Сильное взаимодействие в Стандартной модели описывается квантовой хромодинамикой (КХД) — калибровочной теорией, основанной на неабелевой симметрии SU(3). Согласно КХД, кварки несут цветовой заряд, а переносчиками взаимодействия между ними являются глюоны — калибровочные бозоны, соответствующие восьми генераторам группы SU(3).
Глюоны, в отличие от фотонов в электродинамике, сами обладают цветовым зарядом, что делает теорию сильно нелинейной и приводит к уникальным явлениям, таким как конфайнмент и асимптотическая свобода.
Цветовой заряд в КХД не ограничивается одной величиной, как электрический заряд, а характеризуется тремя цветами и тремя антицветами: красный (r), зелёный (g), синий (b) и их антицвета. Всего существует 9 возможных цвет-антицветных комбинаций |c⟩|c̄′⟩, но из них только 8 соответствуют физическим глюонам.
Это обусловлено тем, что КХД опирается на алгебру SU(3), чьи генераторы — 8 эрмитовых матриц Гелл-Манна — задают пространство возможных состояний глюонов. Один из 9 состояний (абелев компонент) вычитается, так как не принадлежит SU(3), оставляя восемь безмассовых глюонов в представлении аджоинта.
Таким образом, глюон не является просто «переносчиком цвета» в виде “красного” или “антикрасного”, а несёт двойственный заряд — например, комбинацию красного и антисинего rb̄, что означает, что при обмене таким глюоном кварк может поменять цвет с синего на красный.
Одной из ключевых особенностей глюонов является их самовзаимодействие, вытекающее из неабелевой природы группы SU(3). Это радикально отличает КХД от квантовой электродинамики (КЭД), где фотоны электрически нейтральны и не взаимодействуют друг с другом напрямую.
В лагранжиане КХД появляются члены, описывающие как тройное, так и четверное взаимодействие глюонов:
$$ \mathcal{L}_{\text{глюон}} = -\frac{1}{4} F^a_{\mu\nu} F^{a\mu\nu}, \quad F^a_{\mu\nu} = \partial_\mu A^a_\nu - \partial_\nu A^a_\mu + g_s f^{abc} A^b_\mu A^c_\nu $$
где fabc — структу́рные постоянные алгебры Ли SU(3), gs — константа сильного взаимодействия, Aμa — глюонные поля.
Эти самовзаимодействия являются причиной конфайнмента, то есть невозможности наблюдать свободные кварки и глюоны при низких энергиях: линии силового поля между цветовыми зарядами не расходятся, а образуют трубчатую структуру, потенциальная энергия которой растёт с расстоянием.
При достаточно высокой температуре и плотности, как, например, в ранней Вселенной или в условиях тяжёлых ионов в коллайдерах (RHIC, LHC), материя может переходить в новое состояние — кварк-глюонную плазму (QGP), где глюоны и кварки становятся практически свободными.
В этом состоянии глюоны играют роль квазичастиц, участвуя во взаимных обменах, рассеяниях и термализации среды. Измерения, такие как угловая корреляция джетов или подавление тяжёлых кварков (эффект «jet quenching»), предоставляют косвенные сведения о динамике глюонов в QGP.
На уровне элементарных процессов глюоны участвуют в вершинных взаимодействиях, описываемых фейнмановскими диаграммами, содержащими:
Пример: при высокоэнергетическом рассеянии двух глюонов gg → gg, существенный вклад в сечение дают петли и обмены, в которых участвуют другие глюоны, что отражает высокую сложность нелинейной динамики поля.
Глюоны, согласно теории, безмассовы, поскольку КХД — это калибровочная теория без спонтанного нарушения симметрии (в отличие от электрослабого взаимодействия, где бозоны W и Z приобретают массу через механизм Хиггса). Отсутствие массы позволяет глюонам обладать дальнодействием на уровне теории, однако из-за конфайнмента их реальное распространение ограничено фемтометровыми масштабами.
Попытки придать массу глюонам теоретически (например, через механизмы динамического нарушения симметрии или в рамках неортодоксальных моделей) противоречат как теоретическим соображениям калибровочной инвариантности, так и экспериментальным данным.
Глюон имеет спин 1, и, подобно фотону, обладает только двумя поперечными состояниями поляризации, соответствующими геликитетам ±1. Отсутствие продольной компоненты связано с безмассовостью и калибровочной инвариантностью.
Однако из-за самовзаимодействия глюонов, даже структура вакуума КХД оказывается сложной. Предполагается наличие глюонного конденсата в вакууме, что существенно влияет на динамику низкоэнергетической КХД.
Хотя глюоны не наблюдаются как свободные частицы, они могут участвовать в составлении адронов без кварков — глюболов. Эти состояния состоят исключительно из связанных глюонов и предсказываются как резонансы со спином и положительной четностью.
Также возможны гибридные мезоны, содержащие кварк-антикваркную пару и возбужденное глюонное поле. Их изучение — активная область в современной адронной спектроскопии.
Современные эксперименты показывают, что основная часть импульса и спина протона обусловлена не только валентными кварками, но и глюонным вкладом. Глюоны в протоне существуют в виде виртуальных частиц и участвуют в его внутренней динамике.
На малых значениях x (доли импульса), глюонная плотность внутри протона резко возрастает. Это приводит к необходимости учитывать сатурацию глюонов — эффект, при котором дальнейший рост плотности ограничен нелинейными эффектами.
Прямое наблюдение глюонов невозможно из-за конфайнмента, однако их существование подтверждается через:
В расширениях Стандартной модели, таких как теория суперструн или теории с дополнительными измерениями, глюоны могут играть модифицированную роль. Например, в некоторых теориях предполагаются глюины — суперпартнёры глюонов, фермионы с цветовым зарядом.
Изучение глюонов также критически важно для понимания цветового стеклянного конденсата — экзотического состояния материи с высокой плотностью глюонов, актуального при экстремальных энергиях, таких как в космологических моделях или на пределе возможностей коллайдеров.