АКСИАЛЬНОГО ТОКА ЧАСТИЧНОЕ СОХРАНЕНИЕ

АКСИАЛЬНОГО ТОКА ЧАСТИЧНОЕ СОХРАНЕНИЕ

       

в слабом взаимодействии, св-во аксиального слабого тока адронов. В отличие от константы слабого векторного вз-ствия (см. ВЕКТОРНОГО ТОКА СОХРАНЕНИЕ), константа аксиального слабого вз-ствия меняется (перенормируется) под действием сильного вз-ствия. Это изменение не слишком велико (напр., в b-распаде нейтрона оно составляет ок. 20%). Перенормировку этой константы в процессах слабого вз-ствия без изменения странности можно связать с эффектами пион-нуклонного вз-ствия, причём изменение константы характеризуется величиной массы пиона. Поскольку масса пиона аномально мала по сравнению с массой др. адронов, реализуется А. т. ч. с. В гипотетическом теор. пределе, когда масса пиона полагается стремящейся к нулю (т. н. мягкопионное приближение), сохранение аксиального тока становится не частичным, а точным. В этом приближении реализуется киральная симметрия, и поэтому пион можно рассматривать как голдстоуновский бозон. В таком подходе соотношения А. т. ч. <с. используют для оценки массы участвующих в слабом вз-ствии (т. н. токовых) кварков. Эти соотношения позволяют связать амплитуды процессов с испусканием разл. числа пионов, выразить перенормированную аксиальную константу b-распада через сечения пион-нуклонного вз-ствия и т. д. Обобщение А. т. ч. с. на аксиальные токи с изменением странности требует существ. учёта эффектов нарушения унитарной симметрии, связанных с различием масс странного (s) и нестранных (и, d) кварков.

А. т. ч. с. наряду с сохранением слабого векторного тока адронов явл. основой формализма т. н. алгебры токов, позволяющей устанавливать связи между амплитудами разл. процессов.

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

АКСИАЛЬНОГО ТОКА ЧАСТИЧНОЕ СОХРАНЕНИЕ

в слабом взаимодействии - гипотеза о том, что константа аксиального слабого взаимодействия без изменения странности мало меняется (слабо перенормируется) сильным взаимодействием. Напр., для -распада изменение составляет ок. 20%. Это обстоятельство связано с аномально малой массой p- мезона по сравнению с массами других адронов. В гипотетич. пределе 0 сохранение аксиального тока становится точным и реализуется киральная симметрия, а пион возникает как голдстоуновский бозон при спонтанном нарушении симметрии.

Математически А. т. ч. с. выражается в соотношении между дивергенцией изовекторного аксиального тока и полем -мезона :

(1)

(в единицах =с=1), тце х= (х ₀, х) - пространственно-временная точка, =0, 1, 2, 3 - лоренцов индекс (по предполагается суммирование), =1, 2, 3 - изотопич. индекс, - константа -распада ( 93 МэВ). Гипотеза А. т. ч. с. восходит к работам Й. Намбу (Y. Nambu), а также М. Гелл-Мана (М. Gell-Mann) и М. Леви (М. Levy) в 1960.

Следствия из (1) проверены в ряде процессов с участием -мезонов низких энергий. Предсказания носят приближённый характер, поскольку при их выводе пренебрегают полной энергией -мезона (включая его массу). Наиб. известным результатом является Голдбергера - Тримена соотношение. Другие известные следствия (1) и алгебры токов - вычисление длин рассеяния мезонов на разл. адронах, соотношения между матричными элементами слабых распадов К-мезонов и т. п.

Согласно совр. представлениям, аксиальный ток строится из полевых операторов кварков, поскольку поле p-мезона нельзя рассматривать как фундаментальное. При этом дивергенция аксиального тока пропорциональна псевдоскалярной плотности кварковых полей:

(2)

где q(x) - дублет полей и- и d -кварков, т _и, т _d - их токовые массы (см. Кварки), - Паули матрицы в пространстве изотопич. спина. Это соотношение используется для оценки токовых масс кварков.

В пределе нулевых масс и- и d-кварков дивергенция аксиального тока равна нулю и соответствующий аксиальный заряд строго сохраняется.

На первый взгляд в этом случае следует ожидать вырождения по чётности, поскольку аксиальный заряд, действуя на нек-рый вектор состояния, переводит его в др. вектор состояния с той же энергией, но с противоположной чётностью. Такое вырождение, однако, экспериментально не наблюдается. Др возможность реализации симметрии состоит в том, что аксиальный заряд может переводить нуклон не в резонанс с противоположной чётностью, а в состояние нуклон плюс покоящаяся безмассовая псевдоскалярная частица.

Хотя безмассовой псевдоскалярной частицы в природе нет, её роль играет -мезон, масса к-рого мала по сравнению с массой нуклона [как видно из ф-лы (1), правильнее говорить о малости 1/50]. Естественно поэтому допустить, что в пределе т _и,d=0, -мезон становится безмассовым, и приближение строго сохраняющегося аксиального заряда может быть разумным. Соотношения симметрии при этом сводятся к предсказаниям связей между амплитудами процессов с разным числом -мезонов с нулевой полной энергией. Если же учесть, что величина конечна, хотя и мала, можно убедиться, что кинематич. эффекты (связанные с изменением положения p-мезонного полюса в разл. амплитудах) приводят к правой части соотношения (1).

Обобщение А. т. ч. с. на аксиальные токи с изменением странности требует существ. учёта эффектов нарушения унитарной симметрии из-за большой величины массы странного кварка (т. е. достаточно большой массы К-мезона).

Лит.: Вайнштейн А. И., Захаров В. И., Частичное сохранение аксиального тока и процессы с "мягкими" -мезонами, "УФН", 1970, т. 100, в. 2. В. И. Захаров.

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