Асимптотическая свобода

Cтраница 3

Следует отметить, что, в отличие от основной массы результатов, полученных с помощью дисперсионных соотношений и представления функционального интеграла, основные физические результаты получаются здесь в итоге своего рода симбиоза вычислений по теории возмущений и строгих ренормгрупповых соотношений. К ним относится свойство асимптотической свободы ряда квантовополевых моделей, содержащих поля Янга - Миллса. [31]

Такое свойство теории называют асимптотической свободой. Разумеется, теория с асимптотической свободой принципиально отличается от теории с нулификацией заряда. [32]

Противоположная ситуация имеет место в теориях, в которых взаимодействие между частицами осуществляется не электромагнитным полем, а так называемыми полями Янга-Миллса. Такое свойство теории называют асимптотической свободой. Разумеется, теория с асимптотической свободой принципиально отличается от теории с нулификацией заряда. [33]

Поправка к кварк-глюон - [ IMAGE ] Поправка к кварктлюоп-ной вершине. ной вершине, включающая 3-глюон. [34]

Интересное свойство соотношений (9.198) и (9.199) состоит в том, что вклады чисто янг-миллсовских членов ( глюоны и духи) и вклад кварков в величину П у имеют противоположные знаки. Ниже мы увидим, что вследствие этого явление асимптотической свободы связано с числом ароматов. [35]

Как мы видели, явление конфайнмента в решеточной теории естественно возникает в пределе сильной связи. В то же время наличие непрерывного предела с асимптотической свободой связано с пределом слабой связи. [36]

Если число кварковых ароматов равно пр, 16, то р0 и убывает с ростом масштаба масс ( импульсов) р - Следовательно, теория является асимптотически свободной. По-видимому, в природе пр 16; следовательно, асимптотическая свобода является свойством, которым обладает КХД. Асимптотическая свобода оправдывает партонную модель ( см. § 1.10), согласно которой пар-тоны ведут себя как почти свободные частицы, когда они взаимодействуют внутри адрона с фотонами при больших передачах импульса. [37]

Это отличие приводит к важным физическим следствиям. Этот феномен самовыключения взаимодействия на малых расстояниях и называется асимптотической свободой. [38]

Общепризнано, что правильной теорией является калибровочная теория Янга - Миллса с цветными полями глюо-нов и кварков. Ее трактовка по теории возмущений приводит к весьма правдоподобной картине асимптотической свободы на малых расстояниях. Но идея полноты асимптотических состояний рассеяния, заложенная в формализме теории возмущений в его привычном виде, перестает быть адекватной на адронных расстояниях из-за невылетания цвета. Именно для понимания этого невылетания разрабатывается сложная статистико-геоме-трическая картина сильных взаимодействий. Нетривиальность кинематики усугубляется топологическими ( какова топология пространства контуров. Они также заставляют по-новому взглянуть на старые проблемы квантованных полей. Например, какова роль перенормируемости, если мы вообще выходим за рамки теории возмущений. [39]

Феноменологические кварковые модели сильных взаимодействий также получают наиболее естественное обоснование в рамках калибровочной теории, называемой квантовой хромодинамикой. Эта теория дает уникальную возможность описать в рамках квантовой теории поля явление асимптотической свободы. С ней же связываются надежды на объяснение удержания кварков, хотя этот вопрос пока не очень ясен. [40]

Состояния типа плоской волны неплохо приготавливаются экспериментаторами, однако из фундаментальных частиц так хорошо обстоят дела лишь с лептонами. Кварковые состояния плоской волны могут быть приличным приближением лишь на малых расстояниях, где имеет место асимптотическая свобода; в пользу их реальности свидетельствуют так называемые адронные струи в глубоко неупругих процессах. На расстояниях порядка нуклонных размеров, где кварки связаны в стабильные образования, можно пытаться использовать в качестве базисных сферические волны, запертые в некотором малом объеме - мешке. В последовательной теории, конечно, все должно оказаться гораздо интереснее. [41]

Зависимость структурной f функции Ft в глубоко неупру-гих процессах jtp - рассеяния ( а 1 5 и vp - рассеяния ( б от рг при разных значениях ж ( разные 1 2 точки - результаты различных экспериментальных групп. 1 0. [42]

Эти свойства находят естеств. КХД), где в качестве партонов выступают кварки ( а также антикварки) и глюоны, к-рые благодаря свойству асимптотической свободы в области 2 § 1 ГэВа выглядят почти как свободные ( точечные) частицы. При этом кварк не может поглотить продольно-поляризованный фотон вследствие невозможности переворота спина кварка без иумепе-ния его импульса. Глюоны же могут взаимодействовать с фотоном только через процесс рождения из вакуума пары кварк-антикварк, к-рый подавлен малой величиной цветового эффективного заряда. [43]

Соотношения (10.7) и (10.9) получены для токов, составленных из свободных кварковых полей. Однако благодаря наличию 5-функции в правых частях (10.7) и (10.9) они эффективны только для малых расстояний; следовательно, в квантовой хромодинамике из-за свойства асимптотической свободы они остаются справедливыми в таком виде даже при учете взаимодействий между полями кварков и глюонов. [44]

Исчезновение е возможно в неравновесном сегнетоэлектрике ( СЭ) в отсутствии внешних зарядов ( индукция D 0, напряженность Е ф 0), где и появляются КК. Отметим, что рассмотренная ранее одним из авторов [2] среда типа СЭ, где есть и КК и конфайнмент, имеет неправильные с точки зрения электродинамики свойства, моделирующие асимптотическую свободу. [45]

Страницы: 1 2 3 4