Сильное взаимодействие является одной из четырёх фундаментальных взаимодействий природы и описывается квантовой хромодинамикой (КХД, QCD — Quantum Chromodynamics). Оно отвечает за сцепление кварков внутри адронов, а также за взаимодействие между адронами в атомных ядрах. КХД представляет собой неабелеву калибровочную теорию Янга–Миллса с калибровочной группой SU(3), в рамках которой кварки взаимодействуют посредством обмена глюонами — безмассовыми бозонами, несущими цветовой заряд.
В отличие от электрического заряда в квантовой электродинамике, КХД оперирует цветовым зарядом, который может принимать три возможных значения: условно называемые «красный», «зелёный» и «синий». Эти названия не связаны с оптическим цветом, а лишь иллюстрируют структуру симметрии.
Симметрия SU(3) требует, чтобы физические состояния были цветонейтральными (или «бесцветными»). Это аналогично требованию электрической нейтральности в атомах, но выражено через квантовые состояния: например, три кварка с различными цветами могут образовать барион, в котором цветовые заряды компенсируются и суммарное состояние является синглетом по SU(3).
Глюоны — переносчики сильного взаимодействия — также обладают цветом, но в отличие от фотонов, не являются нейтральными относительно калибровочной группы. Глюон — возбуждение поля, связанного с SU(3), и он несёт цвет-антицветовую комбинацию. Всего в КХД существует 8 независимых глюонов, соответствующих восьми генераторам алгебры Ли группы SU(3). Это обусловлено тем, что из 9 возможных цвет-антицветовых комбинаций одна является синглетом и не взаимодействует, оставляя 8 физически наблюдаемых глюонных полей.
Из-за самовзаимодействия глюонов (в отличие от электродинамики, где фотоны не взаимодействуют друг с другом) динамика КХД принципиально нелинейна. Это приводит к целому ряду характерных явлений, таких как конфайнмент и асимптотическая свобода.
Одна из наиболее фундаментальных особенностей КХД — конфайнмент (запирание). Согласно этому явлению, кварки и глюоны не могут быть изолированы в свободном состоянии при низких энергиях. Они всегда находятся внутри адронов — барионов (3 кварка) и мезонов (кварк-антикварк). Экспериментально ни один кварк или глюон не был обнаружен в свободном состоянии, что подтверждает гипотезу конфайнмента.
Механизм конфайнмента связан с ростом эффективной силы взаимодействия на больших расстояниях. Потенциал взаимодействия между кварками при увеличении расстояния растёт линейно, что приводит к тому, что энергия, необходимая для разрыва адрона, оказывается достаточной для рождения новой пары кварк-антикварк. В результате, при попытке разорвать адрон, образуются новые адроны, а не свободные кварки.
На коротких расстояниях (или при высоких переданных импульсах) сила взаимодействия между кварками слабеет. Это явление известно как асимптотическая свобода, открытая Гроссом, Вильчеком и Полицером (Нобелевская премия 2004 года). Оно делает КХД особенно полезной при описании процессов в области высоких энергий, таких как столкновения на коллайдерах.
Асимптотическая свобода выражается в том, что постоянная связи сильного взаимодействия, αs, зависит от масштаба энергии процесса. Эволюция этой константы описывается уравнениями Ренормгруппы, и при больших значениях энергии (малых расстояниях) αs стремится к нулю:
$$ \alpha_s(Q^2) \sim \frac{1}{\ln(Q^2/\Lambda_{\text{QCD}}^2)} $$
где Q — характерный масштаб процесса, а ΛQCD ≈ 200 МэВ — параметр КХД, устанавливающий характерную шкалу энергии.
При экстремально высоких температурах и плотностях, как в ранней Вселенной или в тяжёлых ионных столкновениях, материя может переходить в состояние плазмы кварков и глюонов (QGP). В этом состоянии кварки и глюоны «расконфайниваются» и становятся квазисвободными на масштабах, меньших средней длины свободного пробега. Это коллективное состояние материи описывается с использованием методов термодинамики КХД, а также нелинейной динамики глюонных полей.
Одной из теоретических моделей, описывающих поведение глюонов в условиях высокой плотности, является цветовое стекло (Color Glass Condensate), в рамках которой глюонные поля ведут себя как классическое конденсированное состояние с определённой степенью когерентности. Эта модель важна при описании начальных условий в столкновениях тяжёлых ионов на коллайдерах.
Цветовая симметрия SU(3) — локальная, то есть зависящая от точки в пространстве-времени. Это означает, что физические теории должны быть инвариантны относительно локальных калибровочных преобразований, что требует введения калибровочных полей (глюонов) и определяет структуру лагранжиана КХД:
$$ \mathcal{L}_{\text{QCD}} = \sum_f \bar{\psi}_f \left( i\gamma^\mu D_\mu - m_f \right) \psi_f - \frac{1}{4} G^a_{\mu\nu} G^{a\,\mu\nu} $$
где ψf — поле кварка с ароматом f, Dμ — калибровочно-ковариантная производная, а Gμνa — тензор напряжённости глюонного поля.
Калибровочная инвариантность имеет фундаментальные следствия: глюоны обязаны быть безмассовыми, а взаимодействия кварков и глюонов строго определены структурой группы SU(3) и её представлений.
КХД обладает сложной структурой, включающей в себя топологические конфигурации, такие как инстантоны и топологические заряды, что приводит к важным физическим явлениям, включая нарушение CP-инвариантности в сильном взаимодействии.
Одной из нерешённых проблем является проблема сильного CP-нарушения: с теоретической точки зрения КХД допускает наличие θ-члена в лагранжиане, который нарушает CP-симметрию, однако экспериментальные данные (например, по электрическому дипольному моменту нейтрона) указывают, что θ должен быть крайне мал, вплоть до нуля. Это привело к гипотезе существования аксивона, частицы, возникающей из механизма Печчеи–Куинн, способной решить данную проблему и потенциально служащей кандидатом в тёмную материю.
При переходе из режима высокой энергии в низкоэнергетическую область возникает процесс хадронизации — формирование конечных адронов из квазисвободных кварков и глюонов. Это ненаблюдаемая стадия, связанная с нелинейной динамикой КХД в инфракрасной области, где возмущательная теория не применима.
Состояние вакуума КХД отличается от тривиального: в нём присутствуют кварковые и глюонные конденсаты, отражающие наличие ненулевых средних значений полей. Они играют ключевую роль в механизмах нарушения хиральной симметрии и формировании масс адронов, не объясняемых только массами кварков.
Хиральная симметрия — это симметрия КХД, возникающая в пределе безмассовых кварков. Для лёгких кварков (u, d, s) она является приближённо реализованной. Однако в вакууме КХД хиральная симметрия спонтанно нарушается, что приводит к появлению псевдонамбовских бозонов — лёгких мезонов (π, K, η), массы которых малы по сравнению с типичной шкалой КХД.
Это нарушение объясняет, почему масса протона на три порядка превышает сумму масс составляющих кварков: большая часть массы возникает из-за взаимодействий и структуры вакуума, а не из-за самих кварков.
Проверка предсказаний КХД требует экспериментов при высоких энергиях, таких как столкновения на БАК, RHIC и других ускорителях. Наблюдаемые явления, такие как струйные события в e⁺e⁻-аннигиляциях, распределения частиц в pp-столкновениях, поведение структуры протона при глубоко-неупругом рассеянии, — всё это подтверждает структуру КХД и её цветовую симметрию.
Кроме того, наблюдения по образованию двойных джетов, зависимости углов между ними и подавление излучения глюонов в определённых конфигурациях (эффект «цветовой когерентности») дают прямое подтверждение наличия SU(3)-структуры и самовзаимодействия глюонов.