о
.о
U
соответствующая равенству Fr ≈ FQ, наз. эддингто-новской светимостью £э~4лс£Л//х ^ 1,3-Ю38 (M/MQ) (0,4/и) эрг/с, где к ≈ непрозрачность вещества (см2/г). При больших плотностях окружающего газа возможна А. типа оседания с медленным дозвуковым движением газа к центру. Такой режим А, возможен на нейтронную звезду, находящуюся в центре нормальной (подобная ситуация может быть результатом эволюции тесной двойной системы).
Для ч╦рных дыр, не имеющих излучающей поверхности, излучение при А, является их осн. наблюдат. проявлением. Огромный гравитац. потенциал на поверхности нейтронной звезды приводит к выделению
энергии при А. на не╦ ~ 0,2 Мс* эрг/с. Нейтронные зв╦зды и, возможно, ч╦рные дыры в состоянии А. являются наиболее мощными реют, источниками в Галактике со светимостью, достигающей ~ 10м эрг/с.
К важным следствиям приводит А. на белые карли* ки. В результате А. хим. состав поверхностных слоев может существенно отличаться от хим. состава внутр. областей. Водородно-гелиевый слой на поверхности белого карлика с ростом массы слоя становится неустойчивым относительно ядерного горения. Происходит тепловая вспышка, приводящая к появлению новой заезды. Аналогичные термоядерные взрывы в слое у поверхности нейтронной звезды могут объяснить существование вспыхивающих рентг. источников.
Мощное нетепловое излучение и выбросы из актив-ных ядер галактик и квазаров могут быть объяснены в рамках модели дисковой А. вещества (с упорядоченным магн. полем и большим вращат. моментом) на сверхмассивную (М ^ 107≈10s MO) ч╦рную дыру.
Гигантские масштабы может иметь А. в скоплениях галактик. Находящийся там горячий газ (р^ 10~27 г/см3, Т ~ 10gK) охлаждается и может падать к центру, где обычно располагается наиб. массивпая галактика скопления. Такой охлаждающийся аккреционный поток может приводить к активности ядра центральной галактики, а также объяснять наблюдаемое распределение газа в скоплениях галактик.
Лит.: Зельдович Я. Б., Новиков И. Д., Теория тяготении и эволюция звезд, М., 1971.
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 р-распада изменение составляет ок. 20%. Это обстоятельство связано с аномально малой массой зх-мезона (тд) по сравнению с массами других адронов.
В гипотетич. пределе тп -> 0 сохранение аксиального
тока становится точным и реализуется киральпая симметрии, а пион возникает как голдстоуневский бозон при спонтанном нарушении симметрии.
Математически А. т. ч. с. выражается в соотношении между дивергенцией изовекторного аксиального
тока А^(х) и полем л-мезона ла(#);
7^**^^≥ Ji \\\ \\ ГАГ I ≈≈≈≈≈≈ 'ft- ^Т ' ]^Г J »^^ L *^ J I X J
fjJC. i ^^
(в единицах rt-=c = l), гдех≈ (хй, х) ≈ пространственно-временная точка, JA≈О, 1, 2, 3 ≈ лоренцов индекс (по [i предполагается суммирование), а=1, 2, 3 ≈ изотопич. индекс, F ≈ константа я ≈*> u/v -распада
(^я ^ 93 МэВ). Гипотеза А. т. ч. с, восходит к работам И. Намбу (Y. Nambu), а также М. Гелл-Маиа (М. Gell-Mann) и М. Леви (М. Levy) в 1960.
Следствия из (1) проверены в ряде процессов с участием л-мезонов низких энергий. Предсказания носят приближ╦нный характер, поскольку при их выводе пренебрегают полной энергией я-мезона (включая его массу). Наиб, известным результатом является Голд-бергера ≈ 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 я-мезона нельзя рассматривать как фундаментальное. При этом дивергенция аксиального тока пропорциональна псевдоскалярной плотности квар-ковьтх полей:
д_ дх,
≈ та Ч(х) ≈≈
(2)
где q(x) ≈ дублет полей и- и d-кварков, та, т^ ≈ их
токовые массы (см. Кварки], т ≈ Паули мат.рицы в пространстве изотопич. спина. Это соотношение используется для оценки токовых масс кварков.
В пределе нулевых масс и- и ^-кварков дивергенция аксиального тока равна нулю и соответствующий
( /* \\ \d^xA^(x)} строго сохраняется. j / На первый взгляд в этом случае следует ожидать
вырождения- по ч╦тности, поскольку аксиальный заряд, действуя на нек-рый вектор состояния, переводит его в др. вектор состояния с той же энергией, но с противоположной ч╦тностью. Такое вырождение, однако, экспериментально не наблюдается. Др возможность реализации симметрии состоит в том, что аксиальный заряд может переводить нуклон не в резонанс с противоположной ч╦тностью, а в состояние нуклон плюс покоящаяся безмассовая псевдоскалярная частица. Хотя безмассовой псевдоскалярной частицы в природе нет, е╦ роль играет тс-мезон, масса к-рого мала по сравнению с массой нуклона [как видно из
ф-лы (1), правильнее говорить о малости т^-, т^/тм^ fv 1/50]. Естественно поэтому допустить, что в пределе тп, d~Of я-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 я-мезонов с нулевой
полной энергией. Если же учесть, что величина т\\ конечна, хотя И мала, можно убедиться, что кинематич, эффекты (связанные с изменением положения я-ме-зонного полюса в разл. амплитудах) приводят к правой части соотношения (1).
Обобщение А. т. ч. с. на аксиальные токи с изменением странности требует существ, уч╦та эффектов нарушения унитарной симметрии из-за большой величины массы странного кварка (т, е. достаточно большой массы К-мезона).
Лит.: Вайнщтейн А. И., Захаров В. И., Частичное сохранение аксиального тона и процессы с «мпгкими» л-меаонами, «УФН», 1970, т. 100, в. 2. В. И, Захаров. АКСИАЛЬНЫЙ ВЕКТОР (от лат. axis ≈ ось) (иссвдо-вектор) ≈ величина, преобразующаяся как обычный (полярный) вектор при вращениях в евклидовом или псевдоевклидовом пространстве и (в отличие от обычного вектора) не меняющая знака при отражении координатных осей. Простейший пример А. в. в тр╦хмерном пространстве ≈ векторное произведение обычных векторов (напр., вектор момента импульса М≈i^Xp, напряж╦нность магн. поля .//=rot Л, где вектор-потенциал А ≈ обычный вектор). Четыр╦хмерным А, в. является, напр., аксиальный ток. £ п. Павлов. АКСИАЛЬНЫЙ ТОК (аксиально-векторный ток) в квантовой теории поля ≈ операторное выражение, описывающее превращение одной частицы в другую и преобразующееся как четыр╦хмерный вектор при Лоренца преобразованиях и как пеевдовсктор (аксиальный вектор) при пространств, отражениях. А. т. является одним из осн. понятий в теории слабого взаимодействия, а также при описании киральной симметрии сильного взаимодействия. Пример А, т.≈
выражение ip (arJv^V5^^)» гДе "ФОО ≈ сшшорное Ди-
")
}
