Л
с;
то К. наз. пл╦ночным. На границе пар ≈ жидкость в этом случае возбуждаются поверхностные волны, на гребнях к-рых образуются крупные пузыри пара, к-рые затем отрываются. Переход от пузырькового К. к пл╦ночному наз. первым кризисом К., обратный переход ≈ вторым кризисом К. Второй кризис К. объясняется неустойчивостью межфазной границы пар ≈ жидкость (неустойчивость Тейлора). В опытах С водой при атм. давлении и в условиях естеств. конвекции первый кризис К. наступает при ДТ^ЗО К (д=0,9 МВт/м2), второй ≈ при ДГ«130 К (д=0,2 МВт/м2).
При независимом задании теплового потока (напр., при прохождении электрич. тока или радиац, обогреве) наблюдается неоднозначная зависимость Д71 от q (гистерезис темп-ры), вызванная тем, что тепловой поток в условиях наступления первого кризиса К. больше, чем тепловой поток в условиях второго кризиса К.
В нестационарных режимах поверхностного К. с недогревом при значит, перегревах пограничного слоя жидкости переход к пл╦ночному К. может произойти без стадии развитого пузырькового К. При ударном режиме К. темп-pa перехода к пл╦ночному К. (термоди-намич. кризис К.) вычисляется с помощью теорий флук-туац. зародышеобразования.
Применение процесса К. в науке и технике разнообразно. Его используют для увеличения поверхности испарения в опреснит, установках, визуализации треков элементарных частиц в пузырьковых камерах, в холодильной технике, процессах ректификации и т. д.
Лит.: Скрипов В, П., Метастабильная жидкость. М., 1972; Несис Е. И., Кипение жидкостей. М., 1973: Кутатрладяе С, С,, Ндкоряков В. Е., Тепло-массооОмен и волны в газожидкостных системах, Ноносиб., 1984. П. А. Павлов.
КИРАЛЬНАЯ СИММЕТРИЯ (хиральная симметрия) (от греч. cUeir ≈ рука) сильного взаимодейств и я ≈ приближ╦нная симметрия сильного взаимодействия относител ьно преобразований, меняющих ч╦тность (киральных преобразовании; см. Киралъные поля).
Согласно совр. точке зрения, сильное взаимодействие описывается квантовой хромодинамикой (КХД) ≈ калибровочной теорией взаимодействия цветных кварков и глюопов. Лагранжиан КХД содержит поля кварков g≈u, d, s, массы к-рых малы в масштабе масс, характерных для сильного взаимодействия (~1 ГэВ в системе единиц /(,=е=1). Более точная формулировка этого утверждения затруднена тем, что свободные кварки не существуют из-за явления т. н. конфайнмента (удержания цвета}. Можно, однако, говорить о массах кварков при квадратах переданного импульса, напр., порядка 1 ГэВ2. Тогда массы примерно равны:
ти к 3 МэВ, md ж 5 МэВ, ms « 125 МэВ. (1)
Если пренебречь массами кварков, то поля u-, d-, s-кварков не различаются и лагранжиан КХД инвариантен относительно вращений в пространстве типа (аромата) кварков (см. Внутренняя симметрия)^ при к-ром и-, d-, 5-кварки переходят друг в друга. При этом вследствие векторного характера взаимодействия кварков с глюонами можно независимо вращать левые и правые составляющие кварковых полей qL, qR, Преобразования такого рода характеризуются 8 независимыми параметрами |£ для левых частиц и 8 параметрами |" для правых (д = 1, . . ., 8):
{исторически такая возможность обсуждалась первой). Как следует из (1), сейчас нет оснований пола-гать, что приближение равных масс кварков лучше при-ближения нулевых масс. В последнем случае лагранжп-ан инвариантен относительно преобразований и с ^^__^а ые це сохранявдт ч╦тность (при преобра-L "*.. _ _ 3≥и ^тности те. просърьытюы ≥*Р≥»*
V***) и наз' кирадьными п р е о б р а л ^ в а н и я м и.
С матем. точки зрения инвариантность относительно преобразований (2) означает киральную S£/(3)XStf(3)-симметрию лагранжиана сильного взаимодействия. Если считать, что т^О, но по-прежнему /na=mrf=0, то инвариантность лагранжиана сводится к группе К. с. SU(2.)X$U(2). Наконец, в приближении тц = md=t=Q оста╦тся только .$£/(2)-симметрия, к-рая отождествля-ется с изотопической инвариантностью сильного взаи-моденствия.
Исторически приближ╦нная £ЩЗ)Х 5ЩЗ)-симмет-Рия была открыта до того, как была сформулирована КХД. Феноменологически эта симметрия проявляется * существовании восьми относительно л╦гких псевдо-
скалярных мезонов л±, л°, К±, К°т К°, г| и в опреде-ленных соотношениях между амплитудами взаимодей-ствия этих мезонов. Точной ££/(3)Х££/(3)-симметрии соответствует приближение нулевых масс кварков;
└ спектре адронов ей отвечает приближение т^=
a a fk m с-гг/т^ ^ rr/ov г =тк=тап = 0. Точная SU(2] X S ^-Симметрия требует
только тл=0. Безмассовость мезонов отвечает при эт°м Спонтанному нарушению К. с. (см. Спонтанное нарушение симметрии] ≈ псевдоскалярные мезоны яв-ляются голдстоуновскими бозонами. Соотношения меж-ду амплитудами рассеяния этих мезонов можно полу-чить, исходя из алгебры токов и используя частичное сохранение соответствующего аксиального тока (см.
Аксиального тока частичное сохранение).
Лит.: Вайнштейн А, И,, Захаров В, И,, Час-≥чное сохранение аксиального тока и процессы с «мягкими» л-мезонами,«УФН.>, 1Э70тт. 100, С. 225; Вайнштейн А. И. и др.( Чармоний и квантовая хромодинамика , «УФЫ», 1977, т. 123, с. 217; Район П., Теория поля, пер. сангл., м., 1984. ,.т,└г ,,, Тт^^≥т ^ В. м. Захаров. КИРАЛЬНОСТЬ, чаще употребляется хнралъностъ -
- сохраняющееся квантовое число в теориях полей, обладающих киральной симметрией. В Физ' приложениях киральные преобразования, как правило, меняют пространств, четность состояния.
Примером можэт служить лагранжиан L, описываю-щии взаимодействие Дирака поля Ц(х) со скалярным полем а (я) и псевдоскалярным полем л,(х):
^-f^ а-м-т ' т ^ '
4-≈д од o-f≈ д пд 2 ц м 2 д ц
У[а2Ц-я2) ' *
(1)
где черта над ∙§ означает дираковское сопряжение, ц ≈ лоренцов индекс (ц=0, 1, 2, 3), у,. ≈ Дирака матрицы,
Y§=jTiYlTaV>? & - производная по координате, V-' шшлат ^ с « └ , Г , пРоизвольная ф-ция аргумента (о2+л3) (х ~ точка пространства-времени; по повторяющемуся индексу а Пред1шлагается суммирование) Инфинитизимальные киральные преобразования имеют вид
dty=i$4bty, do = 2ftJi, dn = ≈ 2po, (2) ≈ параметр преобразования. Правое I{JD и левое
Л
», . JOO
где Ха ≈ Гелл-Мана матрицы, действующие в пространстве аромата кварков u, d, s.
Если ££ = £#> то преобразования (2) сохраняют ч╦тность. Инвариантность относительно таких преобразований имеет место и в том случае, когда массы кварков отличны от нуля, но равны между собой, т└-
являются диагональными при этих преобразованиях, т. е. преобразуются сами через се5я. Поэтому г|5 и
тр., (соответствующие лево- и правовинтовым спинор-
ным частицам) представляют собой собств. ф-ции генератора киральных преобразований и отвечающие им
