СИЛЬНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ

СИЛЬНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ

       

одно из четырёх фундам. вз-ствий элем. ч-ц. Три остальных вз-ствия — слабое, электромагнитное и гравитационное — гораздо слабее С. в. В отличие от двух последних, С. в. явл. короткодействующим: его радиус =10-13 см (ожидаемый радиус слабого вз-ствия ок. 2•10-16 см).

В обычном стабильном в-ве при не слишком высокой темп-ре С. в. не вызывает никаких процессов и его роль сводится к созданию прочной связи между нуклонами в ядрах (энергия связи составляет в ср. ок. 8 МэВ на нуклон). Однако при столкновениях ядер или нуклонов, обладающих достаточно высокой энергией, С. в. приводит к многочисл. ядерным реакциям. Особенно важную роль в природе играют реакции слияния (термоядерного синтеза), в результате к-рых четыре нуклона объединяются в ядро гелия. Эти реакции (при существ. участии также и слабого вз-ствия) идут на Солнце и явл. осн. источником используемой на Земле энергии. Начиная с энергий сталкивающихся нуклонов порядка неск. сотен МэВ, С. в. приводит к рождению p-мезонов, а при ещё больших энергиях — к рождению странных частиц (К-мезонов, гиперонов), «очарованных» частиц, «красивых» частиц и множества мезонных и барионных резонансов. Все эти сильно взаимодействующие ч-цы наз. адронами.

На опыте установлен ряд закономерностей С. в. и участвующих в нём ч-ц. Так, было обнаружено, что существуют группы адронов с близкими св-вами — изотопические мультиплеты. Входящие в один такой мультиплет ч-цы имеют одинаковые значения барионного заряда, странности, «очарования», «красоты», одинаковые спины, близкие (с точностью от 0,1% до 3%) массы и отличаются лишь значениями электрич. зарядов. Напр., протон и нейтрон образуют изотопич. дуплет, а p+-, p0-, p--мезоны — изотопич. триплет. С. в. обладает св-вом изотопической инвариантности; у всех ч-ц, входящих в один изотопич. мультиплет, С. в. одинаково. Изотопич. инвариантность нарушается эл.-магн. вз-ствием и малыми разностями масс ч-ц, принадлежащих данному изотопич. мультиплету.

По мере обнаружения новых адронов (большинство адронных резонансов было открыто в 60-х гг.) выяснилось, что изотопич. мультиплеты группируются в ещё большие семейства — т. н. SU(3)-мультиплеты (см. ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ). Массы ч-ц, входящих в один такой мультиплет, различаются довольно сильно. Это явл. одним из проявлений того, что SU(3)-симметрия, ответственная за комплектование SU(3)-мультиплетов, нарушается сильнее, чем изотопич. инвариантность.

В классификации адронов чётко проявляется и др. закономерность: ч-цы с данными барионным зарядом, странностью, изотопич. спином и электрич. зарядом, отличающиеся только значениями спина, также образуют семейства. Если по оси абсцисс откладывать квадраты масс ч-ц, М2, а по оси ординат — значения их спинов J, то ч-цы, принадлежащие данному семейству, располагаются на прямой линии: J=М2. Такие линии, изображающие зависимость J от М2, получили назв. траекторий Редже (см. РЕДЖЕ ПОЛЮСОВ МЕТОД).

Процессы С. в. так же, как и процессы, обусловленные др. типами вз-ствий, подчиняются таким фундам. принципам, как причинность (см. ПРИЧИННОСТИ ПРИНЦИП) и перекрёстная симметрия (кроссинг-симметрия). Матем. следствием причинности явл. то, что амплитуды, описывающие процессы вз-ствия элем. ч-ц (сечение процесса пропорц. квадрату модуля амплитуды),— аналитич. ф-ции своих аргументов. Аналитичность амплитуд приводит, в частности, к дисперсионным соотношениям, связывающим между собой действнт. и мнимые части амплитуд (к-рые могут быть независимо измерены опытным путём). Кроссинг-симметрия заключается в том, что одна и та же аналитич. ф-ция при разл. значениях своих переменных описывает амплитуды неск. процессов, напр. p-+р®p-+р, p++р®p++р и р+р=®p++p-, к-рые получаются один из другого путём переноса ч-цы из левой части реакции в правую (и наоборот) с одноврем. заменой её на соответствующую античастицу. В результате св-ва амплитуды процесса аннигиляции р+р=®p++p- имеют тесную связь со св-вами амплитуды рассеяния p±-мезонов протонами. Аналогичные связи существуют и для др. реакций.

Подход, основанный на общих св-вах амплитуд процессов, особенно плодотворен при высоких энергиях, когда энергии сталкивающихся ч-ц много больше их энергий покоя mc (m — масса ч-цы). В области асимптотически больших энергий ? (?/mc2®?) имеется ряд фундам. теорем, из к-рых наиб. важны теорема Фруассара и теорема Померанчука. Согласно теореме Фруассара, сечения процессов С. в. адронов не могут асимптотически расти быстрее, чем ln2?. Согласно теореме Померанчука, если сечение вз-ствия адронов с ростом энергии стремится к конечному пределу, то полное сечение вз-ствия ч-цы и соответствующей античастицы с данной мишенью асимптотически должны быть равными, напр.

sполн(р=р)=sполн(рр), sполн(К+р) =sполн(K-р), где sполн(ab) обозначает полное сечение вз-ствия ч-ц а и b.

На опыте характерные значения полных сечений С. в. адронов при высоких энергиях лежат в области 20—25 мбарн для вз-ствия К- и p-мезонов с нуклонами и 40—45 мбарн для вз-ствия нуклонов с нуклонами и обнаруживают тенденцию к медл. росту. Сечение упругого рассеяния составляет ок. 1/5 полного сечения.

При сближении адронов высоких энергий на расстояния порядка радиуса действия С. в. доминируют множественные процессы. В этих условиях упругое рассеяние по своему хар-ру аналогично дифракции света на полностью поглощающем («чёрном») или, точнее, частично прозрачном («тёмно-сером») шарике (с радиусом порядка радиуса действия С. в.). В частности, угл. распределение упруго рассеянных ч-ц имеет острый максимум вперёд (по направлению падающих ч-ц), подобный максимуму при дифракц. рассеянии света. При этом характерные углы q составляют величину порядка l/R, где l — длина волны де Бройля рассеиваемой ч-цы (l=ћ/p, р — импульс ч-цы), а R — радиус нуклона (=10-13 см).

Детальная теор. картина упругого рассеяния адронов, а также двухчастичных неупругих реакций (напр., реакции перезарядки p-+р®p°+n) основывается на представлении о том, что в процессе рассеяния сталкивающиеся ч-цы обмениваются своеобразными адронными комплексами с перем. спином и массой. Эти комплексы ведут себя как своего рода квазичастицы и наз. реджеонами. В результате устанавливается глубокая связь между процессами рассеяния и траекториями Редже. При этом оказывается, что радиус ч-цы (радиус «тёмно-серого» шарика) меняется с ростом энергии.

Как отмечалось, осн. доля процессов при высоких энергиях — множеств. рождение ч-ц. Ср. множественность (ср. число ч-ц, рождённых в одном столкновении) при энергиях в системе центра инерции (с. ц. и.) порядка десятков ГэВ равна прибл. 10—12 (в основном это p-мезоны) и медленно растёт с ростом энергии (ок. 27 при энергии 540 ГэВ). Поперечные импульсы рождённых ч-ц практически не зависят от энергии сталкивающихся ч-ц и в основном составляют примерно 0,3—0,5 ГэВ/с. Этот факт, обнаруженный впервые при изучении космических лучей, был подтверждён опытами на ускорителях. Ч-цы с большими поперечными импульсами (?1ГэВ/с) рождаются очень редко, однако не так редко, как можно было бы ожидать, если бы нуклоны были абсолютно «рыхлыми» образованиями размером порядка 10-13 см. Рождение ч-ц с большими поперечными импульсами подтверждает картину строения нуклона, полученную при исследовании глубоко неупругих процессов вз-ствия эл-нов и нейтрино с нуклонами. Согласно этой картине, при больших передачах импульса нуклон ведёт себя как совокупность лёгких точечных (бесструктурных) ч-ц, получивших назв. партонов. В реакциях множеств. рождения распределения вторичных ч-ц по продольным импульсам подобны при разл. энергиях столкновения. Они совпадают друг с другом, если использовать в кач-ве переменной отношение р/ркакс, где р — импульс вторичной ч-цы, а рмакс — её макс. возможный импульс при данной энергии сталкивающихся ч-ц. Такое поведение, когда распределения зависят от безразмерного параметра (р/pмакс), наз. с к е й л и н г о м Фейнмана (см. МАСШТАБНАЯ ИНВАРИАНТНОСТЬ).

Законченная теория адронов и С. в. между ними пока отсутствует, однако имеется теория, к-рая, не являясь ни законченной, ни общепризнанной, позволяет объяснить осн. св-ва адронов. Эта теория — квантовая хромодинамика, согласно к-рой адроны состоят из кварков (мезоны из кварка и антикварка, а барионы — из трёх кварков), а силы между кварками обусловлены обменом глюонами. Все обнаруженные адроны состоят из кварков пяти разл. типов («ароматов»): u, d, s, с, b.

Нуклоны и p-мезоны содержат лишь и- и d-кварки, странные ч-цы содержат наряду с u и d также и s-кварки, «очарованные» ч-цы — с-кварки, а открытые в 1977 ипсилон-частицы (Г) — b-кварки. В сильном и эл.-магн. вз-ствиях «аромат» сохраняется, в слабом вз-ствии кварки одного типа («аромата») превращаются в кварки др. типа. В процессах С. в. сталкивающиеся адроны могут обмениваться содержащимися в них кварками, и, кроме того, происходит также рождение и аннигиляция пар кварк-антикварк (см. КВАНТОВАЯ ТЕОРИЯ ПОЛЯ).

Кварки обладают дробными электрич. зарядами Q: Qu=Qc=+2/3, Qd=Qs=Qb=-1/3 (в ед. элем. электрич. заряда е). Массы лёгких кварков u, d, s выражаются через массы p- и К-мезонов, а массы с и b — соответственно через массы y частиц и ?-частиц. Теор. оценки дают: mu=4 МэВ, md=7 МэВ, ms=150 МэВ, mс=1,3 ГэВ, mb=4,5 ГэВ. Ожидают, что существуют ещё более тяжёлые кварки, t.

Свободные кварки, несмотря на тщат. поиски, не обнаружены. Согласно квант. .хромодинамике, кварки не могут быть освобождены из адронов: они находятся внутри адронов в области размером =10-13 см. Такое необычное поведение кварков (оно наз. англ. словом «конфайнмент» — заключение, пленение) связано со св-вами глюонов и с существованием ещё одного квант. числа — «цвет». Кварк каждого «аромата» может находиться в трёх «цветовых» состояниях, или обладать тремя разл. «ц в е т о в ы м и з а р я д а м и». Во всех наблюдаемых адронах «цветовые заряды» кварков в совокупности компенсируются, так что «цветовые заряды» адронов равны нулю (обычно говорят, что адроны «бесцветные», «белые»). Подобно тому как электрич. заряд явл. источником фотонного поля, «цветовые заряды» явл. источниками глюонных полей. Имеется восемь разл. глюонов. Все они — безмассовые, электрически нейтр. ч-цы со спином 1 и отличаются друг от друга комбинациями «цветовых зарядов». Наличие у глюонов «цветовых зарядов» делает их св-ва необычными. В частности, силы, обусловленные обменом глюонами, растут с ростом расстояния между двумя «цветовыми зарядами», что, по-видимому, приводит в конечном счёте к «пленению» кварков внутри адронов (т. н. удержание «цвета»). «Пленёнными» оказываются и сами глгюоны, так что свободных «цветных» частиц не существует.

«Цветовые заряды» кварков не зависят от их «ароматов», и если бы массы всех кварков были одинаковы, то и массы адронов были бы вырождены по «ароматам». Напр., были бы одинаковые массы p-, К- и D-мезонов. Малая величина разности масс u- и d-кварков по сравнению с их кинетич. энергиями внутри адронов явл. причиной изотопич. инвариантности. Малая величина самих масс u- и d-кварков явл. причиной т. н. киральной инвариантности С. в. (см. КИРАЛЬНАЯ СИММЕТРИЯ).

Системы, состоящие из u-, d-, s-кварков, адекватно описывают ч-цы, входящие в известные мезонные и барионные SU(3)-мультиплеты. Если бы масса s-кварка была того же масштаба, что и массы u- и d-кварков, то SU(3)-симметрия С. в. была бы такой же хорошей симметрией, как и изотопич. инвариантность.

Когда адрон участвует в процессе, в к-ром он получает большой импульс (глубоко неупругое рассеяние, рождение ч-ц с большими поперечными импульсами), то осн. вз-ствие разыгрывается на малых расстояниях, глубоко внутри адрона. Здесь С. в. кварков с глюонами, а следовательно, и кварков между собой ослабевает и на столкновение кварка с энергичной ч-цей (с эл-ном или др. кварком) соседние кварки влияют очень слабо. Т. о., при больших передачах импульса кварки (и глюоны) сталкиваются как практически свободные ч-цы (т. е. явл. партонами). Это св-во кварков и глюонов, предсказываемое квант. хромодинамикой, наз. асимптотической свободой. При удалении партона на большие расстояния от той точки, где он получил большой импульс, он превращается в струю летящих в одном направлении адронов. При этом происходит обмен «цветовым зарядом» с оставшимися кварками, так что как струя, так и остаток получаются «белыми». На опыте такие адронные струи наблюдались в ряде процессов.

Теория С. в. на малых расстояниях, связанная с асимптотич. свободой, практически завершена, но динамика вз-ствия на больших расстояниях и, в частности, механизм «пленения» поняты пока не столь хорошо. Здесь важную роль, по-видимому, играют глюонные флуктуации физ. вакуума (см. ИНСТАНТОН). Возможно, что адроны явл. как бы пузырьками кваркового газа в плотном вакууме, создаваемом флуктуациями глюонного поля. Качественно такой вывод согласуется с описанием адронов на основе т. н. «модели мешков» (см. КВАНТОВАЯ ТЕОРИЯ ПОЛЯ).

Существует ряд теоретич. схем, в к-рых делается попытка создать единую теорию сильного, слабого и эл.-магн. вз-ствий (т. н. «Великое объединение»), В этих схемах на единой основе рассматриваются лептоны и кварки, промежуточные векторные бозоны, фотоны и глюоны.

Физический энциклопедический словарь. — М.: Советская энциклопедия. Главный редактор А. М. Прохоров. 1983.

СИЛЬНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ

- одно из фундам. взаимодействий элементарныхчастиц, интенсивность к-рого, характеризуемая константой связи ( константойвзаимодействия), значительно больше, чем у др. типов взаимодействий- эл.-магн., слабого и гравитационного.

Вообще говоря, интенсивность взаимодействия зависит от характерных дляпроцесса взаимодействия пространственных и временных масштабов, и выделениеС. в. в особый класс имеет фактически более глубокие основания - оно обусловленоучастием во взаимодействии специфич. физ. полей. Более того, взаимодействия, <к-рые наблюдаются и рассматриваются как не зависящие друг от друга, могутоказаться разл. проявлениями более общего единого взаимодействия. Примеромможет служить объединение эл.-магн. и слабого взаимодействий в рамках теории электрослабоговзаимодействия. Существуют также модели великого объединения, вк-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 былорассматривать гравитац. и эл.-магн. взаимодействия. Первые играют решающуюроль 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 атомныхядер, состоящих из протонов и нейтронов (нуклонов). Эксперимент показывал, <что взаимодействие между нуклонами гораздо сильнее электромагнитного, посколькутипичные энергии связи нуклонов в ядрах порядка неск. МэВ, в то время какэнергии связи в атомах порядка неск. эВ. Кроме того, эти силы, в отличиеот электромагнитных и гравитационных, обладают малым радиусом действия~10^-13 см. В квантовой теории радиус действия сил обратно пропорционаленмассе 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 былиоткрыты первые, наиб. лёгкие из таких частиц - -мезоны.

Сильно взаимодействующие частицы получили назв. адронов. Их общеекол-во исчисляется неск. сотнями. Адроны разделяются на барионы, обладающие барионнымчислом (В), и мезоны, для к-рых В= 0. В природных условиях, <в промышленных применениях и в ядерных лабораториях обычно имеют дело сбарионами (протонами, нейтронами и атомными ядрами) сравнительно небольшихэнергий, гораздо меньших, чем их масса (в системе единиц, в к-рой с=1). Мезоны рождаются при столкновениях частиц, когда энергия столкновениядостаточно 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 ядернойфизике. Физика С. в. в более узком смысле обычно имеет дело с элементарнымичастицами, участвующими в процессах соударения частиц достаточно высокихэнергий (входящих в состав космич. лучей или созданных в лаб. условияхна ускорителях заряж. частиц). Энергия, выделяющаяся при соударении частицможет на два-три порядка превосходить массу протона. Лишь при достаточновысоких энергиях сталкивающихся частиц появляется возможность рожденияновых тяжёлых частиц и можно получить более детальное представление о характереС. в., исследовать его свойства на очень малых расстояниях.

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

Взаимодействия адронов. За 40 лет, прошедших после открытия я-мезонов, <открыты и изучены многочисл. семейства адронов и их взаимодействия. Присравнительно низких энергиях сталкивающихся частиц (порядка характернойэнергии 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, такойпроцесс взаимодействия состоит в образовании и последующем распаде нестабильногоадрона. Ширина пика определяется обратным временем жизни промежуточногосостояния. При повышении энергии всё большую роль начинают играть многочастичныепромежуточные состояния и процессы рождения новых частиц, в первую очередьлегчайших из них- я-мезонов. При энергии соударения, большей неск. ГэВ, <определяющую роль играют процессы множеств. рождения адронов (см. Множественныепроцессы), а упругие и полные эфф. сечения взаимодействия становятсяплавными ф-циями энергии соударения. Наиб. энерговыделение в лаб. условиях~10³ ГэВ в системе центра масс (СЦМ) достигнуто при соударениивстречных -пучков.

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

При достигнутых энергиях большая часть неупругих процессов происходитв результате т. н. мягких соударений (см. Мягкие процессы), дляк-рых характерны небольшие (неск. сотен МэВ) передачи импульса в поперечномнаправлении. Ясное понимание механизма таких процессов отсутствует, хотяимеются феноменологич. модели, систематизирующие и описывающие многочисл. <эксперим. данные по угл. и энергетич. распределениям вторичных частиц. <Как одну из характерных особенностей инклюзивных распределений (см. Инклюзивныйпроцесс )для больших продольных импульсов вторичной частицы можно отметитьзависимость только от отношения продольного импульса к его максимальновозможному 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 болееили менее резко выраженных струй вторичных адронов (групп из неск. адронов, <испущенных в узкий конус углов; см. Струя адронная). С ростом энергиидоля таких процессов нарастает, и в наиб. высокоэнергетич. -соударенияхони составляют до 20% всех событий, в значит. мере определяя рост полныхсечений взаимодействия. Осн. черты таких процессов описываются на основепредставления о партонах - слабо связанных друг с другом составныхэлементах адронов. Считается, что при жёстком соударении происходит рассеяниена большой угол двух или большего числа партонов, входящих в состав двухсталкивающихся 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% событийи тесно связано с неупругими процессами. Оно имеет в осн. дифракционный, <или теневой, характер: выбывание частиц из падающего на мишень пучка, происходящееза счёт неупругих процессов, ведёт к упругому рассеянию, что аналогичнодифракции света при наличии поглощающего объекта. Такому механизму соответствуетмалость 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 событийсоставляют своеобразные процессы дифракционной диссоциации, прик-рых дифракционно рассеивающийся адрон переходит в возбуждённое состояние, <распадающееся затем на вторичные частицы.

В эксперименте наблюдается сужение дифракц. пика в дифференциальномсечении упругого рассеяния по мере роста энергии, что означает рост эфф. <радиуса взаимодействия адронов с увеличением энергии. Такое поведение характернодля теории полюсов Редже (см. Редже полюсов метод), согласно к-ройасимптотич. поведение амплитуды процесса С. в., рассматриваемой как аналитическаяфункция своих аргументов, определяется крайней правой особенностьюв комплексной плоскости угл. момента J. Если эта особенность в комплекснойJ-плоскости является полюсом, то процесс взаимодействия можно рассматриватькак результат обмена реджеоном - своеобразным адронным состояниемс переменными спином l и массой. В случае упругого рассеяния соответствующийреджеон, по-видимому, отсутствует и характер особенности J-плоскости (т. <н. особенность Померанчука), определяющий асимптотич. поведение амплитудыупругого рассеяния, до сих пор не выяснен.

С точки зрения метода полюсов Редже особый интерес представляют бинарныеадронные процессы , где адроны а ₃, а ₄ отличаются от a₁,a₂. C ростом энергии сечение такого процесса и ширина пика вугл. распределении падают характерным образом, указывая на то, что привысоких энергиях в таких процессах происходит обмен реджеоном с определ. <зависимостью спина J от массы т (траекторией полюса Редже). Прицелых значениях спина реджеон должен быть обычным адроном, а всё семействотаких адронов, обладающих одинаковыми внутр. квантовыми числами, должнолежать на одной траектории Редже. Эксперим. данные по массам и спинам резонансовдействительно говорят о существовании таких редже-семейств адронов. Приэтом траектории Редже, объединяющие адроны каждого семейства, оказываютсяпрактически прямыми линиями в переменных J, m², имеющими одинаковые(примерно) наклоны.

Применение общих принципов теории. С. в., как и др. типы взаимодействийэлементарных 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 позволявшаяиспользовать методы возмущений теории, по существу - единственногохорошо разработанного аналитич. подхода в КТП. Поэтому большое развитиев теории С. в. получили методы, к-рые используют общие принципы теориидля определения свойств матрицы рассеяния. К числу таких общих принциповотносятся унитарность, релятивистская инвариантность, перекрёстная симметрия (кроссинг-симметрия),причинность (см. Причинности принцип). В этом подходе осн. рольиграет изучение аналитич. свойств матричных элементов, рассматриваемыхкак ф-ции комплексных переменных, к-рыми служат кинематич. инварианты, <такие, как квадрат энергии и квадрат передаваемого импульса.

Условие унитарности матрицы рассеяния, выражающее математически тотфакт, что сумма вероятностей всех возможных конечных состояний процессасоударения равна единице, связывает характеристики упругого рассеяния инеупругих процессов. В частности, мнимая часть амплитуды упругого рассеянияна нулевой угол выражается через полное сечение рассеяния ( оптическаятеорема). Эта связь лежит в основе описания дифракц. рассеяния адроновпри высоких энергиях, а также может быть использована для того, чтобы установитьсоотношения между амплитудами разл. бинарных процессов. Условие унитарностиопределяет характер особенностей амплитуд как аналитич. ф-ций комплексныхпеременных. На практике часто используется предположение, что матрица рассеянияимеет только те особенности, к-рые диктуются условием унитарности и соответствуютотд. адронам (полюсы) или порогам рождения неск. частиц (точки ветвления).

Согласно кроссинг-симметрии, единая аналитич. ф-ция в разл. областяхсвоих 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 выходящуюантичастицу и наоборот) применимо и при большем числе частиц. Совместноерассмотрение перекрёстных процессов оказалось очень плодотворным в физикеС. в. Оно тесно связано с методом полюсов Редже и в сочетании с ним приводитк полезным правилам сумм, связывающим интегральный низкоэнергетич. вкладамплитуды бинарного процесса с её высокоэнергетич. поведением, к-рое определяетсяполюсами Редже. Это в свою очередь приводит к концепции дуальности, согласнок-рой описание амплитуды бинарного процесса с помощью резонансов прямогоканала должно быть эквивалентно её описанию с помощью полюсов Редже перекрёстногоканала. Дуальная резонансная модель смыкается с теорией струн (см. Струнныемодели адронов )и на качеств. уровне отражает осн. свойства адронныхрезонансов.

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

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

При более прагматич. подходе, типичном для совр. состояния теории, общиепринципы или их следствия используются как составные элементы феноменологич. <моделей С. в. и служат для анализа эксперим. данных. К ним можно отнестиприменение условия унитарности в моделях дифракц. рассеяния адронов, использованиеунитарности и дисперсионных соотношений при анализе низкоэнергетич. адронныхвзаимодействий и т. п.

Симметрия сильных взаимодействий. Характер С. в. в значит. мере определяетсяих 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 инвариантноотносительно нек-рых преобразований, а состояние системы не инвариантно, <то говорят о спонтанном нарушении симметрии. Значение симметриисостоит в том, что она накладывает жёсткие требования на форму взаимодействияи 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 рядеслучаев сравнительно невелико и характер этого нарушения поддаётся объяснению. <С. в. (подобно электромагнитным) инвариантны относительно пространственнойинверсии, обращения времени и зарядового сопряжения (а такжеотносительно преобразований Лоренца, вращений в пространстве, сдвигов впространстве 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. яркопроявляется т. н. симметрия ароматов, к-рая математически описываетсякак группа унитарных унимодулярных преобразований SU(n). Эта симметрия- приближённая. Её простейший частный случай - изотопическая инвариантность, соответствующаягруппе SU(2), а более общий - т. н. унитарная симметрия, соответствующаягруппе SU(3). Из-за наличия симметрии ароматов все адроны группируютсяв мультиплеты - наборы частиц с одинаковыми спинами н чётностями и близкимимассами, реализующие линейные представления соответствующей группы симметрии. <Это изотопич. мультиплеты, характеризующиеся определ. значением изотопическогоспина (такие, как дублет рп или триплет ), более общие унитарные мультиплеты группы SU(3 )(напр., октетнуклонов и гиперонов или октет псевдоскалярных мезонов) и т. д. (см. Элементарные частицы). Кроме того, наличиесимметрии ароматов требует, чтобы лагранжиан эффективный взаимодействияадронов был инвариантом группы SU(n), что в значит. мере определяетего форму.

Существование симметрии ароматов и наличие адронных мультиплетов объясняютсятем, что адроны составлены из кварков неск. видов: и, d, s, с,b и С. в. кварков всех видов одинаково. Мезоны составлены из кваркаи антикварка, а барионы - из трёх кварков. Напр., -мезонимеет структуру ,а протон - (uud). Каждый вид кварков характеризуется массой и ароматом- квантовым числом, сохраняющимся в С. в. В пределе точной симметрии массыадронов, входящих в один мультиплот, должны совпадать. Нарушение симметрииобъясняется различием масс кварков разл. ароматов . Это нарушение сравнительно невелико, если разности масс кварков малыпо сравнению с масштабом энергий, характерных для С. в., по порядку величиныравным (0,2 - 1,0)ГэВ [что соответствует характерным расстояниям r = (0,2- 1,0)*10^-13 см]. Такое условие лучше всего выполняется длянаиб. лёгких и-,d-кварков, и поэтому изотопич. инвариантность, <обусловленная и,d-симметрией, нарушена в наим. степени. Она реализуетсяс точностью в неск. процентов, так что поправки к ней находятся на уровнеожидаемых эл.-магн. поправок. При наличии более тяжёлого s-кварка нарушениеадронной симметрии более существенно (на уровне десятков процентов), новсё же SU(3)-симметрия (симметрия между и-, d-,s-кварками) оченьполезна. 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 пределенулевой массы можно независимо преобразовывать левые (L )и правые(R )кварки, <т. е. состояния со спином, направленным по импульсу и против него. Киральнойсимметрии отвечает группа . Она может проявиться в С. в. в той мере, в какой массы кварков, входящиев исходный лагранжиан теории (т. п. токовые массы), малы по сравнению схарактерной 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 нарушениямассами кварков). Поэтому не наблюдаются мультиплеты, к-рые состояли быиз близких по массе адронов и являлись бы линейными представлениями группы , объединяя в один мультиплет адроны с разл. чётностью. Вместо этого должныпоявляться голдстоуновские бозоны. Их роль играют здесь псевдоскалярныемезоны, т. е. -мезоныгруппы SU(2 )и с меньшей точностью мезоныгруппы SU(3). Массы этих мезонов обусловлены лишь малыми токовымимассами кварков, т. е. явным нарушением киральной симметрии. Это объясняет, <почему псевдоскалярные мезоны (в первую очередь p-мезоны) значительно легчедр. адронов.

Низкоэнергетнч. взаимодействия псевдоскалярных мезонов можно описатьс помощью эфф. кирально-инвариантного (с точностью до массовых поправок)лагранжиана. Псевдоскалярные поля, входящие в этот лагранжиан, преобразуютсяпри киральных преобразованиях нелинейным образом. Особое положение занимаетпри этом синглетный псевдоскалярный -мезон, <масса к-рого велика и к-рый даже приближённо нельзя считать голдстоуновскимбозоном. Его характеристики обусловлены аксиальной аномалией и структуройфиз. вакуума.

Форма низкоэнергетич. мезонного лагранжиана диктуется киральной симметриейи характером её нарушения. При учёте соотношения алегбры, токов и аксиальноготока частичного сохранения такой лагранжиан позволяет вычислять длинырассеяния псевдоскалярных мезонов и характеристики их распадов. Барионыпри этом выступают как солитоны (см. Скирма модель).

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

Квантовая хромодинамика как теория сильного взаимодействия. С 1970-хIT. в физике утвердилась новая микроскопич. теория С. в.- КХД. Согласноэтой теории, С. в., к-рое, в частности, удерживает кварки в адронах, обусловленоналичием у кварков специфич. цветовых степеней свободы (дополнительно кароматам). Каждый кварк может находиться при этом в трёх физически эквивалентныхцветовых состояниях, или, как говорят, имеет три цвета. Антикварки обладаюттремя «дополнительными» цветами («антицветом»). С. в. разыгрывается в цветовомпространстве и не различает ароматов (в то время как эл.-магн. и слабоевзаимодействия определяются лишь ароматами кварков безотносительно к ихцвету). Взаимодействие кварков осуществляется посредством восьми безмассовыхвекторных (глюонных) полей, слабые возбуждения к-рых (отдельные их кванты)наз. глюонами. При этом в свободном состоянии наблюдаются толькобесцветные адроны, в к-рых цвета составляющих их кварков и антикварковскомпенсированы.

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 себяизбыточный цвет. Эквивалентность разл. цветовых состояний формулируетсяматематически как инвариантность (точная) относительно преобразований цветовойгруппы SU(3)_C, причём параметры групповых преобразованиймогут зависеть от точек пространства-времени. Такие теории наз. калибровочными. <Принцип локальной калибровочной инвариантности позволяет однозначнофиксировать лагранжиан хромодинамики, к-рый подобен электродинамич. лагранжиану, <но учитывает цветовые степени свободы. В результате напряжённости глюонногополя отличаются от напряжённостей электрич. и магн. полей электродинамикидополнительными нелинейными по калибровочному полю членами. Наличие нелинейныхчленов, необходимых для калибровочной инвариантности КХД, приводит к самодействию глюонов. Др. словами, глюоны обладают цветовыми заряда ми (в отличиеот фотонов, не обладающих электрич. зарядами). Это, в свою очередь, приводитк наиб. важному свойству КХД - эффекту антиэкранировки заряда, к-рый означает, <что эффективный заряд кварков и глюонов велик на больших расстоянияхи становится малым при уменьшении расстояний. Вследствие этого свойстваС. в. на малых и больших масштабах оказываются совершенно различными. Намалых расстояниях или при больших передаваемых импульсах [больше (2-3)ГэВ]эфф. цветовой заряд стремится к нулю. Это свойство получило назв. асимптотическойсвободы. Кварки и глюоны на малых расстояниях ведут себя как почтисвободные частицы, и все процессы с их участием можно рассчитывать по теориивозм5'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 малостимасс л слабости взаимодействия на малых расстояниях имеют место приближённыекиральная и масштабная симметрии.

Такой подход позволяет успешно описывать обширный класс процессов физикивысоких энергий - жёсткие процессы. Классич. пример жёстких процессов - глубоко неупругий процесс рассеяния лептонов (электронов, <мюонов, нейтрино) на нуклонах, изучение к-рого привело к представлениюо партонах (почти свободных кварках и глюонах внутри нуклона) и стимулировалосоздание КХД. Глубоко неупругое рассеяние трактуется как результат упругогорассеяния лептона на одном из кварков нуклона. Измерение импульса рассеянныхлептонов в таких процессах позволяет экспериментально найти ф-ции распределениякварков и глюонов по доле переносимого ими импульса в быстро движущемсянуклоне (т. н. структурные функции). Оказалось, напр., что при передаваемыхимпульсах порядка неск. ГэВ (т. е. при исследовании структуры кварков нарасстояниях порядка 10^-14 см) примерно половина импульса переноситсяглюонами. Учёт хромодинамич. поправок приводит к медленному изменению партонныхраспределений при изменении пробного импульса Q (нарушение т. н. <скейлинга Бьёркена; см. Масштабная инвариантность). При увеличении Q можно проникнуть глубже внутрь кварка и должно наблюдаться увеличениечисла 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 неплохосогласуются с предсказаниями расчётов.

Аналогично жёсткие адронные процессы с образованием струй можно истолковыватькак результат упругого рассеяния содержащихся в адронах кварков и глюоновс последующим их переходом в адроны. Особую проблему представляет при этомвопрос о механизме образования бесцветных адронов, входящих в состав струй. <Обычно считается, что при рассеянии кварка по мере его удаления от точкистолкновения между этим кварком и остающейся частью адрона возникает струннаяконфигурация глюонного поля, к-рая затем разрывается с образованием «обесцвечивающей»кваркантикварковой пары (фактически - большого числа таких пар), так чтов результате возникают бесцветные мезоны, составляющие адронные струи. <Полный расчёт подобных процессов в рамках КХД невыполним из-за того, чтообразование адронов происходит на больших расстояниях, где взаимодействиекварков и глюонов становится сильным. Поэтому убедительное доказательствов пользу существования описанного механизма отсутствует. На практике приобработке эксперим. данных используют упрощённые модели образования и разрываструн.

Важную роль в КХД играет спонтанное нарушение симметрии. Из-за усилениявзаимодействия на больших расстояниях нарушается присущая лагранжиану КХДприближённая масштабная инвариантность. При этом возникает характернаяшкала 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, вакуумКХД (т. е. осн. состояние системы сильно взаимодействующих полей) населёнфлуктуирующими глюонными полями и имеет ненулевую (отрицательную) плотностьэнергии е и избыточное давление р по сравнению с «наивным» вакуумомтеории возмущений. Согласно существующим оценкам,- 0,5 ГэВ/(10^-13 см)³. Характер вакуумных флуктуацииостаётся не вполне ясным; возможно, что существ. роль здесь играют инстантоны. Спонтанно нарушается также присущая лагранжиану КХД приближённая киральнаясимметрия, о чём свидетельствует появление ненулевых вакуумных среднихот скалярных комбинаций, составленных из кварковых полей (кварковый вакуумныйконденсат). Др. словами, вакуум КХД населён также кварк-антикварковымипарами, дающими дополнит. отрицат. вклад в плотность энергии. Считается, <что вследствие спонтанного нарушения симметрии кварки-квазичастицы, входящиев состав типичных адронов, приобретают значит. эфф. массу порядка 300-350МэВ (т. н. конституентные кварки). Последоват. теория спонтанного нарушениясимметрии в рамках КХД пока не разработана.

Фигурирующие в КХД асимптотически свободная (на малых расстояниях) иудерживающая (на больших расстояниях) фазы кварк-глюонной материи должныпроявляться не только тогда, когда исследуется отклик системы на малыхи больших масштабах, но и как её возможные макроскопич. состояния: предполагается, <что при достаточно большой плотности барионов или при достаточно высокойтемп-ре происходит образование кварк-глюонной плазмы, в к-рой кваркии глюоны взаимодействуют сравнительно слабо (так что вычисления можно проводитьпо теории возмущений). Ожидается, что необходимая для этого плотность энергиивсего в неск. раз превышает ядерную плотность, что примерно соответствуетплотности энергии внутри типичного адрона. Помимо ранней Вселенной в первые10^-5-10^-4 с её эволюции (см. Космология )и, <возможно, внутр. части нейтронных звёзд новое состояние материимогло бы образоваться при соударении тяжёлых ультрарелятивистских ионов. <Ведутся соответствующие эксперименты с целью получения и идентификациикваркглюонной плазмы в лаб. условиях.

Имеются все основания считать, что качеств. физ. элементы микроскопич. <теории С. в. установлены. Теория взаимодействий на малых расстояниях хорошоразработана. Что же касается С. в. на больших расстояниях, то их количеств. <теория пока не создана. Это относится, в частности, к механизму удержаниякварков в адронах. Определ. надежды возлагаются здесь на прямые численныерасчёты с помощью ЭВМ, в к-рых 4-мерный континуум пространства-временизаменяется набором точек дискретной решётки и непосредственно вычисляютсяквантовые средние наблюдаемых физ. величин (см. Решётки, метод вКТП).

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; ИндурайнФ., Квантовая хромодинамика, пер. с англ., М., 1986. И. В. Андреев.

Физическая энциклопедия. В 5-ти томах. — М.: Советская энциклопедия. Главный редактор А. М. Прохоров. 1988.