Variables de Mandelstam

En physique théorique, les variables de Mandelstam sont des quantités numériques qui rendent compte de la conservation de l'énergie et de la quantité de mouvement, ainsi que de l'invariance de Lorentz dans les réactions entre particules.

Définition

Les variables de Mandelstam permettent d'analyser la cinématique des processus de diffusion en prenant en compte les deux propriétés suivantes : il est possible de définir au moins un invariant de Lorentz pour un processus (quantité indépendante du système de référence), et le quadri-moment est conservé[1].

Dans une réaction impliquant les particules initiales $1$ et $2$ , et les particules finales $3$ et $4$ , dont le quadri-moment est $p_{i}=(E_{i},\mathbf {p_{i}} )=(e_{i},p_{i}x,p_{i}y,p_{i}z)$ où $i=1,2,3,4$ , notée $1+2\to 3+4$ , les variables de Mandelstam correspondent aux quantités invariantes de Lorentz suivantes[2] :

s\equiv (p_{1}+p_{2})^{2}=(p_{3}+p_{4})^{2}

t\equiv (p_{1}-p_{3})^{2}=(p_{4}-p_{2})^{2}

u\equiv (p_{3}-p_{2})^{2}=(p_{1}-p_{4})^{2}

$s$ est alors le carré de la somme des énergies initiales ou finales dans le centre de masse, et $t$ le carré du transfert de quantité de mouvement. Enfin, les énergies et impulsions peuvent s'exprimer en fonction de ces invariants de Lorentz, elles peuvent donc être calculées dans n'importe quel référentiel.

Détails

Limite à haute énergie

Dans la limite relativiste, l'énergie de masse peut être négligée, donc par exemple :

s=(p_{1}+p_{2})^{2}=p_{1}^{2}+p_{2}^{2}+2p_{1}\cdot p_{2}\approx 2p_{1}\cdot p_{2}\,

par ce que $p_{1}^{2}=m_{1}^{2}$ et $p_{2}^{2}=m_{2}^{2}.$

En résumé,

$s\approx$	$2p_{1}\cdot p_{2}\approx$	$2p_{3}\cdot p_{4}$
$t\approx$	$-2p_{1}\cdot p_{3}\approx$	$-2p_{2}\cdot p_{4}$
$u\approx$	$-2p_{1}\cdot p_{4}\approx$	$-2p_{3}\cdot p_{2}$

Addition

Notez que

s+t+u=m_{1}^{2}+m_{2}^{2}+m_{3}^{2}+m_{4}^{2}\,

avec $m_{i}$ la masse de la particule $i$ (et $c=1$ ).

Preuve

Cette preuve nécessite les relations suivantes :

Le carré de la quadri-impulsion est le carré de la masse de la particule (avec $c=1$ ),
$p_{i}^{2}=m_{i}^{2}$
Et la conservation de la quadri-impulsion,
$p_{1}+p_{2}=p_{3}+p_{4}$

et donc

$p_{1}=-p_{2}+p_{3}+p_{4}$

En développant les carrés, on obtient

s=(p_{1}+p_{2})^{2}=p_{1}^{2}+p_{2}^{2}+2p_{1}\cdot p_{2}

t=(p_{1}-p_{3})^{2}=p_{1}^{2}+p_{3}^{2}-2p_{1}\cdot p_{3}

u=(p_{1}-p_{4})^{2}=p_{1}^{2}+p_{4}^{2}-2p_{1}\cdot p_{4}

Puis en les ajoutant, on obtient

s+t+u=3p_{1}^{2}+p_{2}^{2}+p_{3}^{2}+p_{4}^{2}+2p_{1}(p_{2}-p_{3}-p_{4})

Maintenant en utilisant le fait que $p_{1}=-p_{2}+p_{3}+p_{4}$ , on a que

2p_{1}(p_{2}-p_{3}-p_{4})=-2p_{1}^{2}

et donc

s+t+u=p_{1}^{2}+p_{2}^{2}+p_{3}^{2}+p_{4}^{2}

Et finalement en utilisant $p_{i}^{2}=m_{i}^{2}$

s+t+u=m_{1}^{2}+m_{2}^{2}+m_{3}^{2}+m_{4}^{2}

Dans le repère du centre de masse

Le repère du centre de masse (CM) est aussi appelé repère d'impulsion nulle (IN). Il est souvent utile de disposer des quantités dynamiques exprimées en termes des variables de Mandelstam.

$E_{1cm}=(s+m_{1}^{2}-m_{2}^{2})/2{\sqrt {s}}$
$E_{2cm}=(s+m_{2}^{2}-m_{1}^{2})/2{\sqrt {s}}$
$E_{3cm}=(s+m_{3}^{2}-m_{4}^{2})/2{\sqrt {s}}$
$E_{4cm}=(s+m_{4}^{2}-m_{3}^{2})/2{\sqrt {s}}$

$|\mathbf {p} _{1cm}|=|\mathbf {p} _{2cm}|={\sqrt {\lambda (s,m_{1}^{2},m_{2}^{2})}}/2{\sqrt {s}}$
$|\mathbf {p} _{3cm}|=|\mathbf {p} _{4cm}|={\sqrt {\lambda (s,m_{3}^{2},m_{4}^{2})}}/2{\sqrt {s}}$

où :

$\lambda (x,y,z)=x^{2}+y^{2}+z^{2}-2xy-2xz-2yz$

=(x-({\sqrt {y}}+{\sqrt {z}})^{2})(x-({\sqrt {y}}-{\sqrt {z}})^{2})

Preuve

À titre d'exemple démontrons la première de ces relations à savoir $E_{1cm}=(s+m_{1}^{2}-m_{2}^{2})/2{\sqrt {s}}$

Pour ce faire nous aurons besoin de la relation pour s

s=(E_{1cm}+E_{2cm})^{2}=E_{1cm}^{2}+2E_{1cm}E_{2cm}+E_{2cm}^{2}

(En effet la somme des impulsions est nulle dans le centre de masse)

ainsi que de la relation $E_{icm}^{2}=\mathbf {p} _{icm}^{2}+m_{i}^{2}$

⇒

E_{1cm}^{2}=\mathbf {p} _{1cm}^{2}+m_{1}^{2}

⇒

E_{1cm}={\sqrt {k^{2}+m_{1}^{2}}}

⇒

E_{2cm}={\sqrt {k^{2}+m_{2}^{2}}}={\sqrt {E_{1cm}^{2}-m_{1}^{2}+m_{2}^{2}}}

Dès lors

s=E_{1cm}^{2}+2E_{1cm}{\sqrt {E_{1cm}^{2}-m_{1}^{2}+m_{2}^{2}}}+E_{1cm}^{2}-m_{1}^{2}+m_{2}^{2}

s-2E_{1cm}^{2}+m_{1}^{2}-m_{2}^{2}=2E_{1cm}{\sqrt {E_{1cm}^{2}-m_{1}^{2}+m_{2}^{2}}}

(s-2E_{1cm}^{2}+m_{1}^{2}-m_{2}^{2})^{2}=4E_{1cm}^{2}(E_{1cm}^{2}-m_{1}^{2}+m_{2}^{2})

En développant le carré

(2E_{1cm}^{2})^{2}+(s+m_{1}^{2}-m_{2}^{2})^{2}-4E_{1cm}^{2}(s+m_{1}^{2}-m_{2}^{2})

=4E_{1cm}^{2}(E_{1cm}^{2})+4E_{1cm}^{2}(-m_{1}^{2}+m_{2}^{2})

Après simplifications on obtient

(s+m_{1}^{2}-m_{2}^{2})^{2}=4E_{1cm}^{2}s

Et finalement

E_{1cm}={\sqrt {(s+m_{1}^{2}-m_{2}^{2})^{2}/4s}}=(s+m_{1}^{2}-m_{2}^{2})/2{\sqrt {s}}

Diagrammes de Feynman

Les lettres $s,t,u$ sont également utilisées dans les expressions canal s, canal t, canal u. Ces canaux sont représentés par différents diagrammes de Feynman et véhiculent pour différents évènements de collision et de diffusion des interactions impliquant l’échange d’une particule intermédiaire dont les carrés du quadri-moment sont respectivement égaux à $s,t,u$ .


canal s	canal t	canal u

Le canal s correspond aux particules 1,2 qui se joignent en une particule intermédiaire qui éventuellement se scindera en 3,4: le canal s est la seule voie qui permet de découvrir des résonances et de nouvelles particules instables pourvu que leurs temps de vie soient suffisamment longs pour qu’elles puissent être détectées.

Le canal t représente le processus dans lequel la particule 1 émet une particule intermédiaire se transformant ainsi en la particule finale 3, alors que la particule 2 absorbe la particule intermédiaire pour devenir la 4.

Le canal u n’est rien d’autre que le canal t dans lequel on a interchangé les rôles des particules 3 et 4.

Notes et références

(en) Cet article est partiellement ou en totalité issu de l’article de Wikipédia en anglais intitulé « Mandelstam variables » (voir la liste des auteurs).

Marleau 2017, p. 59.
Marleau 2017, p. 60.

Voir aussi

Bibliographie

Luc Marleau, Introduction à la physique des particules, Université Laval, Québec, Canada, 2017, 413 p. (lire en ligne).

Articles connexes

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