А   Б  В  Г  Д  Е  Є  Ж  З  І  Ї  Й  К  Л  М  Н  О  П  Р  С  Т  У  Ф  Х  Ц  Ч  Ш  Щ  Ю  Я 


Аксіальний струм

Аксіальний струм) для переходу вакуум - тг-мс: юний.

У стаціонарному самостиску розряді електромагнітна сила (i /c X В (сила тяжіння між паралельними струмами компенсується градієнтом тиску плазми. Аксіальний струм створюєазимутальні магнітне поле.

Ядерний аксіальний струм А (х) включає провідні одноча-стичної члени разом з Багаточасткові поправками. Зокрема, для фізичних півоній важливі ефектив багатократного розсіяння.

Якщо результуючий аксіальний струм в зазорі не дорівнюєнулю, повинен існувати принаймні один провідник з струмом, що проходить в одному напрямку, не компенсований струмом в іншому.

У класичній теорії аксіальний струм /ц, з яким взаємодіє поле А, зберігається.

Таким чином, нейтральний аксіальнийток і - і d - кварків є чистим ізовектором. Він входить в один триплет з аксіальними зарядженими струмами, що випускають W - і № - бозони. Нагадаємо, що вона виникла від перемішування ізовекторних і ізоскалярних проміжних бозонів (див. гл.

Ілюстрація нейтринноїреакції v N - /X з випусканням леп. Тісний зв'язок між аксіальним струмом і півонія функцією джерела, що обговорювалася досі в області низьких евергій і більших довжин хвиль, є загальною властивістю, сохраняющимся також і в реакціях з великими передачами енергії та імпульсу.

Цей розпад ініціюється аксіальним струмом без зміни дивацтва і має дуже просту структуру.

Електромагнітний струм Jv - і аксіальний струм задовольняють звичайним комутаторам струмів. В алгебрі тимчасових компонент немає ніяких ШЧ, так що не можнаупевнитися, виконується чи ні гіпотеза Фейнмана.

Чи може таким же чином зберігатися аксіальний струм.

Отже, незважаючи на труднощі з локальним аксіальним струмом, глобальна аксіальна симетрія в моделі може виконуватися. Звідси випливає, щобудь властивість теорії, засноване на аксіальної симетрії, буде збережено в теорії збурень.

Однак є одна тонкість, що стосується расходимости аксіальних струмів.

По-друге, співвідношення Гольдбергер-Трейман, тобто співвідношення між аксіальним струмомнуклона і виразом для jrNN - зв'язку, знаходить природне узагальнення в разі ядер: і просторова, і тимчасова компоненти ядерного аксіального струму, що включає обмінні ефекти, можуть розглядатися як явно пов'язані з ядерним піонньш полем. Саме в цьому сенсіявища, що включають ядерний аксіальний струм, складають гілку півонія ядерної фізики. У такій інтерпретації киральной симетрія володіє можливістю давати кількісні передбачення і в ядерному контексті.

У той час як векторний ізотріплетний струмзберігається, аксіальний струм не може зберігатися.

Це число дає можливість прямо перевірити величину пи-онного внеску в аксіальний струм (9.30), а також, як ми зараз покажемо, і перевірити співвідношення ЧСАТ.

У перших двох діаграмах (див. рис. 2 а) аксіальний струмпов'язаний безпосередньо з ферміонних петлею. В останніх двох діаграмах (див. рис. 2 б) аксіальний струм зв'язаний спочатку з півонією з константою 2 mg - 1 набуваючи, таким чином, потрібний півонія полюс.

У фізиці півоній при низьких енергіях настільки ж важливу роль відіграютьаксіальний струм Afl (x) і його дивергенція. Точно так само, як електромагнітний струм У досліджують за допомогою електронів і фотонів, властивості аксіального струму вивчають за його слабкою зв'язку з лептонами. Тому корисно нагадати деякі основні результати, що стосуються аксіальнихструмів у фізиці слабких взаємодій при низьких енергіях.

Неважко бачити, що параметр р, що характеризує силу четирехферміонного взаємодії нейтральних аксіальних струмів (див. гл.

Так як NN-потенціал вже включає одновіконний обмін, нуклони борновскіечлени породжуються одночасткової аксіальним струмом, чинним на ядерні хвильові функції, в яких містяться кореляції нуклонів. Тому залишаються лише вклади, пропорційні неборновской частини р-хвильового об'єму TrN-розсіювання. Дані члени, як можна бачити зтабл. 2.2 в статичному межі не мають борновскіх вкладів.

Півонія - найлегший з адронів, тому можна вважати, що дивергенції аксіальних струмів дійсно малі, якщо зовсім не зникають. Таким чином, співвідношення (8.23) зазвичай вважається досить гарнимнаближенням 5 U (2) SU (2) - симетрії. У цьому випадку права частина рівняння (8.15) близька до нуля.

Рассмотрім безмассового спінорно електродинаміку[12], Наведені вище аргументи свідчать, що неможливо визначити існуючий калібрувально-інваріантнийаксіальний струм, незважаючи на киральной симетрію теорії. Тим не менше існує зберігається калібрувально-інваріантний аксіальний заряд[11], Який будується наступним чином.

На перший погляд здається, що вибір числових множників (взагалі кажучи, різнихдля векторних і аксіальних струмів) перед наведеними виразами довільний.

Півонії полюсної член (9.79) також дає внесок як у аксіальний обмінний струм, так і в одночасткової аксіальний струм. У нашому випадку цей член пренебрежимо малий з двох причин. У більш загальномувигляді, вони малі до тих пір, поки передача енергії - імпульсу мала в порівнянні з масою півонії. До того ж у будь-якому напів-лептон слабкому процесі цей член пропорційний масі леп-тону, це ми вже відзначали при обговоренні константи індукованої Псевдоскалярний зв'язку врозділі 9.4.2. Тому в процесах (е, v), таких як /3-розпад, його вклади пренебрежимо малі.

Відзначимо, що в разі В const маємо однорідне постійне магнітне поле в області р ро - Біжить аксіальний струм індукує вихрові тангенціальне електричне та радіальнемагнітне поля в площині, перпендикулярній осі симетрії системи.

Окремо має бути розглянута виникнення МГД-неус-тойчивости, коли стабілізуючий поздовжнє магнітне поле існує як всередині, так і зовні плазмового шнура з аксіальним струмом.Подібна ситуація типова для повільно протікаючих процесів: у цьому випадку за характерні часи встигає відбутися перемішування поздовжнього й азимутального поля, так що сумарне поле виявляється гвинтовим.

У цьому випадку аксіальна аномалія не призводить доне-самосогласованность теорії, оскільки калібрувальна інваріантність в електродинаміці пов'язана із збереженням векторного електромагнітного струму, а аксіальний струм є з точки зору цієї моделі зовнішнім об'єктом.

Сумарна ширина розпаду т в парне числопівоній становить приблизно 156 Г (т - evv) і приблизно на 10% перевищує наївну Партон-киральной оцінку, згідно якої колірної множник 3cosa9 порівну ділиться між векторним і аксіальним струмом.

Зауважимо, що член (1 - 20/1) походить від творуелектронного аксіального струму на кварк-вий векторний струм, а член (1 - 4) /С (/) - від твору електронного векторного струму на кваркової аксіальний струм.

Аксіальний струм підраховується за законом Ома. Дані від індивідуальних каналів вимірювального зондаусереднюються.

Однак це не так в силу декількох серйозних відмінностей між HP-бозоном і фотоном: W-бозон масивний, заряджений і (що найголовніше. Аксіальний струм фермионов не зберігається через те, що відмінні від нуля маси Ферміон; векторний - через того, що відмінні віднуля різниці мас частинок, що створюють струм. Але навіть якщо б маси Ферміон і були рівні нулю, слабкий ферміонних струм не зберігався б, як тільки ми вийшли б за межі нижчого порядку теорії збурень.

Струм /% будується з регулярізующего поля так само, як струм J побудованийіз звичайних полів. Фізичний аксіальний струм відтворюється, якщо спрямувати масу М регулярізующего поля до нескінченності.

Коефіцієнт 2 введений для того, щоб нормировка спектральної щільності аксіального струму була такою ж, як і векторного. Оскільки аксіальнийток зберігається лише частково, р О.

Ефект зникає, якщо циліндр розрізати таким чином, щоб згадані струми не могли текти. Комбінація кругових і аксіальних струмів призводить до ліній струму, закручується по спіралі навколо осі.

Цей так званиймягкопіонний межа є основою для виведення декількох теорем про амплітудах процесів, що включають півонії. Концепція м'яких півоній тісно пов'язана з аксіальним струмом.

По-друге, співвідношення Гольдбергер-Трейман, тобто співвідношення між аксіальним струмом нуклона івиразом для jrNN - зв'язку, знаходить природне узагальнення в разі ядер: і просторова, і тимчасова компоненти ядерного аксіального струму, що включає обмінні ефекти, можуть розглядатися як явно пов'язані з ядерним піонньш полем. Саме в цьому сенсі явища,включають ядерний аксіальний струм, складають гілку півонія ядерної фізики. У такій інтерпретації киральной симетрія володіє можливістю давати кількісні передбачення і в ядерному контексті.

Як ми бачили при вивченні хіггсовского механізму, спонтаннепорушення симетрії пов'язано насамперед з перебудовою вакуумного зі - Ьгояіія, яке стає неінваріантни щодо перетворень симетрії. Оскільки теорія збурень КХД будується над киральной-інваріантним вакуумом і аксіальний струм (17.1) зберігається увсіх порядках по константі зв'язку, то ясно, що в теорії збурень з безмасовими і - і d - кварками відсутня спонтанне порушення киральной симетрії, а разом з ним і безмасові я-мезони і масивні нуклони. Повчально простежити її далі за допомогою технікиРСАС,вважаючи ТПІ і тл малими, але відмінними від нуля величинами і враховуючи їх у першому неісчезающая порядку.

Співвідношення (36) можуть бути отримані практично в будь квантово-польової моделі. Формула (38) випливає з припущення про ізовектор ності аксіальних струмів.Співвідношення (39) було постульовано Гелл-Манном 1217]; воно може бути отримано в деяких моделях.

Півонії член /д ам утворює ядерний аналог індукованого псевдоскалярного струму зі структурою, яка характеризується півонія полюсом. Ядерна частина виразу для А /(х)являє собою аксіальний струм ядерної системи багатьох взаємодіючих частинок. Вона, зокрема, включає внутрішні півонії, пов'язані з півоніями обміном між нуклонами, але не має вкладу від зовнішніх півонія полів.

У перших двох діаграмах (див. рис. 2 а)аксіальний струм пов'язаний безпосередньо з ферміонних петлею. В останніх двох діаграмах (див. рис. 2 б) аксіальний струм зв'язаний спочатку з півонією з константою 2 mg - 1 набуваючи, таким чином, потрібний півонія полюс.

Рисочки над Tf і T v нагадують, що один з фотонівзнаходиться поза масової поверхні. Риска над Jf вказує на те, що ми вивчаємо не повний аксіальний струм ст-моделі (4.12 а), а його частина, білінійну по нуклонів полям, так що матричний елемент нижчого порядку містить тільки трикутну діаграму рис. 2 а. Зауважимо також,що в даному випадку цікаво не Т - твір, а Т - твір, так як саме друге дає ОВК, згідно з визначенням БДЛ.

Разложеніе векторної зв'язку між калібрувальний полем я полями матерії з точністю до А. Щоб уникнути ускладнень, ми нижче будеморозглядати ситуацію, коли m О, так що аксіальний струм строго зберігається.

Циліндрична система координат в ідеалізованої машині.

У відношенні обмоток приймається єдине припущення, згідно з яким вони складаються з дротяних котушок,поміщених на поверхню ротора або статора таким чином, що результуючий аксіальний струм дорівнює нулю. На рис. 9 - 1 представлений поперечний розріз моделі, на якому видно розташування обмоток в повітряному зазорі. Напрямок струмів показано точками і хрестиками.Припущення про відсутність результуючого аксіального струму машини означає, що кількості крапок і хрестиків однакові, оскільки кожен з них представляє рівну величину струму.

Навпаки, при КМ2 1 шар робить сильний демпфіруючі дію на полі поблизунього. Вплив шару на поле в зоні розташування лобових частин або, іншими словами, на індуктивність лобових частин залежить від відстані 60 між шаром і поверхнею 3 по якій проходить струм, еквівалентний аксіальним струмам лобових частин.

Коли взято калібрувально-інваріантне визначення струму з а 1 дивергенція аксіального струму містить аномальний член. Можна навести простий евристичний аргумент, що пояснює походження цього аномального члена в дивергенції. Рассмотрім наївний аксіальний струм моделі, обговорюваної в цій главі.

Дійсно, у нехтуванні масами кварків векторний струм дає половину адронной ширини т-леп-тона. Іншу половину дає аксіальний струм. У виразі для ймовірності ці струми не інтерфіріруют, так як векторний струм дає парне число півоній, а аксіальний - непарне.

Кожне з передбачуваних нами загальних властивостей партонов говорить дещо більш визначене про характер сингулярності. Наприклад, стверджувати, що заряджені Партон мають спін Va, - це все одно, як якщо б сказати, що сингулярності мають вигляд б - чи б - функцій, характерних для комутаторів вільних Діраковскій полів. Крім того, результати для векторних і аксіальних струмів виявляються пов'язаними між собою. Якщо, наприклад, додати твердження, що Партон суть кварки, то виникають, як ми бачили, визначені чисельні співвідношення між сингулярними частинами комутаторів різних струмів.

У фізиці півоній при низьких енергіях настільки ж важливу роль відіграють аксіальний струм Afl (x) і його дивергенція. Точно так само, як електромагнітний струм У досліджують за допомогою електронів і фотонів, властивості аксіального струму вивчають за його слабкою зв'язку з лептонами. Тому корисно нагадати деякі основні результати, що стосуються аксіальних струмів у фізиці слабких взаємодій при низьких енергіях.

Конкретний вибір процедури регуляризації в КТП, як правило, неоднозначний. В результаті нек-рие симетрії виявляються порушеними. З цього ур-ня випливає, що в межі нульової маси електрона аксіальний струм зберігається (див. аксіально струму часткове збереження), що є відображенням кірал'ной симетрії теорії. Однак більш акуратне розгляд показує, що цей висновок є невірним.

Три аксіальних формфактора носять такі назви: gi - аксіальний заряд, gz - слабкий електрізм, g3 - ефективний псевдоскаляром. Подібно останньому, який заборонений в силу СР-Інваріантності електромагнітної взаємодії, слабкий електрізм також заборонений. Причиною заборони є те, що цей член має позитивну G-чет-ність, в той час як аксіальний струм G-непар.