Nghiên cứu chuyển pha trong mô hình sigma tuyến tính

Bộ giáo dục đào tạo Bộ khoa học công nghệ Viện lượng nguyên tử Việt Nam oOo Nguyễn Văn Thụ nghiên cứu chuyển pha mô hình sigma tuyến tính luận án tiến sĩ vật lý Chuyên ngành: Vật lý lý thuyết Vật lý toán Mã số: 62.44.01.01 Hướng dẫn khoa học: GS.TSKH Trần Hữu Phát TS Nguyễn Tuấn Anh Hà Nội - 2011 Lời cam đoan Tôi xin cam đoan công trình nghiên cứu riêng Các kết thu phương pháp nêu luận án trung thực chưa công bố công trình khác Hà Nội, ngày 11 tháng 11 năm 2011 Tác giả luận án Nguyễn Văn Thụ i Lời cảm ơn Lời xin bày tỏ lòng kính trọng biết ơn sâu sắc tới GS TSKH Trần Hữu Phát - người thày tận tình hướng dẫn, giúp đỡ tạo điều kiện thuận lợi cho suốt thời gian thực luận án Tôi xin chân thành cảm ơn TS Nguyễn Tuấn Anh TS Nguyễn Văn Long nhiệt tình hướng dẫn việc tính số phần mềm Mathematica, đồng thời cho nhiều ý kiến đóng góp quý báu suốt trình thực luận án Tôi xin chân thành cảm ơn Bộ Giáo dục Đào tạo, Việt Năng lượng nguyên tử Việt Nam, Viện khoa học kỹ thuật hạt nhân Trường Đại học Sư phạm Hà Nội tạo điều kiện thuận lợi để hoàn thành luận án Nhân dịp xin bày tỏ lòng biết ơn tới thầy cô, bạn bè người thân động viên giúp đỡ năm qua Tôi xin cảm ơn quan tâm anh chị em Trường Đại học Sư phạm Hà Nội 2, đặc biệt Khoa Vật lý tạo điều kiện thuận lợi cho dành thời gian hoàn thành luận án Cuối cùng, xin dành biết ơn tới người thân yêu gia đình động viên, giúp đỡ dõi theo bước nhiều năm qua Hà Nội, ngày 11 tháng 11 năm 2011 Tác giả luận án Nguyễn Văn Thụ ii Mục lục Trang Trang bìa phụ i Lời cam đoan i Lời cảm ơn ii Mục lục iii Danh mục chữ viết tắt v mở đầu Chương 1: cấu trúc pha mô hình sigma tuyến tính tham gia quark 1.1 Mô hình sigma tuyến tính 1.2 Cấu trúc pha số hạng phá vỡ đối xứng có dạng tắc 1.2.1 Chuyển pha chiral hóa không 1.2.2 Cấu trúc pha nhiệt độ ICP hữu hạn 16 1.3 Cấu trúc pha số hạng phá vỡ đối xứng có dạng không tắc 33 1.3.1 Khi àI > m 38 1.3.2 Khi àI < m 42 1.4 Vai trò cân điện tích 44 1.4.1 Khi số hạng phá vỡ đối xứng có dạng tắc 45 1.4.2 Khi số hạng phá vỡ đối xứng có dạng không tắc 49 1.5 Nhận xét Chương 2: 50 cấu trúc pha mô hình sigma tuyến tính có tham gia quark 54 2.1 Thế hiệu dụng gần trường trung bình 54 iii 2.2 Khi số hạng phá vỡ đối xứng có dạng tắc =0 2.2.1 Giới hạn chiral 2.2.2 Trong giới vật lý 56 57 =1 61 2.3 Khi số hạng phá vỡ đối xứng có dạng không tắc 72 2.3.1 Khi àI > m 76 2.3.2 Khi àI < m 81 2.4 Vai trò điều kiện trung hòa điện tích 84 2.4.1 Khi số hạng phá vỡ đối xứng có dạng tắc 88 2.4.2 Khi số hạng phá vỡ đối xứng có dạng không tắc 90 2.5 Nhận xét Chương 3: 93 Chuyển pha chiral không-thời gian rút gọn 97 3.1 Chuyển pha chiral không tính đến hiệu ứng Casimir 97 3.1.1 Thế hiệu dụng phương trình khe 97 99 3.2 Chuyển pha chiral ảnh hưởng hiệu ứng Casimir 104 3.1.2 Tính số 3.2.1 Năng lượng Casimir 104 107 111 3.2.2 Tính số 3.3 Nhận xét kết luận 114 Các công trình liên quan đến luận án 116 Tài liệu tham khảo 117 Phụ lục 124 Danh mục chữ viết tắt CEP critical endpoint (điểm tới hạn) CJT Cornwall-Jackiw-Tomboulis HF Hartree-Fock ICP isospin chemical potential (thế hóa spin đồng vị) IHF improved Hatree-Fock (Hatree-Fock cải tiến) LQCD lattice quantum chromodynamics (mạng sắc động lực học lượng tử) LSM linear sigma model (mô hình sigma tuyến tính) LSMq linear sigma model with constituent quarks (mô hình sigma tuyến tính với tham gia quark) NJL Nambu-Jona-Lasinio PNJL Polyakov-Nambu-Jona-Lasinio QCD quantum chromodynamics (sắc động lực học lượng tử) QCP quark chemical potential (thế hóa quark) SB symmetry breaking (sự phá vỡ đối xứng) SD Schwinger-Dyson TQ twisted quark (quark có cấu trúc trường xoắn) UQ untwisted quark (quark có cấu trúc trường không xoắn) v mở đầu Lý chọn đề tài Nghiên cứu chuyển pha vấn đề thời vật lý đại Nó nhà vật lý quan tâm nhiều lĩnh vực khác nhau, từ vũ trụ học đến vật lý hạt nhân Trong lĩnh vực vũ trụ học, người ta cho xảy nhiều trình chuyển pha thời kì đầu vũ trụ hình thành Chuyển pha QCD số chuyển pha Có hai tượng liên quan đến chuyển pha QCD tượng không giam cầm quark gluon tượng phục hồi đối xứng chiral giá trị nhiệt độ xảy chuyển pha từ pha hadron đến pha quark-gluon plasma Trạng thái không giam cầm xảy mật độ đạt giá trị tới hạn, có dịch chuyển pha pha hadron pha vật chất quark lạnh Tại giá trị tới hạn nhiệt độ mật độ xảy chuyển pha không giam cầm chuyển pha chiral Sắc động học lượng tử xem lý thuyết phù hợp để mô tả vật chất tương tác mạnh Về mặt nguyên tắc, QCD mô tả tất pha vật chất tương tác mạnh giá trị nhiệt độ mật độ Việc khảo sát cấu trúc pha QCD cho ta nhìn tổng quát chuyển pha vật chất tương tác mạnh Trong năm gần có nhiều công trình nghiên cứu cấu trúc pha QCD giá trị hữu hạn nhiệt độ hóa Các nghiên cứu toán cấu trúc pha giải xác số trường hợp giới hạn Trước tiên, nhiệt độ mật độ đủ cao để đạt đến trạng thái tiệm cận tự do, cho tương tác hạt đủ nhỏ, lúc ta sử dụng khai triển nhiễu loạn Trong trường hợp mô hình hiệu dụng cho QCD gọi lý thuyết nhiễu loạn chiral [14, 36, 39, 57] Khi nhiệt độ thấp mật độ đủ lớn nghiên cứu cho thấy QCD pha có màu hương bị khóa, lúc QCD mô tả mô NJL [9, 24, 29, 30], LSM [4, 5, 52], PNJL [1, 43] Trong số mô hình LSM mô hình tiêu biểu, bắt đầu nghiên cứu từ nhiều thập kỷ trước Đây mô hình phù hợp để nghiên cứu tượng liên quan đến tương tác mạnh nhiệt độ thấp, bao gồm đối xứng chiral Tuy nhiên nghiên cứu theo LSM chưa đầy đủ, đặc biệt tính đến ICP QCP Chính lý mà chọn đề tài "Nghiên cứu chuyển pha mô hình sigma tuyến tính" làm vấn đề nghiên cứu luận án Lịch sử vấn đề Mô hình sigma tuyến tính đề cập lần công trình nghiên cứu M Gell-Mann M Levy [25] nghiên cứu đối xứng chiral QCD Từ đến LSM thu hút quan tâm nhà vật lý Mô hình coi lý thuyết hiệu dụng để nghiên cứu ngưng tụ chất hạt nhân Sau [25], nghiên cứu đáng kể LSM phải kể đến công trình D K Campell, R F Dashen J T Manassah [18] Trong công trình tác giả khảo sát chi tiết cấu trúc lượng hệ với hai dạng khác số hạng phá vỡ đối xứng: số hạng phá vỡ đối xứng dạng tắc (standard case) hay gọi phá vỡ đối xứng dạng cos số hạng phá vỡ đối xứng dạng không tắc (non-standard case) hay gọi phá vỡ đối xứng dạng sin2 Tuy nhiên tính toán dừng lại gần Bây điểm qua việc sử dụng LSM gần bậc cao hai phương diện: hai dạng khác số hạng phá vỡ đối xứng tham gia quark Trước tiên ta nói đến trường hợp tham gia quark số hạng phá vỡ đối xứng có dạng tắc Khi ICP, tác giả [38] sử dụng phương pháp tác dụng hiệu dụng CJT để khảo sát phụ thuộc nhiệt độ khối lượng pion hạt sigma theo LSM nhiệt độ hữu hạn hai gần khác gần HF gần khai triển N lớn Cũng xét cho trường hợp ICP, tác giả [59] khảo sát chuyển pha chiral LSM theo phương pháp tác dụng hiệu dụng CJT đề xuất phương pháp tái chuẩn hóa gần HF Kết cho thấy, giới hạn chiral chuyển pha loại một, giới vật lý đối xứng chiral phục hồi nhiệt độ cao Trường hợp số hạng phá vỡ đối xứng có dạng không tắc, sau [18], chưa có công trình trình khảo sát toán gần bậc cao Bây ta xét đến toán cấu trúc pha vật chất tương tác mạnh với tham gia quark Hiện nghiên cứu cấu trúc pha LSMq dừng lại trường hợp ICP [52], bỏ qua khối lượng dòng quark Các nghiên cứu cấu trúc pha QCD chủ yếu tập trung vào mô hình NJL [6] mô hình PNJL [51] Nghiên cứu không-thời gian rút gọn với số chiều không gian bổ sung thêm (extra dimension) thu hút quan tâm lớn nhiều nhà nghiên cứu nhiều lĩnh vực khác vật lý Công trình nghiên cứu vấn đề thuộc Kaluza Klein [54] cố gắng thống lực hấp dẫn với lực khác tự nhiên Từ đến vấn đề có bước tiến đáng kể Trước tiên phải kể đến thành công lý thuyết siêu hấp dẫn, siêu dây lý thuyết màng [53] Đặc biệt, thành phần không gian bổ sung mở rộng đến thang lượng thấp [3, 48] Toàn ảnh QCD [50], lý thuyết hạt nhân toàn ảnh [12] lý thuyết toàn ảnh siêu dẫn nhiệt độ cao [32] hình thành phát triển với kết đáng quan tâm Bên cạnh nghiên cứu không-thời gian với topo không tầm thường đưa đến hiệu ứng vật lý hiệu ứng Casimir [15, 46] gây cấu trúc chân không trường lượng tử không-thời gian rút gọn, lý thuyết lượng tối [22], dãn nở vũ trụ [21] Mục đích nghiên cứu Luận án đặt mục đích nghiên cứu cấu trúc pha LSM hai trường hợp: có tham gia quark Trong trường hợp khảo sát hai dạng khác số hạng phá vỡ đối xứng Bên cạnh đặt mục tiêu nghiên cứu chuyển pha chiral không-thời gian rút gọn trường hợp ICP Đối tượng, nhiệm vụ phạm vi nghiên cứu Đối tượng lựa chọn để nghiên cứu luận án mô hình sigma tuyến tính mô tả tương tác hạt pion, sigma quark Mô hình sigma tuyến tính đối tượng mà lựa chọn nghiên cứu chuyển pha chiral không-thời gian rút gọn Trên sở đó, mục tiêu mà đặt luận án sau: Khảo sát khôi phục đối xứng chiral mô hình sigma tuyến tính ICP không số hạng phá vỡ đối xứng có dạng tắc, giới hạn chiral giới vật lý Nghiên cứu chuyển pha nhiệt chuyển pha lượng tử trường hợp số hạng phá vỡ đối xứng có dạng tắc, giới hạn chiral ICP hữu hạn Nghiên cứu phá vỡ đối xứng, phục hồi đối xứng giản đồ pha ICP hữu hạn số hạng phá vỡ đối xứng có dạng tắc 115 hướng nghiên cứu tiếp theo: Để mô tả chế khác QCD phá vỡ đối xứng chiral chế giam cầm, tiến hành khảo sát cấu trúc pha QCD mô hình Polyakov-LSM Kết thu cho hiểu biết sâu cấu trúc pha QCD vùng vùng QCP lớn Trong không-thời gian rút gọn, nhiệt độ chuyển pha phụ thuộc mạnh vào giá trị độ dài rút gọn nên L đủ nhỏ, nghiên cứu sâu siêu dẫn nhiệt độ cao khảo sát ngưng tụ Bose-Einstein không gian (2D + ) chiều 116 Các công trình liên quan đến luận án [1] Tran Huu Phat and Nguyen Van Thu, Phase structure of the linear sigma model with the non-standard symmetry breaking term, J Phys G: Nucl and Part 38, 045002, 2011 [2] Tran Huu Phat and Nguyen Van Thu, Phase structure of the linear sigma model with the standard symmetry breaking term, Eur Phys J C 71, 1810 (2011) [3] Tran Huu Phat, Nguyen Van Thu and Nguyen Van Long (2011), Phase structure of the linear sigma model with electric neutrality constraint, Proc Natl Conf Nucl Scie and Tech (2011), pp 246-256 [4] Tran Huu Phat, Nguyen Van Long and Nguyen Van Thu (2011), Neutrality effect on the phase structure of the linear sigma model with the non-standard symmetry breaking term, Proc Natl Conf Theor Phys 36 (2011), pp 71-79 [5] Tran Huu Phat and Nguyen Van Thu, Casimir effect and chiral phase transition in compactified space-time, submitted to Eur Phys J C [6] Tran Huu Phat and Nguyen Van Thu, Chiral phase transition in compactified space-time, submitted to The 37th NCTP [7] Tran Huu Phat and Nguyen Van Thu, Phase structure of linear sigma model without neutrality (I), Comm Phys Vol 22, No (2012), pp 15-31 [8] Tran Huu Phat and Nguyen Van Thu, Phase structure of linear sigma model with neutrality (II), Comm Phys., to be published [9] Tran Huu Phat and Nguyen Van Thu, Phase structure of linear sigma model with constituent quarks: Non-standard case, Scientific Journal, Hanoi University of Education 2, to be published Tài liệu tham khảo [1] Abuki H., Ciminale M., Gatto R., Ippolito N D., Nardulli G., Ruggieri M (2008), Electrical neutrality and pion modes in the two flavor Polyakov-Nambu-Jona-Lasinio model, Phys Rev D 78, 014002 [2] Abuki H., Anglani R., Gatto R., Pellicoro M and Ruggieri M (2009), The fate of pion condensation in quark matter: from the chiral limit to the physical pion mass, arxiv: 0809.2658 [3] Arkani-Hamed N., Dimopoulos S and Dvali G (1998), The hierarchy problem and new dimensions at a millimeter, Phys Lett B 429, 263; ibid., Phenomenology, astrophysics, and cosmology of theories with submillimeter dimensions and TeV scale quantum gravity, Phys Rev D 59, 086004 (1999) [4] Andersen J O (2007), Pion and kaon condensation at finite temperature and density, Phys Rev D 75, 065011 [5] Andersen J O and Brauner T (2008), Linear sigma model at finite density in the 1/N expansion to next-to-leading order, Phys Rev D 78, 014030 [6] Andersen J O and Kyllingstad L (2010), Pion condensation in a twoflavour NJL model: the role of charge neutrality, J Phys G Part Nucl Phys 37, 015003 [7] Arnold P and Espinosa O (1993), The effective potential and first order phase transitions: Beyond leading-order, Phys Rev D 47, 3546 [8] Askawa M and Yazaki K (1989), Chiral restoration at finite density and temperature, Nucl Phys A 504, 668 [9] Barducci A., Casalbuoni R., Pettini G., and Ravagli L (2005), Pion and kaon condensation in a 3-flavor Nambu-Jona-Lasinio model, Phys 118 Rev D 71, 016011 [10] Barducci A., Casalbuoni R., Pettini G., and Ravagli L (2004), Calculation of the QCD phase diagram at finite temperature, and baryon and isospin chemical potentials, Phys Rev D 69, 096004; Ebert D and Klimenko K G (2006), Pion condensation in electrically neutral cold matter with finite baryon density, Eur Phys J C 46, 771; Lawley S., Bentz W and Thomas A W (2006), The phases of isospin asymmetric matter in the two flavor NJL model, Phys Lett B 632, 495; He L (2010), Nambu-Jona-Lasinio model description of weakly interacting Bose condensate and BEC-BCS crossover in dense QCD-like theories, Phys Rev D 82, 096003 [11] Bellucci S and Saharian A A (2009), Fermionic Casimir effect for parallel plates in the presence of compact dimensions with applications to nanotubes, Phys Rev D 80, 105003 [12] Bergman O., Lifschytz G and Lipper M (2007), Holographic nuclear physics, JHEP 0711, 056 (hep-th/0708.0326); Rozali M., Shieh H H., van Raamsdonk M., Wu J (2008), Cold nuclear matter in holographic QCD, JHEP 0801, 053 (hep-th/0708.1322) [13] Bernard V., Meissner U G and Zahed I (1987), Decoupling of the pion at finite temperature and density, Phys Rev D 36, 819 [14] Birse M C., Cohen T D, and McGovern J A (2001), Phases of QCD with nonvanishing isospin density, Phys Lett B 516, 27 [15] Bordag M., Mohideen V and Mostepanenko V M (2001), New developments in the Casimir effect, Phys Rep 353, [16] Bordag M and Skolozub V (2001), Phase transition in scalar beyond the super-daisy resummations, J Phys A 34, 461 -theory 119 [17] Buballa M (2005), NJL-model analysis of dense quark matter, Phys Rept., 407, 205 [18] Campell D K., Dashen R F and Manassah J T (1975), Chiral symmetry and pion condensation I Model-dependent results, Phys Rev D 12, 979 [19] Cornwall J., Jackiw R and Tomboulis E (1974), Effective action for composite operators, Phys Rev D 10, 2428; Amelino-Camelia G and Pi S Y (1993), Self-consistent improvement of the finite-temperature effective potential, Phys Rev D 47, 2356 [20] Dolan L and Jackiw R (1974), Symmetry behavior at finite temperature, Phys Rev D 9, 3320 [21] Elizalde E (2006), Uses of zeta regularization in QFT with boundary conditions: A Cosmo-topological Casimir effect, J Phys A 39, 6299 [22] Elizalde E., Nojiri S and Odintsov S D (2004), Late-time cosmology in a (phantom) scalar-tensor theory: Dark energy and the cosmic speedup, Phys Rev D 70, 043539 [23] Ford L H (1980), Twisted scalar and spinor strings in Minkowski spacetime, Phys Rev D 21, 949 [24] Frank M., Buballa M and Oertel M (2003), Flavor-mixing effects on the QCD phase diagram at non-vanishing isospin chemical potential: one or two phase transitions?, Phys Lett B 562, 221 [25] Gell-Mann M and Levy M (1960), The axial vector current in beta decay, Nuovo Cimento 16, 705 [26] Gupta S (2005), Phenomenology using lattice QCD, hep-lat/0502005; [27] Harris J W and Muller B (1996), The search for the quark - gluon plasma, Ann Rev Nucl Part Sci., 46, 71 120 [28] Hatsuda T and Kunihiro T (1994), QCD phenomenology based on a chiral effective Lagrangian, Phys Rept., 247, 221 [29] He L., Jin M and Zhuang P (2005), Pion superfluidity and meson properties at finite isospin density, Phys Rev D 71, 116001 [30] He L and Zhang P (2005), Phase structure of Nambu-Jona-Lasinio model at finite isospin density, Phys Lett B 615, 93 [31] Hohenberg P C (1967), Existence of long-range order in one and two dimensions, Phys Rev 158, 383 [32] Horowitz G T (2010), Introduction to holographic superconductors, arxiv:1002.1722 [33] Isham C J (1978), Twisted quantum fields in a curved space-time, Proc R Soc London A 362, 383; ibid 364, 591 (1978) [34] Ivanov Yu B., Riek F and Knoll J (2005), Gapless Hartree-Fock resummation scheme for the O(N ) model, Phys Rev D 71, 105016 [35] Kirnhitz D and Linde A (1972), Macroscopic consequences of the Weinberg model, Phys Lett B 42, 471 [36] Kogut J B and Toublan D (2001), QCD at small nonzero quark chemical potentials, Phys Rev D 64, 034007 [37] Kogut J B and Sinclair D K (2001), Scaling behavior at the Nt = chiral phase transition for 2-flavor lattice QCD with massless staggered quarks, and an irrelevant 4-fermion interaction, Phys Rev D 64, 034508; ibid D 66, 034505 (2002) ibid D 70, 094501(2004) [38] Lenaghan J T and Rischke D H (2000), The O(N ) model at finite tem- perature: renormalization of the gap equations in Hartree and large-N approximation, J Phys G 26, 431 121 [39] Loewe M and Villavicencio C (2004), Thermal pion masses in the second phase: àI > m , Phys Rev D 70, 074005 [40] Mao H., Petropoulos N., Shu S and Zhao W Q (2006), The linear sigma model at a finite isospin chemical potential, J Phys G 32, 2187 [41] Mermin N D and Wagner H (1966), Absence of ferromagnetism or antiferromagnetism in one- or two-dimensional isotropic Heisenberg models, Phys Rev Lett 17, 1133 [42] Mohapatra R N and Senjanovic G (1979), Soft CP-invariance violation at high temperature, Phys Rev Lett 42, 1651 [43] Mukherjee S., Mustapha M G., Ray R (2006), Thermodynamics of the Polyakov-Nambu-Jona-Lasinio model with nonzero baryon and isospin chemical potentials, Phys Rev D 75, 094015 [44] Nemoto Y., Naito K., and Oka M (2000), Effective potential of O(N ) linear sigma model at finite temperature, Eur Phys J A 9, 245 [45] Ogure K and Sato J (1998), Critical properties of the O(N ) invariant scalar model using the auxiliary-mass method at finite temperature, Phys Rev D 58, 85010 [46] Plunien G., Muller B., and Greiner W (1986), The Casimir effect, Phys Rep 134, 87 [47] Rajagopal K and Wilczek F (1993), Static and dynamic critical phenomena at a second order QCD phase transition, Nucl Phys B 399, 395 [48] Randall L and Sundrum R (1999), Large mass hierarchy from a small extra dimension, Phys Rev Lett 83, 3370 (1999); ibid 83, 4690 [49] Sachdev S (1999), Quantum phase transition, Cambridge University Press, UK 122 [50] Sakai T and Sugimoto S (2005), Low energy hadron physics in holographic QCD, Prog Theor Phys 113, 843 (hep-th/0412141); ibid 114, 1083 (2005) (hep-th/0507073) [51] Sasaki T., Y Sakai, Kouno H and Yahiro M (2010), QCD phase diagram at finite baryon and isospin chemical potentials, Phys Rev D 82, 116004 [52] Scavenius O., Mocsy A., Mishustin I N and Rischke D H (2001), Chiral phase transition within effective models with constituent quarks, Phys Rev C 64, 045202 [53] Schwarz J H (2003), Update on string theory, astro-ph/0304507 [54] See, for example, Modern Kaluza-Klein theories, edited by Appelquits T., Chodos A and Freund P T (Addison-Wesley, Reading, MA, 1987) [55] Shu S and Li J R (2007), Bose-Einstein condensation and chiral phase transition in linear sigma model, J Phys G 31, 459 (2006); BoseEinstein condensation in a linear sigma model at large N approximation, J Phys G 34, 2727 [56] Son D T and Stephanov M A (2001), QCD at finite isospin density, Phys Rev Lett 86, 592 [57] Splittorff K., Son D T and Stephanov M A (2001), QCD-like theories at finite baryon and isospin density, Phys Rev D 64, 016003 [58] Stone J R., Miller J C., Koncewicz R., Stevenson P D and Strayer M R (2003), Nuclear matter and neutron-star properties calculated with the Skyrme interaction, Phys Rev C 68, 034324 [59] Tran Huu Phat, Nguyen Tuan Anh and Le Viet Hoa (2004), On the chiral phase transition in the linear sigma model, Eur Phys J A 19, 359; 123 [60] Tran Huu Phat, Nguyen Van Long, Nguyen Tuan Anh and Le Viet Hoa (2008), Kaon condensation in the linear sigma model at finite density and temperature, Phys Rev D 78, 105016 [61] Weinberg S (1974), Gauge and global symmetries at high temperature, Phys Rev D 9, 3357 phụ lục Phụ lục A: tái chuẩn hóa hiệu dụng chương Dựa phương pháp tái chuẩn hóa sử dụng [60] trình bày chi tiết việc tái chuẩn hóa hiệu dụng ứng với Lagrangian (1.1) Ta đưa vào hai trường 1 = (1 + i2 ), = ( + i3 ) 2 (A.1) Thay (A.1) vào (1.1) ta đưa Lagrangian dạng tổng quát L = (0 + iàk )k (0 iàk )k (k )(k ) m2k k k k (k k )2 2(1 )(2 ), liên hợp phức , à2k > m2k với (A.2) k = 1, Tương ứng với (A.2) ta có đối hạng L = m2k k k + k (k k )2 + 21 2 + (A.3) Số hạng cho ta giá trị khối lượng số liên kết tái chuẩn hóa Đại lượng biểu diễn phần lượng bổ sung, bị hấp thụ hết biểu thức hiệu dụng tái chuẩn hóa Lấy tổng (A.2) (A.3) ta thu biểu thức cho hiệu dụng tái chuẩn hóa m21 à21 + m21 m22 à22 + m22 = + u + v 2 + + + 2 + u + v + uv 4 1 1 tr ln D (k) + D0 D(k) + ln G (k) + G0 G(k) 2.11 + + 2 + 2 + [P11 + P22 [Q11 + Q222 + 6Q11 Q22 ] + 6P11 P22 ] + 4 + [P11 Q11 + P11 Q22 + P22 Q11 + P22 Q22 ] (A.4) + VCJT (u, v; D, G) Giả thiết tham số tái chuẩn hóa mk , k không phụ thuộc vào nhiệt độ hóa, khối lượng số liên kết tái chuẩn 124 125 hóa định nghĩa chân không m21R 1R = VCJT u2 VCJT v = u=v=0,T =à1 =à2 =0 VCJT u4 = R = , m22R VCJT u2 v , 2R = u=v=0,T =à1 =à2 =0 , u=v=0,T =à1 =à2 =0 VCJT , v u=v=0,T =à1 =à2 =0 u=v=0,T =à1 =à2 =0 Cũng cần nhấn mạnh rằng, gần IHF, định nghĩa cho hệ số tái chuẩn hóa không dẫn đến hàm điểm mà thay vào ta gặp loại đỉnh đơn giản Điều có nghĩa không gặp phải vấn đề phân kỳ hồng ngoại Với yêu cầu tất số hạng phân kỳ phải hấp thụ hết tham số đối hạng có hệ phương trình (3P11 + P22 )0 + (Q11 + Q22 )0 + (3P11 + P22 )0 + (Q11 + Q22 )0 = 0, (3Q11 + Q22 )0 + (P11 + P22 )0 + (3Q11 + Q22 )0 + (P11 + P22 )0 = 0, (A.5) sử dụng ký hiệu (A + B)0 = (A + B)u=v=0,T =à1 =à2 =0 Các phương trình (A.5) tạo thành hệ hai phương trình tuyến tính cho ba đại lượng chưa biết phụ thuộc vào , T, à1 và Nghiệm phương trình không à2 Với yêu cầu tất số hạng phân kỳ có mặt (A.4) phải bị khử hết dẫn đến phương trình (Ai m2i + Bi i ) + C + D = 0, + i=1 (A.6) 126 1 div(P11 + P22 ), A2 = div(Q11 + Q22 ), 2 3 2 B1 = u2 div( P11 + P22 ) + div(P11 + P22 ) + divP11 P22 , 2 3 B2 = v div( Q11 + Q22 ) + div(Q211 + Q222 ) + divQ11 Q22 , 2 2 C = u div(Q11 + Q22 ) + v div(P11 + P22 ) + 2divPii Pkk , 2 A1 = i,k=1 D = + + + + (à21 + m21 + 31 u2 + v M12 )divP11 (à21 + m21 + u2 + v )divP22 (à22 + m22 + 32 v + u2 M22 )divQ11 (à22 + m22 + u2 + v )divQ22 2 div(3P11 + 3P22 + 4P11 P22 ) + div(3Q11 + 3Q22 + 4Q11 Q22 ) 4 + divPii Qkk + div[R1 + R2 ] i,k=1 Rõ ràng (A.6) phương trình tuyến tính ba ẩn số , m21 m22 Sự tồn nghiệm phương trình (A.5) (A.6) đảm bảo biểu thức hiệu dụng tái chuẩn hóa chứa số hạng hữu hạn 127 Phụ lục B: tích phân mô men xung lượng chương Để đơn giản ký hiệu ta giả sử xét đại lượng hội tụ thành phần phân kỳ kí hiệu F Thành phần [F ] divF F = [F ] + divF Trong tính toán chương thường gặp số tích phân mô men xung lượng sau B1 Đối với hàm truyền D Chúng ta định nghĩa P11 = D11 , P22 = D22 , R1 = tr ln D (k), sau số tính toán dẫn đến [P11 ] (M12 + à2I ) ln = + 16 à2I ì exp + 16 à2I [P22 ] dx x (x + 4à2I + M12 ) x + 4àI (x + 4à2I )(x + 4à2I + M12 ) 2àI T dx x + 4à2I + M12 x exp x + M12 à2I ln = + 16 à2I + 16 à2I [R1 ] dx dx exp x(x + M12 ) T x(x + 4à2I ) (x+4à2I )(x+4à2I +M12 ) 2àI T M1 )(x + M12 ) (x + 4à2I + x(x+M ) exp 2àI T 1 , (M14 + 2à2I M12 + 2à4I ) ln = 16 T M12 + dx(x + 2àI + ) x(x + 4à2I + M12 ) 16 àI , 128 (x + 4à2I )(x + 4à2I + M12 ) 2àI T ì ln exp + ln exp B2 Đối với hàm truyền x(x + M12 ) 2àI T G Tương tự ta định nghĩa Q= 1 = [Q] + divQ, R2 = k2 + M 2 tr ln G = [R2 ] + divR2 , dẫn tới M32 M32 [Q11 ] = ln 2 16 [Q22 ] = [R2 ] M42 16 = ln M42 M34 64 T + 2 T + 2 ln 2 k2 dk k2 + M32 (1 + M42 (1 dk M32 2 k2 + M44 64 2 k + M42 T dkk ln exp k +M32 ) T k +M42 ) T M42 2 k + M32 T dkk ln exp exp ln exp k2 B3 Thành phần nhiệt độ à2I ln (M01 + à2I ) ln , (P22 )0 = , (P11 )0 = 8 (M01 + 2à2I M01 + 2à4I ) ln (R1 )0 = , 16 , , 129 2 2 M04 M03 M03 M04 (Q11 )0 = ln , (Q22 )0 = ln , 16 16 M4 M2 M4 M2 (R2 )0 = 032 ln 203 + 042 ln 204 64 64 B2 Khai triển nhiệt độ cao P11 R1 Q11 R2 T2 T2 , P22 (P22 )0 + , 12 12 2 M 2à (R1 )0 T + T , 45 24 T2 T2 (Q11 )0 + , Q22 (Q22 )0 + , 12 12 M32 + M42 (R2 )0 T + T 45 24 (P11 )0 + [...]... tính đến ở cuối chương để khảo sát hệ trong trạng thái cân bằng bền Chương III: Chuyển pha chiral trong không-thời gian rút gọn Mô hình sigma tuyến tính với sự tham gia của các quark được sử dụng trong chương này để nghiên cứu chuyển pha chiral trong không-thời gian rút gọn khi bỏ qua ICP Các nghiên cứu thực hiện với cả giới hạn chiral và thế giới vật lý CHƯƠNG 1 cấu trúc pha trong mô hình sigma tuyến. .. sigma tuyến tính khi không có sự tham gia của quark Mô hình sigma tuyến tính là mô hình được sử dụng rộng rãi trong QCD Bài toán cấu trúc pha trong QCD có ý nghĩa rất lớn trong vật lý hiện đại Trong chương này, sau khi giới thiệu sơ lược về LSM, chúng tôi khảo sát bài toán về cấu trúc pha trong mô hình này cho các trường hợp khác nhau của số hạng phá vỡ đối xứng 1.1 Mô hình sigma tuyến tính Trong LSM,... Việc nghiên cứu cấu trúc pha của LSM góp phần quan trọng vào việc nghiên cứu các quá trình chuyển pha ở thời kỳ đầu của vũ trụ sau vụ nổ lớn, các hiện tượng chuyển pha liên quan đến cấu trúc của vật chất đậm đặc, những tính chất và sự chuyển pha trong chất hạt nhân, sự phá vỡ và phục hồi đối xứng ở nhiệt độ cao hay ở giá trị lớn của thế hóa, đang là những vấn đề có tính thời sự và rất có ý nghĩa trong. .. Nghiên cứu sự phá vỡ đối xứng, sự phục hồi đối xứng và giản đồ pha ở ICP hữu hạn khi số hạng phá vỡ đối xứng có dạng không chính tắc Nghiên cứu cấu trúc pha của LSMq với số hạng phá vỡ đối xứng có dạng chính tắc Nghiên cứu cấu trúc pha của LSMq với số hạng phá vỡ đối xứng có dạng không chính tắc Khảo sát ảnh hưởng của điều kiện trung hòa điện tích lên cấu trúc pha của LSM và LSMq Nghiên cứu chuyển. .. nhiệm vụ đặt ra trong luận án sẽ là một đóng góp đáng kể vào việc giải quyết những vấn đề có liên quan đến các hiện tượng tới hạn trong vật lý hiện đại 7 Cấu trúc của luận án Ngoài phần mở đầu, kết luận và phần phụ lục, luận án gồm ba chương: Chương I: Cấu trúc pha trong mô hình sigma tuyến tính khi không có sự tham gia của quark Trong chương này chúng tôi khảo sát cấu trúc pha của LSM Trong LSM thì... giản đồ pha của mô hình sigma tuyến tính khi sử dụng các gần đúng HF và khai triển N lớn Đường IHF, nét liền và nét gạch ứng với chuyển pha loại 1 và loại 2, C là điểm tới hạn xứng, điển hình cho trường hợp này được nghiên cứu ở [20, 42, 61] Ngoài ra còn có thể xảy ra một khả năng nữa là sự phá vỡ đối xứng nghịch đảo khi nhiệt độ của hệ tăng lên Bây giờ sử dụng hệ số tái chuẩn hóa ở (1.20) để tính số,... lý Bên cạnh đó chúng tôi cũng khảo sát ảnh hưởng của điều kiện trung hòa 7 điện tích lên cấu trúc pha của LSM Chương II: Cấu trúc pha trong mô hình sigma tuyến tính với sự tham gia của quark Khi có sự tham gia của quark, cấu trúc pha của LSM thay đổi đáng kể Trong chương này chúng tôi khảo sát cấu trúc pha của LSMq Hai dạng khác nhau của số hạng phá vỡ đối xứng được khảo sát chi tiết Khi số hạng phá... tính toán ở gần đúng cao hơn so với phương pháp trường trung bình Hơn thế nữa, khi sử dụng phương pháp này chúng tôi muốn vận dụng và tiếp tục phát triển cách tái chuẩn hóa thế hiệu dụng ở gần đúng hai vòng 6 6 Đóng góp của luận án Thực hiện luận án này có nhiều ý nghĩa về phương diện khoa học Bên cạnh những mô hình như mô hình NJL, mô hình LQCD, LSM là một trong những mô hình được sử dụng nhiều trong. .. liên quan đến hiện tượng chuyển pha của vật chất Đây là một phương pháp tương đối đơn giản nhưng lại có thể cho ta kết quả với độ chính xác chấp nhận được Chính vì những lý do này mà chúng tôi lựa chọn phương pháp trường trung bình để nghiên cứu cấu trúc pha của LSMq Phương pháp tác dụng hiệu dụng CJT ở nhiệt độ hữu hạn là phương pháp rất phù hợp để nghiên cứu sự chuyển pha trong lý thuyết trường lượng... trúc pha của LSM và LSMq Nghiên cứu chuyển pha chiral trong không-thời gian rút gọn trong LSMq khi bỏ qua và khi có tính đến năng lượng Casimir 5 Phương pháp nghiên cứu Trong khuôn khổ luận án này chúng tôi sử dụng kết hợp phương pháp trường trung bình và tác dụng hiệu dụng Lý thuyết trường trung bình là một phương pháp được sử dụng khá rộng rãi trong nghiên cứu các vấn đề của vật lý hiện đại, đặc biệt