ЭЛЕКТРОМАГНИТНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ

ЭЛЕКТРОМАГНИТНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ

- одно из фундам. взаимодействий элементарных частиц (наряду с гравитационным, слабым и сильным), характеризуемое участием в нём эл.-магн. поля.

"Сила" Э. в. элементарных частиц определяется их элек-трич. зарядом, к-рый кратен элементарному электрич. заряду е= 4,8^.10^-10 единиц заряда СГСЭ (абс. величина заряда электрона).

Вследствие равенства нулю массы фотона Э. в. является дальнодействующим (см. Взаимодействие), в частности сила притяжения между заряж. покоящимися частицами изменяется с расстоянием как 1/r² (Кулона закон).

С помощью Э. в. осуществляется взаимодействие положительно заряженных ядер и отрицательно заряженных электронов в атомах и молекулах. Тем самым Э. в. определяет (на основе законов квантовой механики) возможность устойчивого состояния таких микроскопич. систем. Размеры их существ. образом определяются величиной электрич. заряда электрона (так, Бора радиус равен ²/т _е е², где т _е- масса электрона). Эл.-магн. природу имеют фотоэффект, явления ионизации и возбуждения атомов среды быстро движущимися заряж. частицами, процессы расщепления ядер фотонами, реакции фоторождения мезонов, радиационные (с испусканием фотонов) распады элементарных частиц и возбуждённых состояний ядер, упругое и неупругое рассеяние электронов и мюонов на ядерных мишенях и т. п.

В силу дальнодействия Э. в. может заметно проявляться и на макроскопич. уровне. К Э. в. фактически сводится большинство наблюдаемых физ. сил: силы упругости в твёрдых телах, силы трения, силы поверхностного натяжения в жидкостях и др. Свойства разл. агрегатных состояний вещества, хим. превращения веществ также определяются Э. в. Это взаимодействие лежит в основе всех наблюдаемых макроскопически электрич., магн. и оптич. явлений. Разл. проявления Э. в. широко используются в электротехнике, радиотехнике, электронике.

Эл.-магн. явления, в к-рых участвуют слабые, медленно меняющиеся эл.-магн. поля, определяются законами клас-сич. электродинамики, описываемыми Максвелла уравнениями. Для сильных или быстро меняющихся полей гл. роль играют квантовые явления. Кванты эл.-магн. поля - фотоны - подчиняются Базе - Эйнштейна статистике, вследствие чего в одном и том же состоянии может находиться любое число фотонов. Это обусловливает возможность описания Э. в. с участием большого числа фотонов в рамках классич. физики. Большое число фотонов и создаёт классич. электромагнитное поле.

Как фундаментальное, Э. в. проявляется на малых расстояниях (обычно порядка или меньше атомных), где существенны квантовые эффекты. При этом описание взаимодействия между фотонами и заряж. лептонами даётся ур-ниями квантовой электродинамики. При описании Э. в. адронов и ядер необходимо учитывать также сильное взаимодействие.

Интенсивность (или эфф. сечение )эл.-магн. процессов в микромире определяется безразмерным параметром a = е²/ с =1/137, наз. тонкой структуры постоянной. Среди др. типов взаимодействий элементарных частиц Э. в. занимает промежуточное положение как по "силе", так и по числу законов сохранения, к-рые выполняются при Э. в. Так, характерные времена радиац. распадов элементарных частиц и возбуждённых состояний ядер (10^-12- 10^-20 с) значительно превосходят "ядерные" времена (10^-23 с) и много меньше времён распадов, обусловленных слабым взаимодействием(10³-10^-13 с). При Э. в., в отличие от слабого взаимодействия, сохраняются пространственная чётность ( Р-чётность), зарядовая чётность, странность, очарование, красота. С хорошей степенью точности установлено, что Э. в. инвариантно по отношению к обращению времени. В то же время при Э. в. адронов нарушаются присущие сильному взаимодействию законы сохранения изотопического спина и G-чётности, при этом изотопич. спин адронов может изменяться при испускании или поглощении фотона лишь на + 1 или 0.

Законы сохранения и свойства фотонов в значит. степени определяют специфич. черты Э. в. Так, вследствие того что спин фотона равен 1, появляются определ. отбора правила в процессах испускания фотонов (напр., запрещены переходы с испусканием одного фотона между состояниями системы, имеющими нулевой момент кол-ва движения). Сохранение зарядовой чётности приводит к тому, что система с положительной зарядовой чётностью С может распадаться только на чётное число фотонов, а с отрицательной- на нечётное. Напр., парапозитроний (см. Позитронии) (С= +1) распадается на два фотона, а ортопозит-роний ( С= -1) - на три фотона.

Из-за малости a вероятности эл.-магн. процессов малы по сравнению с вероятностями аналогичных процессов, протекающих за счёт сильного взаимодействия. Напр., сечение рассеяния фотонов с энергией 1 ГэВ на протоне составляет ок. 10^-30 см ², что примерно в 10⁴ раз меньше сечения рассеяния пионов на протоне при соответствующей полной энергии в системе центра масс (с. ц. м.).

При матем. описании Э. в. эл.-магн. поле в пространственно-временной точке х характеризуется 4-потенциа-лом А_m( х),m = 0, 1, 2, 3; А =(j, А), где j-скалярный потенциал, А- векторный потенциал. Лагранжиан взаимодействия поля с зарядом записывается в виде скалярного произведения:

где j_m(x)-4-вектор плотности электрич. тока: j=(cr, j),r - плотность заряда, j- плотность электрич. тока. В квантовой физике j_m и А_m становятся операторами, при этом ток, образованный движущимися заряж. частицами со спином 1/2 (напр., электронами), описывается выражением j_m(x)= e(x)g_my(x). Здесь y( х )-оператор уничтожения исходного электрона,( х) - оператор рождения электрона в конечном (после взаимодействия с фотоном) состоянии, g_m - матрица Дирака. Аналогичные выражения имеют место и для др. фермионов со спином 1/2. (Матрицы введены для того, чтобы из операторов и y, к-рые являются четырёхмерными спинорами относительно преобразований Лоренца, сконструировать 4-вектор - элек тромагнитный ток j_m; тогда произведение j_mA_m. будет скаляром, т. е. L -инвариантом.)

На основании выражения для с использованием аппарата матрицы рассеяния(S -матрицы) рассчитывают сечения эл.-магн. процессов, вероятности радиац. распадов идр. характеристики частиц.

При т. н. калибровочных преобразованиях

где c( х)- произвольная ф-ция х, лагранжиан и наблюдаемые физ. величины остаются неизменными. Это свойство получило назв. калибровочной инвариантности. Обобщение представления о калибровочной инвариантности на др. типы взаимодействий привело, в частности, к созданию единой теории слабых и эл.-магн. взаимодействий (см. Электрослабое взаимодействие).

Квантовая электродинамика, развитая для описания атомных явлений с участием электронов, оказалась справедливой и для расстояний, значительно меньших, чем атомные (на начало 1990-х гг. вплоть до 10^-16 см). Её предсказания с высокой степенью точности согласуются со всеми эксперим. данными. Так, расхождение измеренной величины магн. момента электрона с теоретич. значением не превышает 10^-8 %.

Э. в. мюонов и тау-лептонов оказались полностью аналогичными Э. в. электронов, хотя масса мюона примерно в 200. а t-лептона-в 3600 раз больше, чем у электрона. Всё отличие явлений с участием е ^b, m^b,t^b обусловлено лишь разницей масс этих частиц. Происхождение различия в массах указанных частиц пока остаётся не понятым.

В эл.-магн. процессах с участием адронов и ядер (фоторождении мезонов, рассеянии электронов и мюонов на протонах и ядрах, фоторасщеплении ядер, аннигиляции пар е ⁺ е ^- в адроны и др.) важную роль играет сильное взаимодействие. Так, возбуждённые состояния адронов- резонан-сы могут возбуждаться фотонами и ярко проявляются, напр., в полных сечениях процесса поглощения фотонов протонами с образованием адронов (рис. 1). Эл.-магн. свойства и эл.-магн. структура адронов (магн. моменты, распределения зарядов) обусловлены сложным кварковым строением этих частиц (см. Кварковые модели). Напр., среднеквадратичный радиус, характеризующий распределение заряда в протоне (0,8^.10^-13 см), задаётся ср. расстоянием между кварками в протоне и по существу связан с радиусом конфайнмента (10^-13 см).

Малые размеры адронов и ядер (R10^-12-10^-13 см) определяют плавную угл. зависимость дифференц. сечений взаимодействия с ними фотонов небольших энергий (e_g<hc/R): соответствующая этим энергиям длина волны l эл.-магн. поля превышает размеры адронной системы и взаимодействие происходит за счёт испускания или поглощения фотонов преим. низких мультипольностей (см. Мультипольное излучение)..

При энергиях e_g выше 2 ГэВ угл. и энергетич. зависимости характеристик (сечений, поляризаций и др.) фотонных процессов и процессов взаимодействия между адронами схожи: дифференц. сечения характеризуются направленностью вперёд, полное сечение s(gр) слабо зависит от энергии (рис. 1), а при e_g> 50 ГэВ медленно возрастает с увеличением энергии, что характерно для полных сечений взаимодействий адронов. Это сходство легло в основу векторной доминантности модели, согласно к-рой фотон взаимодействует с адронами, предварительно перейдя в адронное состояние - векторные мезоны r⁰, w, j и др. (имеющие такие же квантовые числа, как и фотон, за исключением массы). Возможность такого перехода ярко иллюстрируется резонансной зависимостью от энергии сечения процесса е ⁺+ е ^-К ⁺ + К ^-, обусловленного превращением пары е ⁺ е ^- в виртуальный фотон, а последнего - в векторный j-мезон с последующим его распадом на пару К-мезонов (рис. 2). Эксперимент показал удовлетворит. применимость модели векторной доминантности для описания т. н. мягких эл.-магн. явлений, к-рые характеризуются малыми передаваемыми адронной системе импульсами (<1 ГэВ/с). В простейшем приближении сечение адрон-ного поглощения фотонов на ядре с числом нуклонов А должно быть равно сумме сечений поглощения фотонов отд. нуклонами s(g А) = Аs(gр) [s(gn)s(gр)] (пунктирная кривая на рис. 3). Наблюдаемая более слабая зависимость от А (сплошная кривая на рис. 3) обусловлена возможностью превращения фотона, напр., в r⁰ -мезон, к-рый сильно поглощается нуклонами ядра, что приводит к "затенению" внутр. нуклонов при прохождении фотонов через ядро.

Рис. 1. Зависимость полного сечения поглощения фотона протоном s(gр) от энергии фотона в лабораторной системе e_g (верхняя шкала) и суммарной энергии фотона и протона в системе центра масс W_gр (нижняя шкала). См. также врезку.

Рис. 2. Зависимость сечения s процесса е ⁺+е ^-К ⁺+К ^- (в произвольных единицах) от разности - Мс², где - полная энергия сталкивающихся частиц в системе центра масс, М- масса j-мезона. Вверху соответствующая диаграмма Фейнмана.

Рис. 3. Отношение R =s(gA)/s(gр) полных сечений адронного поглощения фотонов с e_g= 16 ГэВ на ядрах и на протонах в зависимости от числа А нуклонов в ядре.

Э. в. адронов и ядер представляет собой мощный инструмент для изучения их строения. Так, наиболее полные сведения о размерах ядер, о распределении в них зарядов получены при измерении сечений упругого рассеяния электронов на ядрах. То же справедливо и в отношении нуклонов.

Решающую роль в изучении структуры нуклонов сыграли эксперименты по рассеянию на них электронов большой энергии, выполненные в кон. 1960-х гг. Оказалось, что дифференц. сечение упругого рассеяния значительно отличается от сечения рассеяния на точечной частице и сильно падает по сравнению с последним при увеличении |q²| (где q - переданный электроном 4-импульс; рис. 4). Это доказывает, что нуклон-протяжённый объект. Напротив, сечение глубоко неупругого процесса рассеяния, е ^-+р е ^-+адроны, в к-ром адронам передаются большие импульсы (>1 ГэВ/с) и энергии (>2-3 Гэв), ведёт себя так же, как и сечение рассеяния на точечной частице. Последнее обстоятельство привело к формулировке т. н. партонной модели адронов, согласно к-рой адроны состоят из частей - партонов, проявляющих себя при взаимодействии с фотонами как бесструктурные (точечные) частицы.

Рис. 4. Зависимость отношения R = s(е ^-+ р е ^-+ адроны)/s_M от квадрата переданного электроном 4-импульса |q²| для угла рассеяния электронов q=10° и для различных значений полной энергии W адронов конечного состояния в системе центра масс (s_M - дифференциальное сечение рассеяния электронов на точечной частице). Ослабление зависимости R от |q²| при увеличении W указывает на постепенный пе реход к точечноподобному характеру глубоко неупругого рассеяния электронов на протоне. Штрихпунктирная кривая демонстрирует кардинально иное поведение R для упругого рассеяния электронов на протоне, в котором послед-ний выступает как целое.

По совр. представлениям, партоны есть не что иное, как кварки и глюоны. В применении к Э. в. адронов кварковая модель даёт хорошо согласующиеся с экспериментом предсказания не только для магн. моментов частиц, но и для вероятностей радиац. распадов адронов, для сечений упругого и глубоко неупругого рассеяния электронов. При Э. в. фотон взаимодействует с входящими в состав адронов кварками. При этом в жёстких процессах получившие в результате взаимодействия большую энергию кварки и испускаемые ими глюоны образуют струи адронные.

Анализ Э. в. (и, в частности, обусловленных им процессов аннигиляции электронов и позитронов высоких энергий с последующим рождением пары кварков) сыграл огромную роль в изучении свойств кварков (в особенности тяжёлых с- и b -кварков). В первую очередь это касается образования связанных состояний тяжёлых кварков: Y -и -частиц, а в дальнейшем также изучения свойств рождающихся очарованных и прелестных D- и В-мезонов. Соответствующие исследования существенно продвинули в целом наше понимание кварковой структуры материи. В кон. 1980-х гг. в процессах е ⁺ е ^- -аннигиляции была получена обширная информация о свойствах промежуточного Z⁰ -бозонa, позволившая проверить осн. положения теории электрослабого взаимодействия. Изучение Э. в. элементарных частиц при всё возрастающих энергиях, несомненно, и в дальнейшем будет играть существ. роль в понимании природы этих объектов.

Лит.: Фейнман Р., Взаимодействие фотонов с адронами, пер. с англ., М., 1975; Вайнберг С., Свет как фундаментальная частица, [пер. с англ.], "УФН", 1976, т. 120, в. 4, с. 677; Фрауэнфель-дер Г., Хенли Э., Субатомная физика, пер. с англ., М., 1979.

А. А. Комар, А. И. Лебедев.

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