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265:{\displaystyle S_{W}=-a^{d+1}\sum _{x,\mu }{\frac {i}{2a^{2}}}\left({\bar {\psi }}_{x}\psi _{x+{\hat {\mu }}}+{\bar {\psi }}_{x+{\hat {\mu }}}\psi _{x}-2{\bar {\psi }}_{x}\psi _{x}\right)}
669:
733:
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959:
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887:. Cambridge Lecture Notes in Physics. Cambridge: Cambridge University Press. pp. 156–160.
332:
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where the last addend corresponds to the Wilson term again. It modifies the mass
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76:
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54:
31:discretization that allows to avoid the
860:Lattice Gauge Theories: An Introduction
808:
1022:
957:
764:Wilson fermions do not contradict the
7:
425:direction. The inverse free fermion
46:An additional so-called Wilson term
664:{\displaystyle m+{\frac {2l}{a}}\,}
14:
768:because they explicitly violate
275:is introduced supplementing the
728:{\displaystyle p_{\mu }=\pi /a}
999:10.1140/epjc/s10052-014-2890-7
754:{\displaystyle a\rightarrow 0}
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16:Lattice fermion discretisation
1:
398:{\displaystyle {\hat {\mu }}}
926:Quantum Fields on a Lattice
792:{\displaystyle \gamma _{5}}
1105:
405:being unit vectors in the
1054:10.1007/978-3-642-01850-3
735:. In the continuum limit
349:{\displaystyle \psi _{x}}
934:10.1017/CBO9780511470783
893:10.1017/CBO9780511583971
845:10.1103/PhysRevD.10.2445
766:Nielsen–Ninomiya theorem
821:"Confinement of quarks"
356:at every lattice point
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