ааны с достаточно большой величиной поправок высших порядков по cts,
Действительно, хотя намеряемые величины но зависят от выбора параметра |Л2, скорость убывания поправок по as с ростом порядка (а следовательно, и
0.6 0,5
D.4 0,3 0.2
0,1
0,0
Рис. 15. Зависимость «5
от Q, полученная из тр╦хструнной аннигиляции с + е~-*-адроны- Разные точки ≈ результаты разных экспериментальных групп и различной обраПотки.
=02±0-1 ГэВ
' 0 10 20 30 40 50 60 70
∙струи
величина первых членов ряда) оказывается существенно различной при не очень малых уначепиях а5. Но т. к. jit2 входит в ос5 только в виде отношения ц,а/Ла, неудачный выбор ц2 в каждом конкретном процессе компенсируется изменением параметра Л. В частности,
выбором (г2 можно вообще обратить первую поправку в нуль, что, однако, не гарантирует малую величину след, поправок. Аналогичная ситуация наблюдается и в КЭД, но там она практически неосязаема из-за малой величины а и практически постоянного значения эфф. заряда. Не менее важное значение в достигнутой области передач импульса имеют поправки 1/Q2 (т. н. поправки высших
Глубоко , __ неупругое рассеяние 1≈' Структурная функция
фотона _
Ширины ~»г -
распадов 1 >-м
KiapKOHneBj/ф _
G '
300 I2DQ I60Q
Л, МэВ
Рис. 16- Величины параметра т в и с Т О в; СМ, Опера-
А~МЬ' полученные из разных торное разложение]. Во
экспериментов. мн. случаях именно они
определяют характер по-
ведения сечений процессов в доступной области передач импульса (напр., в упругих адроныых процессах с большими передачами импульса). Наиб, широкое распространение здесь получил метод уч╦та таких поправок с помощью правил сумм КХД. В частности, была проведена большая работа но вычислению масс и констант взаимодействия адронов. Полученные значения в пределах 20% согласуются с экспериментом. Напр., вычпсл. масса р-мезона составила 770 МэВ (эксперим.
значение: т =780 МэВ), а масса протона
ГэВ
(вместо 0,939 ГэВ). В качестве др. примера на рис. 17 показано сравнение с эксперим. данными полученного с помощью правил сумм формфактора пиона.
Во 2-й пол. 70-х гг. в КХД начали развиваться т. н. иепертурбативные методы вычисления, не связанные с разложением по константе взаимодействия, К ним относится, напр., метод инстантонов, основанный на разложениях ур-ний КХД в малой окрестности классич. ча-стн неподобных решений и представляющий собой аналог квазиклассич. приближения в квантовой механике. Особенно широкое развитие получило применение в КХД числ. методов, основанных на замене непрерывного пространства-времени на дискретную реш╦тку, функциональных интегралов (представляющих собой
наблюдаемые физ. величины.)≈ на многократные интегралы и вычисления последних на ЭВМ С помощью Монте-Карло метода (см. Реш╦тки метод в КТП}. Это пока единств, регулярный метод, позволяющий выйти за рамки теории возмущений. Найденные таким Способом параметры мп. элементарных частиц (массы, константы распадов, JQ магн. моменты) в пределах достигнутой точности вычислений та 50% (лпми- 0.8 тируемой мощностью совр. ЭВМ) согласуются с экспериментальными. Однако, 0,6 по всей вероятности, числ. методам в КХД принадлежит большое будущее.
Т. о., КХД в настоящее время обеспечивает хорошее
0,4-
0,2 -
Рис. 17. Сравнение экспериментальных данных для формфактора пиона с теоретическими расч╦тами, полученными с помощью метода правил сумм
КХД.
полуколичсственное, а в нек-рых случаях и количеств. объяснение характерных особенностей широкого круга высокоэнергетич, процессов с участием адронов. Безусловно, принципиальное значение для е╦ дальнейшей проверки и утверждения в качестве теории сильного взаимодействия имеют вычисление высших поправок и прецизионные эксперименты при максимально высоких энергиях. Однако наиб, острой остается проблема удержания цвета в КХД, связанная с отсутствием свободных кварков и глюоиов и бесцветностью адрон-ных состояний. Каким будет решение этой проблемы ≈ «ИК-удержанис», обусловленное ростом эфф. заряда при разделении двух цветных объектов и антиэкранировкой цвета за сч╦т рождения из вакуума кварк-ан-тикварковых пар, превращающих дальнодеЙствующпе силы между кварками (из-за обмена безмассовымя глю-онами) в короткодействующие ядерные силы между адронами, или перестройка вакуума пз-за конденсации ИК глюоцных полей ≈ пока не ясно. Но каково бы оно ни было, КХД в настоящее время, как к теория электрослабого взаимодействия, представляет собой ступень в направлении создания единой, теории поля, объединяющей взаимодействия элементарных частиц (см. Великое объединение, Суперсимметрия},
Лит.: Вайнштейн А. И. и др.. Чармоиий и квантовая хромодинамика, «УФН». 1977, т. 123, с. 217; Славной А. А., Фаддеев Л. Д., Введение в квантовую теорию калибровочных попей, 2 изд., М., 1988; ЕфремОй А. В., Радюшкин А. В., Теоретико-полевой подход к процессам с большой передачей импульса, «ТМФ», 1980, т. 44, с, 17, 157, 327; Buras A., Asymptotic freedom in d?ep inelastic processes in the leading order and beyond, «Revs Mod. Phys.», 1980, v. 52, p. 199; М и e 1 1 е г А. Н., Perturbative QCD at high energies, «Phys. Repts», 1981, v. 73, p. 237; Андреев И В,, Хромодинамика и жесткие процессы при высоких энергиях» М,, 1981; Вайнштейн А. И. и др., Квантовая хромодинамика и масштабы адронных масс, *ЭЧАЯ», 1982, г. 13, с. 542; А 1 t а г е I I I G-, Partons in quantum chromody-namics.cPhys. Repts», lS82fv. 81, p. 129; Радюшкин А. В., Анализ жестких инклюзивных процессов в квантовой хромоди-намине, «ЭЧАЯ», 1983, т. 14, с. 58; Волошин М. Б., Тер-Мартиросян К. А., Теория калибровочных взаимодействий элементарных частиц, М,, 1984; Индурайн Ф,, Квантовая эфомодинамика. Введение в теорию кварков и глюо-нов, пгр, с англ., М., 1986. А. В. Ефремов. КВАНТОВАЯ ЭЛЕКТРОДИНАМИКА (КЭД) ≈ раздел квантовой теории поля (КТП), в к-ром описывается эл.-магн. взаимодействие. В более узком значении ≈ квантовая теория взаимодействия эл.-магн. поля Максвелла и алсктрон-познтронного Дирака поля (часто называемая также спи норной электродинамикой). Именно в этом более узком значении термин «КЭД» употребляется ниже.
Исторически КЭД была первым ч╦тко сформулированным разделом КТП. Она сложилась Б кои. 20-х гг.
317
