сильное взаимодействие

СИЛЬНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ - одно из фундам. взаимодействий элементарных частиц, интенсивность к-рого, характеризуемая константой связи (константой взаимодействия), значительно больше, чем у др. типов взаимодействий - эл--магн., слабого и гравитационного.

Вообще говоря, интенсивность взаимодействия зависит от характерных для процесса взаимодействия пространственных и временных масштабов, и выделение С. в. в особый класс имеет фактически более глубокие основания - оно обусловлено участием во взаимодействии специфич. физ. полей. Более того, взаимодействия, к-рые наблюдаются и рассматриваются как не зависящие друг от друга, могут оказаться разл. проявлениями более общего единого взаимодействия. Примером может служить объединение эл--магн. и слабого взаимодействий в рамках теории электрослабого взаимодействия. Существуют также модели великого объединения, в к-рых делается попытка объединить сильное, эл--магн. и слабое взаимодействия. Имеется надежда на объединение всех фундам. взаимодействий, включая гравитационное, в рамках единой суперсимметричной теории (см. Супергравитация).

До 1930-х гг. для описания наблюдаемых физ. явлений достаточно было рассматривать гравитац. и эл--магн. взаимодействия. Первые играют решающую роль в явлениях космич. масштабов, а вторые ответственны за строение атомов, молекул и за всё многообразие внутр. свойств твёрдых тел, жидкостей и газов. Наличие С. в. проявилось, когда была открыта сложная структура атомных ядер, состоящих из протонов и нейтронов (нуклонов). Эксперимент показывал, что взаимодействие между нуклонами гораздо сильнее электромагнитного, поскольку типичные энергии связи нуклонов в ядрах порядка неск. МэВ, в то время как энергии связи в атомах порядка неск. эВ. Кроме того, эти силы, в отличие от электромагнитных и гравитационных, обладают малым радиусом действия ~10^-13 см. В квантовой теории радиус действия сил обратно пропорционален массе частиц, обмен к-рыми обусловливает взаимодействие. Поэтому X. Юкава (Н. Yukawa) в 1935 высказал предположение о существовании «тяжёлых квантов» - мезонов, переносчиков С. в. В 1947 в космических лучах были открыты первые, наиб. лёгкие из таких частиц --мезоны.

Сильно взаимодействующие частицы получили назв. адронов. Их общее кол-во исчисляется неск. сотнями. Адроны разделяются на барионы ,обладающие барионным числом (В), и мезоны, для к-рых В = 0. В природных условиях, в промышленных применениях и в ядерных лабораториях обычно имеют дело с барионами (протонами, нейтронами и атомными ядрами) сравнительно небольших энергий, гораздо меньших, чем их масса (в системе единиц, в к-рой с = 1). Мезоны рождаются при столкновениях частиц, когда энергия столкновения достаточно велика (сотни МэВ и выше).

Обширную область физики, изучающую ядерные реакции при низких энергиях, а также свойства атомных ядер, обусловленные С. в., принято относить к ядерной физике. Физика С. в. в более узком смысле обычно имеет дело с элементарными частицами, участвующими в процессах соударения частиц достаточно высоких энергий (входящих в состав космич. лучей или созданных в лаб. условиях на ускорителях заряж. частиц). Энергия, выделяющаяся при соударении частиц может на два-три порядка превосходить массу протона. Лишь при достаточно высоких энергиях сталкивающихся частиц появляется возможность рождения новых тяжёлых частиц и можно получить более детальное представление о характере С. в., исследовать его свойства на очень малых расстояниях.

Все адроны, за исключением протона, нестабильны (нейтроны, входящие в состав стабильных атомных ядер, стабильны, хотя свободный нейтрон распадается за время ~10³ с на протон, электрон и электронное антинейтрино). При этом большинство адронов обладает крайне малым временем жизни, характерным для С. в. [порядка (10^-22 - 10^-24) с]; они наз. резонансами. Рождающиеся при соударениях частиц резонансы идентифицируются обычно по продуктам их распада. Для их изучения создана специализиров. эксперим. техника (разл. детекторы частиц, ионизационные калориметры). Регистрация актов соударения производится с помощью ЭВМ, что позволяет проанализировать миллионы событий, удовлетворяющих тем или иным критериям отбора. Совр. установки для исследований в области физики высоких энергий (в первую очередь сами ускорители) представляют собой крупные и дорогостоящие сооружения, для к-рых характерно сочетание больших размеров и высокой точности, использование наиб. передовых технологий и разработок, таких, как сверхпроводящие магниты.

Взаимодействия адронов. За 40 лет, прошедших после открытия я-мезонов, открыты и изучены многочисл. семейства адронов и их взаимодействия. При сравнительно низких энергиях сталкивающихся частиц (порядка характерной энергии 1 ГэВ) наиб. важную роль в адронной физике играют резонансные взамодействия. Их признаком являются более или менее ярко выраженные пики в сечении рассеяния, обусловленные одночастичными адронными состояниями. Иначе говоря, такой процесс взаимодействия состоит в образовании и последующем распаде нестабильного адрона. Ширина пика определяется обратным временем жизни промежуточного состояния. При повышении энергии всё большую роль начинают играть многочастичные промежуточные состояния и процессы рождения новых частиц, в первую очередь легчайших из них- я-мезонов. При энергии соударения, большей неск. ГэВ, определяющую роль играют процессы множеств. рождения адронов (см. Множественные процессы), а упругие и полные эфф. сечения взаимодействия становятся плавными ф-циями энергии соударения. Наиб. энерговыделение в лаб. условиях ~10³ ГэВ в системе центра масс (СЦМ) достигнуто при соударении встречных-пучков.

При энергиях в десятки ГэВ (в СЦМ) и выше наблюдается характерный для всех адронов медленный рост эфф. сечений взаимодействия. Осн. часть процессов (ок. 80%) составляют при этом неупругие взаимодействия с рождением десятков вторичных частиц. Ввиду большого числа степеней свободы, эффективно участвующих в процессе соударения, проявляются статистич. свойства родившихся адронов и с успехом может быть использовано термодинамич. и гидродинамич. описание отд. этапов процесса множеств. рождения.

При достигнутых энергиях большая часть неупругих процессов происходит в результате т. н. мягких соударений (см. Мягкие процессы ),для к-рых характерны небольшие (неск. сотен МэВ) передачи импульса в поперечном направлении. Ясное понимание механизма таких процессов отсутствует, хотя имеются феноменологич. модели, систематизирующие и описывающие многочисл. эксперим. данные по угл. и энергетич. распределениям вторичных частиц. Как одну из характерных особенностей инклюзивных распределений (см. Инклюзивный процесс)для больших продольных импульсов вторичной частицы можно отметить зависимость только от отношения продольного импульса к его максимально возможному значению (с к е й л и н г Ф е й н м а н а).

Заметную долю неупругих процессов составляют также «катастрофич.» (жёсткие) соударения с большой передачей импульса, к-рые приводят к образованию более или менее резко выраженных струй вторичных адронов (групп из неск. адронов, испущенных в узкий конус углов; см. Струя адронная С ).ростом энергии доля таких процессов нарастает, и в наиб. высокоэнергетич.-соударениях они составляют до 20% всех событий, в значит. мере определяя рост полных сечений взаимодействия. Осн. черты таких процессов описываются на основе представления о партонах - слабо связанных друг с другом составных элементах адронов. Считается, что при жёстком соударении происходит рассеяние на большой угол двух или большего числа партонов, входящих в состав двух сталкивающихся адронов с последующим переходом партонов в адронные струи. Такие процессы находят своё объяснение в квантовой хромодинамике (КХД).

Упругое рассеяние адронов при высоких энергиях составляет ок. 20% событий и тесно связано с неупругими процессами. Оно имеет в осн. дифракционный, или теневой, характер: выбывание частиц из падающего на мишень пучка, происходящее за счёт неупругих процессов, ведёт к упругому рассеянию, что аналогично дифракции света при наличии поглощающего объекта. Такому механизму соответствует малость действит. части амплитуды упругого рассеяния в области дифракц. пика (при малых передаваемых импульсах) по сравнению с её мнимой частью (см. Дифракционное рассеяние ).Кроме того, заметную долю событий составляют своеобразные процессы дифракционной диссоциации, при к-рых дифракционно рассеивающийся адрон переходит в возбуждённое состояние, распадающееся затем на вторичные частицы.

В эксперименте наблюдается сужение дифракц. пика в дифференциальном сечении упругого рассеяния по мере роста энергии, что означает рост эфф. радиуса взаимодействия адронов с увеличением энергии. Такое поведение характерно для теории полюсов Редже (см. Редже полюсов метод ),согласно к-рой асимптотич. поведение амплитуды процесса С. в., рассматриваемой как аналитическая функция своих аргументов, определяется крайней правой особенностью в комплексной плоскости угл. момента J. Если эта особенность в комплексной J-плоскости является полюсом, то процесс взаимодействия можно рассматривать как результат обмена реджеоном - своеобразным адронным состоянием с переменными спином l и массой. В случае упругого рассеяния соответствующий реджеон, по-видимому, отсутствует и характер особенности J-плоскости (т. н. особенность Померанчука), определяющий асимптотич. поведение амплитуды упругого рассеяния, до сих пор не выяснен.

С точки зрения метода полюсов Редже особый интерес представляют бинарные адронные процессы , где адроны а₃, а₄ отличаются от a₁, a₂. C ростом энергии сечение такого процесса и ширина пика в угл. распределении падают характерным образом, указывая на то, что при высоких энергиях в таких процессах происходит обмен реджеоном с определ. зависимостью спина J от массы т (траекторией полюса Редже). При целых значениях спина реджеон должен быть обычным адроном, а всё семейство таких адронов, обладающих одинаковыми внутр. квантовыми числами, должно лежать на одной траектории Редже. Эксперим. данные по массам и спинам резонансов действительно говорят о существовании таких редже-семейств адронов. При этом траектории Редже, объединяющие адроны каждого семейства, оказываются практически прямыми линиями в переменных J, m², имеющими одинаковые (примерно) наклоны.

Применение общих принципов теории. С. в., как и др. типы взаимодействий элементарных частиц, должны описываться квантовой теорией поля (КТП). Осн. препятствием для построения квантовополевых моделей в течение мн. лет была большая величина эфф. константы связи адронов, не позволявшая использовать методы возмущений теории, по существу - единственного хорошо разработанного аналитич. подхода в КТП. Поэтому большое развитие в теории С. в. получили методы, к-рые используют общие принципы теории для определения свойств матрицы рассеяния. К числу таких общих принципов относятся унитарность, релятивистская инвариантность, перекрёстная симметрия (кроссинг-симметрия), причинность (см. Причинности принцип ).В этом подходе осн. роль играет изучение аналитич. свойств матричных элементов, рассматриваемых как ф-ции комплексных переменных, к-рыми служат кинематич. инварианты, такие, как квадрат энергии и квадрат передаваемого импульса.

Условие унитарности матрицы рассеяния, выражающее математически тот факт, что сумма вероятностей всех возможных конечных состояний процесса соударения равна единице, связывает характеристики упругого рассеяния и неупругих процессов. В частности, мнимая часть амплитуды упругого рассеяния на нулевой угол выражается через полное сечение рассеяния (оптическая теорема). Эта связь лежит в основе описания дифракц. рассеяния адронов при высоких энергиях, а также может быть использована для того, чтобы установить соотношения между амплитудами разл. бинарных процессов. Условие унитарности определяет характер особенностей амплитуд как аналитич. ф-ций комплексных переменных. На практике часто используется предположение, что матрица рассеяния имеет только те особенности, к-рые диктуются условием унитарности и соответствуют отд. адронам (полюсы) или порогам рождения неск. частиц (точки ветвления).

Согласно кроссинг-симметрии, единая аналитич. ф-ция в разл. областях своих аргументов описывает как амплитуду процесса , так и амплитуды процессов, (где означает адрон, являющийся античастицей по отношению к а_i). Аналогичное утверждение (с заменой любой входящей частицы на выходящую античастицу и наоборот) применимо и при большем числе частиц. Совместное рассмотрение перекрёстных процессов оказалось очень плодотворным в физике С. в. Оно тесно связано с методом полюсов Редже и в сочетании с ним приводит к полезным правилам сумм, связывающим интегральный низкоэнергетич. вклад амплитуды бинарного процесса с её высокоэнергетич. поведением, к-рое определяется полюсами Редже. Это в свою очередь приводит к концепции дуальности, согласно к-рой описание амплитуды бинарного процесса с помощью резонансов прямого канала должно быть эквивалентно её описанию с помощью полюсов Редже перекрёстного канала. Дуальная резонансная модель смыкается с теорией струн (см. Струнные модели адронов)и на качеств. уровне отражает осн. свойства адронных резонансов.

Существенные результаты даёт также использование принципа причинности, согласно к-рому к--л. событие может воздействовать лишь на события, связанные с ним времениподобным интервалом и происходящие в более поздние моменты времени. Требование причинности, выраженное в матем. форме, накладывает серьёзные ограничения на аналитич. свойства элементов матрицы рассеяния, что позволяет написать дисперсионные соотношения, связывающие действительные и мнимые части амплитуд разл. процессов. Т. к. мнимые части амплитуд упругого рассеяния вперёд выражаются через полные сечения, дисперсионные соотношения связывают наблюдаемые величины и могут использоваться при анализе эксперим. данных, позволяя, в частности, судить о поведении полных сечений при высоких энергиях (см. Дисперсионных соотношений метод).

Совместное использование общих принципов лежит в основе аксиоматич. подхода в теории С. в., конечной целью к-рого является описание всех адронных взаимодействий на основе системы исходных постулатов (см. Аксиоматическая квантовая теория поля). К числу осн. достижений такого подхода относится ряд высокоэнергетич. теорем (асимптотические теоремы ).В частности, было показано, что полные сечения адронных взаимодействий не могут увеличиваться с ростом энергии быстрее, чем (т. н. ограничение Фруассара), а ширина дифракц. пика упругого рассеяния не может сужаться быстрее, чем. При дополнит. правдоподобных предположениях было показано, что сечения взаимодействуя частиц и соответствующих им античастиц с одной и той же мишенью при достаточно высоких энергиях должны сравниваться (Померанчука теорема).

При более прагматич. подходе, типичном для совр. состояния теории, общие принципы или их следствия используются как составные элементы феноменологич. моделей С. в. и служат для анализа эксперим. данных. К ним можно отнести применение условия унитарности в моделях дифракц. рассеяния адронов, использование унитарности и дисперсионных соотношений при анализе низкоэнергетич. адронных взаимодействий и т. п.

Симметрия сильных взаимодействий. Характер С. в. в значит. мере определяется их свойствами симметрии. Под симметрией здесь понимается неизменность (инвариантность) состояния системы или закона её взаимодействия (точнее, инвариантность действия системы) при тех или иных преобразованиях, к-рые, с точки зрения их матем. структуры, характеризуются группой преобразований. Если действие системы инвариантно относительно нек-рых преобразований, а состояние системы не инвариантно, то говорят о спонтанном нарушении симметрии. Значение симметрии состоит в том, что она накладывает жёсткие требования на форму взаимодействия и состав частиц. В частности, симметрия лежит в основе классификации адронов.

Из всех типов взаимодействий С. в. обладает наиб. высоким уровнем симметрии. Часть симметрии является приближённой, причём нарушение симметрии в ряде случаев сравнительно невелико и характер этого нарушения поддаётся объяснению. С. в. (подобно электромагнитным) инвариантны относительно пространственной инверсии, обращения времени и зарядового сопряжения (а также относительно преобразований Лоренца, вращений в пространстве, сдвигов в пространстве и времени). В соответствии с этим в С. в. сохраняются пространственная чётность и зарядовая чётность .Сохраняется также барионное число.

Из числа внутренних симметрии С. в. в спектре адронов наиб. ярко проявляется т. н. симметрия ароматов ,к-рая математически описывается как группа унитарных унимодулярных преобразований SU(n). Эта симметрия - приближённая. Её простейший частный случай - изотопическая инвариантность ,соответствующая группе SU(2), а более общий - т. н. унитарная симметрия, соответствующая группе SU(3). Из-за наличия симметрии ароматов все адроны группируются в мультиплеты - наборы частиц с одинаковыми спинами н чётностями и близкими массами, реализующие линейные представления соответствующей группы симметрии. Это изотопич. мультиплеты, характеризующиеся определ. значением изотопического спина (такие, как дублет рп или триплет ), более общие унитарные мультиплеты группы SU(3)(напр., октет нуклонов и гиперонов или октет псевдоскалярных мезонов) и т. д. (см. Элементарные частицы ).Кроме того, наличие симметрии ароматов требует, чтобы лагранжиан эффективный взаимодействия адронов был инвариантом группы SU(n), что в значит. мере определяет его форму.

Существование симметрии ароматов и наличие адронных мультиплетов объясняются тем, что адроны составлены из кварков неск. видов: и, d, s, с, b и С. в. кварков всех видов одинаково. Мезоны составлены из кварка и антикварка, а барионы - из трёх кварков. Напр.,-мезон имеет структуру, а протон - (uud). Каждый вид кварков характеризуется массой и ароматом - квантовым числом, сохраняющимся в С. в. В пределе точной симметрии массы адронов, входящих в один мультиплот, должны совпадать. Нарушение симметрии объясняется различием масс кварков разл. ароматов . Это нарушение сравнительно невелико, если разности масс кварков малы по сравнению с масштабом энергий, характерных для С. в., по порядку величины равным (0,2 - 1,0)ГэВ [что соответствует характерным расстояниям r = (0,2 - 1,0)*10^-13 см]. Такое условие лучше всего выполняется для наиб. лёгких и-, d-кварков, и поэтому изотопич. инвариантность, обусловленная и, d-симметрией, нарушена в наим. степени. Она реализуется с точностью в неск. процентов, так что поправки к ней находятся на уровне ожидаемых эл--магн. поправок. При наличии более тяжёлого s-кварка нарушение адронной симметрии более существенно (на уровне десятков процентов), но всё же SU(3)-симметрия (симметрия между и-, d-, s-кварками) очень полезна. Более высокие симметрии сильно нарушены из-за больших масс с-, b-кварков.

Существ, роль в С. в. играет также киральная симметрия ,характерная, вообще говоря, для безмассовых фермионов и обусловленная тем. что в пределе нулевой массы можно независимо преобразовывать левые (L)и правые (R)кварки, т. е. состояния со спином, направленным по импульсу и против него. Киральной симметрии отвечает группа . Она может проявиться в С. в. в той мере, в какой массы кварков, входящие в исходный лагранжиан теории (т. п. токовые массы), малы по сравнению с характерной энергетич. шкалой С. в. Лёгкие кварки и, d и в значит. мере s-кварк удовлетворяют этому условию. Однако, согласно совр. представлениям, киральная симметрия С. в. спонтанно нарушена (помимо её явного нарушения массами кварков). Поэтому не наблюдаются мультиплеты, к-рые состояли бы из близких по массе адронов и являлись бы линейными представлениями группы , объединяя в один мультиплет адроны с разл. чётностью. Вместо этого должны появляться голдстоуновские бозоны .Их роль играют здесь псевдоскалярные мезоны, т. е.-мезоны группы SU(2)и с меньшей точностьюмезоны группы SU(3). Массы этих мезонов обусловлены лишь малыми токовыми массами кварков, т. е. явным нарушением киральной симметрии. Это объясняет, почему псевдоскалярные мезоны (в первую очередь p-мезоны) значительно легче др. адронов.

Низкоэнергетнч. взаимодействия псевдоскалярных мезонов можно описать с помощью эфф. кирально-инвариантного (с точностью до массовых поправок) лагранжиана. Псевдоскалярные поля, входящие в этот лагранжиан, преобразуются при киральных преобразованиях нелинейным образом. Особое положение занимает при этом синглетный псевдоскалярный-мезон, масса к-рого велика и к-рый даже приближённо нельзя считать голдстоуновским бозоном. Его характеристики обусловлены аксиальной аномалией и структурой физ. вакуума.

Форма низкоэнергетич. мезонного лагранжиана диктуется киральной симметрией и характером её нарушения. При учёте соотношения алегбры, токов и аксиального тока частичного сохранения такой лагранжиан позволяет вычислять длины рассеяния псевдоскалярных мезонов и характеристики их распадов. Барионы при этом выступают как солитоны (см. Скирма модель).

В жёстких процессах, обусловленных С. в. на малых расстояниях, проявляется также приближённая масштабная симметрия (скейлинг), т. е. инвариантность относительно растяжения координат (или импульсов) - масштабная инвариантность. Эта симметрия также спонтанно нарушена. Более ясное понимание механизма спонтанного нарушения киральной и масштабной симметрии достигается в КХД.

Квантовая хромодинамика как теория сильного взаимодействия. С 1970-х IT. в физике утвердилась новая микроскопич. теория С. в.- КХД. Согласно этой теории, С. в., к-рое, в частности, удерживает кварки в адронах, обусловлено наличием у кварков специфич. цветовых степеней свободы (дополнительно к ароматам). Каждый кварк может находиться при этом в трёх физически эквивалентных цветовых состояниях, или, как говорят, имеет три цвета. Антикварки обладают тремя «дополнительными» цветами («антицветом»). С. в. разыгрывается в цветовом пространстве и не различает ароматов (в то время как эл--магн. и слабое взаимодействия определяются лишь ароматами кварков безотносительно к их цвету). Взаимодействие кварков осуществляется посредством восьми безмассовых векторных (глюонных) полей, слабые возбуждения к-рых (отдельные их кванты) наз. глюонами. При этом в свободном состоянии наблюдаются только бесцветные адроны, в к-рых цвета составляющих их кварков и антикварков скомпенсированы.

В основу КХД положен принцип локальной цветовой симметрии, 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 SU(3)_C, причём параметры групповых преобразований могут зависеть от точек пространства-времени. Такие теории наз. калибровочными. Принцип локальной калибровочной инвариантности позволяет однозначно фиксировать лагранжиан хромодинамики, к-рый подобен электродинамич. лагранжиану, но учитывает цветовые степени свободы. В результате напряжённости глюонного поля отличаются от напряжённостей электрич. и магн. 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 заряда ми (в отличие от фотонов, не обладающих электрич. зарядами). Это, в свою очередь, приводит к наиб. важному свойству КХД - эффекту антиэкранировки 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 и 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 возм5'щений, непосредственно используя исходный лагранжиан КХД. Массы кварков и, d, s при этом малы (токовые массы: МэВ, МэВ, МэВ), так что в первом приближении ими можно пренебречь. Из-за малости масс л слабости взаимодействия на малых расстояниях имеют место приближённые киральная и масштабная симметрии.

Такой подход позволяет успешно описывать обширный класс процессов физики высоких энергий - жёсткие процессы. Классич. пример жёстких процессов - глубоко неупругий процесс рассеяния лептонов (электронов, мюонов, нейтрино) на нуклонах, изучение к-рого привело к представлению о партонах (почти свободных кварках и глюонах внутри нуклона) и стимулировало создание КХД. Глубоко неупругое рассеяние трактуется как результат упругого рассеяния лептона на одном из кварков нуклона. Измерение импульса рассеянных лептонов в таких процессах позволяет экспериментально найти ф-ции распределения кварков и глюонов по доле переносимого ими импульса в быстро движущемся нуклоне (т. н. структурные функции). Оказалось, напр., что при передаваемых импульсах порядка неск. ГэВ (т. е. при исследовании структуры кварков на расстояниях порядка 10^-14 см) примерно половина импульса переносится глюонами. Учёт хромодинамич. поправок приводит к медленному изменению партонных распределений при изменении пробного импульса Q (нарушение т. н. скейлинга Бьёркена; см. Масштабная инвариантность ).При увеличении Q можно проникнуть глубже внутрь кварка и должно наблюдаться увеличение числа кваркантикварковых пар и глюонов, составляющих его поляризац. облако, с одноврем. уменьшением переносимой каждым партоном доли импульса. Эксперим. данные по нарушению скейлинга в глубоко неупругих процессах в целом неплохо согласуются с предсказаниями расчётов.

Аналогично жёсткие адронные процессы с образованием 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» кваркантикварковой 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.

Важную роль в КХД играет спонтанное нарушение симметрии. Из-за усиления взаимодействия на больших расстояниях нарушается присущая лагранжиану КХД приближённая масштабная инвариантность. При этом возникает характерная шкала С. в. ~ 200 МэВ (соответствующая расстояниям~10^-13 см), о наличии к-рой свидетельствует появление ненулевого вакуумного среднего от следа тензора энергии-импульса глюонного поля. Др. словами, вакуум КХД (т. е. осн. состояние системы сильно взаимодействующих полей) населён флуктуирующими глюонными полями и имеет ненулевую (отрицательную) плотность энергии е и избыточное давление р по сравнению с «наивным» вакуумом теории возмущений. Согласно существующим оценкам, - 0,5 ГэВ/(10^-13 см)³. Характер вакуумных флуктуации остаётся не вполне ясным; возможно, что существ. роль здесь играют инстантоны .Спонтанно нарушается также присущая лагранжиану КХД приближённая киральная симметрия, о чём свидетельствует появление ненулевых вакуумных средних от скалярных комбинаций, составленных из кварковых полей (кварковый вакуумный конденсат). Др. словами, вакуум КХД населён также кварк-антикварковыми парами, дающими дополнит. отрицат. вклад в плотность энергии. Считается, что вследствие спонтанного нарушения симметрии кварки-квазичастицы, входящие в состав типичных адронов, приобретают значит. эфф. массу порядка 300-350 МэВ (т. н. конституентные кварки). Последоват. теория спонтанного нарушения симметрии в рамках КХД пока не разработана.

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^-5-10^-4 с её эволюции (см. Космология)и, возможно, внутр. части нейтронных звёзд новое состояние материи могло бы образоваться при соударении тяжёлых ультрарелятивистских ионов. Ведутся соответствующие эксперименты с целью получения и идентификации кваркглюонной плазмы в лаб. условиях.

Имеются все основания считать, что качеств. физ. элементы микроскопич. теории С. в. установлены. Теория взаимодействий на малых расстояниях хорошо разработана. Что же касается С. в. на больших расстояниях, то их количеств. теория пока не создана. Это относится, в частности, к механизму удержания кварков в адронах. Определ. надежды возлагаются здесь на прямые численные расчёты с помощью ЭВМ, в к-рых 4-мерный континуум пространства-времени заменяется набором точек дискретной решётки и непосредственно вычисляются квантовые средние наблюдаемых физ. величин (см. Решётки, метод в КТП).

Лит.: Иден Р., Соударения элементарных частиц при высоких энергиях, пер. с англ., М., 1970; Токи в физике адронов, пер. с англ., М., 1976; Андреев И. В., Хромодинамика и жесткие процессы при высоких энергиях, М., 1981; Окунь Л. Б., Физика элементарных частиц, 2 изд., М., 1988; Индурайн Ф., Квантовая хромодинамика, пер. с англ., М., 1986. И. В. Андреев.

   <<      Предметный указатель      >>