فراغ QCD

📅 آخر تحديث: ٢٣ يوليو ٢٠٢٦
✍️ نُشر في: ٢٣ يوليو ٢٠٢٦
📷 يحتوي على 10 صور
الموسوعة الحرة

فراغ الكروموديناميكا الكمومية (QCD) هو حالة الفراغ الكمومي في الكروموديناميكا الكمومية . وهو مثال على حالة فراغ غير اضطرابية ، تتميز بوجود مكثفات غير معدومة مثل مكثف الغلوون ومكثف الكوارك في النظرية الكاملة التي تشمل الكواركات. ويُشير وجود هذه المكثفات إلى الطور المحصور لمادة الكوارك .

مشكلة لم تُحل في الفيزياء
الديناميكا اللونية الكمومية في النظام غير الاضطرابي : الحصر . لا تزال معادلات الديناميكا اللونية الكمومية غير محلولة عند مستويات الطاقة ذات الصلة بوصف نوى الذرات . كيف تُسهم الديناميكا اللونية الكمومية في فهم فيزياء النوى ومكوناتها ؟
المزيد من المشاكل التي لم تُحل في الفيزياء

التناظرات وكسر التناظر

تناظرات لاغرانجيان الكروموديناميكا الكمية

كأي نظرية حقل كمومي نسبية ، تتمتع نظرية الكروموديناميكا الكمومية (QCD) بتناظر بوانكاريه، بما في ذلك التناظرات المنفصلة CPT (التي تتحقق جميعها). وإلى جانب تناظرات الزمكان هذه، تمتلك أيضًا تناظرات داخلية. ولأن QCD هي نظرية قياس SU(3) ، فإنها تتمتع بتناظر قياس SU(3) محلي .

نظرًا لتعدد أنواع الكواركات، يتمتع هذا النظام بتناظر تقريبي في النكهة والتماثل الكيرالي . ويُقال إن هذا التقريب يتضمن الحد الكيرالي لنظرية الكروموديناميكا الكمية. ومن بين هذه التناظرات الكيرالية، يُعد تناظر عدد الباريونات دقيقًا. تشمل بعض التناظرات المكسورة التناظر المحوري U(1) لمجموعة النكهة، والذي يُكسر بفعل الشذوذ الكيرالي . كما أن وجود الجسيمات الفورية ، الذي يُشير إليه هذا الشذوذ، يُكسر أيضًا تناظر CP .

باختصار، يتمتع لاغرانجيان الكروموديناميكا الكمية بالتناظرات التالية:

يتم كسر التناظرات الكلاسيكية التالية في لاغرانجيان QCD:

كسر التناظر التلقائي

عندما يكون للهاميلتوني لنظام ما (أو اللاغرانجي ) تناظر معين، ولكن الفراغ ليس كذلك، فعندئذ نقول أن كسر التناظر التلقائي (SSB) قد حدث.

من الأمثلة الشائعة على كسر التناظر الذاتي المغناطيسي (SSB) المواد المغناطيسية الحديدية . على المستوى المجهري، تتكون المادة من ذرات ذات عزم مغزلي غير معدوم، تعمل كل منها كمغناطيس قضيب صغير، أي ثنائي قطب مغناطيسي . ويكون هاميلتونيان المادة، الذي يصف تفاعل ثنائيات الأقطاب المتجاورة، ثابتًا تحت الدوران . عند درجات الحرارة العالية، لا يوجد تمغنط لعينة كبيرة من المادة. عندئذٍ يُقال إن تناظر هاميلتونيان مُتحقق بواسطة النظام. مع ذلك، عند درجات الحرارة المنخفضة، قد يكون هناك تمغنط كلي. لهذا التمغنط اتجاه مفضل ، حيث يمكن تمييز القطب المغناطيسي الشمالي للعينة عن القطب المغناطيسي الجنوبي. في هذه الحالة، يحدث كسر تلقائي لتناظر الدوران في هاميلتونيان.

عندما ينكسر التناظر المستمر تلقائيًا، تظهر بوزونات عديمة الكتلة ، تتوافق مع التناظر المتبقي. تُعرف هذه الظاهرة بظاهرة غولدستون ، وتُسمى هذه البوزونات بوزونات غولدستون .

تناظرات فراغ الكروموديناميكا الكمية

تنكسر تناظرية النكهة الكيرالية SU( Nf )  ×  SU( Nf ) في لاغرانجيان QCD في حالة الفراغ . وتُمثل تناظرية حالة الفراغ الجزء القطري SU( Nf ) من المجموعة الكيرالية. ويُشير إلى ذلك تكوّن مكثف كيرالي غير صفري ⟨ψi⟩ ، حيث ψi هو مؤثر حقل الكوارك ، ومؤشر النكهة i هو مجموع. أما بوزونات غولدستون الناتجة عن كسر التناظر فهي الميزونات شبه القياسية .

عندما يكون عدد الجسيمات في الفوتون (Nf ) يساوي 2 ، أي عندما يُعامل الكواركان العلوي والسفلي فقط على أنهما عديمي الكتلة ، فإن البيونات الثلاثة تُسمى بوزونات غولدستون . وعندما يُعامل الكوارك الغريب أيضًا على أنه عديم الكتلة، أي عندما يكون Nf يساوي 3 ، فإن جميع الميزونات الثمانية شبه القياسية في نموذج الكواركات تُصبح بوزونات غولدستون . تُحسب الكتل الفعلية لهذه الميزونات في نظرية الاضطراب الكيرالي من خلال توسيع الكتل الفعلية (الصغيرة) للكواركات.

في مراحل أخرى من مادة الكوارك، قد يتم استعادة التناظر الكامل للنكهة الكيرالية ، أو كسره بطرق مختلفة تمامًا.

الأدلة التجريبية

تأتي الأدلة على وجود مكثفات QCD من حقبتين، حقبة ما قبل QCD 1950-1973 وحقبة ما بعد QCD، بعد عام 1974. أثبتت نتائج ما قبل QCD أن فراغ التفاعلات القوية يحتوي على مكثف كيرالي للكوارك، بينما أثبتت نتائج ما بعد QCD أن الفراغ يحتوي أيضًا على مكثف غلوون.

نتائج محفزة

اقتران التدرج

في خمسينيات القرن العشرين، كانت هناك محاولات عديدة لوضع نظرية مجال لوصف تفاعلات البيونات (π{\displaystyle \pi }) والنيوكليونات (شمال{\displaystyle N}). التفاعل الواضح القابل لإعادة التطبيع بين الجسمين هو اقتران يوكاوا مع بوزون شبه قياسي:

لأنا=شمال¯γ5πشمال{\displaystyle L_{I}={\bar {N}}\gamma _{5}\pi N}

وهذا صحيح نظريًا، لأنه يمثل الرتبة الأولى ويأخذ جميع التناظرات في الحسبان. لكنه لا يتطابق مع التجربة بمعزل عن غيره. عند أخذ الحد غير النسبي لهذا الاقتران، نحصل على نموذج اقتران التدرج . في أدنى رتبة، يتفاعل حقل البيون غير النسبي عن طريق المشتقات. [ 1 ] وهذا ليس واضحًا في الصيغة النسبية. [ 2 ] يعتمد تفاعل التدرج بشكل مختلف تمامًا على طاقة البيون، إذ يتلاشى عند الزخم الصفري.

يعني هذا النوع من الاقتران أن حالة متماسكة من البيونات ذات الزخم المنخفض تكاد لا تتفاعل على الإطلاق. وهذا مظهر من مظاهر التناظر التقريبي، تناظر الإزاحة لحقل البيون. الاستبدال

π→π+ج{\displaystyle \pi \rightarrow \pi +C}

يُبقي النموذج على اقتران التدرج دون تغيير، لكنه لا يُبقي على اقتران شبه القياسي، على الأقل ليس بمفرده. تُعالج الطبيعة هذا الأمر في نموذج شبه القياسي من خلال الدوران المتزامن لحقل البروتون-النيوترون وانزياح حقل البيون. هذا، عند تضمين التناظر المحوري SU(2) المناسب، هو نموذج غيل-مان ليفي سيغما ، الذي سيتم تناوله لاحقًا.

يُفهم التفسير الحديث لتناظر الإزاحة الآن على أنه نمط تحقيق تناظر نامبو-غولدستون غير الخطي، والذي يعود الفضل فيه إلى يويتشيرو نامبو [ 3 ] وجيفري غولدستون . حقل البيون هو بوزون غولدستون ، بينما يُعد تناظر الإزاحة مظهرًا من مظاهر الفراغ المنحط.

علاقة غولدبيرغر-تريمان

توجد علاقة مثيرة للدهشة بين اقتران التفاعل القوي للبيونات مع النيوكليونات، ومعامل نموذج اقتران تدرج النيوكليون-البيون، ومعامل التيار المتجه المحوري للنيوكليون، الذي يحدد معدل الاضمحلال الضعيف للنيوترون. هذه العلاقة هي [ 4 ].

زπشمالشمالFπ=جيأمشمال{\displaystyle g_{\pi NN}F_{\pi }=G_{A}M_{N}}

ويتم الالتزام بها بدقة تصل إلى 2.5%.

الثابت GA هو المعامل الذي يحدد معدل اضمحلال النيوترون، وهو يُعطي معيارية عناصر مصفوفة التفاعل الضعيف للنيوكليون. من جهة أخرى، يُعد اقتران البيون-النيوكليون ثابتًا ظاهريًا يصف التشتت (القوي) للحالات المقيدة للكواركات والغلوونات. التفاعلات الضعيفة هي في جوهرها تفاعلات تيار-تيار لأنها ناتجة عن نظرية قياس غير أبيلية. تشير علاقة غولدبرغر-تريمان إلى أن البيونات، بفضل كسر التناظر الكيرالي، تتفاعل كبدائل من نوع ما للتيارات الضعيفة المحورية.

التيار المحوري المحفوظ جزئياً

يُطلق على البنية التي تُؤدي إلى علاقة غولدبيرغر-تريمان اسم فرضية التيار المحوري المحفوظ جزئيًا (PCAC)، والتي تم توضيحها في الورقة البحثية الرائدة حول نموذج سيغما. [ 5 ] يصف مصطلح "المحفوظ جزئيًا" تعديل تيار التناظر المكسور تلقائيًا بواسطة تصحيح كسر صريح يمنع حفظه. ويُطلق على التيار المحوري المعني أيضًا اسم تيار التناظر الكيرالي.

تتلخص الفكرة الأساسية لنظرية SSB في أن تيار التناظر الذي يُجري دورانات محورية على الحقول الأساسية لا يحافظ على الفراغ: وهذا يعني أن التيار J المُطبق على الفراغ يُنتج جسيمات. يجب أن تكون هذه الجسيمات عديمة اللف المغزلي، وإلا فلن يكون الفراغ ثابتًا لورنتزيًا. وبمُطابقة الفهارس، يجب أن يكون عنصر المصفوفة

جμ|0⟩=كμ|π⟩،{\displaystyle J_{\mu }|0\rangle =k_{\mu }|\pi \rangle \,,}

حيث k μ هي الزخم الذي يحمله البيون المتكون.

عندما يكون تباعد مؤثر التيار المحوري صفرًا، يجب أن يكون لدينا

∂μجμ|0⟩=كμكμ|π⟩=مπ2|π⟩=0.{\displaystyle \جزئي _{\mu }J^{\mu}|0\rangle =k^{\mu }k_{\mu }|\pi \rangle =m_{\pi }^{2}|\pi \rangle =0\,.}

وبالتالي فإن هذه البيونات عديمة الكتلة، m 2 π = 0 ، وفقًا لنظرية غولدستون .

إذا أخذنا عنصر مصفوفة التشتت في الاعتبار، فسنحصل على

كμ⟨شمال(ص)|π(ك)|شمال(ص′)⟩=⟨شمال(ص)|جμ|شمال(ص′)⟩.{\displaystyle k_{\mu }\langle N(p)|\pi (k)|N(p')\rangle =\langle N(p)|J_{\mu }|N(p')\rangle \,.}

حتى عامل الزخم، وهو التدرج في الاقتران، فإنه يأخذ نفس شكل التيار المحوري الذي يحول النيوترون إلى بروتون في شكل التيار-التيار للتفاعل الضعيف.

⟨شمال|جμ|شمال⟩⟨هـ|جμ|ν⟩ .{\displaystyle \langle N|J^{\mu }|N\rangle \langle e|J_{\mu }|\nu \rangle ~.}

لكن إذا تم إدخال كسر صريح صغير للتناظر الكيرالي (بسبب كتل الكواركات)، كما هو الحال في الحياة الواقعية، فإن التباعد المذكور أعلاه لا يختفي، ويتضمن الجانب الأيمن كتلة البيون، وهو الآن بوزون غولدستون الزائف .

انبعاث البيون الناعم

أتاحت امتدادات أفكار نظرية التسارع الضوئي المتماسك (PCAC) لستيفن واينبرغ حساب سعات التصادمات التي تُصدر بيونات منخفضة الطاقة انطلاقًا من سعة العملية نفسها في غياب البيونات. وتُحسب هذه السعات من خلال تطبيق تيارات التناظر على الجسيمات الخارجية للتصادم.

لقد أرست هذه النجاحات الخصائص الأساسية لفراغ التفاعل القوي قبل وقت طويل من ظهور نظرية الكروموديناميكا الكمية.

بوزونات شبه غولدستون

أظهرت التجارب أن كتل ثمانية ميزونات شبه قياسية أخف بكثير من كتل الحالات الأخف التالية، أي ثمانية ميزونات متجهة (مثل ميزون رو ). ويُعدّ ظهور هذه البوزونات شبه غولدستون الدليل الأقوى على تناظر النكهة الكيرالية في نظرية الكروموديناميكا الكمية (QCD) في حالة كسر التناظر الذاتي للوحدة (SSB ). وكانت هذه البوزونات ستكون عديمة الكتلة تمامًا في الحد الكيرالي. وهناك برهان قاطع على أن الكتل المرصودة تتوافق مع نظرية الاضطراب الكيرالي . وقد تم التحقق من الاتساق الداخلي لهذه الحجة من خلال حسابات QCD الشبكية، والتي تسمح بتغيير كتلة الكوارك والتحقق من أن تغير كتل شبه القياسية مع كتلة الكوارك يتوافق مع متطلبات نظرية الاضطراب الكيرالي .

إيتا برايم ميزون

يحل هذا النمط من انقسام الكتلة الأحادي أحد "ألغاز" نموذج الكواركات السابقة ، حيث كان من المفترض أن تكون جميع الميزونات شبه القياسية متقاربة في الكتلة. وبما أن N f = 3 ، كان من المفترض أن يكون هناك تسعة منها. مع ذلك، يمتلك أحدها ( ميزون η′ الأحادي من نوع SU(3) ) كتلة أكبر بكثير من كتلة ثمانية ميزونات SU(3). في نموذج الكواركات، لا يوجد تفسير منطقي لهذا الأمر - وهو لغز يُعرف باسم انقسام كتلة η−η′ (حيث أن η هو أحد أعضاء الثمانية، والتي كان من المفترض أن تكون متطابقة في الكتلة مع η′).

في نظرية الكروموديناميكا الكمية، يُلاحظ أن جسيم η′ مرتبط بالجسيم المحوري U A (1) الذي ينكسر صراحةً بفعل الشذوذ الكيرالي ، وبالتالي فإن كتلته ليست "محمية" لتكون صغيرة، كما هو الحال مع جسيم η. ويمكن تفسير انقسام كتلة η–η′ [ 6 ] [ 7 ] [ 8 ] من خلال آلية 't Hooft instanton ، [ 9 ] والتي يُعرف تجسيدها 1/N أيضًا باسم آلية Witten – Veneziano . [ 10 ] [ 11 ]

الجبر الحالي وقواعد جمع QCD

كما توفر نظرية تقارب التيار المستمر (PCAC) والجبر الحالي أدلة على هذا النمط من كسر الحالة المفردة (SSB). وتأتي التقديرات المباشرة للمكثف الكيرالي أيضًا من هذا التحليل.

هناك طريقة أخرى لتحليل دوال الارتباط في الديناميكا اللونية الكمومية (QCD) وهي توسيع ناتج المؤثرات (OPE). تُكتب القيمة المتوقعة للفراغ لمؤثر غير محلي كمجموع للقيم المتوقعة للفراغ لمؤثرات محلية، أي المكثفات . وتحدد قيمة دالة الارتباط قيم المكثفات. يُعطي تحليل العديد من دوال الارتباط المنفصلة نتائج متسقة لعدة مكثفات، بما في ذلك مكثف الغلوون ، ومكثف الكوارك ، والعديد من المكثفات المختلطة والمكثفات ذات الرتب الأعلى. وعلى وجه الخصوص، نحصل على

⟨(زجي)2⟩ =دهـو ⟨ز2جيμνجيμν⟩≈0.5GeV4⟨ψ¯ψ⟩≈(-0.23)3GeV3⟨(زجي)4⟩≈5:10⟨(زجي)2⟩2\begin{aligned} \left\langle (gG)^{2} \right\rangle \ {\stackrel {\mathrm {def} }{=}} \left\langle g^{2}G_{\mu \nu }G^{\mu \nu } \right\rangle &\approx 0.5\;{\text{GeV}}^{4} \\ \left\langle {\overline {\psi }}\psi \right\rangle &\approx (-0.23)^{3}\;{\text{GeV}}^{3} \\ \left\langle (gG)^{4} \right\rangle &\approx 5:10 \left\langle (gG)^{2} \right\rangle ^{2} \end{aligned}}}

هنا يشير G إلى موتر مجال الغلوون ، وψ إلى مجال الكوارك ، و g إلى اقتران QCD.

تُجرى تحسينات إضافية على هذه التحليلات من خلال تقديرات محسّنة لقاعدة الجمع وتقديرات مباشرة في نظرية الكروموديناميكا الكمية الشبكية . وهي توفر البيانات الأولية التي يجب تفسيرها بواسطة نماذج فراغ نظرية الكروموديناميكا الكمية.

نماذج

ينبغي أن يُقدّم الحل الكامل لنظرية الكروموديناميكا الكمية وصفًا شاملاً للفراغ، والحصر، وطيف الهادرونات . وتشهد نظرية الكروموديناميكا الكمية الشبكية تقدمًا سريعًا نحو توفير هذا الحل كحساب عددي قابل للتحسين المنهجي. مع ذلك، تظل النماذج التقريبية لفراغ الكروموديناميكا الكمية مفيدة في نطاقات أكثر تحديدًا. ويكمن الغرض من هذه النماذج في إضفاء معنى كمي على مجموعة من خصائص المكثفات والهادرونات، مثل الكتل ومعاملات الشكل .

يُخصص هذا القسم للنماذج. في المقابل، توجد إجراءات حسابية قابلة للتحسين بشكل منهجي مثل نظرية الكروموديناميكا الكمية ذات العدد الكبير من العناصر ونظرية الكروموديناميكا الكمية الشبكية ، والتي تم وصفها في مقالات منفصلة.

الفراغ الذكي، وعدم الاستقرار، والبنية

يُعدّ فراغ سافيدي نموذجًا لفراغ الديناميكا اللونية الكمومية، وهو في جوهره بيانٌ يُشير إلى أنه لا يمكن أن يكون فراغ فوك التقليدي الخالي من الجسيمات والمجالات. في عام 1977، بيّن جورج سافيدي [ 12 ] أن فراغ الديناميكا اللونية الكمومية ذي شدة المجال الصفرية غير مستقر، ويتحلل إلى حالة ذات قيمة غير صفرية قابلة للحساب للمجال. وبما أن المكثفات كمية قياسية، يبدو من التقريب الأولي الجيد أن الفراغ يحتوي على مجال متجانس غير صفري يُنشئ هذه المكثفات. مع ذلك، بيّن ستانلي ماندلستام أن مجال الفراغ المتجانس غير مستقر أيضًا. وقد ناقش نيلز كيير نيلسن وبول أولسن عدم استقرار مجال الغلوون المتجانس في بحثهما المنشور عام 1978. [ 13 ] تشير هذه الحجج إلى أن المكثفات القياسية هي وصف فعال للفراغ على مسافات طويلة، وعلى مسافات قصيرة، تحت مقياس QCD، قد يكون للفراغ بنية.

نموذج الموصلية الفائقة المزدوجة

في الموصل الفائق من النوع الثاني ، تتكثف الشحنات الكهربائية لتشكل أزواج كوبر . ونتيجة لذلك، ينحصر التدفق المغناطيسي داخل أنابيب. في نموذج الموصل الفائق المزدوج لفراغ الديناميكا اللونية الكمومية، تتكثف الأقطاب المغناطيسية اللونية الأحادية لتشكل أزواج كوبر مزدوجة، مما يؤدي إلى انحصار التدفق الكهروضوئي اللوني داخل أنابيب. ونتيجة لذلك، يحدث الحصر وظهور نموذج الوتر للهادرونات. يُعزى هذا النموذج للموصل الفائق المزدوج إلى جيرارد هوفت وستانلي ماندلشتام . وقد بيّن هوفت كذلك أن الإسقاط الأبلي لنظرية قياس غير أبيلية يحتوي على أقطاب مغناطيسية أحادية .

بينما تُرتّب الدوامات في الموصل الفائق من النوع الثاني بانتظام في شبكة سداسية أو مربعة أحيانًا، كما ورد في ندوة أوليسن عام 1980 [ 14 ] ، يُمكن توقع بنية أكثر تعقيدًا وربما ديناميكية في الديناميكا اللونية الكمومية. على سبيل المثال، قد تهتز دوامات أبريكوسوف- نيلسن-أوليسن غير التبادلية بشدة أو تكون معقودة.

نماذج السلاسل

تتمتع نماذج الأوتار الخاصة بالحصر والهادرونات بتاريخ طويل. فقد طُورت في البداية لتفسير جوانب معينة من تناظر التقاطع في تشتت ميزونين . كما وُجد أنها مفيدة في وصف بعض خصائص مسار ريجي للهادرونات . وقد تطورت هذه النماذج المبكرة لتصبح نموذجًا قائمًا بذاته يُعرف بنموذج الرنين المزدوج (الذي أُعيدت تسميته لاحقًا بنظرية الأوتار ). ومع ذلك، حتى بعد تطوير الديناميكا اللونية الكمومية (QCD)، استمرت نماذج الأوتار في لعب دور في فيزياء التفاعلات القوية . تُسمى هذه النماذج بالأوتار غير الأساسية أو أوتار QCD ، لأنها تُشتق من QCD، كما هو الحال في بعض التقريبات مثل حد الاقتران القوي في QCD الشبكي .

ينص النموذج على أن التدفق الكهربائي اللوني بين الكوارك والكوارك المضاد ينهار مكونًا خيطًا، بدلًا من أن ينتشر في مجال كولوم كما هو الحال في التدفق الكهربائي العادي. ويخضع هذا الخيط أيضًا لقانون قوة مختلف، إذ يتصرف كما لو كان مشدودًا بتوتر ثابت، بحيث يؤدي فصل طرفيه (الكواركات) إلى طاقة كامنة تزداد خطيًا مع المسافة الفاصلة. وعندما تتجاوز هذه الطاقة طاقة الميزون، ينقطع الخيط ويصبح الطرفان الجديدان زوجًا من الكوارك والكوارك المضاد، مما يصف عملية تكوين الميزون. وهكذا، يُدمج مفهوم الحصر بشكل طبيعي في النموذج.

في شكل برنامج مونت كارلو لنموذج لوند ، حققت هذه الصورة نجاحًا ملحوظًا في تفسير البيانات التجريبية التي تم جمعها في تصادمات الإلكترون-الإلكترون والهادرون-الهادرون.

موديلات الحقائب

بالمعنى الدقيق، لا تُعدّ هذه النماذج نماذج لفراغ QCD، بل لحالات كمومية فيزيائية لجسيمات مفردة - الهادرونات . يتألف النموذج الذي اقترحه أ. شودوس وآخرون عام 1974 [ 15 ] من إدخال نموذج كوارك في فراغ اضطرابي داخل حيز يُسمى الكيس . خارج هذا الكيس يوجد فراغ QCD الحقيقي، الذي يُؤخذ تأثيره في الحسبان من خلال الفرق بين كثافة طاقة فراغ QCD الحقيقي والفراغ الاضطرابي (ثابت الكيس B ) والشروط الحدية المفروضة على دوال موجة الكوارك وحقل الغلوون. يُستخلص طيف الهادرون بحل معادلة ديراك للكواركات ومعادلات يانغ-ميلز للغلوونات. تُحقق دوال موجة الكواركات الشروط الحدية لفيرميون في بئر جهد لانهائي العمق من النوع القياسي بالنسبة لمجموعة لورنتز. أما الشروط الحدية لحقل الغلوون فهي شروط الموصل الفائق ثنائي اللون. يُعزى دور هذا النوع من الموصلات الفائقة إلى الفراغ الفيزيائي في نظرية الكروموديناميكا الكمية. وتمنع نماذج الأكياس منعاً باتاً وجود اللون المفتوح (الكواركات الحرة، والغلوونات الحرة، وما إلى ذلك) وتؤدي على وجه الخصوص إلى نماذج الأوتار للهادرونات.

يربط نموذج الكيس الكيرالي [ 16 ] [ 17 ] التيار المتجه المحوري ψ γ 5 γ μ ψ للكواركات عند حدود الكيس بحقل بيوني خارجه. في الصيغة الأكثر شيوعًا، يستبدل نموذج الكيس الكيرالي أساسًا باطن السكيرميون بكيس الكواركات. ومن المثير للاهتمام أن معظم الخصائص الفيزيائية للنيوكليون تصبح غير حساسة إلى حد كبير لنصف قطر الكيس. في النموذج الأولي، يظل عدد الباريونات في الكيس الكيرالي عددًا صحيحًا، مستقلًا عن نصف قطر الكيس: يُعرَّف عدد الباريونات الخارجي بكثافة عدد اللفات الطوبولوجية لسوليتون سكيرمي ، بينما يتكون عدد الباريونات الداخلي من كواركات التكافؤ (التي مجموعها واحد) بالإضافة إلى عدم التناظر الطيفي لحالات الكواركات الذاتية في الكيس. إن عدم التناظر الطيفي هو ببساطة مجموع القيم المتوقعة للفراغ ⟨ψγ0ψ⟩ على جميع حالات الطاقة الذاتية للكواركات في الكيس. أما القيم الأخرى، مثل الكتلة الكلية وثابت الاقتران المحوري gA ، فهي ليست ثابتة تمامًا مثل عدد الباريونات، ولكنها غير حساسة في الغالب لنصف قطر الكيس، طالما بقي نصف قطر الكيس أقل من قطر النيوكليون. ولأن الكواركات تُعامل ككواركات حرة داخل الكيس، فإن استقلالها عن نصف القطر يُؤكد، إلى حد ما، فكرة الحرية التقاربية .

فرقة إنستانتون

يرى رأي آخر أن الجسيمات الفورية الشبيهة بـ BPST تلعب دورًا هامًا في بنية الفراغ في الديناميكا اللونية الكمومية (QCD). اكتُشفت هذه الجسيمات الفورية عام 1975 على يد ألكسندر بيلافين ، وألكسندر ماركوفيتش بولياكوف ، وألبرت س. شوارتز، وي . س. تيوبكين [ 18 ] كحلول مستقرة طوبولوجيًا لمعادلات يانغ-ميلز للمجال. وهي تمثل انتقالات نفقية من حالة فراغ إلى أخرى. وقد وُجدت هذه الجسيمات الفورية بالفعل في حسابات الشبكة . استخدمت الحسابات الأولى التي أُجريت باستخدام الجسيمات الفورية تقريب الغاز المخفف. لم تحل النتائج التي تم الحصول عليها مشكلة الأشعة تحت الحمراء في الديناميكا اللونية الكمومية، مما دفع العديد من الفيزيائيين إلى الابتعاد عن فيزياء الجسيمات الفورية. لاحقًا، تم اقتراح نموذج سائل للجسيمات الفورية ، والذي تبين أنه نهج أكثر جدوى. [ 19 ]

ينطلق نموذج غاز الإنستانتونات المخفف من افتراض أن فراغ QCD يتكون من غاز من الإنستانتونات الشبيهة بـ BPST. ورغم أن الحلول التي تحتوي على إنستانتون واحد أو عدد قليل منها (أو إنستانتونات مضادة) هي المعروفة بدقة، إلا أنه يمكن تقريب غاز مخفف من الإنستانتونات والإنستانتونات المضادة من خلال النظر في تراكب حلول الإنستانتون الواحد على مسافات كبيرة. وقد حسب جيرارد هوفت الفعل الفعال لمثل هذه المجموعة [ 20 ] ، ووجد تباعدًا في نطاق الأشعة تحت الحمراء للإناستنتونات الكبيرة، مما يعني أن عددًا لا نهائيًا من الإنستانتونات الكبيرة جدًا سيملأ الفراغ.

لاحقًا، دُرِسَ نموذج السائل الفوري . ينطلق هذا النموذج من افتراض أن مجموعة من الجسيمات الفورية لا يمكن وصفها بمجرد مجموع جسيمات فورية منفصلة. وقد اقتُرحت نماذج متنوعة، تُدخل تفاعلات بين الجسيمات الفورية أو تستخدم طرقًا حسابية (مثل "تقريب الوادي") سعيًا لتقريب الحل الدقيق للجسيمات الفورية المتعددة بأكبر قدر ممكن من الدقة. وقد تحققت العديد من النجاحات الظاهرية. [ 19 ] ولا يُعرف ما إذا كان السائل الفوري قادرًا على تفسير الحصر في الديناميكا اللونية الكمومية ثلاثية الأبعاد (3+1)، لكن يعتقد العديد من الفيزيائيين أن ذلك غير مرجح.

صورة الدوامة المركزية

تُقدّم صورة أحدث لفراغ الديناميكا اللونية الكمومية (QCD) دورًا هامًا للدوامات المركزية . هذه الدوامات عبارة عن عيوب طوبولوجية تحمل عنصرًا مركزيًا كشحنة. تُدرس هذه الدوامات عادةً باستخدام محاكاة الشبكة ، وقد وُجد أن سلوكها يرتبط ارتباطًا وثيقًا بانتقال طور الحصر - فك الحصر : ففي طور الحصر، تنتشر الدوامات وتملأ حجم الزمكان، بينما في طور فك الحصر، تتضاءل بشكل كبير. [ 21 ] كما تبيّن أن توتر الوتر يختفي عند إزالة الدوامات المركزية من المحاكاة، [ 22 ] مما يُشير إلى دورها المهم.

انظر أيضاً

مراجع

  1. ↑ وولوشين، ر.م. (12 يوليو 1979). "PCAC ورأس البيون-النيوكليون غير النسبي" (ملف PDF) . الفيزياء النووية أ . 336 (3): 449-507 . doi : 10.1016/0375-9474(80)90223-7 .
  2. ↑ تشيو جي. نظرية المصفوفة S للتفاعل القوي
  3. ↑ نامبو، ي.؛ جونا-لاسينيو، ج. (1961-04-01). "نموذج ديناميكي للجسيمات الأولية قائم على تشابه مع الموصلية الفائقة. الجزء الأول" . مجلة Physical Review . 122 (1). الجمعية الفيزيائية الأمريكية (APS): 345-358 . Bibcode : 1961PhRv..122..345N . doi : 10.1103/physrev.122.345 . ISSN 0031-899X . 
  4. ↑ دونوهيو، جيه إف؛ غولويتش، إي؛ هولشتاين، بي آر (1994). ديناميكيات النموذج القياسي . مطبعة جامعة كامبريدج. ISBN 0-521-47652-6.، ص 347، المعادلة (3.20)
  5. ↑ جيل مان، م.؛ ليفي، م. (1960). "التيار المحوري المتجه في اضمحلال بيتا". Il Nuovo Cimento . 16 (4). Springer Science and Business Media LLC: 705–726 . Bibcode : 1960NCim...16..705G . doi : 10.1007/bf02859738 . ISSN 0029-6341 . S2CID 122945049 .  
  6. ↑ ديل ديبيو، لويجي؛ جوستي، ليوناردو؛ بيكا، كلاوديو (2005). "الحساسية الطوبولوجية في نظرية قياس SU(3)" ( ملف PDF) . مجلة Physical Review Letters . 94 (32003) 032003. arXiv : hep-th/0407052 . Bibcode : 2005PhRvL..94c2003D . doi : 10.1103/PhysRevLett.94.032003 . PMID 15698253. S2CID 930312. تاريخ الاسترجاع: 4 مارس 2015 .  
  7. ↑ لوشر، مارتن؛ بالومبي، فيليبو (سبتمبر 2010). "شمولية القابلية الطوبولوجية في نظرية قياس SU(3)". مجلة فيزياء الطاقة العالية . 2010 (9): 110. arXiv : 1008.0732 . Bibcode : 2010JHEP...09..110L . doi : 10.1007/JHEP09(2010)110 . S2CID 119213800 . 
  8. ↑ سي، ماركو؛ كونسوني، كريستيان؛ إنجل، جورج؛ جوستي، ليوناردو (30 أكتوبر 2014). اختبار آلية ويتن-فينيزيانو باستخدام تدفق تدرج يانغ-ميلز على الشبكة . المؤتمر الدولي الثاني والثلاثون لنظرية حقل الشبكة. arXiv : 1410.8358 . Bibcode : 2014arXiv1410.8358C . الإصدار 1. 
  9. ↑ 'ت هوفت، جيرارد (5 يوليو 1976). "كسر التناظر من خلال شذوذات بيل-جاكيو". رسائل المراجعة الفيزيائية . 37 (1): 8-11 . Bibcode : 1976PhRvL..37....8T . doi : 10.1103/PhysRevLett.37.8 .
  10. ↑ ويتن، إدوارد (17 أبريل 1979). "نظريات الجبر الحالية لبوزون غولدستون U(1)"". الفيزياء النووية ب . 156 (2): 269– 283. Bibcode : 1979NuPhB.156..269W . doi : 10.1016/0550-3213(79)90031-2 .
  11. ↑ فينيزيانو، غابرييل (14 مايو 1979). "U(1) بدون لحظات" . الفيزياء النووية ب . 159 ( 1-2 ): 213-224 . Bibcode : 1979NuPhB.159..213V . doi : 10.1016/0550-3213(79)90332-8 .
  12. ↑ سافيدي، جي كي (1977). "عدم استقرار الأشعة تحت الحمراء لحالة الفراغ في نظريات القياس والحرية التقاربية". رسائل الفيزياء ب . 1 (1): 133-134 . رمز Bibcode : 1977PhLB...71..133S . doi : 10.1016/0370-2693(77)90759-6 .
  13. ^ نيلسن، نيلز كيير. أولسن، بول (1978). “وضع حقل يانغ-ميلز غير المستقر”. نوكل. فيز. ب . 144 ( 2 – 3): 376 – 396. بيب كود : 1978NuPhB.144..376N . دوى : 10.1016/0550-3213(78)90377-2 .
  14. ↑ أوليسن، ب. (1981). "حول فراغ الكروموديناميكا الكمية". فيز. سكريبت . 23 (5ب): 1000-1004 . رمز Bibcode : 1981PhyS...23.1000O . doi : 10.1088/0031-8949/23/5B/018 . S2CID 250800058 . 
  15. ↑ تشودوس، أ.؛ جافي، ر. ل .؛ جونسون، ك.؛ ثورن، س. ب.؛ فايسكوف، ف. ف. (1974). "نموذج موسع جديد للهادرونات". مجلة الفيزياء، المجلد د . 9 (12): 3471-3495 . رمز Bibcode : 1974PhRvD...9.3471C . doi : 10.1103/PhysRevD.9.3471 .
  16. ↑ ليناس فيبستاس، إيه دي جاكسون، "تبرير الكيس الكيرالي" ، تقارير الفيزياء المجلد 187 ، العدد 3، مارس 1990، الصفحات 109-143.
  17. ↑ أتسوكي هوساكا، هيروشي توكي، "نموذج الكيس الكيرالي للنيوكليون" ، تقارير الفيزياء المجلد 277 ، العددان 2-3، ديسمبر 1996، الصفحات 65-188.
  18. ↑ بيلافين، أ.أ.؛ بولياكوف، أ.م .؛ شوارتز، أ.س.؛ تايبكين، يو. س. (1975). "حلول الجسيمات الزائفة لمعادلات يانغ-ميلز". رسائل الفيزياء 59ب (1): 85-87 . رمز Bibcode : 1975PhLB...59...85B . doi : 10.1016/0370-2693(75)90163-X .
  19. 1 2 هوتر، ماركوس (1995). "اللحظات في الديناميكا اللونية الكمومية: نظرية وتطبيق نموذج سائل اللحظات". arXiv : hep-ph/0107098 .
  20. ↑ 'ت هوفت، جيرارد (1976). "حساب التأثيرات الكمومية الناتجة عن جسيم زائف رباعي الأبعاد" (ملف PDF) . مجلة الفيزياء ، المجلد 14 ، العدد 12: 3432-3450 . رمز Bibcode : 1976PhRvD..14.3432T . doi : 10.1103/PhysRevD.14.3432 .
  21. ↑ إنجلهاردت، م.؛ لانغفيلد، ك.؛ راينهارت، هـ.؛ تينرت، أ. (2000). "فك الحصر في نظرية يانغ-ميلز SU(2) كانتقال ترشيح دوامة مركزية". مجلة Physical Review D. 61 ( 5) 054504. arXiv : hep-lat/9904004 . Bibcode : 2000PhRvD..61e4504E . doi : 10.1103/PhysRevD.61.054504 . S2CID 119087161 . 
  22. ↑ ديل ديبيو، ل.؛ فابر، م.؛ جرينسايت، ج.؛ أولينيك، ش. (1997). "هيمنة المركز ودوامات Z2 في نظرية قياس الشبكة SU(2)". مجلة Physical Review D. 55 ( 4): 2298–2306 . arXiv : hep-lat/9610005 . Bibcode : 1997PhRvD..55.2298D . doi : 10.1103/PhysRevD.55.2298 . S2CID 119509129 . 

فهرس

  • واتسون، أندرو (2004-10-07). الكوارك الكمومي . ISBN 978-0-521-82907-6.
  • شيفمان، ماجستير (2001). دليل علم الديناميكا اللونية الكمومية . دار النشر العالمية. رقم ISBN 978-981-238-028-9.
  • شورياك، إي. في. (2004). فراغ الكروموديناميكا الكمية، والهادرونات، والمادة فائقة الكثافة . وورلد ساينتيفيك. ISBN 978-981-238-574-1.