con B = γ 0 γ 5 C. Nella rappresentazione chirale si ha( ) ( ) ( ) ( )0 1 1 0 iσB = γ 0 γ 5 20 0 iσ2C =1 0 0 −1 0 −iσ 2 =iσ 2 , (7.55)0( ) ( )0 i˜σ2 0 −iσ2˜B =i˜σ 2 =0 −iσ 2 , (7.56)0ψ ′ (x ′ ) = ˜B ˜ψ(x)( ) ( ) ( )0 −iσ2 χ∗=R −iσ−iσ 2 = 2 χ ∗ L0−iσ 2 χ ∗ . (7.57)RPer inversione temporale l’equazione <strong>di</strong> Weyl (7.42) assume la formai ⃗σ · ⃗∇ χ ′ L (x′ ) = i ∂∂t ′ χ′ L (x′ ) . (7.58)con∂= − ∂ ∂t ′ ∂t , χ′ L (x′ ) = costante × σ 2 χ ∗ L (x) , (7.59)Perciò, seguendo lo stesso proce<strong>di</strong>mento adottato nel caso dell’operazione CP , si <strong>di</strong>mostrache l’Eq.(7.58) è equivalente alla (7.42).Le proprietà <strong>di</strong> invarianza delle equazioni <strong>di</strong> Weyl per trasformazioni CP e T sonoin accordo con il teorema CP T , che asserisce l’invarianza delle leggi fisiche per latrasformazione CP T .7.6 Covarianti bilineari con spinori chiraliStu<strong>di</strong>amo le proprietà dei covarianti bilineari con spinori chirali, ossia delle espressionidel tipoψ L,R Γ a ψ L,R , (7.60)dove le matrici Γ a sono le 16 matrici 4 × 4 definite nel Paragrafo 1.2.2.Raggruppiamo le Γ a in 2 classi a seconda delle loro proprietà <strong>di</strong> commutazione conγ 5 :1) Γ a = 11, γ 5 , σ µν , che hanno le seguenti proprietà <strong>di</strong> commutazione:2) Γ a = γ µ , γ µ γ 5 , con le seguenti proprietà:χ ∗ L[γ 5 , Γ a ] = 0 , [P L , Γ a ] = [P R , Γ a ] = 0 . (7.61){γ 5 , Γ a } = 0 , P L Γ a = Γ a P R , P R Γ a = Γ a P L . (7.62)Da queste proprietà e da[ ] † 1ψ L =2 (1 + γ 5) ψ γ 0 = ψ † 1 2 (1 + γ 5) γ 0 = ψ 1 2 (1 − γ 5) , (7.63)segue cheψ L Γ a ψ L = ψ P R Γ a P L ψ ={ ψ Γ a P R P L ψ = 0 (Γ a = 11, γ 5 , σ µν ) ,ψ Γ a PL 2 ψ ≠ 0 (Γa = γ µ , γ µ γ 5 ) .(7.64)74
Le stesse proprietà valgono per i covarianti ψ R Γ a ψ R . Per i covarianti bilineari misti L-R,si ha inveceψ L Γ a ψ R = ψ P R Γ a P R ψ ={ ψ Γ a PR 2 ψ ≠ 0 (Γa = 11, γ 5 , σ µν ) ,ψ Γ a P L P R ψ = 0 (Γ a = γ µ , γ µ γ 5 ) .. (7.65)e proprietà analoghe per ψ R Γ a ψ L .Si notino in particolare i seguenti risultati:Γ a = 11 : ψ L ψ R ≠ 0 , ψ R ψ L ≠ 0 , ψ L ψ L = ψ R ψ R = 0 ; (7.66)Γ a = γ µ , γ µ γ 5 : ψ L γ µ ψ L ≠ 0 , ψ L γ µ γ 5 ψ L ≠ 0 . (7.67)Ne segue che per particelle descritte da spinori chirali ψ L (per esempio il neutrino) èpossibile scrivere correnti vettoriali ed assiali, mentre l’invariante ψ L ψ L , che viene naturalecollegare con un termine <strong>di</strong> massa della Lagrangiana, è identicamente nullo.7.7 Spinori <strong>di</strong> MajoranaPer spinore <strong>di</strong> Majorana si intende uno spinore a quattro componenti autoconiugato <strong>di</strong>carica:ψ M = (ψ M ) c . (7.68)Determiniamo la forma <strong>di</strong> ψ M . Dato un generico spinore( )χLψ = , (7.69)χ Ril suo coniugato <strong>di</strong> carica è (con una particolare scelta del fattore <strong>di</strong> fase)( )σψ c = 2 χ ∗ R−σ 2 χ ∗ . (7.70)LLa con<strong>di</strong>zione ψ = ψ c è quin<strong>di</strong> equivalente a( ) ( )χL σ= 2 χ ∗ Rχ R −σ 2 χ ∗ , (7.71)Lossiaχ R = −σ 2 χ ∗ L (che implica χ L = σ 2 χ ∗ R ) . (7.72)Quin<strong>di</strong> uno spinore <strong>di</strong> Majorana può essere scritto nella forma( )ψ M χL=−σ 2 χ ∗ . (7.73)LÈ chiaro che gli spinori <strong>di</strong> Majorana, come gli spinori <strong>di</strong> Weyl, hanno metà gra<strong>di</strong> <strong>di</strong> libertàrispetto agli spinori <strong>di</strong> Dirac.75
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Lezioni diMeccanica Quantistica Rel
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4.3 Invarianza di gauge . . . . . .
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Capitolo 1Equazione di Dirac1.1 Int
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con la quadri-correntej µ =i2 m [
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Passiamo ora all’esame dell’equ
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1.2.2 Prodotti di matrici γ: matri
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È evidente che in un cambiamento d
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Assumendo che le funzioni d’onda
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dove⎛⎞(r 1 ) µ ν = d(R 1) µ
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Poichè γ 0 γ µ† γ 0 = γ µ
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per inversione temporale si ottiene
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4. Γ a = γ µ γ 5 .ψ ′ (x ′
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Scrivendou(0) =( )χ+ (0)ϕ + (0)(2
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