Из Википедии, бесплатной энциклопедии
Перейти к навигации Перейти к поиску
Цветовая сила способствует конфайнменту, потому что в определенном диапазоне энергетически более выгодно создать кварк-антикварковую пару, чем продолжать удлинение трубки цветного потока. Это аналогично поведению удлиненной резинки.
Анимация ограничения цвета. Если энергия подводится к кваркам, как показано, глюонная трубка удлиняется, пока не достигнет точки, где она «защелкнется» и образует кварк-антикварковую пару. Таким образом, одиночные кварки никогда не наблюдаются изолированно.

В квантовой хромодинамике (КХД) ограничение цвета , часто называемое просто конфайнментом , - это явление, при котором цветные заряженные частицы (например, кварки и глюоны ) не могут быть изолированы и, следовательно, не могут непосредственно наблюдаться в нормальных условиях ниже температуры Хагедорна, равной примерно 2 тера кельвина (соответствует энергии примерно 130–140 МэВ на частицу). [1] [2] Кварки и глюоны должны слипаться вместе, чтобы образовать адроны . Два основных типа адронов - это мезоны (один кварк, один антикварк) ибарионы (три кварка). Кроме того, бесцветные глюболы, образованные только глюонами, также соответствуют конфайнменту, хотя их трудно идентифицировать экспериментально. Кварки и глюоны нельзя отделить от родительского адрона без образования новых адронов. [3]

Происхождение [ править ]

Аналитического доказательства конфайнмента цвета пока нет ни в какой неабелевой калибровочной теории . Явление может быть понято качественно, если отметить, что несущие силу глюоны КХД имеют цветной заряд, в отличие от фотонов квантовой электродинамики (КЭД). В то время как электрическое поле между электрически заряженными частицами быстро уменьшается по мере разделения этих частиц, глюонное поле между парой цветных зарядов образует узкую трубку (или струну) между ними. Из-за такого поведения глюонного поля сильное взаимодействие между частицами остается постоянным независимо от их расстояния. [4] [5]

Следовательно, когда два цветных заряда разделены, в какой-то момент становится энергетически выгодным для появления новой кварк-антикварковой пары , а не для дальнейшего расширения трубки. В результате, когда кварки производятся в ускорителях частиц, вместо того, чтобы видеть отдельные кварки в детекторах, ученые видят « струи » множества частиц с нейтральным цветом ( мезонов и барионов ), сгруппированных вместе. Этот процесс называется адронизацией , фрагментацией или разрывом струны .

Ограничившись фазы, как правило , определяется поведением действия в петле Вильсона , которая просто путь в пространстве - времени , проходимый кварк-антикварковой пары , созданной в одной точке и аннигилируют в другой точке. В теории без ограничения действие такой петли пропорционально ее периметру. Однако в теории ограничения действие петли вместо этого пропорционально ее площади. Поскольку площадь пропорциональна расстоянию между кварк-антикварковой парой, свободные кварки подавляются. На такой картинке разрешены мезоны, поскольку петля, содержащая другую петлю с противоположной ориентацией, имеет лишь небольшую площадь между двумя петлями.

Шкала удержания [ править ]

Масштаб конфайнмента или масштаб КХД - это масштаб, в котором пертурбативно определенная константа сильной связи расходится. Поэтому его определение и значение зависят от используемой схемы перенормировки . Например, в схеме МС-бар и при 4-петли в управлении , в среднем в мире в 3-вкусовой случае задается [6]

Когда уравнение ренормгруппы решается точно, масштаб вообще не определяется. Поэтому принято вместо этого указывать значение константы сильной связи в определенной эталонной шкале.

Модели, демонстрирующие заключение [ править ]

В дополнение к КХД в четырех измерениях пространства-времени, двумерная модель Швингера также демонстрирует конфайнмент. [7] Компактные абелевы калибровочные теории также демонстрируют конфайнмент в 2-х и 3-х пространственно-временных измерениях. [8] Ограничение недавно было обнаружено в элементарных возбуждениях магнитных систем, называемых спинонами . [9]

Если уменьшить масштаб нарушения электрослабой симметрии , непрерывное SU (2)-взаимодействие в конечном итоге станет ограничивающим. Альтернативные модели, в которых SU (2) становится ограничивающим выше этого масштаба, количественно аналогичны Стандартной модели при более низких энергиях, но резко отличаются от нарушения выше симметрии. [10]

Модели полностью экранированных кварков [ править ]

Помимо идеи ограничения кварков, существует потенциальная возможность того, что цветной заряд кварков будет полностью экранирован глюонным цветом, окружающим кварк. Найдены точные решения классической SU (3) теории Янга – Миллса, обеспечивающие полное экранирование (глюонными полями) цветового заряда кварка. [11] Однако такие классические решения не учитывают нетривиальные свойства вакуума КХД . Поэтому значение таких решений с полным глюонным экранированием для разделенного кварка неясно.

См. Также [ править ]

  • Модель струны Лунда
  • Тензор напряженности глюонного поля
  • Асимптотическая свобода
  • Центральный вихрь
  • Двойная сверхпроводящая модель
  • Бета-функция (физика)
  • Решеточная калибровочная теория
  • Существование Янга – Миллса и разрыв масс

Ссылки [ править ]

  1. ^ Barger, V .; Филлипс, Р. (1997). Коллайдерная физика . Аддисон-Уэсли . ISBN 978-0-201-14945-6.
  2. ^ Зеленая Страница , J. (2011). Введение в проблему заключения . Конспект лекций по физике. 821 . Springer . Bibcode : 2011LNP ... 821 ..... G . DOI : 10.1007 / 978-3-642-14382-3 . ISBN 978-3-642-14381-6.
  3. ^ Wu, T.-Y .; Pauchy Hwang, W.-Y. (1991). Релятивистская квантовая механика и квантовые поля . World Scientific . п. 321. ISBN. 978-981-02-0608-6.
  4. ^ Мута, Т. (2009). Основы квантовой хромодинамики: введение в пертурбативные методы в калибровочных теориях . Конспект лекций по физике . 78 (3-е изд.). World Scientific . ISBN 978-981-279-353-9.
  5. Перейти ↑ Smilga, A. (2001). Лекции по квантовой хромодинамике . World Scientific . ISBN 978-981-02-4331-9.
  6. ^ "Обзор квантовой хромодинамики" (PDF) . Группа данных по частицам .
  7. ^ Уилсон, Кеннет Г. (1974). «Заключение кварков». Physical Review D . 10 (8): 2445–2459. Bibcode : 1974PhRvD..10.2445W . DOI : 10.1103 / PhysRevD.10.2445 .
  8. ^ Шен, Верена; Майкл, Тайс (2000). «2d модельные теории поля при конечной температуре и плотности (раздел 2.5)». В Шифман, М. (ред.). На переднем крае физики элементарных частиц . С. 1945–2032. arXiv : hep-th / 0008175 . Bibcode : 2001afpp.book.1945S . CiteSeerX 10.1.1.28.1108 . DOI : 10.1142 / 9789812810458_0041 . ISBN  978-981-02-4445-3.
  9. ^ Лейк, Белла; Цвелик, Алексей М .; Нотбом, Сюзанна; Теннант, Д. Алан; Перринг, Тоби Дж .; Рихуис, Манфред; Секар, Чиннатамби; Краббс, Гернот; Бюхнер, Бернд (2009). «Конфайнмент частиц с дробным квантовым числом в системе конденсированного состояния». Физика природы . 6 (1): 50–55. arXiv : 0908.1038 . Bibcode : 2010NatPh ... 6 ... 50L . DOI : 10.1038 / nphys1462 .
  10. ^ Claudson, M .; Farhi, E .; Джаффе, Р.Л. (1 августа 1986 г.). «Сильно связанная стандартная модель». Physical Review D . 34 (3): 873–887. DOI : 10.1103 / PhysRevD.34.873 . PMID 9957220 . 
  11. ^ Кэхилл, Кевин (1978). «Пример цветного скрининга». Письма с физическим обзором . 41 (9): 599–601. Bibcode : 1978PhRvL..41..599C . DOI : 10.1103 / PhysRevLett.41.599 .