了这个体系的一个 “运动学上可能的运动 ”.然而 ,运动学上可能的运动并不一定是动力学上可以实现的运动 .找出运动学上可能的 ,同时也在动力学上可能的运动 ,就是动力学的目的,决定它们的方程叫动力学方程.
对动力学的保守体系,可以找到一个量叫拉格朗日量 L,它是 qi和 q˙i的函数,
L = L(qi,q˙i).
什么是动力学上可能的 ,也即是真实的运动呢 ?它就是要求 {qi(t)}满足拉格朗日方程的运动： d / .L L =0,i =1, 2, , n. (1.1.1)
dt .q˙i .qi
在最简单的情形 , L(qi,q˙i)= T . V ,其中 T是动能 , V是位能 .在其他情形 ,可以适当找出 L,使它的拉格朗日方程正好给出体系的动力学方程.
请注意 (1.1.1)式偏微商中的自变量 {qi}、{q˙i}以及全微商 d 的意思.如果给出一个运动, qi = qi(t),怎么判定它是否是真实的运动?dt
由 qi(t) → q˙i(t), {qi(t)}和 {q˙i(t)}给出 L以及 .L 、 .L ,它们都是时间的
.qi.q˙i d / .L
函数,因而可以得到 dt .q˙i ,再检查它是否满足方程 (1.1.1).若满足 ,就是一个动力学上允许的运动.
1.1.2作用量原理
拉格朗日方程可以用极值原理表示出来.我们首先定义作用量 S：
Jt2
S = L(q, q˙)dt. (1.1.2)
t1
从这个定义可以看出,每给定一个运动学上可能的运动,就可标出体系在 t1 ～ t2间的作用量.作用量原理是说,在初始和末了的位置确定 (即 qi(t1)和 qi(t2)都确定)的所有运动学上可能的运动中,真实的运动是使作用量取极值的运动.
推导如下:作用量的变更为
J t2
/ .L .L δS = δqi + δq˙i dt.
t1 .qi .q˙i
由 δq˙i = δ dd tqi = δ{[qi(t +Δt) . qi(t)]/Δt} d
=[δqi(t +Δt) . δqi(t)]/Δt = δqi,
dt
J t2 / .L .L d

给出 δS = .qi δqi +dt δqi dt
.q˙i
t1
J t2 [ .L d / .L / d .L 叫
= δqi + δqi . δqidt
.qi dt .q˙i dt .q˙i
t1 t2
J t2 / .L d .L .L I
= . δqi . δqi . (1.1.3)
.qi dt .q˙i .q˙i
t1 t1
当拉格朗日方程成立并且在 t1和 t2 , δqi =0时 I
,对其余任意 δqi有 δS =0.反之,要求在任意 δqi下 δS =0,可推出拉格朗日方程及边界条件.

1.1.3哈密顿方程
由拉格朗日方程可以导出哈密顿方程,从而将拉格朗日体系改变为哈密顿体系.这样可以得到动力学体系的哈密顿形式,也称为正则形式.为此,首先定义广义动量 pi： = .L . (1.1.4)
pi .q˙i 它给出广义动量作为 q和 q˙的函数 pi = pi(q, q˙) ,然后反解出 q˙i = fi(q, p).定义哈密顿量
H = L piq˙i . L
= Lipiq˙i(p, q) . L(q, q˙(p, q)) i
= H(p, q). (1.1.5)
考虑哈密顿量的一个微小变更,
δH = L i δpiq˙i + L i piδq˙i . L i = L i q˙iδpi . L i .L .qi δqi. .L .qi δqi . L i .L .q˙i δq˙i (1.1.6)
因此, H作为 q和 p的函数有
.H .pi = q˙i, .H .qi = L .qi . (1.1.7)
又由拉格朗日方程 (1.1.1)得
p˙i = d dt p = d dt / .L .q˙i = .L .qi = H .qi . (1.1.8)

方程 (1.1.7)的第一个式子和 (1.1.8)式就是哈密顿方程 .一个运动对应的 pi(t),qi(t)如果满足哈密顿方程,就是一个动力学上可能的运动.问题：任意给定 pi(t),qi(t)是否是一个在拉格朗日意义下可能的运动?

1.1.4泊松括号
我们研究在哈密顿体系中 ,任意的力学量 A(q, p, t)如何随时间变化 . A对时间的变化率为
.A .A .A
˙
A =+ L q˙i + L p˙i
.t .qi .pi
ii
.A .A .H .A .H
=+ L . L (1.1.9)
.t .qi .pi .pi .qi
ii
.A
≡ + {A, H}.
.t
在这里我们定义
.A .B .A .B
{A, B}≡ L . L (1.1.10)
.qi .pi .pi .qi
ii
为泊松括号.泊松括号满足
{A, B} = .{B, A},
{AB, C} = A{B, C} + {A, C}B,

(1.1.11)
{αA + βB, C} = α{A, C} + β{B, C}, {A, {B, C}} + {B, {C, A}} + {C, {A, B}} =0.
其中 , α, β为常数,最后一个等式叫 JAcobi恒等式.习题证明这些式子.
由定义易得基本泊松括号：
{qi,pj} = δij , {qi,qj} = {pi,pj } =0. (1.1.12)



附录 1.1A不同基底下的泊松括号
如果已知 {Al}和 {Bl},以及它们之间的泊松括号 ,试计算新的基底下的泊松括号.
( .R .S .R .S )
{R, S}AB = L . ,
.Ai .Bi .Bi .Ai
i
(.R .S .R .S )
.qi .pi .pi .qi

i
{R, S}qp = L/ .R Al .R .Bl / .S 辛 .S 辛 . = L.L + .Bl .Al.pi + 辛 .Bl.{qi . pi}
辛 .Al .qi .qi 辛 .Al.Bl.pi .R .S .Al .Al辛 .R .S .Al .Bl辛 = L .Al .Al辛 L .qi .pi + L .Al .Bl辛 L .qi .pi
i ll
辛辛
lli lli
.R .S .Bl .Al辛 .S .Bl .Bl辛
+ L .Bl .Al辛 L .qi .pi + L .Bl .Bl辛 L .qi .pi .{qi . pi}
辛辛 .R
lli lli
= L .R .S {Al,Al辛 }qp + L .R .S {Al,Bl辛 }qp llll
辛 .Al .Al辛辛 .Al .Bl辛
+ L .R .S {Bl,Al+ L .R .S 辛 }qp.ll辛 .Bl .Al辛辛 }qp ll辛 .Bl .Bl辛 {Bl,Bl
如果
{Al,Bl辛 }qp = δll辛 , {Al,Al;}qp = {Bl,Bl;}qp =0,
.S .S
上式 =0+ L .Al .Bl辛 δll辛 + L .Bl .Al辛 (.δll辛)+0 llll
辛 .R 辛 .R / .R .S .R .S = L .Al .Bl Bl .Al辛 = {R, S}AB.
l
所以在这特殊基底变换下,泊松括号不变.我们计算 dd t {qi,pj },
d (.H )( .H )
{qi,pj} = {q˙i,pj} + {qi,p˙j} = ,pj + qi, .
dt .pi .qj ( .2H .pj )(.qi .2H )
= L . 0+ L (.) . 0
.pi.ql .pl .ql .qj.pl
ll
.2H.2H
= . =0.
.pi.qj .qj.pi
类似地 ,我们可以证明 dd t {qi,qj} = dd t {pi,pj} = 0.因此 ,基本泊松括号不随时间改变,从而定义泊松括号可以用任何时刻的 q, p作为基底 ,尽管 (1.1.9)式的推导要求当时的 q, p为基底.

1.2经典场
在本节 ,我们用前面的结果推导场作为拉格朗日体系和哈密顿体系的经典运动方程.
1.2.1经典场方程
场是有无穷多自由度的体系，为了研究场 ,我们首先把它简化成一个有限自由度的体系,将空间划分为格点,如图 1.2.1.考虑到对应关系 qi → φ(xxl) → φ(xx).其中, xxl是分立的坐标点 xxl = {xi,yj,zk} .

图 1.2.1
我们把场量 φ(xxl)作为拉格朗日系统的广义坐标 ,把分立的 xxl作为广义坐标的 “指标 ”.这样 ,场就变成一个有限自由度的拉格朗日体系了 .因此 ,拉格朗日量是 φ和 φ˙的函数：
˙
L(qi,q˙i) .→ L(φ(xxi),φ(x
xi)).
由于通常场论是局域的 ,否则会有因果律的破坏 ,所以 L是一些局域拉格朗日量 l的和
L = L lijk = L(ΔV )Lijk. ijk
ΔV是一个格点元胞的体积 . lijk只依赖于 {xi,yj,zk}点及其附近的 φ和 φ˙.在以下推导中,我们考虑最简单的情形,比如说
lijk = f(φ(xi,yj,zk),φ(xi+1,yj,zk),φ(xi,yj+1,zk),φ(xi,yj,zk+1),φ˙(xi,yj ,zk)).
这个式子又可写成
lijk = f1(φ(xi,yj,zk), Vxφ(xi,yj,zk), Vyφ(xi,yj,zk), Vzφ(xi,yj ,zk),φ˙(xi,yj ,zk)),
其中,定义 1
Vxφ(xi,yj,zk)= (φ(xi+1,yj,zk) . φ(xi,yj ,zk)), xi+1 . xi
1
Vyφ(xi,yj,zk)= (φ(xi,yj+1,zk) . φ(xi,yj,zk)), yi+1 . yi
1
Vzφ(xi,yj,zk)= (φ(xi,yj,zk+1) . φ(xi,yj,zk)).zi+1 . zi
于是,我们有
˙
L = LVlijk(φ(xi,yj,zk), Vxφ(xi,yj ,zk), Vyφ(xi,yj,zk), Vzφ(xi,yj,zk),φ(xi,yj,zk)).ijk
当格点变得越来越密,我们可以将求和变为积分：
J dxdydz
LV= .
V ΔV
ijk
由此给出
dxdydz l
L = J lijk(φ, Vxφ, Vyφ, Vzφ, φ˙) = J dxdydz
V ΔV ΔV
J
→ dxdydzLxyz(φ(x, y, z),φ(x, y, z),φ(x, y, z),φ(x, y, z),φ(x, y, z)),V
.x .y .z .t
其中, Lxyz = lim lijk .
ΔV →0 ΔV 我们看到 ,在场论中 ,坐标 (x, y, z)相当于理论力学中广义坐标的指标 ,而场量 φ相当于广义坐标
q˙i → φ(x, y, z),因为指标没有变.
.t Lxyz称为拉格朗日密度 ,它可能只依赖于场量及其对时空坐标的偏微商 ,也可能明显地依赖于时空点的坐标 ,即 (x, y, z, t).我们以后遇到的情形通常只考虑最简单的情形,不考虑显含时空坐标.
例考虑一根弦,用 x表示它的原始坐标, . = x; . x是位移.
0 L设单位长度的弹性系数为 κ,也就是 ,当单位长度的弦的伸长为 l时,弹性张力为 κl,则当长度为 A,伸长为 b时,弹性张力为 κA b,拉到伸长 b要克服弹力做功

前言/序言

<div>　　物理学科是一个综合性大学的重要学科，它的水平是反映综合性大学实力的一项重要标志。量子场论研究场的量子理论，对电磁现象的预言精度达10-7数量级，是物理学科迄今为止最成功的理论之一。近十几年来，量子场论不但自身得到了迅猛的发展，而且已经在量子物理、凝聚态物理、光学、玻色爱因斯坦凝聚等各个领域得到了非常广泛的应用。由于量子场论的重要性，它不仅作为理论物理专业研究生的学位专业基础课程，而且许多学校已经将它作为物理系其他学生的学位课程。量子场论的教学是比较难的，因为它同时具有概念上和计算上的困难，且它的内容也比较多。量子场论的书，包括中外文有很多种，近年来国外也陆续出版了一些教材和专著，但是它们往往内容太多，叙述太简略，起点太高。初学者要花很多时间去理解和推导它的结论。在教学上很难操作。因此，我们深深感到应该写一本有关量子场论的理论物理基础教材，以供理论物理研究生及相关专业科研工作者参考。如何精选一些既包含最基本的内容，自成一个逻辑体系，又能兼顾到今后实际运用的题材，就是一个很具挑战性的任务。在本教材的编写中，我们精选题材，详细推导，对最重要而又困难的内容给出完整的、详细的结果。让学生在有限的时间内掌握量子场论最困难的部分。为学生从事科学研究打下坚实的理论基础，以满足本科生和研究生教学的需求。</div><div>　　（1）本教材是为初学者学习量子场论和重整化理论编写的，对于初学者而言，往往最困难的是复原书本上的公式推导。所以教材起点力求尽量低，推导力求详细，内容力求自给自足。许多地方不避重复，为的是读者可以一步步地参加计算，只要有耐心，没有过不去的推导和弄不懂的概念。为了使整个篇幅不大，内容上只引入了最终学会BPHZ重整化最需要的资料，其余一概不予介绍。这样做，对于初学者有一个坚实的起点和平台是非常有帮助的。</div><div>　　（2）重整化理论是量子场论重要而又最困难的部分，这一部分如果学不懂就不可能对量子场论的理解达到现代的高度，初学者往往在这方面困难很大。一般教材或专著通常介绍得比较简略，初学者阅读时困难很大。本教材详细推导了QED（量子电动力学）单圈图的重整化并着重介绍了BPHZ重整化方案及其与传统的QED重整化方案的关系，对初等重整化理论进行了比较完整的介绍。</div><div>　　（3）本教材附有少而精的习题，可以帮助理解课文。</div><div>　　本教材包括两个主要内容。</div><div>　　第一部分是量子场论和费恩曼图，包括第1～5章。在第1、2章先从拉格朗日方程和哈密顿方程出发，引入经典场方程并导出Noether定理，然后介绍量子化的两种等价方法，即正则量子化和费恩曼路径积分量子化，再导出量子Noether定理和Ward恒等式。这对后面重整化的相关内容有用。第3章用正则量子化给出自旋为0、1和1／2的几种自由场的量子化，在自旋为1的电磁场中介绍Gupta—B1euler方法。第4章和第5章是微扰论和费恩曼图。首先介绍前述几种场的费恩曼传播子，然后介绍相互作用场的微扰展开、维克定理，并对理论和电磁场给出费恩曼图规则，最后简单介绍散射截面。</div><div>　　第二部分是重整化，分为6、7、8三章。第6章的主要内容是量子电动力学单圈图的重整化的详细计算，还由一般场的Ward恒等式推导量子电动力学Ward恒等式，给出重整化后场的任意圈图拉格朗日量的最终形式。第7章介绍重整化的BPHZ方案-首先说明对于微扰展开中出现的各种费恩曼图，哪些是需要关注的。然后通过量子电动力学中的交叉发散图和萨拉姆方案引入重整化的BPHZ方案，引入可重整化场的概念。第7章最后说明为什么可以用在拉格朗日量添加抵消项而能自洽地得到BPHZ方案所需要的各张费恩曼图的抵消项，从而说明为什么要用这么复杂的方案来给出一个收敛积分，这在物理上有什么根据。为了说清楚这一点。第5章对费恩曼图规则产生过程的详细介绍是必要的。在第7章的最后一节，给出QED传统重整化方案与BPHZ方案的关系，这样，就可以由BPHZ方案的收敛性导出QED传统重整化方案的收敛性。</div><div>　　……</div>

评分☆☆☆☆☆

目录

评分☆☆☆☆☆

第3 章用正则量子化给出自旋为0、1 和1/2 的几种自由场的量子化, 在自旋为1 的电磁场中介绍GuptA-Bleuler 方法. 第4 章和第5 章介绍几种场的费曼传播子、相互作用场的微扰展开、维克定理、费曼图规则以及散射截面. 第6 章是量子电动力学单圈图的重整化的详细计算. 第7 章介绍重整化的BPHZ 方案. 第8 章给出了ZimmermAnn 定理和Weinberg 定理有关部分的详细证明, 从而证明了BPHZ 方案的收敛, 并由此证明了量子电动力学传统重整化方案的收敛性.量子场论是理论物理的必备专业基础课. 量子场论与重整化导论系统地介绍量子场论, 特别是重整化理论最基本的知识和方法. 第1 章和第2 章从拉格朗日方程和哈密顿方程出发, 引入经典场方程并导出Noether 定理, 介绍正则量子化和费曼路径积分量子化, 导出量子Noether 定理和WArd 恒等式

评分☆☆☆☆☆

可惜了，有一些瑕疵。需要调换。

评分☆☆☆☆☆

第3 章用正则量子化给出自旋为0、1 和1/2 的几种自由场的量子化, 在自旋为1 的电磁场中介绍GuptA-Bleuler 方法. 第4 章和第5 章介绍几种场的费曼传播子、相互作用场的微扰展开、维克定理、费曼图规则以及散射截面. 第6 章是量子电动力学单圈图的重整化的详细计算. 第7 章介绍重整化的BPHZ 方案. 第8 章给出了ZimmermAnn 定理和Weinberg 定理有关部分的详细证明, 从而证明了BPHZ 方案的收敛, 并由此证明了量子电动力学传统重整化方案的收敛性.

评分☆☆☆☆☆

目录量子场论是理论物理的必备专业基础课. 量子场论与重整化导论系统地介绍量子场论, 特别是重整化理论最基本的知识和方法. 第1 章和第2 章从拉格朗日方程和哈密顿方程出发, 引入经典场方程并导出Noether 定理, 介绍正则量子化和费曼路径积分量子化, 导出量子Noether 定理和WArd 恒等式

评分☆☆☆☆☆

第3 章用正则量子化给出自旋为0、1 和1/2 的几种自由场的量子化, 在自旋为1 的电磁场中介绍GuptA-Bleuler 方法. 第4 章和第5 章介绍几种场的费曼传播子、相互作用场的微扰展开、维克定理、费曼图规则以及散射截面. 第6 章是量子电动力学单圈图的重整化的详细计算. 第7 章介绍重整化的BPHZ 方案. 第8 章给出了ZimmermAnn 定理和Weinberg 定理有关部分的详细证明, 从而证明了BPHZ 方案的收敛, 并由此证明了量子电动力学传统重整化方案的收敛性.

评分☆☆☆☆☆

第3 章用正则量子化给出自旋为0、1 和1/2 的几种自由场的量子化, 在自旋为1 的电磁场中介绍GuptA-Bleuler 方法. 第4 章和第5 章介绍几种场的费曼传播子、相互作用场的微扰展开、维克定理、费曼图规则以及散射截面. 第6 章是量子电动力学单圈图的重整化的详细计算. 第7 章介绍重整化的BPHZ 方案. 第8 章给出了ZimmermAnn 定理和Weinberg 定理有关部分的详细证明, 从而证明了BPHZ 方案的收敛, 并由此证明了量子电动力学传统重整化方案的收敛性.

评分☆☆☆☆☆

第3 章用正则量子化给出自旋为0、1 和1/2 的几种自由场的量子化, 在自旋为1 的电磁场中介绍GuptA-Bleuler 方法. 第4 章和第5 章介绍几种场的费曼传播子、相互作用场的微扰展开、维克定理、费曼图规则以及散射截面. 第6 章是量子电动力学单圈图的重整化的详细计算. 第7 章介绍重整化的BPHZ 方案. 第8 章给出了ZimmermAnn 定理和Weinberg 定理有关部分的详细证明, 从而证明了BPHZ 方案的收敛, 并由此证明了量子电动力学传统重整化方案的收敛性.量子场论是理论物理的必备专业基础课. 量子场论与重整化导论系统地介绍量子场论, 特别是重整化理论最基本的知识和方法. 第1 章和第2 章从拉格朗日方程和哈密顿方程出发, 引入经典场方程并导出Noether 定理, 介绍正则量子化和费曼路径积分量子化, 导出量子Noether 定理和WArd 恒等式

评分☆☆☆☆☆

第3 章用正则量子化给出自旋为0、1 和1/2 的几种自由场的量子化, 在自旋为1 的电磁场中介绍GuptA-Bleuler 方法. 第4 章和第5 章介绍几种场的费曼传播子、相互作用场的微扰展开、维克定理、费曼图规则以及散射截面. 第6 章是量子电动力学单圈图的重整化的详细计算. 第7 章介绍重整化的BPHZ 方案. 第8 章给出了ZimmermAnn 定理和Weinberg 定理有关部分的详细证明, 从而证明了BPHZ 方案的收敛, 并由此证明了量子电动力学传统重整化方案的收敛性.量子场论是理论物理的必备专业基础课. 量子场论与重整化导论系统地介绍量子场论, 特别是重整化理论最基本的知识和方法. 第1 章和第2 章从拉格朗日方程和哈密顿方程出发, 引入经典场方程并导出Noether 定理, 介绍正则量子化和费曼路径积分量子化, 导出量子Noether 定理和WArd 恒等式