valentin benedetti introducción a la física nuclear 2018
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Valentin Benedetti
Introducción a la física nuclear 2018
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Mecánica
cuántica no
relativista
Teoría efectiva
de campos con
simetría Chiral
Cromodinámica
cuántica
8 MeV (Energía de
separación del
plomo)
140 MeV (Masa del
Pion)
940 MeV (Masa del
Protón)
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𝑚𝑝𝑟𝑜𝑡ó𝑛 = 938,272013𝑀𝑒𝑉 𝑐2
𝑚 𝑢𝑝 = 2.8𝑀𝑒𝑉 𝑐2
𝑚 𝑑𝑜𝑤𝑛 = 5.2𝑀𝑒𝑉 𝑐2
2𝑚𝑢𝑝 +𝑚𝑑𝑜𝑤𝑛 = 10.8𝑀𝑒𝑉 𝑐2
https://physics.aps.org/articles/v11/118
Aproximadamente el 90%
de la masa del protón viene
de la dinámica de quarks y
gluones (QCBE)
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A partir de LQCD puede
obtenerse que la masa del
protón proviene de
9% condensado de quarks
32% energia de los quarks
37% intensidad del campo
gluónico
23% contribución anomala
de de los gluones
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QCD
QED QFD
EWT
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HADRONES
Mesones Bariones Tetraquarks Pentaquarks
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Crédito [4]
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Crédito: https://en.wikipedia.org/wiki/List_of_meson
Crédito: https://en.wikipedia.org/wiki/List_of_baryons
Mesones Bariones
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𝑩 = 𝛻 × 𝑨
𝑨 → 𝑨 + 𝛻𝜒
𝑬 = −𝛻𝑉 −𝜕𝑨 𝜕𝑡
→ −𝛻 𝑉 +𝜕𝜒 𝜕𝑡
−𝜕𝑨 𝜕𝑡
𝑉 → 𝑉 +𝜕𝜒 𝜕𝑡
𝑉, 𝑨 tiene cuatro grados de
libertad y físicamente es
esperable que solo sean dos.
Esto esta relacionado con la
necesidad de fijar 𝜒
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= 𝑞 𝑖𝛾𝜇𝜕𝜇𝑞 − 𝑞 𝑚𝑞 −1
4𝐺𝜇𝜈
𝑎𝐺𝜇𝜈𝑎 − 𝑞 𝛾𝜇𝑇𝑎𝑞𝐺𝜇𝑎
QCD
Quarks Gluones Interacción
Teoría de gauge (no Abeliana)
Simetría local para
los quarks
El grupo de simetría SU(3)
(matrices unitarias 3x3 con
las entradas complejas y
determinante igual a 1)
Gluones (bosones)
son los portadores de
interacción fuerte
entre los quarks
(fermiones)
8 clases de gluones que
dan los distintos tipos de
carga color (conservada
por teorema de Noether)
𝑞(𝑥) → 𝑒𝑖𝛼𝑎 𝑥 𝑇𝑎𝑞(𝑥)
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David Politzer, David Gross, Frank Wilczek.
(Cromodinámica cuántica )
Premio Nobel 2004
Murray Gell-Mann.
(Quarks y gluones)
Premio Nobel 1969
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Fenomenología de bajas energías
(escala hadronica)
Cinco parámetros:
- Tres masas de quarks
livianos (𝑚𝑢, 𝑚𝑑, 𝑚𝑠 )
- Escala de la interacción
fuerte (Λ𝑄𝐶𝐷)
- Constante de estructura
fina (𝛼)
Soluciones analíticas (o
perturbativas) son difíciles
de obtener dada la alta
interacción (a bajas
energías)
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Kenneth Geddes Wilson
( Premio Nobel 1982)
Phys. Rev. D 10,
2445 (1974)
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El objetivo de LQCD es hacer
prediciones para observables de
la interaccion fuerte en un
volumen infinito, continuo
definido por la metrica de
Minkowski a partir de calculos en
un volumen finito de un espacio-
tiempo euclideano discreto
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𝑳
a
La red discreta no debe eliminar
las simetrías presentes en el
continuo (Lorenz, SU(3),
paridad, time reversal, Chiral,
etc),
La red discreta no debe
introducir mas parámtros libres
que los presentes en el
continuo,
Hay que considerar el tiempo
como una de las direcciones del
lattice Limite continuo 𝑎 → 0 con 𝐿 fijo
Limite infinito 𝐿 → ∞ = ⨂𝛼 𝐻 𝛼
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Los quarks son
representados por los sitios
de la red (Al igual que en
continuo tienen color, sabor y
spin).
Los gluones son
representados por las
conexiones (o links) entre los
sitios y son elementos del
grupo de simetría SU(3)
correspondiente a la QCD continua.
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𝑈(𝑥𝑦), 𝑉𝑥, 𝑉𝑦𝜖 𝑆𝑈(3)
𝑥
𝑦
𝑈(𝑛𝑚) 𝑎
𝑉𝑥
𝑉𝑦
Transformaciones de gauge:
𝑈(𝑥𝑦)→ 𝑉𝑥 𝑈(𝑥𝑦)𝑉𝑦−1
Todos los caminos cerrados son invariantes de gauge y por ende observables (Bucles)
𝑦 = 𝑥 + 𝑎
𝑂𝐵𝑆! 𝑞𝑥 → 𝑉𝑥𝑞𝑥
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𝑥
𝑥 + 𝜇 + 𝜈
𝑥 + 𝜈
𝑥 + 𝜇
Son el invariante de
gauge más simple
𝑆𝑔 → Tr ⊡𝜇𝜈 = Tr 𝑈𝜇 𝑥 𝑈𝜈(𝑥 + 𝜈)𝑈𝜈† (𝑥 + 𝜇)𝑈𝜇
† (𝑥)
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𝑆𝑞 = 𝑞 𝑥 𝑀 𝑥, 𝑦 𝑞(𝑦)
𝑥𝑦
= 𝑞 (𝑖𝛾𝜇𝜕𝜇 −𝑚)𝑞 QUARKS
Tamaño de Red : 103 x 20
Dimension de M: 106 x 106
Hay que elegir bien 𝑴 𝒙, 𝒚
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Crédito [4]
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12s cluster en Jlab Pi0 cluster en Fermilab
Crédito www.usqcd.org
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El propagador es una función que especifica la amplitud de probabilidad de
que una partícula viaje de una lugar en el espacio-tiempo a otro o bien que
viaje con cierta energía o momento
Para estudiar un proton voy a tener que calcular el propagador
correspondiente a un operador (𝜑) que pueda creear un proton a
partir del vacío
𝑋0 = (𝑡0, 𝑥0, 𝑦0, 𝑧0)
Se anula el
propagador En particular me interesa el
propagador correspondiente a
𝜑 entre un estado incial fijo y
cualquier estado final donde el
propagador se anule
𝑋𝐴 = (𝑡𝐴, 𝑥𝐴, 𝑦𝐴, 𝑧𝐴)
𝐷(𝑋0, 𝑋𝐴)
𝐷(𝑥, 𝑦) = 0 𝜑(𝑥)𝜑(𝑦) 0
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𝜏 = −𝑖𝑡
𝑢
𝑢 𝑋0 𝑋𝐴
~𝑓(𝑀−1)
𝑑
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𝑍 ∅ = 𝒟∅𝑒𝑖𝑆[∅] 𝜏 → −𝑖𝑡
𝑍 ∅ = 𝒟∅𝑒−𝑆𝐸[∅]
𝑡 𝜏
∅𝟏(𝒙) ∅𝟏(𝒙)
∅𝟐(𝒙) ∅𝟐(𝒙)
𝒪 =1
𝑍 𝒟∅𝒪 ∅ 𝑒−𝑆𝐸[∅] =
𝒟∅𝒪 ∅ 𝑒−𝑆𝐸[∅]
𝒟∅𝑒−𝑆𝐸[∅]
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𝒪 =1
𝑁 𝒪 𝑈𝑖 +△
𝑁
𝑖=1
𝒪 △𝒪 ∝1
𝑁
Se supone que las leyes microscopicas están definidas en términos de
probabilidad y por ende es posible generar una secuencia de
configuraciones independientes sobre los caminos posibles o sobre
localizaciones del espacio de configuración
𝒪 =1
𝑍[𝑈, 𝑞, 𝑞 ] [𝑑𝑈] 𝑑𝑞 [𝑑𝑞 ]𝒪 ∅ 𝑒−𝑆𝐸[𝑈,𝑞,𝑞 ]
Se hace el promedio sobre un numero representativo de configuraciones
gluonicas 𝑈𝑖 con probabilidad 𝑃 𝑈𝑖 ∝ 𝑑𝑞 [𝑑𝑞 ]𝑒−𝑆𝐸[𝑈,𝑞,𝑞 ]
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𝒪 =1
𝑁 𝒪 𝑈𝑖 +△
𝑁
𝑖=1
𝒪
𝒪 = 𝜑(x)𝜑(𝑦)
△𝒪 ∝1
𝑁
𝑈𝑖 configuraciones arbitrarias de
gluones
Integración por
Montecarlo
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𝐷 𝜏 = 𝑊𝑖
𝑁
𝑖=1
𝑒−𝑚𝑖𝜏 𝜏 → ∞
𝑊1𝑒−𝑚1𝜏
𝑚(𝜏) = 𝑙𝑛𝐷(𝜏)
𝐷(𝜏 + 1)
Fiteo para la masa de un proton. Credito [4]
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Hay que buscar la saturación
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Resumen de las masas hadrónicas obtenidas con LQCD , los
colores denotan distintos cómputos y los círculos abiertos que
fueron valores usados para tuning de parametros. Crédito [6]
![Page 30: Valentin Benedetti Introducción a la física nuclear 2018](https://reader036.vdocuments.net/reader036/viewer/2022071509/62cfc01b45025102c032dcdc/html5/thumbnails/30.jpg)
Masa del protón para distantas masas de piones.
Crédito [5]
![Page 31: Valentin Benedetti Introducción a la física nuclear 2018](https://reader036.vdocuments.net/reader036/viewer/2022071509/62cfc01b45025102c032dcdc/html5/thumbnails/31.jpg)
Resonancias 𝜌 para piones de diferente masa. Crédito [7]
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Para una red de 𝐿3 x 𝑇 y espaciado 𝑎 si vale
que 𝑎 ≪ Λ𝑄𝐶𝐷−1 y 𝑚𝜋𝐿, 𝑚𝜋𝑇 ≫ 2𝜋
Energías de
ligadura para
núcleos livianos y
tuning de LQCD con EFT. Crédito [3]
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[1] A. Walke-Loud,Viewpoint: Dissecting the Mass of the Proton, APS Physics 11, 118,
[https://physics.aps.org/articles/v11/118]
[2] K. G. Wilson, Confinement of quarks, Phys. Rev. D 10, 2445 (1974)
[3] M. J. Savage, Nuclear Physics from Lattice Quantum Chromodynamics, Twelfth
Conference on the Intersections of Particle and Nuclear Physics [arXiv:1510.01787]
[4] N. Mathur, An introduction to Lattice Quantum Chromodynamics, Nonperturbative
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[5] Y. Yang et al, Proton Mass Decomposition from the QCD Energy Momentum Tensor,
PRL 121, 212001 (2018)
[6] A. S. Kronfeld, Twenty-first Century Lattice Gauge Theory: Results from the QCD
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[7] D. J. Wilson, R. A. Briceno, J. J. Dudek, R. G. Edwards, C. E. Thomas,
Coupled ππ,KK scattering in P-wave and the ρ resonance from lattice QCD,
[arXiv:1507.02599]
![Page 34: Valentin Benedetti Introducción a la física nuclear 2018](https://reader036.vdocuments.net/reader036/viewer/2022071509/62cfc01b45025102c032dcdc/html5/thumbnails/34.jpg)
FIN
![Page 35: Valentin Benedetti Introducción a la física nuclear 2018](https://reader036.vdocuments.net/reader036/viewer/2022071509/62cfc01b45025102c032dcdc/html5/thumbnails/35.jpg)
![Page 36: Valentin Benedetti Introducción a la física nuclear 2018](https://reader036.vdocuments.net/reader036/viewer/2022071509/62cfc01b45025102c032dcdc/html5/thumbnails/36.jpg)
∅
∅ ∅
∅
𝑆 ∅ = 𝑑𝑑𝑥1
2𝜕𝜇∅(𝑥)
2+1
2𝑚2∅(𝑥)2 +
𝜆
4!∅(𝑥)4
El equivalente de este termino en 1ra
cuantización es 𝑉(𝒙𝟏-𝒙𝟐) =𝜆
4!𝛿𝑑(𝒙𝟏-𝒙𝟐)
𝜆
En teorias relativistas la causalidad
requiere interacciones locales
Los valores medios de scattering (y otras
cosas…) divergen
𝑡
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𝑆 ∅ = 𝑑𝑑𝑥1
2𝜕𝜇∅(𝑥)
2+1
2𝑚2∅(𝑥)2 +
𝜆
4!∅(𝑥)4
∅ 𝑥 → ∅ 𝑛 , 𝑥 = 𝑛𝑎
𝑑𝑥𝑖 → 𝑎
𝑛𝑖
𝒟∅ → 𝑑∅ 𝑛𝑛
𝜕𝜇∅ 𝑥 → ∆𝜇∅ =1
𝑎∅ 𝑛+𝜇 − ∅ 𝑛
∆𝜇∗∅ =
1
𝑎∅ 𝑛 − ∅ 𝑛−𝜇
𝑆 ∅ = 𝑑𝑑𝑥1
2∆𝜇
∗∅∆𝜇∅ +1
2𝑚2∅ 𝑛
2 +𝜆
4!∅ 𝑛
4