Глюоны — это калибровочные бозоны, передатчики сильного взаимодействия, описываемого квантовой хромодинамикой (КХД). КХД — неабелева калибровочная теория, основанная на группе симметрии SU(3), в которой глюоны играют роль калибровочных частиц, аналогично тому, как фотоны передают электромагнитное взаимодействие в квантовой электродинамике (КЭД). Однако в отличие от КЭД, где фотоны электрически нейтральны и не взаимодействуют друг с другом, глюоны несут цветовой заряд и могут участвовать во взаимных взаимодействиях.
Каждый глюон — это векторная частица спина 1, безмассовая в пределе точной симметрии. В силу структуры группы SU(3), существует восемь независимых глюонов. Они соответствуют восьми генераторам группы Ли SU(3) и представляют собой линейные комбинации пар «цвет-антицвет» в цветовом пространстве.
Цветовой заряд в КХД характеризуется не скаляром, как электрический заряд, а вектором в восьмимерном пространстве, порождённом генераторами SU(3). Каждому глюону соответствует комбинация этих генераторов, и, следовательно, каждый глюон несёт цвет и антицвет. Однако из-за линейной зависимости и необходимости соблюдения условий ортогональности в SU(3) не существует глюона, соответствующего чистой комбинации «красный-антикрасный» и т.д.; взамен получаются смешанные состояния, такие как $\frac{1}{\sqrt{2}}(r\bar{g} + g\bar{r})$ и т.п.
Существенным свойством КХД является наличие самовзаимодействий глюонов. Благодаря неабелевой структуре, в лагранжиане КХД присутствуют как тройные, так и четверные вершины глюонных взаимодействий. Это приводит к появлению таких эффектов, как конфайнмент (запирание) и асимптотическая свобода.
Лагранжиан КХД можно записать в виде:
$$ \mathcal{L}_{\text{КХД}} = -\frac{1}{4} F_{\mu\nu}^a F^{a\,\mu\nu} + \sum_f \bar{\psi}_f \left( i \gamma^\mu D_\mu - m_f \right) \psi_f $$
где:
Тензор Fμνa содержит, помимо производных полей, также и их коммутаторы:
Fμνa = ∂μAνa − ∂νAμa + gsfabcAμbAνc
Здесь fabc — структура постоянных группы SU(3), и именно наличие третьего слагаемого, пропорционального произведению глюонных полей, делает теорию неабелевой и приводит к глюон-глюонным взаимодействиям.
В отличие от фотонов, глюоны участвуют в не только взаимодействиях с кварками, но и между собой. Это отражается в диаграммах Фейнмана, включающих вершины:
Эти вершины являются прямым следствием структуры лагранжиана КХД и не могут быть устранены никаким выбором калибровки. Они приводят к таким ключевым явлениям, как:
Из-за сильных нелинейных взаимодействий глюоны не существуют в свободном состоянии. Конфайнмент приводит к тому, что любые наблюдаемые частицы (адроны) являются цветонейтральными: либо комбинациями кварков и антикварков, либо более сложными объектами. Глюоны, передавая взаимодействия между кварками, участвуют во внутренних структурах адронов, особенно в глюонном контенте протона.
Особым классом частиц, связанных с глюонами, являются глюболы — гипотетические состояния, состоящие исключительно из глюонов. Их обнаружение затруднено, поскольку они смешиваются с обычными мезонами.
Одним из фундаментальных свойств глюонного взаимодействия является асимптотическая свобода: при увеличении энергии (или уменьшении расстояния) эффективная сила взаимодействия уменьшается. Это описывается бегущей константой связи:
$$ \alpha_s(Q^2) = \frac{12\pi}{(33 - 2n_f) \ln(Q^2/\Lambda_{\text{QCD}}^2)} $$
где:
При больших Q2 (короткие расстояния) αs → 0, что позволяет использовать методы пертурбативной теории. Однако при низких энергиях αs становится большой, и необходимо применять нелинейные методы (решения на решётке, модели струны и т.п.).
Как векторные безмассовые частицы, глюоны имеют две поперечные степени свободы (аналогично фотону). В теоретических исследованиях часто применяется калибровка Фейнмана или осевая калибровка для устранения лишних степеней свободы.
Глюоны не имеют собственного вкуса, аромата или массы, но характеризуются цветовым зарядом. Их квантовые числа, применительно к потенциальным связанным состояниям (например, глюболам), включают возможные значения спина, четности и зарядового сопряжения.
Внутренняя структура протона, согласно современным представлениям, определяется не только валентными кварками, но и большим количеством морских кварков и глюонов. Последние играют доминирующую роль при высоких энергиях.
Глюонная плотность внутри протона g(x, Q2) зависит от доли импульса x и шкалы Q2. При малых x глюоны становятся всё более многочисленными, и возникают нелинейные эффекты насыщения. Это лежит в основе современных подходов к высокоэнергетическому рассеянию (например, в рамках CGC — Color Glass Condensate).
Хотя глюоны не регистрируются напрямую, их присутствие обнаруживается через глюонные джеты — узкие пучки адронов, возникающие при аннигиляции высокоэнергетических частиц. Глюонные джеты отличаются от кварковых джетов:
В экспериментах на ускорителях (например, LHC, HERA, RHIC) глюоны проявляются в процессах:
КХД предсказывает существование экзотических адронов с нетривиальной глюонной конфигурацией. Среди них:
На сегодняшний день продолжаются активные эксперименты по идентификации таких состояний. В частности, исследования на BESIII, LHCb, GlueX и других установках направлены на поиск и подтверждение глюонных вкладов в спектры адронов.
В условиях экстремальных температур (более 1012 К) и плотностей, таких как в первые микросекунды после Большого взрыва, вещество находилось в фазе кварк-глюонной плазмы (QGP). В этой фазе глюоны становятся свободными, а конфайнмент нарушается.
Современные коллайдеры, в частности RHIC и ALICE на LHC, воспроизводят такие условия в столкновениях тяжёлых ионов. Изучение глюонных степеней свободы в QGP даёт важную информацию о переходах фаз в КХД и о динамике ранней Вселенной.
Для изучения глюонной динамики применяются различные подходы:
Особую роль играет численное определение глюонной конфигурации вакуума, включая конденсаты глюонных полей, что имеет значение для понимания структуры КХД-вакуума и массового происхождения адронов.
Ключевые свойства глюонов: