Gamma di Dirac

Le matrici gamma di Dirac sono un insieme di matrici che formano una rappresentazione dell'algebra di Clifford. Sono utilizzate nell'equazione di Dirac e sono state formulate per conciliare la meccanica quantistica con la relatività ristretta.

Definizione

Le matrici sono determinate dalla regola di anticommutazione che definisce l'algebra di Clifford:

$\left\{\gamma ^{\mu },\gamma ^{\nu }\right\}=2g^{\mu \nu }I$

dove $g^{\mu \nu }$ è la metrica dello spaziotempo. Questa condizione non fissa le matrici gamma in maniera univoca, infatti hanno varie rappresentazioni.

Usando la metrica di Minkowski con segnatura $(+,-,-,-)$ deve accadere che:

$\gamma ^{0}=\left(\gamma ^{0}\right)^{\dagger },\gamma ^{i}=-\left(\gamma ^{i}\right)^{\dagger }$

$\gamma ^{0}\gamma ^{0}=I,\gamma ^{i}\gamma ^{i}=-I\$

dove $I$ è la matrice identità, $^{\dagger }$ è il trasposto coniugato e $i$ un indice che va da 1 a 3. Da ciò, in quattro dimensioni:

$\gamma ^{\rho }\gamma _{\rho }=4I\$

La rappresentazione di Dirac

Una delle rappresentazioni più diffuse per le matrici di Dirac è la seguente, detta appunto rappresentazione di Dirac, costruita a partire dalla matrice identità e dalle tre matrici di Pauli $\sigma ^{i}$:

$\gamma ^{i}={\begin{pmatrix}0&\sigma ^{i}\\-\sigma ^{i}&0\end{pmatrix}}$

$\gamma ^{0}={\begin{pmatrix}I&0\\0&-I\end{pmatrix}}$

In questa rappresentazione le quattro matrici di Dirac controvarianti sono:

$\gamma ^{0}={\begin{pmatrix}1&0&0&0\\0&1&0&0\\0&0&-1&0\\0&0&0&-1\end{pmatrix}},\gamma ^{1}\!=\!{\begin{pmatrix}0&0&0&1\\0&0&1&0\\0&-1&0&0\\-1&0&0&0\end{pmatrix}}$

$\gamma ^{2}\!=\!{\begin{pmatrix}0&0&0&-i\\0&0&i&0\\0&i&0&0\\-i&0&0&0\end{pmatrix}},\gamma ^{3}\!=\!{\begin{pmatrix}0&0&1&0\\0&0&0&-1\\-1&0&0&0\\0&1&0&0\end{pmatrix}}.$

Da queste quattro matrici è possibile costruire sedici prodotti differenti, linearmente indipendenti uno dall'altro, e che potranno essere utilizzati per costruire le osservabili fisiche dell'equazione di Dirac:

$\Gamma ^{S}=I;\Gamma ^{V}=\gamma ^{\mu };\Gamma _{\mu \nu }^{T}=\sigma _{\mu \nu };\Gamma ^{P}=i\gamma ^{0}\gamma ^{1}\gamma ^{2}\gamma ^{3}=\gamma ^{5};\Gamma ^{A}=\gamma ^{5}\Gamma ^{V}$

dove

$\sigma _{\mu \nu }={\frac {i}{2}}\left[\gamma _{\mu },\gamma _{\nu }\right]$

Queste $\Gamma$, oltre a essere una base per lo spazio delle matrici $4\times 4$, rispettano alcune regole:

1. $\left(\Gamma ^{n}\right)^{2}=\pm 1$
2. $\Gamma ^{n}\neq \Gamma ^{S},\exists \Gamma ^{m}:\Gamma ^{n}\Gamma ^{m}=-\Gamma ^{m}\Gamma ^{n}$
3. $\Gamma ^{n}\neq \Gamma ^{S},\operatorname {tr} \Gamma ^{n}=0$
4. $\Gamma ^{a},\Gamma ^{b},\exists \Gamma ^{n}\neq \Gamma ^{S}:\Gamma ^{a}\Gamma ^{b}=\Gamma ^{n}$
5. ${\mbox{se }}\sum _{i=1}^{16}a_{i}\Gamma ^{i}=0,{\mbox{ allora }}a_{i}=0\forall i$.

Infine, combinando le $\gamma$ con gli spinori, è possibile definire una quadricorrente:

$j^{\mu }(x)={\bar {\psi }}(x)\gamma ^{\mu }\psi (x)$

dove

${\bar {\psi }}(x)=\psi ^{+}(x)\gamma ^{0}$.

Bisogna notare che gli indici che distinguono queste matrici non sono dei veri e propri indici tensoriali, perché $\gamma ^{\mu }$ non è un quadrivettore che trasforma sotto una generica trasformazione di Lorentz $\Lambda _{\nu }^{\mu }$ secondo:

$\gamma ^{\mu }\rightarrow \left(\gamma ^{\mu }\right)^{\prime }={\Lambda ^{\mu }}_{\nu }\gamma ^{\nu }$

bensì rimane invariato, per definizione:

$\left(\gamma ^{\mu }\right)^{\prime }=\gamma ^{\mu }$.

Spesso con la "covarianza" delle matrici gamma si intende la seguente relazione:

$S^{-1}\gamma ^{\mu }S={\Lambda ^{\mu }}_{\nu }\gamma ^{\nu }$,

dove $S=S(\Lambda )$ è la rappresentazione della trasformazione sugli spinori che intervengono nell'equazione di Dirac, ma questa è una proprietà soddisfatta in virtù della forma esplicita delle $S$. Una conseguenza di questo fatto è che la grandezza $\gamma ^{\mu }p_{\mu }$ non è invariante, ma si trasforma come:

$\left(\gamma ^{\mu }p_{\mu }\right)^{\prime }=\gamma ^{\mu }\left(\Lambda ^{-1}\right)_{\mu }^{\nu }p_{\nu }=S\left(\gamma ^{\mu }p_{\mu }\right)S^{-1}$

e con lei lo stesso operatore di Dirac $(i\partial \!\!\!/\ -m)$ e il propagatore del campo fermionico. Si noti che l'invarianza della densità di lagrangiana e delle sezioni d'urto è conservata perché in queste grandezze la parte che trasforma con le $S$ è racchiusa tra una ${\bar {\psi }}$ e una $\psi$, in modo da mantenere il tutto invariante. Si noti anche che:

$p\!\!\!\,/\equiv \gamma ^{\mu }p_{\mu }=\gamma _{\mu }p^{\mu }$

$\left(\Lambda ^{-1}\right)_{\mu }^{\nu }\gamma ^{\mu }p_{\nu }=S\left(\gamma ^{\mu }p_{\mu }\right)S^{-1}=\left(p\!\!\!\,/\right)^{\prime }=\left(\gamma ^{\mu }p_{\mu }\right)^{\prime }\neq \left(\gamma _{\mu }p^{\mu }\right)^{\prime }=\Lambda _{\nu }^{\mu }\gamma _{\mu }p^{\nu }$.

La quinta matrice gamma

È una matrice definita (nel formalismo quadri-dimensionale di Dirac) come segue:

$\gamma ^{5}:=i\gamma ^{0}\gamma ^{1}\gamma ^{2}\gamma ^{3}={\begin{pmatrix}0&0&1&0\\0&0&0&1\\1&0&0&0\\0&1&0&0\end{pmatrix}}$

Anche se la matrice $\gamma ^{5}$ non fa parte delle quattro matrici gamma, si denota in questo modo perché retaggio di una vecchia notazione: essendo $\gamma ^{0}$ la quarta matrice oltre le tre spaziali, l'apice 5 denota che sarebbe una quinta matrice con le stesse proprietà delle altre quattro.

Vale anche la relazione che segue (facilmente verificabile):

$\gamma ^{5}={\frac {i}{4!}}\varepsilon _{\mu \nu \alpha \beta }\gamma ^{\mu }\gamma ^{\nu }\gamma ^{\alpha }\gamma ^{\beta }$

Viene introdotta in meccanica quantistica relativistica perché utile per lo sviluppo di diverse argomentazioni; una su tutte è la proiezione del campo di Dirac nelle componenti "left-handed" (levogiro) e "right-handed" (destrogiro) (vedi anche chiralità):

$\psi _{L}={\frac {1-\gamma ^{5}}{2}}\psi ,\qquad \psi _{R}={\frac {1+\gamma ^{5}}{2}}\psi$.

Seguono alcune delle proprietà di cui gode:

• È hermitiana:

$(\gamma ^{5})^{\dagger }=\gamma ^{5}.\,$

• Ha autovalori ±1:

$(\gamma ^{5})^{2}=I_{4}.\,$

• Anticommuta con le altre quattro $\gamma ^{\mu }$:

$\left\{\gamma ^{5},\gamma ^{\mu }\right\}=\gamma ^{5}\gamma ^{\mu }+\gamma ^{\mu }\gamma ^{5}=0.\,$

Bibliografia

• Richard Feynman, QED: La strana teoria della luce e della materia, Adelphi, ISBN 88-459-0719-8.
• (EN) Claude Cohen-Tannoudji, Jacques Dupont-Roc e Gilbert Grynberg, Photons and Atoms: Introduction to Quantum Electrodynamics, New York, John Wiley & Sons, 1997, ISBN 0-471-18433-0.
• (EN) J.M. Jauch e F. Rohrlich, The Theory of Photons and Electrons, Berlino, Springer, 2011, ISBN 978-36-42-80953-8.
• (EN) Richard Feynman, Quantum Electrodynamics, Perseus Publishing, 1998, ISBN 0-201-36075-6.

Voci correlate

• Algebra di Clifford
• Bosone (fisica)
• Diagramma di Feynman
• Equazione di Dirac
• Modello standard
• Notazione slash di Feynman
• Propagatore
• Scattering

Altri progetti

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Collegamenti esterni

• Marcello Ciafaloni Complementi di Fisica Teorica: Introduzione alla teoria dei campi (Università di Firenze)
• Roberto Casalbuoni Elettrodinamica Quantistica (Università di Firenze)
• Roberto Casalbuoni Teoria dei campi: Storia e Introduzione (Università di Firenze, 2001)