8 (905) 200-03-37 Владивосток
с 09:00 до 19:00
CHN - 1.14 руб. Сайт - 21.13 руб.

[量子场论与重整化导论 石康杰，杨文力，杨战营 编 9787030409959 现代物理基础丛书 科学出版社]

Цена: 1 839руб.    (¥87)
Артикул: 523071681782

Вес товара: ~0.7 кг. Указан усредненный вес, который может отличаться от фактического. Не включен в цену, оплачивается при получении.

Этот товар на Таобао Описание товара
Продавец:恒安泰图书音像专营店
Адрес:Пекин
Рейтинг:
Всего отзывов:0
Положительных:0
Добавить в корзину
Другие товары этого продавца
¥314.426 622руб.
¥64.21 357руб.
¥ 130.35 1042 198руб.
¥107.52 272руб.
  • Информация о товаре
  • Фотографии

[ 商品参数（红色含网址）.png]
[量子场论与重整化导论]
[ 定价 ]128.00
[ 出版社 ][科学出版社]
[ 版次 ]1
[ 出版时间 ][2014年06月]
[ 开本 ][16开]
[ 作者 ][石康杰，杨文力，杨战营 著]
[ 装帧 ][平装]
[ 页数 ]360
[ 字数 ]437000
[ ISBN编码 ]9787030409959

[ 目录（红色含网址）.png]
[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 12的场) 41 ]   
   
3.1.1γ[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(低p, s)和 v(低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 ]ε[(且k, ]λ) 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 ]   
4.1.1φ[4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 ]   
5.1φ[4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 2(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 ]Δ[LI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 173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 = 写p=0的 Z2和 Z写2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 RΓ[(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 RΓ[的显示表达式 271 ]   
   
8.3Γ[林按 k空间的子空间 T的分类 276 ]   
γγ    
[8.3.1动量 lAb]σ,kAbσ,q Abσ[对 t和对 tq的幂次 276 ]   
   
[8.3.2当 T确定后 ,]Γ[林的完备化和基底 278 ]   
   
[8.4 ZimmermAnn定理 287 ]   
   
8.4.1γ/∈ W (U ) 290   
   
8.4.2γ ∈[ 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 R]Γ[的收敛 .302 ]   
[附录 8.5A C]α[和 CC的**值之比 309 ]   
[附录 8.5B正交化手续 310 ]   
[附录 8.5C多项式系数的**收敛性质 313 ]   
[附录 8.5D一些公式的推导 314 ]   
   
[8.6 Weinberg定理与 R]Γ[的收敛性 321 ]   
[8.6.1 Weinberg定理的推论 321 ]   
8.6.2 RΓ[是 k空间的 An类函数 . 333 ]   
8.6.3 RΓ[的欧氏空间积分**收敛 335附录 8.6A积分 f]λη dz (ηzγαr (lnηzγβr zα ln zβ[的渐近指数 335主要参考文献 b . 338索引 340]

[ 精彩书摘（红色含网址）.png]
[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*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 +δ[q˙i dt. ]   
[t1 .qi .q˙i ]   
[由 ]δ[q˙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 = .qiδqi +dtδqi 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 , ]δ[qi =0时 I ]   
[,对其余任意 ]δ[qi有 ]δ[S =0.反之,要求在任意 ]δ[qi下 ]δ[S =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 iδ[piq˙i + L i pi]δ[q˙i . L i = L i q˙i]δpi . L i .L .qiδqi. .L .qiδ[qi . L i .L .q˙i ]δ[q˙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**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,*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 = ]δ[ll辛 , {Al,Al;}qp = {Bl,Bl;}qp =0, ]   
.S .S   
[上式 =0+ L .Al .Bl辛 ]δ[ll辛 + L .Bl .Al辛 (.]δ[ll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   
Δ[V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*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= .   
VΔV   
ijk   
[由此给出 ]   
dxdydz l   
L = J lijk(φ, Vxφ, Vyφ, Vzφ,φ[˙) = J dxdydz ]   
VΔVΔV   
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→0Δ[V 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*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 ]κ[l,则当长度为 A,伸长为 b时,弹性张力为 ]κ[A b,拉到伸长 b要克服弹力做功]

[ 内容简介（红色含网址）.png]
[量子场论是理论物理的*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*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.]