GydF4y2Ba我们考虑到伽玛矩阵的Majorana表示,这些都是所有想象的。写了四个费率组件<一世N.L.一世N.e-formula>
ψ
一种
=
φ.
一种
+
一世
χ
一种
, 在哪里<一世N.L.一世N.e-formula>
一种
=
1,2
那
3,4.
和<一世N.L.一世N.e-formula>
(
φ.
一种
那
χ
一种
)
是真实的。可以写成的行动
(4)
S.
=
∫
ψ
¯
一世
∂
-
m
+
1
m
γ.
→
·
∂
→
∂
ψ
=
∫
(
φ.
B.
-
一世
χ
B.
)
一世
γ.
0.
∂
-
m
γ.
0.
+
1
m
γ.
0.
γ.
→
·
∂
→
∂
B.
C
(
φ.
C
+
一世
χ
C
)
那
并且通过设定变体来获得运动方程<一世N.L.一世N.e-formula>
S.
关于<一世N.L.一世N.e-formula>
φ.
一种
和<一世N.L.一世N.e-formula>
χ
一种
到0.我们获得
(5)
δ.
S.
δ.
φ.
一种
=
一世
γ.
0.
∂
-
m
γ.
0.
+
1
m
γ.
0.
γ.
→
·
∂
→
∂
一种
C
φ.
+
一世
χ
C
-
-
一世
γ.
0.
∂
-
m
γ.
0.
+
1
m
γ.
0.
γ.
→
·
∂
→
∂
B.
一种
φ.
-
一世
χ
B.
=
一世
γ.
0.
∂
+
一世
γ.
0.
∂
T.
-
m
γ.
0.
+
m
γ.
0.
T.
+
1
m
γ.
0.
γ.
→
·
∂
→
∂
-
1
m
γ.
0.
γ.
→
·
∂
→
∂
T.
一种
C
φ.
C
+
-
γ.
0.
∂
+
γ.
0.
∂
T.
-
一世
m
γ.
0.
-
一世
m
γ.
0.
T.
+
一世
m
γ.
0.
γ.
→
·
∂
→
∂
+
一世
m
γ.
0.
γ.
→
·
∂
→
∂
T.
一种
C
χ
C
.
在Majorana表示,我们有
(6)
γ.
μ.
T.
=
-
γ.
μ.
†
=
-
γ.
0.
γ.
μ.
γ.
0.
那
这样
(7)
δ.
S.
δ.
φ.
一种
=
2
γ.
0.
(
一世
∂
-
m
)
φ.
+
一世
m
γ.
0.
γ.
→
·
∂
→
∂
χ
一种
+
2
m
γ.
0.
δ.
ψ
⋆
一种
.
类似的步骤导致
(8)
δ.
S.
δ.
χ
一种
=
2
γ.
0.
一世
∂
-
m
χ
-
一世
m
γ.
0.
γ.
→
·
∂
→
∂
φ.
一种
+
2
一世
m
γ.
0.
δ.
ψ
⋆
一种
那
很容易看出这个术语涉及到拉普拉斯算子<一世N.L.一世N.e-formula>
δ.
ψ
⋆
取消以下线性组合:
(9)
1
2
δ.
S.
δ.
φ.
一种
+
一世
2
δ.
S.
δ.
χ
一种
=
γ.
0.
一世
∂
-
m
+
1
m
γ.
0.
γ.
→
·
∂
→
∂
(
φ.
+
一世
χ
)
一种
.
但后者等式也可以写成
(10)
γ.
0.
δ.
S.
δ.
ψ
⋆
=
一世
∂
-
m
+
1
m
γ.
0.
γ.
→
·
∂
→
∂
ψ
那
这对应于变异<一世N.L.一世N.e-formula>
δ.
S.
/
δ.
ψ
¯
当<一世N.L.一世N.e-formula>
ψ
¯
和<一世N.L.一世N.e-formula>
ψ
被认为是独立的,使得运动方程最终
(11)
1
-
一世
γ.
→
·
∂
→
m
一世
∂
ψ
=
m
ψ
那
并且没有被掩质缀合物给出的<一世N.L.一世N.e-formula>
δ.
S.
/
δ.
ψ
=
0.
2.3.螺旋度与守恒流
螺旋概念对拉格朗日(
1),因为动力学术语混合了两种螺旋。实际上,很容易看到这一点
(12)
ψ
¯
γ.
→
·
∂
→
∂
ψ
=
ψ
¯
R.
γ.
→
·
∂
→
∂
ψ
L.
+
ψ
¯
L.
γ.
→
·
∂
→
∂
ψ
R.
那
在哪里
ψ
L.
=
1
2
1
-
γ.
5.
ψ
那
ψ
R.
=
1
2
1
+
γ.
5.
ψ
那
即使在无麻子的情况下,这种螺旋也不保守。GydF4y2Ba守恒电流是用通常的方法求得的。运动方程(
11)导致
(13)
一世
∂
ψ
=
m
1
-
一世
γ.
→
·
∂
→
m
-
1
ψ
=
m
1
+
一世
γ.
→
·
∂
→
/
m
1
-
δ.
/
m
2
ψ
那
并且,乘以<一世N.L.一世N.e-formula>
ψ
¯
在左边,一个人获得
(14)
一世
ψ
¯
∂
ψ
=
m
ψ
¯
1
+
一世
γ.
→
·
∂
→
/
m
1
-
δ.
/
m
2
ψ
.
然后,一个人接受了赫米特官员的共轭(
13),然后乘以<一世N.L.一世N.e-formula>
γ.
0.
ψ
在获得的权利
(15)
-
一世
ψ
¯
∂
←
ψ
=
m
ψ
¯
1
-
一世
γ.
→
·
∂
←
/
m
1
-
δ.
←
/
m
2
ψ
.
差异(
14) 和 (
15)给
(16)
一世
∂
μ.
(
ψ
¯
γ.
μ.
ψ
)
=
m
ψ
¯
1
+
一世
γ.
→
·
∂
→
/
m
1
-
δ.
/
m
2
-
1
-
一世
γ.
→
·
∂
←
/
m
1
-
δ.
←
/
m
2
ψ
那
右边实际上是一个完全的导数。为了看到这一点,我们首先定义
(17)
ξ
≡
1
1
-
δ.
/
m
2
ψ
=
∑
N.
=
0.
∞
δ.
m
2
N.
ψ
那
(的右边
16)那时读
(18)
m
m
ξ
¯
一世
γ.
→
·
∂
←
+
γ.
→
·
∂
→
+
1
m
δ.
-
δ.
←
-
一世
m
2
γ.
→
·
∂
←
δ.
+
γ.
→
·
∂
→
δ.
←
ξ
=
-
m
m
∂
L.
一世
ξ
¯
γ.
L.
ξ
+
1
m
ξ
¯
∂
L.
ξ
-
∂
L.
ξ
¯
ξ
一世
m
2
-
一世
m
2
(
ξ
¯
(
γ.
K.
∂
K.
)
∂
L.
ξ
+
∂
L.
(
∂
K.
ξ
¯
)
γ.
K.
ξ
-
∂
K.
ξ
¯
γ.
L.
∂
K.
ξ
)
.
因此,守恒电流的形式为(<一世N.L.一世N.e-formula>
L.
=
1,2
那
3.
)
(19)
j
μ.
=
ψ
¯
γ.
μ.
ψ
+
m
m
η.
μ.
L.
ψ
¯
γ.
L.
ψ
-
一世
m
ψ
¯
∂
L.
ψ
-
∂
L.
ψ
¯
ψ
+
⋯
=
ψ
¯
γ.
μ.
ψ
+
m
m
η.
μ.
L.
ψ
¯
O.
⃡
L.
ψ
那
在哪里<一世N.L.一世N.e-formula>
O.
L.
是一个包含空间衍生物的操作员<一世N.L.一世N.e-formula>
∂
L.
和伽马矩阵<一世N.L.一世N.e-formula>
γ.
L.
.类似于哈密顿算符(
20.),保守电流不是局部的,但概率密度与DIRAC方程相同:<一世N.L.一世N.e-formula>
j
0.
=
ψ
¯
γ.
0.
ψ
=
ψ
†
ψ
.
3.精力充沛
我们在这里展示了汉密尔顿人与模型相关联(
1)是厄米方程,因此会得到实能量。主要目的是展示一种新型的色散关系,它在红外和紫外中都是相对论性的,这两个体系被<一世N.L.一世N.e-formula>
m
.这一阶能量的中间状态<一世N.L.一世N.e-formula>
m
,示出了偏离相对论的色散关系,并且该特定特征将允许非增次的动态大量产生,如下一节中所述。以与DIRAC壳体类似的方式获得折叠疏松的转换,并且具有表现出平面波解决方案的负极和正能量模式的优点。3.1。哈密尔顿
虽然拉格朗日(
1)不是隐士,我们在这里展示了相应的汉密尔顿人是赫米特人。Schrodinger形式<一世N.L.一世N.e-formula>
一世
∂
0.
ψ
=
H
ψ
运动方程(
13)导致哈密顿运营商的识别<一世N.L.一世N.e-formula>
H
:
(20)
H
=
m
γ.
0.
1
-
δ.
/
m
2
+
γ.
0.
1
+
m
/
m
1
-
δ.
/
m
2
一世
γ.
→
·
∂
→
那
这给了赫米特·哈密顿密度<一世N.L.一世N.e-formula>
ψ
†
H
ψ
.结果,频谱必须是真实的,就像下一段一样。我们注意到汉密尔顿人(
20.)不是本地的,因为它可以被理解为只有无限系列的重建<一世N.L.一世N.e-formula>
δ.
,而拉格朗日(
1)包含有限数量的衍生物。如部分所述
1,这是混合衍生术语的结果<一世N.L.一世N.e-formula>
γ.
→
·
∂
→
γ.
0.
∂
0.
ψ
在拉格朗日中,这也是通常定义的原因
(21)
H
=
L.
∂
←
∂
(
∂
0.
ψ
)
∂
0.
ψ
-
L.
不能用来确定汉密尔顿密度
(22)
H
=
ψ
¯
一世
γ.
→
·
∂
→
-
δ.
m
+
m
ψ
≠
ψ
†
H
ψ
.
3.2。分散关系
拉格朗日的分散关系(
1通过将平面波插入运动方程(
11), 这导致
(23)
1
-
P.
→
·
γ.
→
m
(
ω.
γ.
0.
-
P.
→
·
γ.
→
)
ψ
=
m
ψ
那
因此
(24)
(
ω.
γ.
0.
-
P.
→
·
γ.
→
)
ψ
=
m
1
+
P.
→
·
γ.
→
/
m
1
+
P.
2
/
m
2
ψ
.
因此,我们有
(25)
ω.
γ.
0.
-
P.
→
·
γ.
→
1
+
m
/
m
1
+
P.
2
/
m
2
-
m
1
+
P.
2
/
m
2
ψ
=
0.
那
这样
(26)
ω.
2
=
m
2
1
+
P.
2
/
m
2
2
+
P.
2
1
+
m
/
m
1
+
P.
2
/
m
2
2
.
我们注意到这一点<一世N.L.一世N.e-formula>
L.
†
导致与众不同的分散关系<一世N.L.一世N.e-formula>
L.
.此外,这种分散关系是相对论的<一世N.L.一世N.e-formula>
m
=
0.
,,<一世N.L.一世N.e-formula>
m
≠
0.
,它是“QuasiRelativisty”的意义上,在IR和UV制度中,它具有相对论的形式:
(27)
ω.
2
≃
m
2
+
P.
2
为了
P.
≪
m
ω.
2
≃
P.
2
为了
P.
≫
m
.
分散关系(
26)偏离中级政权的相对论运动学<一世N.L.一世N.e-formula>
P.
〜
m
仅是与LIFSHITZ型模型的重要区别,其中UV制度的特征在于<一世N.L.一世N.e-formula>
ω.
2
〜
P.
2
+
N.
和<一世N.L.一世N.e-formula>
N.
>
0.
.GydF4y2Ba阶段和群体速度的产物是
(28)
V.
P.
V.
G
=
ω.
P.
D.
ω.
D.
P.
=
1
+
m
m
2
-
m
/
m
1
+
P.
2
/
m
2
2
并显示拉格朗日描述的费米子(
1如果一个人假设这一点是超级阵容<一世N.L.一世N.e-formula>
m
<
2
m
.尽管如此,对于典型的标准模型质量<一世N.L.一世N.e-formula>
m
和典型的大统一理论群众<一世N.L.一世N.e-formula>
m
,洛伦兹对称性违反上界,这是阶<一世N.L.一世N.e-formula>
|
V.
P.
V.
G
-
1
|
≲
1
0.
-
15
对于电子[
11],对任何动量都满意<一世N.L.一世N.e-formula>
P.
.GydF4y2Ba最后,我们注意到了<一世N.L.一世N.e-formula>
m
=
2
m
,我们有完全相同的关系<一世N.L.一世N.e-formula>
V.
P.
V.
G
=
1
,虽然分散关系(
26)不是相对论的。3.3。折叠疏近的转型
该字段转换对非筛选近似有用[
12,就是把运动方程写成形式
(29)
一世
∂
0.
χ
(
T.
那
P.
)
=
ω.
(
P.
)
γ.
0.
χ
(
T.
那
P.
)
那
在哪里<一世N.L.一世N.e-formula>
ω.
(
P.
)
是从分散关系获得的能量(
26), 和<一世N.L.一世N.e-formula>
χ
=
你
ψ
和<一世N.L.一世N.e-formula>
你
一个单一的矩阵。像这种转变一样,一个看起来<一世N.L.一世N.e-formula>
你
在形式
(30)
你
≡
经验值
θ.
P.
→
·
γ.
→
P.
=
因为
θ.
+
P.
→
·
γ.
→
P.
罪
θ.
那
在哪里<一世N.L.一世N.e-formula>
P.
=
P.
2
,<一世N.L.一世N.e-formula>
你
-
1
通过改变获得<一世N.L.一世N.e-formula>
θ.
成<一世N.L.一世N.e-formula>
-
θ.
.后一个角度应确定,以便获得运动方程(
29),这是本段的目的。GydF4y2Ba哈密顿人(
20.),在傅里叶分量中,
(31)
H
=
m
γ.
0.
1
+
P.
2
/
m
2
+
γ.
0.
P.
→
·
γ.
→
1
+
m
/
m
1
+
P.
2
/
m
2
那
直接的计算导致
(32)
你
H
你
-
1
=
γ.
0.
P.
→
·
γ.
→
一种
因为
2
θ.
-
B.
P.
罪
2
θ.
+
一种
因为
2
θ.
-
B.
P.
罪
2
θ.
B.
因为
2
θ.
+
一种
P.
罪
2
θ.
那
在哪里
一种
=
1
+
m
/
m
1
+
P.
2
/
m
2
那
B.
=
m
1
+
P.
2
/
m
2
.
系数的消失<一世N.L.一世N.e-formula>
P.
→
·
γ.
→
强加
(33)
晒黑
(
2
θ.
)
=
一种
P.
B.
=
P.
m
1
+
m
m
+
P.
2
m
2
那
很容易看到一个人用预期的形式留下
(34)
你
H
你
-
1
=
B.
因为
(
2
θ.
)
+
一种
P.
罪
(
2
θ.
)
=
ω.
γ.
0.
那
在哪里<一世N.L.一世N.e-formula>
ω.
从分散关系获得(
26)。如预期的那样,由(
33)导致通常的折叠疏近的结果<一世N.L.一世N.e-formula>
晒黑
(
2
θ.
)
m
→
∞
=
P.
/
m
.GydF4y2Ba我们注意到标准模型可拓Lagrangian的FW变换在[
13],作者将所有可能的CPT和Lorentz对称违反术语作为Dirac Lagrangian的延伸。
4.扰动动态质量
我们在这里介绍模型的身体后果(
1),当裸块消失时,这是食品群的扰动产生,<一世N.L.一世N.e-formula>
m
=
0.
.通常不可能产生刺痛的FERMION质量,并且需要使用非恐惧方法动态地产生这种质量。Schwinger-Dyson方法是一个例子,包括求解一组无限的Feynman图,以导致在耦合常数中未分析的动态质量。4.1。传播者
传播者<一世N.L.一世N.e-formula>
S.
对模型(
1)定义为
(35)
1
-
P.
→
·
γ.
→
m
(
ω.
γ.
0.
-
P.
→
·
γ.
→
)
-
m
(
-
一世
S.
)
=
1
那
因此
(36)
ω.
γ.
0.
-
P.
→
·
γ.
→
1
+
m
/
m
1
+
P.
2
/
m
2
-
m
/
m
1
+
P.
2
/
m
2
-
一世
S.
=
1
+
P.
→
·
γ.
→
/
m
1
+
P.
2
/
m
2
那
这最后
(37)
S.
=
一世
ω.
γ.
0.
-
P.
→
·
γ.
→
1
+
m
/
m
1
+
P.
2
/
m
2
+
m
1
+
P.
2
/
m
2
ω.
2
-
P.
2
1
+
m
/
m
1
+
P.
2
/
m
2
2
-
m
2
(
1
+
P.
2
/
m
2
)
2
-
1
×
ω.
2
-
P.
2
1
+
m
/
m
1
+
P.
2
/
m
2
2
-
m
2
(
1
+
P.
2
/
m
2
)
2
-
1
×
1
+
P.
→
·
γ.
→
/
m
1
+
P.
2
/
m
2
.
值得注意的是,无大量的费米子<一世N.L.一世N.e-formula>
m
=
0.
,传播者(
37)有一个非凡的痕迹:
(38)
1
4.
TR.
S.
m
=
0.
=
一世
P.
2
/
m
(
1
+
P.
2
/
m
2
)
(
ω.
2
-
P.
2
)
那
如下所述,允许扰动生成阴部质量。
4.2。育川互动
我们在这里介绍一个与实和洛伦兹不变标量场的汤川相互作用的玩具模型<一世N.L.一世N.e-formula>
φ.
:
(39)
L.
'
=
ψ
¯
1
-
一世
γ.
→
·
∂
→
m
一世
∂
ψ
+
1
2
∂
μ.
φ.
∂
μ.
φ.
-
m
H
2
2
φ.
2
-
G
φ.
ψ
¯
ψ
那
为此提供单环FEMION质量
(40)
m
F
1
=
一世
4.
π
G
2
2
π
4.
∫
-
∞
∞
D.
ω.
×
∫
0.
λ.
P.
2
D.
P.
P.
2
/
m
1
+
P.
2
/
m
2
ω.
2
-
P.
2
ω.
2
-
P.
2
-
m
H
2
=
G
2
m
4.
π
3.
μ.
2
∫
0.
λ.
/
m
X
4.
D.
X
1
+
X
2
1
X
-
1
X
2
+
μ.
2
那
在哪里<一世N.L.一世N.e-formula>
λ.
是一个截点<一世N.L.一世N.e-formula>
μ.
≡
m
H
/
m
.扩展<一世N.L.一世N.e-formula>
μ.
≪
1
给出结果
(41)
m
F
(
1
)
≃
G
2
m
16
π
3.
ln
1
+
λ.
m
.
如果我们假设普通的削减块<一世N.L.一世N.e-formula>
λ.
和一个宏伟的理论弥撒<一世N.L.一世N.e-formula>
m
,然后我们可以看到满足的yukawa联轴器<一世N.L.一世N.e-formula>
G
2
〜
m
/
λ.
可以与中微子质量一致<一世N.L.一世N.e-formula>
m
(
1
)
.如在量子 - 重力诱导的中性细胞的背景下,如[
14那
15例如,作为截止的倒数缩放的耦合已在[
6.那
7.]描述LIV模型的Lorentz对称极限,允许动力产生风味振荡。
GydF4y2Ba如果有人希望衡量本模型,那么一个人不能尊重仪表不变性和重型化,除非<一世N.L.一世N.e-formula>
Z.
=
2
Lifshitz背景,其中漩涡连接到两个规范和两个费米子传播子是允许的。但本文所考虑的汤川相互作用可能与中微子-希格斯相互作用有关。中微子与弱玻色子的耦合将不需要遵守规范不变性,至少在电弱自发对称破缺之后,标准模型的相应扩展将在有效理论的背景下成为可能。利益冲突