Ограничение цвета

Феномен в квантовой хромодинамике

Цветовая сила благоприятствует удержанию, потому что в определенном диапазоне энергетически выгоднее создать пару кварк-антикварк, чем продолжать удлинять трубку цветового потока. Это аналогично поведению вытянутой резинки.

Анимация ограничения цвета. Если к кваркам подается энергия, как показано, глюонная трубка удлиняется до тех пор, пока не достигнет точки, в которой она «защелкивается» и образует пару кварк-антикварк. Таким образом, одиночные кварки никогда не наблюдаются изолированно.

В квантовой хромодинамике (КХД) ограничение цвета , часто называемое просто ограничением , представляет собой явление, при котором частицы с цветовым зарядом (такие как кварки и глюоны ) не могут быть изолированы и, следовательно, не могут напрямую наблюдаться в нормальных условиях ниже температуры Хагедорна , равной примерно 2 теракельвин ( что соответствует энергии примерно 130–140 МэВ на частицу). ^{[1] [2]} Кварки и глюоны должны слипаться вместе, образуя адроны . Двумя основными типами адронов являются мезоны (один кварк, один антикварк) и барионы (три кварка). Кроме того, бесцветные глюболы , состоящие только из глюонов, также согласуются с конфайнментом, хотя их трудно идентифицировать экспериментально. Кварки и глюоны не могут быть отделены от родительских адронов без образования новых адронов. ^[3]

Источник

Аналитического доказательства ограничения цвета в какой -либо неабелевой калибровочной теории пока не существует . Качественно это явление можно понять, заметив, что переносящие силу глюоны КХД имеют цветовой 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 между ними узкую магнитную трубку (или струну). Из-за такого поведения глюонного поля сильное взаимодействие между частицами остается постоянным независимо от их разделения. ^{[4] [5]}

Поэтому при разделении двух цветных зарядов в какой-то момент энергетически выгодно появление новой пары кварк-антикварк , а не дальнейшее расширение трубки. В результате этого, когда кварки производятся в ускорителях частиц, вместо того, чтобы видеть отдельные кварки в детекторах, ученые видят « струи » множества нейтральных по цвету частиц ( мезонов и барионов ), сгруппированных вместе. Этот процесс называется адронизацией , фрагментацией или разрывом струны .

Фаза удержания обычно определяется поведением действия петли Вильсона , которая представляет собой просто путь в пространстве-времени, прослеживаемый парой кварк-антикварк, созданной в одной точке и аннигилированной в другой точке. В теории без ограничений действие такой петли пропорционально ее периметру. Однако в ограничивающей теории действие петли пропорционально ее площади. Поскольку площадь пропорциональна расстоянию пары кварк-антикварк, свободные кварки подавляются. Мезоны в такой картине разрешены, поскольку петля, содержащая другую петлю с противоположной ориентацией, имеет лишь небольшую область между двумя петлями. При ненулевых температурах оператором порядка удержания являются тепловые версии петель Вильсона, известные как петли Полякова .

Масштаб заключения

Масштаб конфайнмента или масштаб КХД — это масштаб, в котором пертурбативно определенная константа сильной связи расходится. Это известно как полюс Ландау . Таким образом, определение и значение шкалы ограничения зависят от используемой схемы перенормировки . Например, в схеме MS-bar и при 4-петлевом ходе среднее мировое значение в случае 3-аромата определяется выражением ^[6] ${\displaystyle \alpha _{s}}$

${\displaystyle \Lambda _{\overline {MS}}^{(3)}=(332\pm 17)\,{\rm {{MeV}\,.}}}$

Когда уравнение ренормгруппы решено точно, масштаб вообще не определен. ^{[ необходимы пояснения ]} Поэтому вместо этого принято указывать значение константы сильной связи в определенном эталонном масштабе.

Иногда полагают, что единственной причиной удержания является очень большая величина сильной связи вблизи полюса Ландау . Иногда это называют инфракрасным рабством (термин, выбранный в отличие от ультрафиолетовой свободы ). Однако это неверно, поскольку в КХД полюс Ландау нефизичен ^{[7] [8]} , о чем свидетельствует тот факт, что его положение в масштабе конфайнмента во многом зависит от выбранной схемы перенормировки , т. е. от соглашения. Большинство данных указывают на умеренно большую связь, обычно имеющую значение 1–3 ^[7] в зависимости от выбора схемы перенормировки. В отличие от простого, но ошибочного механизма инфракрасного рабства , большая связь является лишь одним из факторов ограничения цвета, а второй заключается в том, что глюоны заряжены цветом и поэтому могут коллапсировать в глюонные трубки.

Модели, демонстрирующие ограничение свободы

Помимо КХД в четырех измерениях пространства-времени, двумерная модель Швингера также демонстрирует конфайнмент. ^[9] Компактные абелевы калибровочные теории также демонстрируют ограничение в 2-х и 3-х измерениях пространства-времени. ^[10] Конфайнмент был обнаружен в элементарных возбуждениях магнитных систем, называемых спинонами . ^[11]

Если бы масштаб нарушения электрослабой симметрии был снижен, ненарушенное взаимодействие SU(2) в конечном итоге стало бы ограничивающим. Альтернативные модели, в которых SU (2) становится ограничивающим выше этого масштаба, количественно аналогичны Стандартной модели при более низких энергиях, но резко отличаются от нарушений симметрии. ^[12]

Модели полностью экранированных кварков

Помимо идеи удержания кварков, существует потенциальная возможность того, что цветовой заряд кварков полностью экранируется глюонным цветом, окружающим кварк. Найдены точные решения классической теории Янга–Миллса SU(3), обеспечивающие полное экранирование (глюонными полями) цветового заряда кварка. ^[13] Однако такие классические решения не учитывают нетривиальные свойства вакуума КХД . Поэтому значение таких решений полного глюонного экранирования для отделившегося кварка неясно.

Смотрите также

• Модель струны Лунда
• Тензор напряженности глюонного поля
• Асимптотическая свобода
• Центральный вихрь
• Модель двойного сверхпроводника
• Бета-функция (физика)
• Решётчатая калибровочная теория
• Существование Янга – Миллса и разрыв в массах

Рекомендации

1. Баргер, В.; Филлипс, Р. (1997). Коллайдерная физика . Аддисон-Уэсли . ISBN 978-0-201-14945-6.
2. Гринсайт, Дж. (2011). Введение в проблему заключения . Конспект лекций по физике. Том. 821. Спрингер . Бибкод : 2011LNP...821.....G. дои : 10.1007/978-3-642-14382-3. ISBN 978-3-642-14381-6.
3. Ву, Т.-Ю.; Хван, Паучи В.-Ю. (1991). Релятивистская квантовая механика и квантовые поля . Всемирная научная . п. 321. ИСБН 978-981-02-0608-6.
4. Мута, Т. (2009). Основы квантовой хромодинамики: введение в пертурбативные методы в калибровочных теориях. Конспект лекций по физике . Том. 78 (3-е изд.). Всемирная научная . ISBN 978-981-279-353-9.
5. Смилга, А. (2001). Лекции по квантовой хромодинамике. Всемирная научная . ISBN 978-981-02-4331-9.
6. «Обзор квантовой хромодинамики» (PDF) . Группа данных о частицах .
7. А. Деур, С. Дж. Бродский и Г. Ф. де Терамонд, (2016) «Работающая муфта КХД», Prog. Часть. Нукл. Физ. 90 , 1
8. Д. Бинози, К. Мезраг, Дж. Папавассилиу, К. Д. Робертс и Дж. Родригес-Кинтеро, (2017) «Независимая от процесса сильная бегущая связь» Phys. Ред. Д 96 , вып. 5, 054026
9. Уилсон, Кеннет Г. (1974). «Удержание кварков». Физический обзор D . 10 (8): 2445–2459. Бибкод : 1974PhRvD..10.2445W. doi : 10.1103/PhysRevD.10.2445.
10. Шён, Верена; Майкл, Тис (2000). «Теория поля 2d-моделей при конечной температуре и плотности (раздел 2.5)». В Шифман, М. (ред.). На переднем крае физики элементарных частиц . стр. 1945–2032. arXiv : hep-th/0008175 . Бибкод : 2001afpp.book.1945S. CiteSeerX 10.1.1.28.1108 . дои : 10.1142/9789812810458_0041. ISBN  978-981-02-4445-3. S2CID  17401298.
11. Озеро, Белла; Цвелик, Алексей М.; Нотбом, Сюзанна; Теннант, Д. Алан; Перринг, Тоби Г.; Реехейс, Манфред; Секар, Чиннатамби; Краббс, Гернот; Бюхнер, Бернд (2009). «Удержание частиц дробного квантового числа в конденсированной системе». Физика природы . 6 (1): 50–55. arXiv : 0908.1038 . Бибкод : 2010NatPh...6...50L. дои : 10.1038/nphys1462. S2CID  18699704.
12. Клодсон, М.; Фархи, Э.; Яффе, РЛ (1 августа 1986 г.). «Сильно связанная стандартная модель». Физический обзор D . 34 (3): 873–887. Бибкод : 1986PhRvD..34..873C. doi : 10.1103/PhysRevD.34.873. ПМИД  9957220.
13. Кэхилл, Кевин (1978). «Пример цветного растрирования». Письма о физических отзывах . 41 (9): 599–601. Бибкод : 1978PhRvL..41..599C. doi : 10.1103/PhysRevLett.41.599.