Tekst źródłowy strony Kwantowa teoria pola

{{Przekierowanie|QFT|[[Kwantowa transformata Fouriera|Quantum Fourier Transform]] – kwantową transformatę Fouriera}}

'''Teorie pól kwantowych''' ([[język angielski|ang.]] ''Quantum Field Theory'', QFT) – współczesne [[teoria fizyczna|teorie fizyczne]] tłumaczące [[oddziaływania podstawowe]]. Są one rozwinięciem [[mechanika kwantowa|mechaniki kwantowej]] zapewniającym jej zgodność ze [[szczególna teoria względności|szczególną teorią względności]]<ref>{{Encyklopedia PWN | tytuł = Kwantowa teoria pola | id = 3929567 | data dostępu = 2021-07-22}}</ref>. QFT w odróżnieniu od pierwotnej [[Relatywistyczna mechanika kwantowa|relatywistycznej mechaniki kwantowej]] uwzględnia zjawiska, w których zmienia się liczba cząstek elementarnych w czasie: [[kreacja par]], [[anihilacja]] czy [[absorpcja]]{{odn|Messiah|1965|s=875–876}}.

Aparatem matematycznym teorii pól kwantowych jest, tak samo jak w [[mechanika kwantowa|mechanice kwantowej]], rachunek operatorów w [[Przestrzeń Hilberta|przestrzeni Hilberta]]. [[wielkość fizyczna|Wielkości fizyczne]] wyraża się za pomocą specjalnych obiektów operatorowych zwanych [[Teoria pola (fizyka)|polami]], a będących [[Teoria dystrybucji|dystrybucjami]] o wartościach operatorowych zależnych od punktu [[czasoprzestrzeń|czasoprzestrzeni]].

Pola mogą opisywać abstrakcyjne [[wielkość fizyczna|wielkości fizyczne]], ale także całe cząstki lub układy cząstek łącznie z ich [[oddziaływanie|oddziaływaniami]]. Ogólnie, jeżeli [[pole kwantowe]] spełnia [[równanie pola]], to opisuje [[Cząstka|cząstkę fizyczną]]. Istnieje związek pola kwantowego z [[funkcja falowa|funkcją falową]] (funkcja falowa jest równa elementowi [[Macierz|macierzowemu]] pola kwantowego pomiędzy stanem [[Próżnia|próżni]] a stanem jednocząstkowym).

Najważniejszym narzędziem teorii pól kwantowych są [[Symetria (fizyka)|symetrie]], czyli przekształcenia, które pozostawiają niezmienione pola lub układy pól. Podając [[grupa symetrii|grupę symetrii]] zachowywanej przez pole, można podać wszystkie własności opisywanej przez nie cząstki i charakter [[oddziaływanie|oddziaływań]], w których uczestniczy.

Przykładami teorii pól kwantowych są: [[elektrodynamika kwantowa]], [[teoria oddziaływań elektrosłabych]], [[chromodynamika kwantowa]], [[model standardowy]], [[teorie wielkiej unifikacji]], [[supersymetria]].

Próbą opisu QFT z uwzględnieniem efektów [[ogólna teoria względności|ogólnej teorii względności]] jest [[kwantowa teoria pola w zakrzywionej czasoprzestrzeni]].

== Podstawowe zasady kwantyzacji pól ==
W poniższym tekście użyto naturalnych jednostek, dla których [[stała Plancka]] oraz prędkość światła są równe jedności.

=== Pola klasyczne ===
'''Pole klasyczne jest to [[funkcja rzeczywista]] współrzędnych przestrzennych i czasu.''' Np. takim polami są [[pole grawitacyjne]] Newtona i pole elektromagnetyczne.

Pole posiada w każdym punkcie przestrzeni jakąś wartość ([[Skalar (matematyka)|skalarną]], wektorową, [[tensor]]ową), która zmienia się w czasie. Mówi się, że pole ma nieskończenie wiele stopni swobody, tzn. do jego pełnego opisu potrzeba podania wartości w nieskończonej liczbie punktów przestrzeni.

'''Wielkości polowe''' klasyczne to wielkości skalarne, współrzędne wektorów i tensorów. Wielkości te mogą być dowolnymi liczbami rzeczywistymi (lub zespolonymi, ale tak, by w sumie dawały funkcje rzeczywiste).

Pole klasyczne może mieć energie, które są dowolnymi liczbami nieujemnymi, z zakresu continuum.

Wiele zjawisk nie da się objaśnić za pomocą pól klasycznych. Np. [[efekt fotoelektryczny]] opisuje się przyjmując, że pole elektromagnetyczne jest skwantowane, tj. jego energia jest skwantowana (nieciągła); kwanty energii pola elektromagnetycznego nazywa się fotonami.

Celem kwantowej teorii pola jest opis różnych zjawisk, używając zmodyfikowanej koncepcji pola. Najpowszechniejszymi sformułowaniami kwantowej teorii pola są metoda kanonicznej kwantyzacji oraz metoda [[Całka|całek]] po trajektoriach. Aby pokazać motywację wprowadzenia kwantowej teorii pola przypomnimy podstawowe wiadomości na temat pól klasycznych.

=== Pole skalarne rzeczywiste. Równanie ruchu pola klasycznego ===
[[Pole skalarne]] jest najprostszym typem pola. Pole to przypisuje każdemu punktowi przestrzeni <math>\mathbf x=(x^1,x^2,x^3)</math> jedną liczbę rzeczywistą <math>\phi(t,\mathbf x)\equiv \phi(t,x^1,x^2,x^3),</math> która w ogólności jest funkcją czasu i współrzędnych przestrzennych. Gęstość [[Lagrangian|lagrangianu]] takiego pola ma postać{{odn|Padmanabhan|2016|s=74|loc=pole rzeczywiste skalarne}}:
: <math>\mathcal{L} = \frac 12 \dot\phi^2 - \frac 12 (\nabla\phi)^2 - \frac 12 m^2\phi^2,</math>

gdzie:
: <math>\dot\phi\equiv \frac{\partial \phi}{\partial t}</math> – pochodna pola po czasie,
: <math>\nabla
= \left(\frac{\partial}{\partial x^1}, \frac{\partial}{\partial x^2}, \frac{\partial}{\partial x^3}\right)
= \mathbf i \frac{\partial}{\partial x^1} + \mathbf j \frac{\partial}{\partial x^2} + \mathbf k \frac{\partial}{\partial x^3}</math> – [[operator nabla]],
: <math>m</math> – rzeczywisty parametr, „masa” pola.

„Masa” pola jest odpowiednikiem masy, jaką przypisuje się cząstce punktowej w [[Mechanika klasyczna|mechanice klasyczne]]<nowiki/>j.

'''Uwaga:''' W kwantowej teorii pola cząstki punktowe zostają zastąpione polami, niosącymi takie same parametry, jak ich klasyczne odpowiedniki. Dlatego np. pole kwantowe elektronu – tzw. pole Diraca – posiada masę <math>m,</math> ładunek <math>e,</math> spin <math>s=1/2</math> – gdyż takie same parametry posiada elektron, traktowany jako cząstka punktowa. W odróżnieniu od omawianego tu pola skalarnego pole Diraca jest polem [[spinor]]owym.

Stosując [[równania Eulera-Lagrange’a|równanie Eulera-Lagrange’a]] – dla przypadku, gdy lagrangian zależy od 4 zmiennych <math>(t,x^1,x^2,x^3)</math> i zawiera maksymalnie pochodne 2-go rzędu
: <math>\frac{\partial}{\partial t} \left[\frac{\partial\mathcal{L}}{\partial(\partial\phi/\partial t)}\right] + \sum_{i=1}^3 \frac{\partial}{\partial x^i} \left[\frac{\partial\mathcal{L}}{\partial(\partial\phi/\partial x^i)}\right] - \frac{\partial\mathcal{L}}{\partial\phi} = 0,</math>

otrzyma się '''równanie ruchu pola''', czyli równanie opisujące, jak zmieniają się wartości pola w zależności od <math>t,x^1,x^2,x^3,</math> czyli w czasie i przestrzeni
: <math>\left(\frac{\partial^2}{\partial t^2} - \nabla^2 + m^2\right)\phi = 0.</math>

Jest to tzw. [[równanie Kleina-Gordona]].

'''Uwaga:'''

We współrzędnych czasoprzestrzennych <math>x^\mu=(x^0=ct,x^1,x^2,x^3)</math> równanie Eulera-Lagrange’a przyjmie symetryczną postać
: <math>\partial_\mu \left( \frac{\partial \mathcal{L}}{\partial ( \partial_\mu \psi )} \right) - \frac{\partial \mathcal{L}}{\partial \psi} = 0</math>

gdzie domyślnie sumuje się po powtarzających się indeksach, przy czym <math>\mu=0,1,2,3</math> oraz np. <math>\partial_\mu \psi = \frac{\partial \psi}{\partial x^\mu}.</math> Wtedy gęstość lagrangianu zamiast wyrażenia{{odn|Padmanabhan|2016|s=74|loc=pole rzeczywiste skalarne}}
: <math>\mathcal{L} = \frac 12 \dot\phi^2 - \frac 12 (\nabla\phi)^2 - \frac 12 m^2\phi^2</math>

przyjmuje postać
: <math>\mathcal{L} = \frac 12 [ \partial_\mu\phi\, \partial^\mu\phi- m^2 \phi^2],</math>

a równanie Kleina-Gordona przyjmuje postać{{odn|Padmanabhan|2016|s=74|loc=pole rzeczywiste skalarne}}
: <math>\left(\partial_\mu\partial^\mu+ m^2\right)\phi = 0.</math>

=== Rozwiązania równania rzeczywistego pola skalarnego ===
Równanie Kleina-Gordona jest [[Równanie falowe|równaniem falowym]]. Ponieważ równanie to jest liniowe, to jego najogólniejsze rozwiązania <math>\phi(\mathbf{x}, t)</math> można rozłożyć na sumę '''fal płaskich''' (rozkład ten przedstawia [[Transformacja Fouriera|transformatę Fouriera]] funkcji pola)
: <math>\phi(\mathbf{x}, t) = \int\frac{d^3p}{(2\pi)^3} \frac{1}{\sqrt{2\omega_\mathbf{p}}}\left(a_\mathbf{p} e^{-i\omega_\mathbf{p} t + i\mathbf{p}\cdot\mathbf{x}} + a_\mathbf{p}^* e^{i\omega_\mathbf{p}t - i\mathbf{p}\cdot\mathbf{x}}\right),</math>

gdzie:
: <math>a,</math><math>a^*_p</math> – dowolne funkcje skalarne pędu <math>p,</math> ale takie że <math>a^*_p</math> – sprzężenie zespolone liczby <math>a_p,</math> co zapewnia, że funkcja <math>\phi(\mathbf{x}, t)</math> będzie rzeczywista,
: <math>\omega_p</math> – częstotliwość składowej pola (modu pola),
: <math>p</math> – pęd składowej pola,

przy czym zachodzą zależności
: <math>\omega_\mathbf{p} = \sqrt{|\mathbf{p}|^2 + m^2}</math>

Każda składowa pola ('''mod''' '''pola'''), który ma pęd <math>p,</math> może być traktowana jako rozwiązanie równania oscylatora harmonicznego, gdyż równanie oscylatora daje identyczne rozwiązania. Obserwacja ta stanowi podstawę do kwantyzacji pola klasycznego (por. kwantowa teoria pola).

'''Uwaga:''' W kwantowej teorii pola rozważa się zespolone pola skalarne. Wtedy nie narzuca się warunku, by współczynniki <math>a,</math><math>a^*_p</math> były liczbami wzajemnie sprzężonymi (i oznacza się je wtedy różnymi symbolami).

=== Kanoniczna kwantyzacja oscylatora ===
''Procedura kanonicznej kwantyzacji'' pola klasycznego jest analogiczna do procedury promującej klasyczny oscylator harmoniczny do operatora kwantowego.

Przemieszczenie oscylatora klasycznego od położenia równowagi jest opisane równaniem
: <math>x(t) = \frac{1}{\sqrt{2\omega}} a e^{-i\omega t} + \frac{1}{\sqrt{2\omega}} a^* e^{i\omega t},</math>

gdzie <math>a</math> – pewna liczba zespolona (w ogólności dowolna), <math>a^*</math> – jej [[Sprzężenie zespolone|sprzężenie]] (liczby te są znormalizowane dla wygody czynnikiem <math>\frac{1}{\sqrt{2\omega}}</math>); <math>\omega</math> jest częstotliwością oscylacji.

Aby otrzymać [[Kwantowy oscylator harmoniczny|oscylator kwantowy]], liczba <math>a</math> jest zamieniane na operator anihilacji <math>\hat a,</math> zaś liczba <math>a^*</math> na [[Operator sprzężony (przestrzenie Hilberta)|operator hermitowsko sprzężony]] <math>\hat a^\dagger</math> – operator kreacji; w ten sposób przemieszczenie oscylatora <math>x(t)</math> jest promowane do postaci operatora liniowego <math>\hat x(t),</math> zależnego od czasu:
: <math>\hat x(t) = \frac{1}{\sqrt{2\omega}} \hat a e^{-i\omega t} + \frac{1}{\sqrt{2\omega}} \hat a^\dagger e^{i\omega t},</math>

przy czym narzuca się warunek [[Komutacja|komutacyjny]]
: <math>[\hat a,\hat a^\dagger] = 1.</math>

Stan próżni <math>|0\rang,</math> który jest stanem o najniższej energii, jest definiowany równaniem
: <math>\hat a|0\rang = 0.</math>

Dowolny stan kwantowy <math>|n\rang</math> oscylatora harmonicznego można otrzymać ze stanu próżni <math>|0\rang</math> poprzez działanie odpowiednią liczbę razy operatorem kreacji <math>\hat a^\dagger</math>
: <math>|n\rang = (\hat a^\dagger)^n|0\rang.</math>

=== Kanoniczna kwantyzacja rzeczywistego pola skalarnego ===
W analogiczny sposób dokonuje się zamiany pola klasycznego <math>\phi(t,\mathbf x)</math> na operator pola <math>\hat\phi{:}</math> [[Amplituda|amplitudy]] <math>a_\mathbf p</math> oraz <math>a_\mathbf p^*</math> zamienia się na operatory anihilacji <math>\hat a_{\mathbf{p}}</math> i kreacji <math>\hat a_{\mathbf{p}}^\dagger</math> odpowiadających pędom <math>\mathbf p,</math> czyli otrzyma się
: <math>\hat \phi(\mathbf{x}, t) = \int \frac{d^3p}{(2\pi)^3} \frac{1}{\sqrt{2\omega_{\mathbf{p}}}}\left(\hat a_{\mathbf{p}} e^{-i\omega_{\mathbf{p}}t + i\mathbf{p}\cdot\mathbf{x}} + \hat a_{\mathbf{p}}^\dagger e^{i\omega_{\mathbf{p}}t - i\mathbf{p}\cdot\mathbf{x}}\right).</math>

przy czym zakłada się następujące relacje komutacyjne:
* <math>[\hat a_\mathbf p,\hat a_\mathbf q^\dagger] = (2\pi)^3\delta(\mathbf{p} - \mathbf{q}),</math>
* <math>[\hat a_\mathbf p,\hat a_\mathbf q] = [\hat a_\mathbf p^\dagger,\hat a_\mathbf q^\dagger] = 0,</math>

gdzie <math>\delta</math> – [[delta Diraca]].

Ponadto stan próżni <math>|0\rang</math> definiuje się za pomocą warunku:
: <math>\hat a_\mathbf p|0\rang = 0,\quad \text{dla wszystkich }\mathbf p.</math>

Znaczenie stanu próżni <math>|0\rang</math> jest fundamentalne, gdyż każdy inny stan pola można otrzymać przez działanie na stan próżni odpowiednimi operatorami kreacji <math>\hat a_{\mathbf{p}}^\dagger</math> odpowiednią liczbę razy, np.
: <math>(\hat a_{\mathbf{p}_3}^\dagger)^3 \hat a_{\mathbf{p}_2}^\dagger (\hat a_{\mathbf{p}_1}^\dagger)^2 |0\rang</math>

generuje stan pola <math>|
3_{\mathbf{p}_3},
1_{\mathbf{p}_2},
2_{\mathbf{p}_1}
\rangle</math> zawierający:
: 2 kwanty o pędzie <math>\mathbf p_1,</math>
: 1 kwant o pędzie <math>\mathbf p_2,</math>
: 3 kwanty o pędzie <math>\mathbf p_3.</math>

== Zakres zastosowań QFT ==
=== Rodzaje pól kwantowych ===
Pola <math>\phi(t,\mathbf x)</math> w lagrangianie są określona na ciągłej czasoprzestrzeni, jednak możliwe ich stany są dyskretne ze względu na dodatkowe parametry, np. energię czy liczbę cząstek (podobnie jak stany pojedynczego oscylatora kwantowego). Przestrzeń stanów określających liczby cząstek pola nazywa się [[Przestrzeń Focka|przestrzenią Foka]] (Focka) QFT pozwala opisać procesy kreacji i anihilacji cząstek, czego nie da się zrobić w ramach formalizmu mechaniki kwantowej.

Metodę kwantyzacji pól dającą możliwość opisu kreacji i anihilacji cząstek nazywa się '''drugim kwantowaniem'''. Można ją zastosować do kwantowania nie tylko rzeczywistych pól skalarnych, ale też obejmuje
* zespolone pola skalarne (np. pola mezonów obojętnych elektrycznie),
* pola Diraca (np. elektronu, pozytonu, kwarków),
* pola wektorowych (np. pola elektromagnetycznego),
* pola strun.

=== Metoda opisu oddziaływań pól ===
Jednakże operatory kreacji i anihilacji są dobrze określone w teoriach, które nie zawierają oddziaływań pół – samoodziaływań oraz oddziaływań z innymi polami. W przypadku rzeczywistych pól skalarnych operatory kreacji i anihilacji zostały wprowadzone w wyniku rozkładu pola klasycznego na sumę fal płaskich (modów), opisanych funkcjami zespolonymi. W celu przeprowadzenia obliczeń w sytuacji oddziaływań potrzebne jest zastosowanie metody [[Teoria perturbacji|rachunku zaburzeń]] (rachunku perturbacji) – oddziaływania traktuje się jako niewielkie zaburzenia od stanu pół swobodnych (czyli nie oddziałujących z niczym).

Lagrangian pół swobodnych uzupełnia się o dodatkowe człony, odpowiedzialne za oddziaływania. Np. człon 4-tego stopnia wprowadza się do lagrangianu rzeczywistego skalarnego pola
: <math>\mathcal{L} = \frac 12 (\partial_\mu\phi)(\partial^\mu\phi) - \frac 12 m^2\phi^2 - \frac{\lambda}{4!}\phi^4,</math>

gdzie <math>\mu=0,1,2,3</math> jest indeksem współrzędnych czasoprzestrzennych, <math>\partial_0 = \partial/\partial t,\ \partial_1 = \partial/\partial x^1,</math> itd. oznaczają pochodne cząstkowe po współrzędnych. Sumowanie po powtarzających się jednakowych indeksach opuszcza się zwyczajowo zgodnie z [[Konwencja sumacyjna Einsteina|konwencją sumacyjną Einsteina]]. Jeżeli parametr <math>\lambda</math> jest odpowiednio mały, to teoria oddziaływania opisana za pomocą powyższego lagrangianu może być uważana za małe zaburzenie wobec teorii pół swobodnych.

== Metoda całek po trajektoriach w QFT ==
Sformułowanie QFT za pomocą '''metody całek po trajektoriach jest nastawione na obliczanie [[Amplituda rozpraszania|amplitud rozpraszania]]''' pewnych procesów raczej niż definiowanie operatorów pomiaru i przestrzeni stanów. Aby obliczyć amplitudę prawdopodobieństwa przejścia układu z danego stanu początkowego <math>|\phi_I\rang</math> w chwili <math>t=0</math> do pewnego stanu końcowego <math>|\phi_F\rang</math> w chwili <math>t=T,</math> czas <math>T</math> jest dzielony na <math>N</math> małych przedziałów. Cała amplituda jest iloczynem amplitud ewolucji pomiędzy poszczególnymi przedziałami wzdłuż wszystkich możliwych dróg – stąd całkuje się po wszystkich możliwych stanach pośrednich; przy tym amplituda danej drogi jest równa <math>e^{-iHT/N},</math> gdzie <math>H</math> oznacza operator Hamiltona układu, zaś <math>U=e^{-iHT}</math> jest operatorem ewolucji:<math>\lang \phi_F|e^{-iHT}|\phi_I\rang = \int d\phi_1\int d\phi_2\ldots\int d\phi_{N-1}\,\lang \phi_F|e^{-iHT/N}|\phi_{N-1}\rang\ldots\lang \phi_2|e^{-iHT/N}|\phi_1\rang\lang \phi_1|e^{-iHT/N}|\phi_I\rang.</math>

Obliczając granicę <math>N\to \infty,</math> powyższa całka staje się całką po trajektoriach Feynmana
: <math>\lang \phi_F|e^{-iHT}|\phi_I\rang = \int \mathcal{D}\phi(t)\,\exp\left\{i\int_0^T dt\,L\right\},</math>

gdzie <math>L</math> jest Lagrangianem zależnym od pola <math>\phi</math> i jego pochodnych względem współrzędnych czasoprzestrzennych, otrzymanym z Hamiltonianu <math>H</math> za pomocą [[Transformacja Legendre’a|transformacji Legendre’a]]. Początkowe i końcowe warunki dla całkowania są następujące
: <math>\phi(0) = \phi_I,\quad \phi(T) = \phi_F.</math>

== QFT w zakrzywionej czasoprzestrzeni ==
(1) Kwantowa teoria pola w różnych jej przypadkach, np. teorie <math>\phi^4,</math> QED, QCD, model standardowy zakłada (3+1)-wymiarową [[czasoprzestrzeń Minkowskiego]] (3 wymiary przestrzenne i 1 czasowy). Jednak formalizm teorii nie nakłada a priori żadnych ograniczeń na liczbę wymiarów i strukturę czasoprzestrzeni.

Np. W fizyce materii skondensowanej QFT używa się przestrzeni (2+1) do opisu gazu elektronowego. Fizyka wysokich energii oraz teoria strun są przykładami (1+1)-wymiarowych QFT, zaś [[Teoria Kaluzy-Kleina|teoria Kaluzy–Kleina]] używa do opisu grawitacji dodatkowych wymiarów.

('''2''') '''W czasoprzestrzeni Minkowskiego''', która jest płaska, indeksy czasoprzestrzenne opuszcza się lub podnosi za pomocą [[Tensor metryczny|tensora metrycznego]] <math>\eta_{\mu\nu}</math> lub tensora do niego odwrotnego <math>\eta^{\mu\nu}</math>
: <math>A_\mu A^\mu = \eta_{\mu\nu} A^\mu A^\nu,\quad \partial_\mu\phi \partial^\mu\phi = \eta^{\mu\nu}\partial_\mu\phi \partial_\nu\phi.</math>

Gęstość lagrangianu rzeczywistego pola skalarnego ma postać
: <math>\mathcal{L} = \frac 12 [ \partial_\mu\phi\, \partial^\mu\phi- m^2 \phi^2].</math>

('''3''') '''W czasoprzestrzeni''' '''zakrzywionej''' opisanej tensorem metrycznym <math>g_{\mu\nu}</math> lub tensorem odwrotnym <math>g^{\mu\nu}</math> mamy analogiczne wzory (np. [[metryka Schwarzschilda]] wokół [[Czarna dziura|czarnej dziury]]):
: <math>A_\mu A^\mu = g_{\mu\nu} A^\mu A^\nu,\quad \partial_\mu\phi \partial^\mu\phi = g^{\mu\nu}\partial_\mu\phi \partial_\nu\phi.</math>

Gęstość Lagrangianu rzeczywistego pola skalarnego ma teraz postać
: <math>\mathcal{L} = \frac 12\sqrt{|g|} \left( \nabla_\mu\phi \nabla^\mu\phi - m^2\phi^2\right),</math>

<math>g=\det(g_{\mu\nu})</math> jest [[wyznacznik]]iem tensora metrycznego, <math>\nabla_\mu</math> oznacza [[Pochodna kowariantna|pochodną kowariantną]] (np. pochodna 4-wektora ma postać <math>\nabla_\mu A_\alpha = \partial_\mu A_\alpha - \Gamma^i{}_{\mu \alpha} A_i,</math> gdzie <math>\Gamma^i{}_{\mu \alpha}</math> [[symbole Christoffela]], które zależą od tensora <math>g_{\mu\nu}</math>). Lagrangian QFT w zakrzywionej czasoprzestrzeni zależy więc od lokalnego tensora metrycznego <math>g_{\mu\nu}</math> i dlatego zjawiska fizyczne też zależą od <math>g_{\mu\nu}.</math>

'''Uwaga:'''

Z porównania wzorów na gęstość lagrangianu w p. (2) i (3) widać, że wzór w (3) otrzymuje się, '''zastępując pochodne cząstkowe pochodnymi kowariantnymi''' – jest to ogólna reguła uogólniania wzorów z przestrzeni płaskiej do zakrzywionej. Dlatego np. równanie a równanie Kleina-Gordona z postaci{{odn|Padmanabhan|2016|s=74|loc=pole rzeczywiste skalarne}}
: <math>\left(\partial_\mu\partial^\mu+ m^2\right)\phi = 0</math>

w zakrzywionej czasoprzestrzeni przyjmie postać
: <math>\left(\nabla_\mu\nabla^\mu+ m^2\right)\phi = 0.</math>

== Zobacz też ==
* [[Grupa Lorentza|grupa symetrii Lorentza]]
* [[kwantowa teoria pola w zakrzywionej czasoprzestrzeni]]
* [[teoria pola (fizyka)]]

== Przypisy ==
{{Przypisy}}

== Bibliografia ==
* {{Cytuj książkę |nazwisko = Messiah |imię = Albert |tytuł = Quantum Mechanics |url = https://books.google.pl/books?id=VR93vUk8d_8C&printsec=frontcover&hl=pl&source=gbs_ge_summary_r&cad=0#v=onepage&q&f=false |tom = 2 |wydawca = [[Elsevier]] |rok = 1965 |isbn = 0720400457 |odn = tak}}
* {{cytuj |autor = Thanu Padmanabhan |tytuł = Quantum field theory: the why, what and how |miejsce = Springer |data = 2016 |odn = tak}}

== Literatura dodatkowa ==
* {{cytuj książkę |autor = [[Steven Weinberg]] |tytuł = Teoria pól kwantowych. Podstawy |wydawca = [[Wydawnictwo Naukowe PWN]] |miejsce = Warszawa |rok = 1999 |isbn = 83-01-12615-9}}

== Linki zewnętrzne ==
* {{otwarty dostęp}} Don Lincoln, ''[https://www.youtube.com/watch?v=FBeALt3rxEA Quantum Field Theory]'' {{lang|en}}, kanał [[Fermilab]]u na [[YouTube]], 14 stycznia 2016 [dostęp 2023-05-21].
* {{otwarty dostęp}} ''[https://encyclopediaofmath.org/wiki/Quantum_field_theory Quantum field theory]'' {{lang|en}}, Encyclopedia of Mathematics, encyclopediaofmath.org [dostęp 2024-10-05].
* {{paywall}} ''[https://www.rep.routledge.com/articles/thematic/field-theory-quantum/v-1 Field theory, quantum]'' {{lang|en}}, [[Routledge Encyclopedia of Philosophy]], rep.routledge.com [dostęp 2023-05-08].
{{SEP2 |2018-01-28}}
* {{SEP3 |url = quantum-field-theory/ |tytuł = Quantum Field Theory |autor = Meinard Kuhlmann |data = 2012-09-27 |tytuł polski = (Kwantowa teoria pola)}}
* {{SEP3 |url = qt-nvd/ |tytuł = Quantum Theory: von Neumann vs. Dirac |autor = Fred Kronz, Tracy Lupher |data = 2012-05-21 |tytuł polski = (Teoria kwantowa: von Neumann vs Dirac)}}

{{Mechanika kwantowa}}
{{Działy fizyki}}
{{Szczególna teoria względności}}

{{Kontrola autorytatywna}}

[[Kategoria:Kwantowa teoria pola| ]]