Физическая энциклопедия




Физическая энциклопедия
АКСИАЛЬНОГО ТОКА ЧАСТИЧНОЕ СОХРАНЕНИЕ -
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. . 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 111992-321.jpg -распада изменение составляет ок. 20%. Это обстоятельство связано с аномально малой массой p- мезона 111992-322.jpg по сравнению с массами других адронов. В гипотетич. пределе 111992-323.jpg 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 111992-324.jpg и полем 111992-325.jpg -мезона 111992-326.jpg:

111992-327.jpg (1)

(в единицах 111992-328.jpg=с=1), тце х= (х 0, х) - пространственно-временная точка, 111992-329.jpg=0, 1, 2, 3 - лоренцов индекс (по 111992-330.jpg предполагается суммирование), 111992-331.jpg=1, 2, 3 - изотопич. индекс, 111992-332.jpg - константа 111992-333.jpg -распада (111992-334.jpg 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 111992-335.jpg -мезонов низких энергий. Предсказания носят приближённый характер, поскольку при их выводе пренебрегают полной энергией 111992-336.jpg -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:

111992-337.jpg (2)

где q(x) - дублет полей и- и d -кварков, т и, т d - их токовые массы (см. Кварки),111992-338.jpg - 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 111992-339.jpg 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 111992-340.jpg -мезон, масса к-рого мала по сравнению с массой нуклона [как видно из ф-лы (1), правильнее говорить о малости 111992-341.jpg1/50]. Естественно поэтому допустить, что в пределе т и,d=0, 111992-342.jpg -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 111992-343.jpg -мезонов с нулевой полной энергией. Если же учесть, что величина 111992-344.jpg 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" 111992-345.jpg -мезонами, "УФН", 1970, т. 100, в. 2. В. И. Захаров.

Физическая энциклопедия. В 5-ти томах. — М.: Советская энциклопедия. . 1988.


.

ВЕКТОРНОГО ТОКА СОХРАНЕНИЕ ВЕКТОРНОГО ТОКА СОХРАНЕНИЕ ВЕКТОРНОГО ТОКА СОХРАНЕНИЕ         в слабом взаимодействии, свойство сохранения векторного заряженного тока слабого вз-ствия адронов, вытекающее из сохранения электрич. тока и изотопической инвариантности сильного вз-ствия, (Из-за нару
КИРАЛЬНАЯ СИММЕТРИЯ КИРАЛЬНАЯ СИММЕТРИЯ КИРАЛЬНАЯ СИММЕТРИЯ         в квантовой теории поля (КТП), симметрия ур-ний движения, к-рая комбинируется из двух разл. симметрии: симметрии вз-ствия адронов относительно обычных преобразований в «изотопич. пр-ве» (см. ИЗОТОПИЧЕСКАЯ ИНВАРИАНТ
ЗАРЯЖЕННЫЙ ТОК ЗАРЯЖЕННЫЙ ТОК ЗАРЯЖЕННЫЙ ТОК         ток в квант. теории поля, изменяющий на единицу электрич. заряды ч-ц (в отличие от нейтрального тока, не меняющего заряды). З. т. входит в лагранжиан слабого взаимодействия и состоит из лептонной и адронной частей. Напр., b-
КЛИФФОРДА АЛГЕБРА КЛИФФОРДА АЛГЕБРА КЛИФФОРДА АЛГЕБРА (спинорная алгебра) - ассоциативная алгебра К n с п образующими k1, . . .,kn, т. е. совокупность линейных комбинаций из произведений ki, причём выполняются соотношения: при , =1. (1) К. а. названа по имени У
НИЗКОЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ТЕОРЕМЫ НИЗКОЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ТЕОРЕМЫ НИЗКОЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ТЕОРЕМЫ в квантовойтеории поля - устанавливают соотношения для амплитуд разл. процессов впределе нулевого или малого 4-импульса частицы, источником к-рой являетсясохраняющийся или частично сохраняющийся ток. Таким
МЮОНЫ МЮОНЫ МЮОНЫ         (устар. m-мезоны), нестабильные заряж. элем, ч-цы со спином 1/2, временем жизни 2,2•10-6 с и массой, прибл. в 207 раз превышающей массу эл-на (в энергетич. ед. ок. 105,7 МэВ); относятся к классу лептонов. Отрицательно заряж. (m-) и положитель
АЛГЕБРА ТОКОВ АЛГЕБРА ТОКОВ АЛГЕБРА ТОКОВ         в квантовой теории поля, соотношения, связывающий коммутатор двух токов с самими токами. А. т. выступает как проявление киральной симметрии и используется для нахождения связей между амплитудами разл. процессов в области низки
ОТБОРА ПРАВИЛА ОТБОРА ПРАВИЛА ОТБОРА ПРАВИЛА         правила, определяющие возможные квантовые переходы для атомов, молекул, ат. ядер, взаимодействующих элем. ч-ц и др. О. п. устанавливают, какие переходы разрешены (вероятность перехода велика) и какие запрещены строго (вероят
,
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. . 1983.

ВЕКТОРНОГО ТОКА СОХРАНЕНИЕ ВЕКТОРНОГО ТОКА СОХРАНЕНИЕ ВЕКТОРНОГО ТОКА СОХРАНЕНИЕ         в слабом взаимодействии, свойство сохранения векторного заряженного тока слабого вз-ствия адронов, вытекающее из сохранения электрич. тока и изотопической инвариантности сильного вз-ствия, (Из-за нару
КИРАЛЬНАЯ СИММЕТРИЯ КИРАЛЬНАЯ СИММЕТРИЯ КИРАЛЬНАЯ СИММЕТРИЯ         в квантовой теории поля (КТП), симметрия ур-ний движения, к-рая комбинируется из двух разл. симметрии: симметрии вз-ствия адронов относительно обычных преобразований в «изотопич. пр-ве» (см. ИЗОТОПИЧЕСКАЯ ИНВАРИАНТ
ЗАРЯЖЕННЫЙ ТОК ЗАРЯЖЕННЫЙ ТОК ЗАРЯЖЕННЫЙ ТОК         ток в квант. теории поля, изменяющий на единицу электрич. заряды ч-ц (в отличие от нейтрального тока, не меняющего заряды). З. т. входит в лагранжиан слабого взаимодействия и состоит из лептонной и адронной частей. Напр., b-
КЛИФФОРДА АЛГЕБРА КЛИФФОРДА АЛГЕБРА КЛИФФОРДА АЛГЕБРА (спинорная алгебра) - ассоциативная алгебра К n с п образующими k1, . . .,kn, т. е. совокупность линейных комбинаций из произведений ki, причём выполняются соотношения: при , =1. (1) К. а. названа по имени У
НИЗКОЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ТЕОРЕМЫ НИЗКОЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ТЕОРЕМЫ НИЗКОЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ТЕОРЕМЫ в квантовойтеории поля - устанавливают соотношения для амплитуд разл. процессов впределе нулевого или малого 4-импульса частицы, источником к-рой являетсясохраняющийся или частично сохраняющийся ток. Таким
МЮОНЫ МЮОНЫ МЮОНЫ         (устар. m-мезоны), нестабильные заряж. элем, ч-цы со спином 1/2, временем жизни 2,2•10-6 с и массой, прибл. в 207 раз превышающей массу эл-на (в энергетич. ед. ок. 105,7 МэВ); относятся к классу лептонов. Отрицательно заряж. (m-) и положитель
АЛГЕБРА ТОКОВ АЛГЕБРА ТОКОВ АЛГЕБРА ТОКОВ         в квантовой теории поля, соотношения, связывающий коммутатор двух токов с самими токами. А. т. выступает как проявление киральной симметрии и используется для нахождения связей между амплитудами разл. процессов в области низки
ОТБОРА ПРАВИЛА ОТБОРА ПРАВИЛА ОТБОРА ПРАВИЛА         правила, определяющие возможные квантовые переходы для атомов, молекул, ат. ядер, взаимодействующих элем. ч-ц и др. О. п. устанавливают, какие переходы разрешены (вероятность перехода велика) и какие запрещены строго (вероят
,
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 111992-321.jpg -распада изменение составляет ок. 20%. Это обстоятельство связано с аномально малой массой p- мезона 111992-322.jpg по сравнению с массами других адронов. В гипотетич. пределе 111992-323.jpg 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 111992-324.jpg и полем 111992-325.jpg -мезона 111992-326.jpg:

111992-327.jpg (1)

(в единицах 111992-328.jpg=с=1), тце х= (х 0, х) - пространственно-временная точка, 111992-329.jpg=0, 1, 2, 3 - лоренцов индекс (по 111992-330.jpg предполагается суммирование), 111992-331.jpg=1, 2, 3 - изотопич. индекс, 111992-332.jpg - константа 111992-333.jpg -распада (111992-334.jpg 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 111992-335.jpg -мезонов низких энергий. Предсказания носят приближённый характер, поскольку при их выводе пренебрегают полной энергией 111992-336.jpg -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:

111992-337.jpg (2)

где q(x) - дублет полей и- и d -кварков, т и, т d - их токовые массы (см. Кварки),111992-338.jpg - 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 111992-339.jpg 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 111992-340.jpg -мезон, масса к-рого мала по сравнению с массой нуклона [как видно из ф-лы (1), правильнее говорить о малости 111992-341.jpg1/50]. Естественно поэтому допустить, что в пределе т и,d=0, 111992-342.jpg -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 111992-343.jpg -мезонов с нулевой полной энергией. Если же учесть, что величина 111992-344.jpg 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" 111992-345.jpg -мезонами, "УФН", 1970, т. 100, в. 2. В. И. Захаров.

Физическая энциклопедия. В 5-ти томах. — М.: Советская энциклопедия. . 1988.

ВЕКТОРНОГО ТОКА СОХРАНЕНИЕ ВЕКТОРНОГО ТОКА СОХРАНЕНИЕ ВЕКТОРНОГО ТОКА СОХРАНЕНИЕ         в слабом взаимодействии, свойство сохранения векторного заряженного тока слабого вз-ствия адронов, вытекающее из сохранения электрич. тока и изотопической инвариантности сильного вз-ствия, (Из-за нару
КИРАЛЬНАЯ СИММЕТРИЯ КИРАЛЬНАЯ СИММЕТРИЯ КИРАЛЬНАЯ СИММЕТРИЯ         в квантовой теории поля (КТП), симметрия ур-ний движения, к-рая комбинируется из двух разл. симметрии: симметрии вз-ствия адронов относительно обычных преобразований в «изотопич. пр-ве» (см. ИЗОТОПИЧЕСКАЯ ИНВАРИАНТ
ЗАРЯЖЕННЫЙ ТОК ЗАРЯЖЕННЫЙ ТОК ЗАРЯЖЕННЫЙ ТОК         ток в квант. теории поля, изменяющий на единицу электрич. заряды ч-ц (в отличие от нейтрального тока, не меняющего заряды). З. т. входит в лагранжиан слабого взаимодействия и состоит из лептонной и адронной частей. Напр., b-
КЛИФФОРДА АЛГЕБРА КЛИФФОРДА АЛГЕБРА КЛИФФОРДА АЛГЕБРА (спинорная алгебра) - ассоциативная алгебра К n с п образующими k1, . . .,kn, т. е. совокупность линейных комбинаций из произведений ki, причём выполняются соотношения: при , =1. (1) К. а. названа по имени У
НИЗКОЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ТЕОРЕМЫ НИЗКОЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ТЕОРЕМЫ НИЗКОЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ТЕОРЕМЫ в квантовойтеории поля - устанавливают соотношения для амплитуд разл. процессов впределе нулевого или малого 4-импульса частицы, источником к-рой являетсясохраняющийся или частично сохраняющийся ток. Таким
МЮОНЫ МЮОНЫ МЮОНЫ         (устар. m-мезоны), нестабильные заряж. элем, ч-цы со спином 1/2, временем жизни 2,2•10-6 с и массой, прибл. в 207 раз превышающей массу эл-на (в энергетич. ед. ок. 105,7 МэВ); относятся к классу лептонов. Отрицательно заряж. (m-) и положитель
АЛГЕБРА ТОКОВ АЛГЕБРА ТОКОВ АЛГЕБРА ТОКОВ         в квантовой теории поля, соотношения, связывающий коммутатор двух токов с самими токами. А. т. выступает как проявление киральной симметрии и используется для нахождения связей между амплитудами разл. процессов в области низки
ОТБОРА ПРАВИЛА ОТБОРА ПРАВИЛА ОТБОРА ПРАВИЛА         правила, определяющие возможные квантовые переходы для атомов, молекул, ат. ядер, взаимодействующих элем. ч-ц и др. О. п. устанавливают, какие переходы разрешены (вероятность перехода велика) и какие запрещены строго (вероят

Заказать работу



наверх страницынаверх страницы на верх страницы





© Библиотека учебной и научной литературы, 2012-2016 Рейтинг@Mail.ru Яндекс цитирования