[{"@context":"http:\/\/schema.org\/","@type":"BlogPosting","@id":"https:\/\/wiki.edu.vn\/en2fr\/wiki28\/vide-qcd-wikipedia\/#BlogPosting","mainEntityOfPage":"https:\/\/wiki.edu.vn\/en2fr\/wiki28\/vide-qcd-wikipedia\/","headline":"Vide QCD – Wikipedia wiki","name":"Vide QCD – Wikipedia wiki","description":"before-content-x4 \u00c9tat d’\u00e9nergie la plus basse dans la chromodynamique quantique after-content-x4 Le Vide QCD est l’\u00e9tat de vide de la","datePublished":"2022-05-04","dateModified":"2022-05-04","author":{"@type":"Person","@id":"https:\/\/wiki.edu.vn\/en2fr\/wiki28\/author\/lordneo\/#Person","name":"lordneo","url":"https:\/\/wiki.edu.vn\/en2fr\/wiki28\/author\/lordneo\/","image":{"@type":"ImageObject","@id":"https:\/\/secure.gravatar.com\/avatar\/c9645c498c9701c88b89b8537773dd7c?s=96&d=mm&r=g","url":"https:\/\/secure.gravatar.com\/avatar\/c9645c498c9701c88b89b8537773dd7c?s=96&d=mm&r=g","height":96,"width":96}},"publisher":{"@type":"Organization","name":"Enzyklop\u00e4die","logo":{"@type":"ImageObject","@id":"https:\/\/wiki.edu.vn\/wiki4\/wp-content\/uploads\/2023\/08\/download.jpg","url":"https:\/\/wiki.edu.vn\/wiki4\/wp-content\/uploads\/2023\/08\/download.jpg","width":600,"height":60}},"image":{"@type":"ImageObject","@id":"https:\/\/wikimedia.org\/api\/rest_v1\/media\/math\/render\/svg\/9be4ba0bb8df3af72e90a0535fabcc17431e540a","url":"https:\/\/wikimedia.org\/api\/rest_v1\/media\/math\/render\/svg\/9be4ba0bb8df3af72e90a0535fabcc17431e540a","height":"","width":""},"url":"https:\/\/wiki.edu.vn\/en2fr\/wiki28\/vide-qcd-wikipedia\/","wordCount":11205,"articleBody":"     (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});before-content-x4\u00c9tat d’\u00e9nergie la plus basse dans la chromodynamique quantique        (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});after-content-x4Le Vide QCD est l’\u00e9tat de vide de la chromodynamique quantique (QCD). C’est un exemple de non perturbatif \u00c9tat de vide, caract\u00e9ris\u00e9 par des condensats non vibalisants tels que le condensat du gluon et le condensat Quark dans la th\u00e9orie compl\u00e8te qui comprend les quarks. La pr\u00e9sence de ces condensats caract\u00e9rise le phase confin\u00e9e de Quark Matter.  Table of Contents       (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});after-content-x4Sym\u00e9tries et rupture de sym\u00e9trie [ modifier ]] Symm\u00e9tries du QCD LaGrangien [ modifier ]] Rupture de sym\u00e9trie spontan\u00e9e [ modifier ]] Symm\u00e9tries du vide QCD [ modifier ]] Preuves exp\u00e9rimentales [ modifier ]] Motivation des r\u00e9sultats [ modifier ]] Couplage d\u00e9grad\u00e9 [ modifier ]] Relation Goldberger – Treman [ modifier ]] Courant axial partiellement conserv\u00e9 [ modifier ]] \u00c9mission de pion douce [ modifier ]] Bosons pseudo-golds [ modifier ]] Et Prime Meson [ modifier ]] R\u00e8gles actuelles d’alg\u00e8bre et de somme QCD [ modifier ]] Le vide Savvidy, les instabilit\u00e9s et la structure [ modifier ]] Le double mod\u00e8le supraconducteur [ modifier ]] Mod\u00e8les \u00e0 cordes [ modifier ]] Mod\u00e8les de sacs [ modifier ]] Instanton ensemble [ modifier ]] Image de tourbillon central [ modifier ]] Voir \u00e9galement [ modifier ]] Les r\u00e9f\u00e9rences [ modifier ]] Bibliographie [ modifier ]] Sym\u00e9tries et rupture de sym\u00e9trie [ modifier ]] Symm\u00e9tries du QCD LaGrangien [ modifier ]] Comme toute th\u00e9orie relative du champ quantique relativiste, QCD jouit de la sym\u00e9trie de Poincar\u00e9, y compris les sym\u00e9tries discr\u00e8tes CPT (chacune est r\u00e9alis\u00e9e). Outre ces sym\u00e9tries spatio-temps, il a \u00e9galement des sym\u00e9tries internes. \u00c9tant donn\u00e9 que QCD est une th\u00e9orie de la jauge SU (3), il a une sym\u00e9trie locale SU (3). Comme il a de nombreuses saveurs de quarks, il a une saveur approximative et une sym\u00e9trie chirale. Cette approximation est cens\u00e9e impliquer le limite chirale de QCD. De ces sym\u00e9tries chirales, la sym\u00e9trie du nombre baryon est exacte. Certaines des sym\u00e9tries bris\u00e9es incluent la sym\u00e9trie axiale U (1) du groupe de saveurs. Ceci est bris\u00e9 par l’anomalie chirale. La pr\u00e9sence d’instantons impliqu\u00e9e par cette anomalie rompt \u00e9galement la sym\u00e9trie CP. En r\u00e9sum\u00e9, le QCD LaGrangien a les sym\u00e9tries suivantes: Les sym\u00e9tries classiques suivantes sont bris\u00e9es dans le QCD LaGrangien:        (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});after-content-x4Rupture de sym\u00e9trie spontan\u00e9e [ modifier ]] Lorsque l’hamiltonien d’un syst\u00e8me (ou du lagrangien) a une certaine sym\u00e9trie, mais le vide ne le fait pas, alors on dit que la rupture de sym\u00e9trie spontan\u00e9e (SSB) a eu lieu. Un exemple familier de SSB est dans les mat\u00e9riaux ferromagn\u00e9tiques. Microscopiquement, le mat\u00e9riau se compose d’atomes avec un rotation non vannish, chacun agit comme un petit aimant \u00e0 barre, c’est-\u00e0-dire un dip\u00f4le magn\u00e9tique. L’hamiltonien du mat\u00e9riau, d\u00e9crivant l’interaction des dip\u00f4les voisins, est invariant sous les rotations. \u00c0 haute temp\u00e9rature, il n’y a pas de magn\u00e9tisation d’un grand \u00e9chantillon du mat\u00e9riau. Ensuite, on dit que la sym\u00e9trie du hamiltonien est r\u00e9alis\u00e9e par le syst\u00e8me. Cependant, \u00e0 basse temp\u00e9rature, il pourrait y avoir une magn\u00e9tisation globale. Cette magn\u00e9tisation a un direction pr\u00e9f\u00e9r\u00e9e , comme on peut dire le p\u00f4le magn\u00e9tique nord de l’\u00e9chantillon du p\u00f4le magn\u00e9tique sud. Dans ce cas, il y a une rupture de sym\u00e9trie spontan\u00e9e de la sym\u00e9trie rotationnelle de l’hamiltonien. Lorsqu’une sym\u00e9trie continue est cass\u00e9e spontan\u00e9ment, des bosons sans masse apparaissent, correspondant \u00e0 la sym\u00e9trie restante. C’est ce qu’on appelle le Ph\u00e9nom\u00e8ne Goldstone Et les bosons sont appel\u00e9s bosons Goldstone. Symm\u00e9tries du vide QCD [ modifier ]] Le su ( N F ) \u00d7 sont ( N F )) La sym\u00e9trie de saveur chirale du Lagrangien QCD est bris\u00e9e dans l’\u00e9tat de vide de la th\u00e9orie. La sym\u00e9trie de l’\u00e9tat de vide est la SU diagonale ( N F ) partie du groupe chiral. Le diagnostic pour cela est la formation d’un condensat chiral non vannis\u00e9 \u27e8 \u03a6 je \u03a6 je \u27e9 , o\u00f9 \u03a6 je est l’op\u00e9rateur de Quark Field, et l’indice de saveur je est additionn\u00e9. Les bosons Goldstone de la rupture de sym\u00e9trie sont les m\u00e9sons pseudoscalaires. Quand N F = 2 , c’est-\u00e0-dire que seuls les quarks de haut en bas sont trait\u00e9s comme sans masse, les trois pions sont les bosons Goldstone. Lorsque l’\u00e9trange quark est \u00e9galement trait\u00e9 comme sans masse, c’est-\u00e0-dire, N F = 3 , Les huit m\u00e9sons pseudoscalaires du mod\u00e8le Quark deviennent des bosons Goldstone. Les masses r\u00e9elles de ces m\u00e9sons sont obtenues dans la th\u00e9orie de la perturbation chirale par une expansion dans les (petites) masses r\u00e9elles des quarks. Dans d’autres phases de Quark, la sym\u00e9trie compl\u00e8te de la saveur chirale peut \u00eatre r\u00e9cup\u00e9r\u00e9e ou cass\u00e9e de mani\u00e8re compl\u00e8tement diff\u00e9rente. Preuves exp\u00e9rimentales [ modifier ]] Les preuves des condensats de QCD proviennent de deux \u00e9poques, de l’\u00e8re pr\u00e9-QCD \u200b\u200b1950\u20131973 et de l’\u00e8re post-QCD, apr\u00e8s 1974. Les r\u00e9sultats pr\u00e9-QCD \u200b\u200bont \u00e9tabli que les interactions fortes sous vide contient un condensat chiral Quark Les r\u00e9sultats ont \u00e9tabli que le vide contient \u00e9galement un condensat de gluon. Motivation des r\u00e9sultats [ modifier ]] Couplage d\u00e9grad\u00e9 [ modifier ]] Dans les ann\u00e9es 1950, il y a eu de nombreuses tentatives pour produire une th\u00e9orie du champ pour d\u00e9crire les interactions des pions ( Pi {displaystyle pi} ) et les nucl\u00e9ons ( N {displaystyle n} ). L’interaction renormalisable \u00e9vidente entre les deux objets est le couplage Yukawa \u00e0 un pseudoscalaire: L I= N\u00afc 5Pi N {DisplayStyle l_ {i} = {bar {n}} gamma _ {5} pi n} Et ceci est th\u00e9oriquement correct, car il est en t\u00eate et il prend en compte toutes les sym\u00e9tries. Mais cela ne correspond pas \u00e0 l’exp\u00e9rience isol\u00e9ment. Lorsque la limite non relativiste de ce couplage est prise, le mod\u00e8le de couplage de gradient Est obtenu. Dans un ordre le plus bas, le champ de pion non relativiste interagit par les d\u00e9riv\u00e9s. [d’abord] Ce n’est pas \u00e9vident sous la forme relativiste. [2] Une interaction de gradient a une d\u00e9pendance tr\u00e8s diff\u00e9rente de l’\u00e9nergie du pion – elle dispara\u00eet \u00e0 z\u00e9ro momentum. Ce type de couplage signifie qu’un \u00e9tat coh\u00e9rent de pions de momentum faible interagit \u00e0 peine. Il s’agit d’une manifestation d’une sym\u00e9trie approximative, un Symm\u00e9trie de d\u00e9calage du champ pion. Le remplacement Pi \u2192 Pi + C {displaystyle pi rightarrow pi + c} laisse le couplage de gradient seul, mais pas le couplage pseudoscalaire, du moins pas seul. La fa\u00e7on dont la nature corrige cela dans le mod\u00e8le pseudoscalaire est de rotation simultan\u00e9e du proton-neutron et de d\u00e9calage du champ pion. Ceci, lorsque la sym\u00e9trie axiale SU (2) appropri\u00e9e est incluse, est le mod\u00e8le \u03c3 de la taxe Gell-Mann, discut\u00e9 ci-dessous. L’explication moderne de la sym\u00e9trie de d\u00e9calage est d\u00e9sormais comprise comme le mode de r\u00e9alisation de sym\u00e9trie non lin\u00e9aire Nambu-Goldstone, en raison de Yoichiro Nambu [3] et Jeffrey Goldstone.Le champ Pion est un boson Goldstone, tandis que la sym\u00e9trie de d\u00e9calage est une manifestation d’un vide d\u00e9g\u00e9n\u00e9r\u00e9. Relation Goldberger – Treman [ modifier ]] Il existe une relation surprenante entre la forte interaction couplage des pions aux nucl\u00e9ons, le coefficient dans le mod\u00e8le de couplage de gradient de nucl\u00e9on-pions et le coefficient de courant du vecteur axial du nucl\u00e9on, qui d\u00e9termine la faible vitesse de d\u00e9croissance du neutron. La relation est [4] g \u03c0NNF \u03c0= g AM N{displayStyle g_ {pi nn} f_ {pi} = g_ {a} m_ {n}} et il est ob\u00e9i \u00e0 une pr\u00e9cision de 2,5%. La constante g UN est le coefficient qui d\u00e9termine le taux de d\u00e9sint\u00e9gration des neutrons: il donne la normalisation des \u00e9l\u00e9ments de matrice d’interaction faibles pour le nucl\u00e9on. D’un autre c\u00f4t\u00e9, le couplage pion nocl\u00e9on est une constante ph\u00e9nom\u00e9nologique d\u00e9crivant la diffusion (forte) des \u00e9tats li\u00e9s des quarks et des gluons.Les interactions faibles sont en fin de compte des interactions actuelles en cours parce qu’elles proviennent d’une th\u00e9orie de la jauge non ab\u00e9lienne. La relation Goldberger – Treiman sugg\u00e8re que les Pions, \u00e0 force de rupture de sym\u00e9trie chirale, interagissent comme substituts de types de courants faibles axiaux. Courant axial partiellement conserv\u00e9 [ modifier ]] La structure qui donne naissance \u00e0 la relation Goldberger – Treiman a \u00e9t\u00e9 appel\u00e9e le courant axial partiellement conserv\u00e9 (PCAC) Hypoth\u00e8se, \u00e9nonc\u00e9e dans le papier pionnier du mod\u00e8le \u03c3. [5] Partiellement conserv\u00e9, d\u00e9crit la modification d’un courant de sym\u00e9trie spontan\u00e9ment bris\u00e9 par une correction de rupture explicite emp\u00eachant sa conservation. Le courant axial en question est \u00e9galement souvent appel\u00e9 le courant de sym\u00e9trie chirale. L’id\u00e9e de base du SSB est que le courant de sym\u00e9trie qui effectue des rotations axiales sur les champs fondamentaux ne pr\u00e9serve pas le vide: cela signifie que le courant J appliqu\u00e9 au vide produit des particules. Les particules doivent \u00eatre sans fhat, sinon le vide ne serait pas invariant de Lorentz. Par correspondance d’index, l’\u00e9l\u00e9ment matriciel doit \u00eatre J \u03bc| 0 \u27e9 = k \u03bc| Pi \u27e9 , {DisplayStyle j_ {mu} | 0Rangle = k_ {mu} | pi Hangle,} o\u00f9 k m est l’\u00e9lan port\u00e9 par le pion cr\u00e9\u00e9. Lorsque la divergence de l’op\u00e9rateur de courant axial est nulle, nous devons avoir \u2202 \u03bcJ \u03bc| 0 \u27e9 = k \u03bck \u03bc| Pi \u27e9 = m \u03c02| Pi \u27e9 = 0 . {DisplayStyle partial_ {mu} j ^ {mu} | 0rangle = k ^ {mu} k_ {mu} | pi Hangle = m_ {pi} ^ {2} | pi Hangle = 0,.} Par cons\u00e9quent, ces pions sont sans masse, m 2 Pi = 0 , conform\u00e9ment au th\u00e9or\u00e8me de Goldstone. Si l’\u00e9l\u00e9ment de matrice de diffusion est consid\u00e9r\u00e9, nous avons k \u03bc\u27e8 N ( p ) | Pi ( k ) | N ( p \u2032 ) \u27e9 = \u27e8 N ( p ) | J \u03bc| N ( p \u2032 ) \u27e9 . {displaystyle k_{mu }langle N(p)|pi (k)|N(p’)rangle =langle N(p)|J_{mu }|N(p’)rangle ,.} Jusqu’\u00e0 un facteur de momentum, qui est le gradient dans le couplage, il prend la m\u00eame forme que le courant axial transformant un neutron en proton dans la forme actuelle de la faible interaction. \u27e8 N | J \u03bc| N \u27e9 \u27e8 C’est | J \u03bc| n \u27e9  . {displaystyle langle N|J^{mu }|Nrangle langle e|J_{mu }|nu rangle ~.} Mais si une petite rupture explicite de la sym\u00e9trie chirale (en raison des masses de quark) est introduite, comme dans la vie r\u00e9elle, la divergence ci-dessus ne dispara\u00eet pas, et le c\u00f4t\u00e9 droit implique la masse du pion, maintenant un boson pseudo-goldstone. \u00c9mission de pion douce [ modifier ]] Les extensions des id\u00e9es du PCAC ont permis \u00e0 Steven Weinberg de calculer les amplitudes des collisions qui \u00e9mettent des pions \u00e0 faible \u00e9nergie de l’amplitude pour le m\u00eame processus sans pions. Les amplitudes sont celles donn\u00e9es en agissant avec des courants de sym\u00e9trie sur les particules externes de la collision. Ces succ\u00e8s ont \u00e9tabli les propri\u00e9t\u00e9s de base du fort vide d’interaction bien avant QCD. Bosons pseudo-golds [ modifier ]] Exp\u00e9rimentalement, on voit que les masses de l’octet des m\u00e9sons pseudoscalaires sont beaucoup plus l\u00e9g\u00e8res que les \u00e9tats les plus l\u00e9gers suivants; c’est-\u00e0-dire l’octet des m\u00e9sons vectoriels (comme le Rho Meson). La preuve la plus convaincante de la SSB de la sym\u00e9trie de saveur chirale de QCD est l’apparition de ces bosons pseudo-golds. Ceux-ci auraient \u00e9t\u00e9 strictement sans masse dans la limite chirale. Il existe une d\u00e9monstration convaincante que les masses observ\u00e9es sont compatibles avec la th\u00e9orie de la perturbation chirale. La coh\u00e9rence interne de cet argument est en outre v\u00e9rifi\u00e9e par des calculs QCD en r\u00e9seau qui permettent de varier la masse de quark et de v\u00e9rifier que la variation des masses pseudoscalaires avec la masse de quark est celle requise par la th\u00e9orie de la perturbation chirale. Et Prime Meson [ modifier ]] Ce mod\u00e8le de SSB r\u00e9sout l’un des \u00abmyst\u00e8res\u00bb pr\u00e9c\u00e9dents du mod\u00e8le Quark, o\u00f9 tous les m\u00e9sons pseudoscalaires auraient d\u00fb \u00eatre de la m\u00eame masse. Depuis N F = 3 , il aurait d\u00fb y en avoir neuf. Cependant, un (le SU (3) Singlet \u03b7 \u2032 Meson) a une masse assez plus grande que l’octet Su (3). Dans le mod\u00e8le Quark, cela n’a aucune explication naturelle – un myst\u00e8re nomm\u00e9 le \u03b7 – rit\u00e9 en masse (Le \u03b7 est un membre de l’octet, qui aurait d\u00fb \u00eatre d\u00e9g\u00e9n\u00e9r\u00e9 en masse avec le \u03b7 ‘). Dans QCD, on se rend compte que le \u03b7 ‘est associ\u00e9 \u00e0 la U axiale UN (1) qui est explicitement cass\u00e9 \u00e0 travers l’anomalie chirale, et donc sa masse n’est pas “prot\u00e9g\u00e9e” pour \u00eatre petite, comme celle du \u03b7. Le fractionnement de masse \u03b7 – \u03b7 peut \u00eatre expliqu\u00e9 [6] [7] [8] \u00e0 travers le m\u00e9canisme instanton \u00abt hooft, [9] dont d’abord \/ \/ N La r\u00e9alisation est \u00e9galement connue sous le nom WTHTTE – M\u00e9canisme Veniziano . [dix] [11] R\u00e8gles actuelles d’alg\u00e8bre et de somme QCD [ modifier ]] Le PCAC et l’alg\u00e8bre actuelle fournissent \u00e9galement des preuves de ce mod\u00e8le de SSB. Les estimations directes du condensat chiral proviennent \u00e9galement d’une telle analyse. Une autre m\u00e9thode d’analyse des fonctions de corr\u00e9lation dans QCD est par une expansion du produit op\u00e9rateur (OPE). Cela \u00e9crit la valeur d’attente de vide d’un op\u00e9rateur non local comme somme sur les VEV des op\u00e9rateurs locaux, c’est-\u00e0-dire les condensats. La valeur de la fonction de corr\u00e9lation dicte alors les valeurs des condensats. L’analyse de nombreuses fonctions de corr\u00e9lation distinctes donne des r\u00e9sultats coh\u00e9rents pour plusieurs condensats, notamment le condensat du gluon, le condensat Quark et de nombreux condensats d’ordre mixte et sup\u00e9rieur. En particulier, on obtient \u27e8(gG)2\u27e9\u00a0=def\u00a0\u27e8g2G\u03bc\u03bdG\u03bc\u03bd\u27e9\u22480.5GeV4\u27e8\u03c8\u00af\u03c8\u27e9\u2248(\u22120.23)3GeV3\u27e8(gG)4\u27e9\u22485:10\u27e8(gG)2\u27e92{displayStyle {begin {aligned} Leftlangle (gg) ^ {2} Rightrangle {stackRel {Mathrm {def}} {=}} Leftlangle G ^ {2} G_ {mu nu} g ^ {mu nu} Rightrangle & approx 0,5; {{ Texte {Gev}} ^ {4} \\ LeftLangle {Overline {Psi}} Psi Rightrangle & approx (-0.23) ^ {3}; {Text {Gev}} ^ {3} \\ LeftLangle (gg) ^ {4} Rightrangle & approx 5: 10LeftLangle (gg) ^ {2} Rightrangle ^ {2} end {align\u00e9}}} Ici g fait r\u00e9f\u00e9rence au gluon Tensor Field, \u03a6 au champ Quark, et g au couplage QCD. Ces analyses sont affin\u00e9es davantage par des estimations de r\u00e8gles de somme am\u00e9lior\u00e9es et des estimations directes dans le r\u00e9seau QCD. Ils fournissent le donn\u00e9es brutes qui doit s’expliquer par les mod\u00e8les du vide QCD. Une solution compl\u00e8te de QCD devrait donner une description compl\u00e8te du vide, du confinement et du spectre de hadrons. Lattice QCD fait des progr\u00e8s rapides vers la fourniture de la solution comme un calcul num\u00e9rique syst\u00e9matiquement am\u00e9lior\u00e9. Cependant, les mod\u00e8les approximatifs du vide QCD restent utiles dans des domaines plus restreints. Le but de ces mod\u00e8les est de donner un sens quantitatif \u00e0 un ensemble de condensats et de propri\u00e9t\u00e9s de hadron telles que les masses et les facteurs de forme. Cette section est consacr\u00e9e aux mod\u00e8les. Les proc\u00e9dures de calcul syst\u00e9matiquement am\u00e9lior\u00e9es sont oppos\u00e9es N QCD et Lattice QCD, qui sont d\u00e9crits dans leurs propres articles. Le vide Savvidy, les instabilit\u00e9s et la structure [ modifier ]] Le vide Savvidy est un mod\u00e8le de vide QCD qui, \u00e0 un niveau de base, est une d\u00e9claration selon laquelle il ne peut pas \u00eatre le vide Fock conventionnel vide de particules et de champs. En 1977, George Savvidy a montr\u00e9 [douzi\u00e8me] que l’aspirateur QCD avec une r\u00e9sistance au champ z\u00e9ro est instable et se d\u00e9sint\u00e8gre dans un \u00e9tat avec une valeur non faillite calculable du champ. \u00c9tant donn\u00e9 que les condensats sont scalaires, cela semble \u00eatre une bonne premi\u00e8re approximation que le vide contient un champ non nul mais homog\u00e8ne qui donne naissance \u00e0 ces condensats. Cependant, Stanley Mandelstam a montr\u00e9 qu’un champ de vide homog\u00e8ne est \u00e9galement instable. L’instabilit\u00e9 d’un champ de gluon homog\u00e8ne a \u00e9t\u00e9 argument\u00e9e par Niels Kj\u00e6r Nielsen et Poul Olesen dans leur article de 1978. [13] Ces arguments sugg\u00e8rent que les condensats scalaires sont une description efficace \u00e0 longue distance du vide, et \u00e0 de courtes distances, en dessous de l’\u00e9chelle QCD, le vide peut avoir une structure. Le double mod\u00e8le supraconducteur [ modifier ]] Dans un supraconducteur de type II, les charges \u00e9lectriques se condensent en paires Cooper. En cons\u00e9quence, le flux magn\u00e9tique est press\u00e9 dans des tubes. Dans l’image du double supraconducteur du vide QCD, les monopoles chromomagn\u00e9tiques se condensent en paires \u00e0 double cooper, ce qui a entra\u00een\u00e9 le flux chromo\u00e9lectrique sous les tubes. En cons\u00e9quence, le confinement et le image de cha\u00eene des hadrons suit. Ce double supraconducteur L’image est due \u00e0 Gerard ‘t Hooft et Stanley Mandelstam. \u00abT Hooft a montr\u00e9 en outre qu’une projection ab\u00e9lienne d’une th\u00e9orie de la jauge non ab\u00e9lienne contient des monopoles magn\u00e9tiques. Tandis que les tourbillons d’un supraconducteur de type II sont soigneusement dispos\u00e9s en treillis hexagonal ou parfois carr\u00e9, comme le fait le s\u00e9minaire d’Olesen en 1980 [14] On peut s’attendre \u00e0 une structure beaucoup plus compliqu\u00e9e et \u00e9ventuellement dynamique dans QCD. Par exemple, les tourbillons non-ab\u00e9liens Abrikosov-nielsen-Elesen peuvent vibrer sauvagement ou \u00eatre nou\u00e9. Mod\u00e8les \u00e0 cordes [ modifier ]] Des mod\u00e8les de cordes de confinement et de hadrons ont une longue histoire. Ils ont d’abord \u00e9t\u00e9 invent\u00e9s pour expliquer certains aspects du passage \u00e0 traverser la sym\u00e9trie dans la diffusion de deux m\u00e9sons. Ils se sont \u00e9galement r\u00e9v\u00e9l\u00e9s utiles dans la description de certaines propri\u00e9t\u00e9s de la trajectoire de regge des hadrons. Ces premiers d\u00e9veloppements ont pris leur propre vie appel\u00e9e le mod\u00e8le de double r\u00e9sonance (renomm\u00e9 plus tard la th\u00e9orie des cordes). Cependant, m\u00eame apr\u00e8s le d\u00e9veloppement de mod\u00e8les de cordes QCD, a continu\u00e9 \u00e0 jouer un r\u00f4le dans la physique des interactions fortes. Ces mod\u00e8les sont appel\u00e9s cha\u00eenes non fondamentales ou des cha\u00eenes QCD, car elles devraient \u00eatre d\u00e9riv\u00e9es de QCD, comme elles le sont, dans certaines approximations telles que la forte limite de couplage du r\u00e9seau QCD. Le mod\u00e8le indique que le flux \u00e9lectrique couleur entre un quark et un antiquark s’effondre dans une cha\u00eene, plut\u00f4t que de se propager dans un champ Coulomb comme le fait le flux \u00e9lectrique normal. Cette cha\u00eene ob\u00e9it \u00e9galement \u00e0 une loi de force diff\u00e9rente. Il se comporte comme si la cha\u00eene avait une tension constante, de sorte que la s\u00e9paration des extr\u00e9mit\u00e9s (quarks) donnerait une \u00e9nergie potentielle augmentant lin\u00e9airement avec la s\u00e9paration. Lorsque l’\u00e9nergie est plus \u00e9lev\u00e9e que celle d’un m\u00e9son, la corde se casse et les deux nouvelles extr\u00e9mit\u00e9s deviennent une paire de quark-antiquark, d\u00e9crivant ainsi la cr\u00e9ation d’un m\u00e9son. Ainsi, le confinement est incorpor\u00e9 naturellement dans le mod\u00e8le. Sous la forme du programme Lund Model Monte Carlo, cette image a connu un succ\u00e8s remarquable pour expliquer les donn\u00e9es exp\u00e9rimentales collect\u00e9es dans les collisions \u00e9lectron-\u00e9lectron et hadron-hadron. Mod\u00e8les de sacs [ modifier ]] Strictement, ces mod\u00e8les ne sont pas des mod\u00e8les de vide QCD, mais des \u00e9tats quantiques physiques de particules uniques – les hadrons. Le mod\u00e8le propos\u00e9 \u00e0 l’origine en 1974 par A. chodos et al. [15] consiste \u00e0 ins\u00e9rer un mod\u00e8le de quark dans un vide perturbatif \u00e0 l’int\u00e9rieur d’un volume d’espace appel\u00e9 sac . En dehors de ce sac se trouve le v\u00e9ritable aspirateur QCD, dont l’effet est pris en compte par la diff\u00e9rence entre la densit\u00e9 d’\u00e9nergie du v\u00e9ritable aspirateur QCD et le vide perturbatif (sac constant B ) et les conditions aux limites impos\u00e9es aux fonctions d’onde de quark et au champ de gluon. Le spectre du hadrons est obtenu en r\u00e9solvant l’\u00e9quation de Dirac pour les quarks et les \u00e9quations Yang-Mills pour les glluons. Les fonctions d’onde des quarks satisfont aux conditions aux limites d’un fermion dans un puits de potentiel infiniment profond de type scalaire par rapport au groupe Lorentz. Les conditions aux limites du champ du gluon sont celles du supraconducteur \u00e0 double couleur. Le r\u00f4le d’un tel supraconducteur est attribu\u00e9 au vide physique de QCD. Les mod\u00e8les de sacs interdisent strictement l’existence de couleurs ouvertes (quarks libres, gluons libres, etc.) et conduisent en particulier \u00e0 des mod\u00e8les de hadrons. Le mod\u00e8le de sac chiral [16] [17] couple le courant de vecteur axial \u03a6 c 5 c m \u03a6 des quarks \u00e0 la limite du sac \u00e0 un champ pionique \u00e0 l’ext\u00e9rieur du sac. Dans la formulation la plus courante, le mod\u00e8le de sac chiral remplace essentiellement l’int\u00e9rieur du skyrmion par le sac de quarks. Tr\u00e8s curieusement, la plupart des propri\u00e9t\u00e9s physiques du nucl\u00e9on deviennent principalement insensibles au rayon du sac. Prototypiquement, le nombre de baryons du sac chiral reste un entier, ind\u00e9pendant du rayon du sac: le nombre de baryons ext\u00e9rieur est identifi\u00e9 avec la densit\u00e9 du nombre d’enroulement topologique du Skyrme Soliton, tandis que le nombre de Baryon int\u00e9rieur se compose des quarks de valence (totalisant un) plus l’asym\u00e9trie spectrale des \u00e9tats propres du quark dans le sac. L’asym\u00e9trie spectrale n’est que la valeur de l’attente du vide \u27e8 \u03a6 c 0 \u03a6 \u27e9 r\u00e9sum\u00e9 sur tous les \u00e9tats propres de quark dans le sac. D’autres valeurs, comme la masse totale et la constante de couplage axial g UN , ne sont pas pr\u00e9cis\u00e9ment invariants comme le nombre de baryons, mais sont principalement insensibles au rayon du sac, tant que le rayon du sac est maintenu en dessous du diam\u00e8tre du nucl\u00e9on. Parce que les quarks sont trait\u00e9s comme des quarks libres \u00e0 l’int\u00e9rieur du sac, l’ind\u00e9pendance du rayon valide dans un sens l’id\u00e9e de la libert\u00e9 asymptotique. Instanton ensemble [ modifier ]] Une autre vision stipule que les instantons de type BPST jouent un r\u00f4le important dans la structure du vide de QCD. Ces instantons ont \u00e9t\u00e9 d\u00e9couverts en 1975 par Alexander Belavin, Alexander Markovich Polyakov, Albert S. Schwarz et Yu. S. Tyupkin [18] en tant que solutions topologiquement stables aux \u00e9quations de champ Yang-Mills. Ils repr\u00e9sentent les transitions de tunnels d’un \u00e9tat d’aspiration \u00e0 l’autre. Ces instantons se trouvent en effet dans les calculs du r\u00e9seau. Les premiers calculs effectu\u00e9s avec des instantons ont utilis\u00e9 l’approximation de gaz dilu\u00e9e. Les r\u00e9sultats obtenus n’ont pas r\u00e9solu le probl\u00e8me infrarouge du QCD, ce qui fait que de nombreux physiciens se d\u00e9tournent de la physique Instanton. Plus tard, cependant, un mod\u00e8le de liquide Instanton a \u00e9t\u00e9 propos\u00e9, se r\u00e9v\u00e9lant \u00eatre une approche plus prometteuse. [19] Le Mod\u00e8le de gaz dilu\u00e9 s’\u00e9carte de la supposition que le vide QCD se compose d’un gaz d’instantons de type BPST. Bien que seules les solutions avec un ou quelques instantons (ou anti-installations) soient connues exactement, un gaz dilu\u00e9 d’Instantons et d’anti-Instants peut \u00eatre approxim\u00e9 en consid\u00e9rant une superposition de solutions d’un Instanton \u00e0 de grandes distances les unes des autres. Gerard ‘t hooft a calcul\u00e9 l’action efficace pour un tel ensemble, [20] Et il a trouv\u00e9 une divergence infrarouge pour les grands instantons, ce qui signifie qu’une quantit\u00e9 infinie d’Instantons infiniment grands remporterait le vide. Plus tard, un mod\u00e8le liquide Instanton a \u00e9t\u00e9 \u00e9tudi\u00e9. Ce mod\u00e8le part de l’hypoth\u00e8se selon laquelle un ensemble d’instantons ne peut pas \u00eatre d\u00e9crit par une simple somme d’instantons distincts. Divers mod\u00e8les ont \u00e9t\u00e9 propos\u00e9s, en introduisant des interactions entre les instantons ou en utilisant des m\u00e9thodes variationnelles (comme “l’approximation de la vall\u00e9e”) s’effor\u00e7ant d’approcher la solution multi-instanton exacte aussi \u00e9troitement que possible. De nombreux succ\u00e8s ph\u00e9nom\u00e9nologiques ont \u00e9t\u00e9 atteints. [19] On ne sait pas si un liquide Instanton peut expliquer le confinement dans un QCD dimensionnel 3 + 1, mais de nombreux physiciens pensent que c’est peu probable. Image de tourbillon central [ modifier ]] Une image plus r\u00e9cente du vide QCD est celle dans laquelle les tourbillons centraux jouent un r\u00f4le important. Ces tourbillons sont des d\u00e9fauts topologiques transportant un \u00e9l\u00e9ment central comme charge. Ces tourbillons sont g\u00e9n\u00e9ralement \u00e9tudi\u00e9s \u00e0 l’aide de simulations de r\u00e9seau, et il a \u00e9t\u00e9 constat\u00e9 que le comportement des tourbillons est \u00e9troitement li\u00e9 \u00e0 la transition de phase de confinement – en phase de confinement: dans la phase de confinement, les vortices ont perc\u00e9 et remplissent le volume d’espace-temps, dans la phase de d\u00e9confinition, ils sont beaucoup supprim\u00e9. [21] Il a \u00e9galement \u00e9t\u00e9 d\u00e9montr\u00e9 que la tension des cordes a disparu lors du retrait des tourbillons centraux des simulations, [22] Faire allusion \u00e0 un r\u00f4le important pour les tourbillons centraux. Voir \u00e9galement [ modifier ]] Les r\u00e9f\u00e9rences [ modifier ]] ^  Wloshyn, R. M. (12 juillet 1979). “PCAC et le sommet du nucl\u00e9on pion non relativiste”  (PDF) . Physique nucl\u00e9aire a . 336 (3): 449\u2013507. est ce que je: 10.1016 \/ 0375-9474 (80) 90223-7 .  ^  Chew G. Th\u00e9orie de la matrice de la forte interaction  ^  NAMB, art. Jona-Lasani, G. (1961-04-01). “Mod\u00e8le dynamique de particules \u00e9l\u00e9mentaires bas\u00e9e sur une analogie avec la supraconductivit\u00e9. I” . Revue physique . American Physical Society (APS). 122 (1): 345\u2013358. est ce que je: 10.1103 \/ PhysRev.122.345 . ISSN 0031-899X .  ^  Donoghue, J.F.; Golowich, E.; Holstein, B.R. (1994). Dynamique du mod\u00e8le standard . La presse de l’Universite de Cambridge. ISBN 0-521-47652-6 . , p.347, Eqn. (3.20)  ^  Gell-Mann, M.; L\u00e9vy, M. (1960). “Le courant vectoriel axial en d\u00e9composition b\u00eata”. Le nouvel actif . Springer Science and Business Media LLC. 16 (4): 705\u2013726. est ce que je: 10.1007 \/ BF02859738 . ISSN 0029-6341 . S2cid 122945049 .  ^   Del Debbio, Luigi; Giusti, Leonardo; Pica, Claudio (2005). “Sensibilit\u00e9 topologique dans la th\u00e9orie de la jauge SU (3)”  (PDF) . Lettres d’examen physique . quatre-vingt-quatorze (32003): 032003. Arxiv: HEP-TH \/ 0407052 . Bibcode: 2005phrvl..94C2003D . est ce que je: 10.1103 \/ PhysRevlett.94.032003 . PMID 15698253 . S2cid 930312 . R\u00e9cup\u00e9r\u00e9 4 mars 2015 .  ^   L\u00fcscher, Martin; Palombi, Filippo (septembre 2010). “Universalit\u00e9 de la sensibilit\u00e9 topologique dans la th\u00e9orie de la jauge SU (3)”. Journal of High Energy Physics . 2010 (9): 110. Arxiv: 1008 0732 . Bibcode: 2010JHEP … 09..110L . est ce que je: 10.1007 \/ jhep09 (2010) 110 . S2cid 119213800 .  ^   L\u00e0, Marco; Consonni, Cristian; Engel, Georg; Giusti, Leonardo (30 octobre 2014). Tester le m\u00e9canisme Witten – Veneziano avec le gradient Yang – Mills sur le r\u00e9seau . Le 32e Symposium international sur la th\u00e9orie du champ du r\u00e9seau. arXiv: 1410.8358 . Bibcode: 2014arxiv1410.8358c . version 1.  ^   ‘T Hooft, Gerard (5 juillet 1976). “Sym\u00e9trie qui traverse les anomalies Bell – Jackiw”. Lettres d’examen physique . 37 (1): 8-11. Bibcode: 1976Phrvl..37 …. 8T . est ce que je: 10.1103 \/ PhysRevlett.37.8 .  ^   Witten, Edward (17 avril 1979). “Th\u00e9or\u00e8mes d’alg\u00e8bre actuels pour le U (1)” Boson Goldstone ” “. Physique nucl\u00e9aire b . 156 (2): 269\u2013283. Bibcode: 1979NUPHB.156..269W . est ce que je: 10.1016 \/ 0550-3213 (79) 90031-2 .  ^   V\u00e9nitien, Gabriele (14 mai 1979). “U (1) sans instantons” . Physique nucl\u00e9aire b . 159 (1\u20132): 213\u2013224. Bibcode: 1979NUPHB.159..213V . est ce que je: 10.1016 \/ 0550-3213 (79) 90332-8 .  ^  Savvidy, G. K. (1977). “Instabilit\u00e9 infrarouge de l’\u00e9tat de vide des th\u00e9ories de jauge et de la libert\u00e9 asymptotique”. Phys. Lett. B . d’abord (1): 133\u2013134. Bibcode: 1977phlb … 71..133S . est ce que je: 10.1016 \/ 0370-2693 (77) 90759-6 .  ^  Nielsen, Niels Kj\u00e6r; Olesen, Poul (1978). “Un mode Instable Yang – Mills Field”. Nucl. Phys. B . 144 (2\u20133): 376\u2013396. Bibcode: 1978NUPHB.144..376n . est ce que je: 10.1016 \/ 0550-3213 (78) 90377-2 .  ^  Olesen, P. (1981). “Sur le vide QCD”. Phys. \u00c9crit . 23 (5b): 1000\u20131004. Bibcode: 1981phys … 23.1000o . est ce que je: 10.1088 \/ 0031-8949 \/ 23 \/ 5B \/ 018 . S2cid 250800058 .  ^  Chodos, A.; Jaffe, R. L.; Johnson, K.; Thorn, C. B.; Weisskopf, V. F. (1974). “Nouveau mod\u00e8le \u00e9tendu des hadrons”. Phys. R\u00e9v. D . 9 (12): 3471\u20133495. Bibcode: 1974phrvd … 9.3471c . est ce que je: 10.1103 \/ PhysRevd.9.3471 .  ^  Linas Velstas, A.D. Jackson, “Justifier le sac chiral” , Rapports de physique Volume 187 , Num\u00e9ro 3, mars 1990, pages 109-143.  ^  Atsushi Hosaka, Hiroshi Toki, “Mod\u00e8le de sac chiral pour le nucl\u00e9on” , Rapports de physique Volume 277 , Issues 2 \u00e0 3, d\u00e9cembre 1996, pages 65-188.  ^  Belavin, A.A.; Polyakov, A. M.; Schwartz, A. S.; Tyupkin, Yu. S. (1975). “Solutions de pseudoparticules des \u00e9quations de Yang-Mills”. Phys. Let . 59b (1): 85\u201387. Bibcode: 1975phlb … 59 … 85b . est ce que je: 10.1016 \/ 0370-2693 (75) 90163-X .  ^ un  b  Hutter, Marcus (1995). “Instantons dans QCD: th\u00e9orie et application du mod\u00e8le liquide Instanton”. arXiv: HEP-Ph \/ 0107098 .  ^  ‘T Hooft, Gerard (1976). “Calcul des effets quantiques dus \u00e0 une pseudoparticule en quatre dimensions”  (PDF) . Phys. Tour . D14 (12): 3432\u20133450. Bibcode: 197phrvd..14.3432t . est ce que je: 10.1103 \/ PhysRevd.14.3432 .  ^  Engelhardt, M.; Langfeld, K.; Reinhardt, H.; Tennert, O. (2000). “D\u00e9monfiner dans SU (2) Yang – Th\u00e9orie de la th\u00e9orie comme transition de percolation du vortex central”. Revue physique D . soixante-et-un (5): 054504. Arxiv: HEP-LAT \/ 9904004 . Bibcode: 2000phrvd..61E4504E . est ce que je: 10.1103 \/ PhysRevd.61.054504 . S2cid 119087161 .  ^  Del Debbio, L.; Faber, M.; Greensite, J.; Olejn\u00edk, \u0161. (1997). “Dominance centrale et AVEC 2 Vortices dans Su (2) Th\u00e9orie de la jauge du r\u00e9seau “. Revue physique D . 55 (4): 2298\u20132306. arXiv: Hep-Summer \/ 9610005 . Bibcode: 1997phrvd..55.2298d . est ce que je: 10.1103 \/ PhysRevd.55.2298 . S2cid 119509129 .  Bibliographie [ modifier ]]          (adsbygoogle = window.adsbygoogle || []).push({});after-content-x4"},{"@context":"http:\/\/schema.org\/","@type":"BreadcrumbList","itemListElement":[{"@type":"ListItem","position":1,"item":{"@id":"https:\/\/wiki.edu.vn\/en2fr\/wiki28\/#breadcrumbitem","name":"Enzyklop\u00e4die"}},{"@type":"ListItem","position":2,"item":{"@id":"https:\/\/wiki.edu.vn\/en2fr\/wiki28\/vide-qcd-wikipedia\/#breadcrumbitem","name":"Vide QCD – Wikipedia wiki"}}]}]