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La sym´etrie chirale

Dans le document The DART-Europe E-theses Portal (Page 58-63)

Pour d´ecrire cette sym´etrie, int´eressons-nous aux repr´esentations du groupe de Lorentz.

4.2.1 Repr´esentation des transformations de Lorentz par un bispineur

Les isom´etries de l’espace de Minkowski forment un groupe : le groupe de Poincar´e. Il contient les translations spatio-temporelles, les sym´etries mi-roir, le renversement du temps ainsi que les transformations de Lorentz, ces derni`eres contenant les rotations de l’espace et lesboosts. Le sous-ensemble des transformations conservant l’orientation de l’espace forme, apr`es exclu-sion des translations, un sous-groupe qui peut ˆetre repr´esent´e par le groupe SO(3,1) des matrices r´eelles, 4×4, orthogonales et de d´eterminant 1, la notation (3,1) faisant r´ef´erence `a la pr´eservation de la m´etrique minkows-kienne contenant trois - et un +. Ce groupe est appel´e le groupe des trans-formations propres de Lorentz. On repr´esente ainsi une transformation de l’espace-temps (ici une transformation propre de Lorentz) par la transfor-mation d’un objet (ici un quadri-vecteur) :x′µ= Λµνxν, avec Λ∈SO(3,1).

Or la fid´elit´e de la repr´esentation (condition d’homomorphisme) repose sur la loi de multiplication du groupe (ici SO(3,1)), elle mˆeme d´etermin´ee par l’alg`ebre de Lie de ce groupe. Caract´erisons donc cette alg`ebre.

Elle admet pour g´en´erateurs,J1, J2, J3: les trois g´en´erateurs de rotations etK1, K2, K3 : les trois g´en´erateurs de boosts.

J1 =

Les relations de commutation entre ces g´en´erateurs sont les suivantes :

On construit ainsi deux jeux de matricesLi etRi permettant de g´en´erer l’alg`ebre de Lie deSO(3,1), v´erifiant l’´equation2.2et commutant l’un avec l’autre. On peut donc repr´esenter les transformations propres de Lorentz par SUL(2)⊗SUR(2). Chaque groupe SU(2) engendre une repr´esentation

´etiquet´ee par un entier ou demi-entier qu’on notera ici j1 et j2. La repr´e-sentation la plus simple est celle de spin 0 (j1=j2 = 0) : elle correspond `a la transformation des scalaires. La suivante, qui est celle qui nous int´eresse est celle de spin 12 : soitj1= 12 etj2 = 0 et la repr´esentation est not´ee (12; 0), soit j1= 0 etj2= 12 : la repr´esentation est alors not´ee (0;12). Elles correspondent aux transformations des spineurs de spin 12. Les repr´esentations (12; 0) et (0;12) ne sont pas ´equivalentes : elles sont ´echang´ees l’une en l’autre par r´eflexion des trois axes d’espace, c’est-`a-dire par parit´e.

Soient O1 et O2 deux observateurs invers´es spatialement (c’est-`a-dire transform´es l’un en l’autre par parit´e). SiO1 attribue `a un objet un spineur se transformant sous (12; 0), alors O2 attribuera `a cet objet un spineur se transformant sous (0;12) : si O1 voit un spineur gauche ΨL, O2 voit un spineur droit ΨR. Ceci explique les noms gauche et droit donn´e aux jeu de transformationsLietRi. On note que ces deux jeux de transformations sont transform´es l’un en l’autre par parit´e [41].

4.2.2 Transformation chirale

Lorsque l’observateurO1 voit un spineur gauche, on dit aussi qu’il voit un champ de chiralit´e gauche. La chiralit´e d’une particule est ainsi d´efinie comme la repr´esentation du groupe des transformations propres de Lorentz : la repr´esentation (12; 0) correspond `a une chiralit´e gauche et (0;12) `a une chiralit´e droite.

R´e´ecrivons la partie fermionique du lagrangien de QCD en terme des champs de chiralit´e gauche et droite [42], [43]. On se restreindra `a deux saveurs de quarksuetd. Ainsi, Ψ comportera deux composantes d’isospin :

Ψ = u

d

, (4.4)

o`uuetdpeuvent ˆetre d´ecompos´es en deux spineursLetRdans la repr´esen-tation de Weyl :u=

On construit des champs de chiralit´e gauche et droite `a partir de Ψ en utilisant les projecteursPL etPR:

ΨL=PLΨ = 1−γ5 partie fermionique du lagrangien de QCD :

Lf erm= ¯Ψ(iγµµ−m)Ψ =ˆ iΨ¯LγµµΨL+iΨ¯RγµµΨR

Remarquons que cette modification, n’´etant qu’une r´e´ecriture, n’affecte pas l’invariance du lagrangien sous la transformation baryonique :

UV(1) : Ψ→eΨ. (4.7)

On notera qu’ici la conservation du nombre baryonique est respect´ee pour chaque saveur.

On d´efinit alors la transformation chirale comme l’application de deux

´el´ements diff´erents du groupe SU(2) aux chiralit´es gauche et droite. C’est donc une transformation bas´ee sur le produit tensoriel SUL(2)⊗SUR(2).

Les deux transformations en question sont les suivantes : SUL(2) : ΨL→ekτk2 ΨLR→ΨR

SUR(2) : ΨR→ekτk2 ΨRL→ΨL (4.8) avec α1,2,3 etβ1,2,3 des param`etres r´eels et τ1,2,3 les matrices de Pauli agis-sant dans l’espace d’isospin `a deux composantes. Les courants associ´es `a ces transformations sont respectivement Lµ = ¯ΨLγµΨL et Rµ = ¯ΨRγµΨR. La sym´etrie chirale est respect´ee lorsque le lagrangien est invariant sous cette transformation. C’est le cas pour Lf erm dans la limite o`u mu = md = 0.

Cette limite est appel´ee la limite chirale.

Les transformations chirales peuvent ˆetre s´epar´ees en deux cat´egories : les transformations vectorielles et les transformations axiales. Celles-ci s’´ecrivent respectivement : le lagrangien est alors invariant sous SUV(2) mais pas sous SUA(2). La sym´etrie r´esultante, SUV(2) est la sym´etrie d’isospin. Rappelons que c’est cette derni`ere qui nous a permis pourNf = 3 de classer les baryons en multi-plets dans la voie octuple. Au final, et que ce soit pour deux ou trois saveurs, UV(1)⊗UA(1)⊗SUV(Nf)⊗SUA(Nf) est bris´e enUV(1)⊗SUV(Nf),UA(1)

´etant bris´ee par l’anomalie axiale et SUA(Nf) par le fait que la masse des quarks est non nulle.

Le respect deSUV(2) implique l’´egalit´e des masses deπ+ etπ0 : on pourra d´esormais ´evoquer ce triplet en terme d’une seule particule : le m´eson π. Remarquons que le fait que mu soit, en r´ealit´e, l´eg`erement diff´erent de md entraˆıne une petite brisure deSU(2) qui explique la diff´erence de masse entre les ´el´ements du triplet de pion. Pour la suite de cette ´etude, on se placera toujours dans le cas o`umu=md.

4.2.3 Brisures explicite et spontan´ee

On remarque que c’est le terme de masse qui brise la sym´etrie chirale. Si m0 6= 0, la brisure est explicite, c’est-`a-dire r´ealis´ee au niveau du lagrangien.

L’autre type de brisure, la brisure spontan´ee, apparait lorsque la sym´etrie est respect´ee par le lagrangien mais pas par l’´etat fondamental. Pour faire apparaˆıtre une brisure spontan´ee, on va contruire un mod`ele effectif de la QCD respectant la sym´etrie chirale de mani`ere quasi-exacte :m0 aura une valeur tr`es faible devant les masses hadroniques. Ainsi, la brisure explicite sera tr`es faible et le principal m´ecanisme de brisure sera spontan´e. On verra que le param`etre d’ordre associ´e `a cette brisure est le condensat de quark

<qq >.¯

4.3 Conclusion

Les ingr´edients `a notre disposition pour construire un mod`ele effectif sont donc la transition de phase chirale et les quarks comme degr´es de libert´e du syst`eme. On contruira donc un lagrangien qui poss`ede la sym´etrie chirale et qui introduit une interaction effective, ceci posant les bases du mod`ele Nambu–Jona-lasinio. On pourrait aussi fabriquer un mod`ele bas´e sur les degr´es de libert´e σ et π comme c’est le cas des mod`eles sigma-lin´eaire et sigma-non-lin´eaire [45, 46] ou encore un mod`ele m´elangeant les deux ap-proches [47].

Chapitre 5

Les bases du mod` ele Nambu–Jona-Lasinio

Nous pr´esenterons dans ce chapitre les bases du mod`ele Nambu–Jona-Lasinio (NJL) [48,49], en particulier le lagrangien de la th´eorie et l’approxi-mation de champ moyen utilis´ee [50,51].

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