КВАРКИ И ГЛЮОНЫ

Здесь й) — энергия кванта. 0—угол его вылета, ах /1371 — постоянная. Для испускания фотона электроном (мюоном) С — I в КХД а— а , для испускания глюона кварком и глюоном соответственно С = = а и С 3. В результате полная вероятность испускания мягкого кванта с ш < < вдоль направления [c.559]

Согласно совр. точке зрения, сильное взаимодействие описывается квантовой хромо динамикой (КХД) — калибровочной теорией взаимодействия цветных кварков и глюонов. Лагранжиан КХД содержит поля кварков 9=м, d, S, массы к-рых малы в масштабе масс, характерных для сильного взаимодействия (. l ГэВ в системе единиц Более точная формулировка этого [c.366]

Ys= 540 ГэВ. Поэтому вторичные частицы вылетают резко направленными и сужающимися по мере роста энергии потоками вдоль направления движения сталкивающихся частиц — т. н. струями адронными (в с. ц. и.— вперёд и назад, в лаб. системе — по направлению движения налетающей частицы). При высоких энергиях с небольшой вероятностью (й0,01) рождаются также адроны с большими значениями 1 ГэВ) в виде адронных струй, вылетающих под большими углами к оси столкновения. При этом поведение по р из экспоненциального становится степенным 1/р ). В модели партонов оно определяется сечением упругого рассеяния на большие углы составляющих адронов — кварков и глюонов [1]. [c.170]

Отмеченные особенности М. п. практически одинаковы в мягких и жёстких процессах соударения частиц высоких энергий. Это означает, что процесс перехода партонов (кварков и глюонов) в адроны слабо зависит от способа их образования и имеет универсальный характер, к-рый, вероятно, определяется свойствами вакуума КХД. [c.170]

При более высоких энергиях взаимодействия становятся существенно неупругими и сопровождаются множеств. рождением я-.мезонов и более тяжёлых частиц (см. Множественные процессы.). Свойства кварков и глюонов при этом играют определяющую роль в динамике взаимодействия, вызывая образование струй вторичных адронов (см. Струя, адронная) и др. [c.269]

Ур-ния эволюции приводят к росту структурных ф-ций с увеличением ф в области малых х, х <, 0,2, при этом ср. доля импульса валентных кварков уменьшается, а ср. доли импульса морских кварков и глюонов стремятся к пост, значениям, равным 3nf/(16 Зи/) и 16/(16 -)- 3nf), где nf— число ароматов кварков. Суммарная же доля импульсов всех П. [соотношения (2)] и их суммарные заряды [соотношения (1)[ не зависят от Q . Эти изменения ф-цин распределения и фрагментации подтверждаются экспериментально. [c.549]

Как и квантовая электродинамика (КЭД), теория взаимодействия цветных кварков и глюонов — квантовая хромодйнамика (КХД) — оказывается перенормируемой, что считается несомненным теоретическим достоинством. В отличие от фотона, который электронейт-рален, глюоны обладают цветовыми зарядами и взаимодействуют друг с другом даже в отсутствие кварков. Это обстоятельство приводит к специфическому повелению перенормированной константы сильного взаимодействия as(r) в зависимости от расстояния между взаимодействующими кварками. По существу величину as (г) уже нельзя называть константой. Для нее придумано специальное название — бегущая константа сильного взаимодействия. В то время как в КЭД аналогичная величина а(г) логарифмически растет при г—>-0, в КХД из-за указанного эффекта взаимодействия глюонов между собой при г— 0 бегущая константа сильного взаимодействия ведет себя как as(r) [In (го/г]]- — 0 () о — размер адрона). Этот эффект получил наименование асимптотической свободы сильных взаимодействий. Его существование позволяет проводить расчеты процессов сильного взаимодействия на малых расстояниях (при больших передаваемых импульсах) по теория возмущений. Более того, экстраполяция поведения Os (г) на большие расстояния г между взаимодействующими цветными кварками указывает на возможность запирания кварков в адроне. [c.973]

Следующий этап начался в 1963 г. и привел к тому, что большинство элементарных частиц стало трактоваться как составленные из более первичных субчастиц — кварков и глюонов. Этот этап будет рассмотрен в 7. Параллельно этому с конца шестидесятых годов стали выдвигаться теории, в которых уменьшалось не только число элементарных частиц, но и число фундаментальных взаимодействий. Этих вопросов мы коротко коснемся в 8. [c.277]

При обращении знака р (ср. (17) с (16)] трудность призрачного полюса переходит от больших энергий к малым. Пока не известно, что даёт КХД для обычных энергий (порядка масс адронов),— существует гипотеза, что с ростом расстояния (т. е. с уменьшением энергии) взаимодействие между цветными частицами растёт столь сильно, что именно оно не позволяет кваркам и глюонам разойтись на расстояние 10 см (гипотеза певылетання, или конфайнмента см. Удержание цвета). Исследованию этой проблемы уделяется очень большое внимание. [c.306]

Наиболее существ, отличие диаграмм Фейнмана теории возмущений в КХД (по сравнению с КЭД) — наличие в них кроме кварк-глюонной вершины рис. 2, а) трёхглюоиных, четырёх глюонных и дух-глюояных вершин (рис. 2, б, в, г). Правила Фейнмана позволяют вычислять любые процессы с участием кварков и глюонов. [c.312]

Как отмечалось, широко распространена надежда связать рост эфф. заряда при увеличении расстоян1гя с явленном удержания цвета, препятствующим выбиванию кварков и глюонов из адрона, однако какое-либо строгое доказательство этого положения пока отсутствует. [c.313]

КВАРК-ГЛЮОННАЯ ПЛАЗМА (хромоплазма) — ги-потетич, состояние сильно взаимодействующей материи, характеризующееся отсутствием удержания цвета. В этом состоянии цветные кварки и глюоны, пленённые адронами в адронной материи, освобожда- [c.339]

КВАРК-ГЛЮОННЫЙ ПОДПРОЦЕСС в квантовой X р о м о д и н а м и к е — процесс взаимодействия кварков и глюонов на малых расстояниях, определяющий сечение жёстких процессов с участием адронов, Нанр., в процессе рождения в адрои-адронном соударении пары мюонов с большой относит, энергией К.-г. п. служит аннигиляция кварка адрона Aj и т. н. морского янтикварка адрона Аг в пару мюонов через виртуальный 7 Квант (у ) 9+9у +р, (см. Партопы, рис. 2, а). Из-.эа наличия инфракрасных [c.340]

Попыткой учесть динамику кварков в духе КХД является модель мешков [3]. В этой модели вводится представление о двух фазах адронного вещества. Первая фаза — вакуум КХД, к-рый содержит конденсат глюонных и кварковых полей (см. Вакуумный конденсат, Правила сумм). Предполагается, что в вакууме невозможно распространение свободных кварков и глюонов. Вторая фаза соответствует области внутри адрона. Адрон представляется как пузырь, удерживаемый внутр. движением почти свободных кварков и глюонов от схлопывания из-за внеш. давления вакуума, В модели мешков удаётся рассчитать в согласии с опытом статич. характеристики адронов магн. моменты, массы и т. д. В отличие от модели конститу-ентных кварков, в модели мешков значит, часть массы адрона распределена по его объёму. Модель мешков не является внутренне согласованной из-за жёсткой формы мешка в ней не соблюдается принцип причин- [c.343]

КОНФАЙНМЕНТ (англ. onfinement, букв.— ограничение) — невылетание (пленение) цветных кварков и глюонов, удержание их внутри бесцветных адронов (см. Удержание цвета), [c.451]

МНОЖЕСТВЕННЫЕ ПРОЦЕССЫ — рождение большого числа вторичных адронов в одном акте взаимодействия частиц при высокой энергии. М. п. особенно характерны для столкновений адронов, и при энергиях выше неск. ГаВ они доминируют над процессами одиночного рождения частиц. М. п. наблюдаются и в соударениях др. частиц в процессах аннигиляции электронов и позитронов в адроны и в глубоко неупругих процессах взаимодействия леатонов с нуклонами. Впервые М, п. наблюдались в космических лучах, детальное их исследование началось после создания ускорителей заряж. частиц вы( оких энергий. Наиб, полно они изучены в т. н. мягких адрон-адронных взаимодействиях, в к-рых характерные поперечные к оси соударений импульсы вторичных частиц не превышают 1 ГэВ [1, 2]. Исследование М. п. существенно для выяснения структуры адронов и построения теории сильного взаимодействия. Особенно важно установление осн. закономерностей переходов кварков и глюонов в адроны, к-рые определяются неизвестным пока механизмом удержания (конфайн-мента) кварков в квантовой хромодинамике (КХД) (см. Удержание цвета). [c.169]

Примерно такие же распределения адронов по поперечным импульсам относительно оси струй получены в глубоко неуиругих процессах и в е+е"-аннигиляции. Постоянство этих характеристик вторичных адронов и небольшая величина их ср. поперечного импульса в разл. М. п. широко используются во всех теоретич. моделях и с точки зрения совр. представлений связываются с размерами области удержания кварков и глюонов (г й l/[c.170]

Перечисленные закономерности М. п. сначала описывались в рамках мультипериферич. моделей [5]. После открытия партонов кинематика М. п. широко использовалась при создании феноменологич. кварк-глю-онных моделей М. и., в к-рых учитывались известные характеристики кварков и глюонов [6, 7]. Нек-рые черты одночастичных инклюзивных процессов в интервале анергий S = 5—540 ГэВ удовлетворительно описываются в модели кварк-гдюонных струн 6] и в аддитивной кварковой модели [7]. Параметры в этих моделях находятся из сравнения их с экспериментом. Вычисление значений этих параметров в рамках КХД цока невозможно из-за сильного взаимодействия кварков на [c.170]

Принцип дуальности получил теоретнч. обоснование и точную формулировку в рамках квантовой хромодинамики (КХД). Эфф. константа взаимодействия КХД мала только на малых расстояниях. Связывание же кварков и глюонов в адроны происходит на расстояниях, где взаямодейстние становится сильным, в результате чего ещё не удалось найти аналптич. методы вычисления характеристик адронов. Поэтому метод П. с. в приложениях к КХД и физике адронов имеет прин- [c.96]

Представления о динамике образования частиц в области предельной фрагментации основаны на том, что в столкновениях ядер участвуют их малые части, несущие доли импульса, равные (ЙГх/41)Р1, (ХххМх1)Р11- Эти части (п а р т о н ы) могут оыть кварками и глюонами. Из законов сохранения энергии-импульса, записанных в виде [c.337]

В основу КХД положен принцип локальной цветовой сим,метрии, к-рый утверждает, что можно независимо изменять цветовые состояния отд. кварков. Это возможно, разумеется, лишь при наличии глюонного поля, способного принять на себя избыточный цвет. Эквивалентность разл. цветовых состояний формулируется математически как инвариантность (точная) относительно преобразований цветовой группы причём параметры групповых преобразований могут зависеть от точек пространства-времени. Такие теория наз. калибровочными. Принцип локальной калибровочной инвариантности позволяет однозначно фиксировать лаграннгиан хромодинамики, к-рый подобен элсктродпнамич. лагранжиану, во учитывает цветовые степени свободы. В результате напряжённости глюонного поля отличаются от напряжённостей элек-трич. и маги, полей электродинамики дополнительными нелинейными по калибровочному полю членами. Наличие нелинейных членов, необходимых для калибровочной инвариантности КХД, приводит к само действию глюонов. Др. словами, глюоны обладают цветовыми зарядами (в отличие от фотонов, не обладающих электрич. зарядами). Это, в свою очередь, приводит к наиб, важному свойству КХД — эффекту а н-тиэкраиировки заряда, к-рый означает, что эффективный - заряд кварков и глюонов велик на больших расстояниях и становится малым при уменьшении расстояний. Вследствие этого свойства С. в, на малых II больших масштабах оказываются совершенно различными. На малых расстояниях или при больших передаваемых импульсах [больше (2—3)ГэВ] эфф, цветовой заряд стремится к нулю. Это свойство получило назв. асимптотической свободы. Кварки и глюоны на малых расстояниях ведут себя как почти свободные частицы, и все процессы с их участием. можно рассчитывать по теории возмущений, непосредственно используя исходный лагранжиан КХД. Массы кварков и, , 5 при этом малы (токовые массы я- 4 МэВ, [c.500]

Аналогично жёсткие адронные процессы с образованней струй можно истолковывать как результат упругого рассеяния содержащихся в адронах кварков и глюонов с последующим их переходом в адроны. Особую проблему представляет при этом вопрос о механизме образования бесцветных адронов, входящих в состав струй. Обычно считается, что при рассеянии кварка по мере его удаления от точки столкновения между этим кварком и остающейся частью адрона возникает струнная конфигурация глюонного поля, к-рая затем разрывается с образованием обесцвечивающей кварк-аятикварковой пары (фактически — большого числа таких пар), так что в результате возникают бесцветные мезоны, составляющие адронные струи. Полный расчёт подобных процессов в рамках КХД невыполним из-за того, что образование адронов происходит на больших расстояниях, где взаимодействие кварков и глюонов становится сильным. Поэтому убедительное доказательство в пользу существования описанного механизма отсутствует. На практике при обработке эксперим. данных используют упрощённые модели образования и разрыва струн. [c.501]

Фигурирующие в КХД асимптотически свободная (на малых расстояниях) и удерживающая (на больших расстояниях) фазы кварк-глюонной материи должны проявляться не только тогда, когда исследуется отклик системы на малых и больших масштабах, но и как её возможные макроскопич. состояния предполагается, что при достаточно большой плотности барионов или при достаточно высокой темп-ре происходит образование кварк-глюонной плазмы, в к-рой кварки и глюоны взаимодействуют сравнительно слабо (так что вычисления можно проводить по теории возмущений). Ожидается, что необходимая для этого плотность энергии всего в неск. раз превышает ядерную плотность, что примерно соответствует плотности энергии внутри типичного адрона. Помимо ранней Вселенной в первые 10- —10- с её эволюции (см. Космология) и, возможно, внутр. части нейтронных звёзд новое состояние материи могло бы образоваться при соударении тяжёлых ультрареля-тивистских ионов. Ведутся соответствующие эксперименты с целью получения и идентификации кварк-глюонной плазмы в лаб. условиях. [c.501]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...