Физический энциклопедический словарь - электромагнитноевзаимодействие

Э. в. явл. дальнодействующим и может приводить как к притяжению, так и к отталкиванию между телами. Это отражает существование двух разноимённых электрич. зарядов: положительного и отрицательного. Разноимённые заряды притягиваются, одноимённые отталкиваются. Свободные магн. заряды в природе но обнаружены (см. Магнитный монополь).

С помощью Э. в. осуществляется вз-ствие положительно заряж. ядер и отрицательно заряж. эл-нов в атомах и молекулах в-ва, и тем самым Э. в. определяет (на основе законов квант. механики) возможность устойчивого состояния таких микросистем. Размеры их существ. образом определяются величиной электрич. заряда эл-на (так, боровский радиус атома водорода равен ћ2/me², где m — масса эл-на). К Э. в. сводится большинство сил, наблюдаемых в макроскопич. явлениях: силы упругости, трения, поверхностного натяжения в жидкостях и др. Св-ва разл. агрегатных состояний в-ва, хим. превращения, электрич., магн. и оптич. явления определяются Э. в. Эл.-магн. природу имеют явления ионизации и возбуждения атомов среды электрич. полем быстро движущихся заряж. ч-ц, процессы расщепления ядер фотонами, реакции фоторождения мезонов, радиационные (с испусканием фотонов) распады элем. ч-ц и возбуждённых состояний ядер, упругое и неупругое рассеяние эл-нов, позитронов и мюонов и т. п. Проявления Э. в. широко используются в электротехнике, радиотехнике, электронике, оптике, квант. электронике.

Эл.-магн. явления, в к-рых участвуют слабые, медленно меняющиеся эл.-магн. поля, управляются законами классич. электродинамики, описываемой Максвелла уравнениями. Для сильных или быстро меняющихся полей определяющую роль играют квант. явления. Кванты поля эл.-магн. излучения (фотоны, или -кванты) имеют энергию ξ=ћ, импульс p=(ћ/c)n (где n — единичный вектор в направлении распространения эл.-магн. волны, со — её круговая частота), спин J=1 и отрицательную зарядовую чётность. Обладая целочисл. спином, фотоны подчиняются Бозе — Эйнштейна статистике, вследствие чего в одном и том же состоянии может находиться любое число фотонов. Это обусловливает возможность описания Э. в. с участием большого числа фотонов (n=ξ/ћ>>1) в рамках классической (а не только квантовой) физики. Как фундаментальное, Э. в. изучается в явлениях на малых расстояниях (обычно порядка или меньше атомных), где существенны квант. эффекты. Вз-ствия между фотонами и заряж. лептонами описываются ур-ниями квантовой электродинамики. При Э. в. адронов и ядер существ. роль играет сильное вз-ствие.

Константой Э. в., определяющей его «силу» в квант. явлениях, служит элем. электрич. заряд e4,8•10^-10 ед. заряда СГСЭ (абс. величина заряда эл-на); интенсивность (или эфф. сечение) эл.-магн. процессов в микромире пропорц. безразмерному параметру =e²/ћc¹/137 (наз. постоянной тонкой структуры) или его более высоким степеням.

Тот факт, что электрич. заряд определяет силу вз-ствия и в то же время явл. сохраняющейся величиной,— важнейшее св-во Э. в. Вследствие этого Э. в. записывается одинаковым образом для тел и ч-ц разл. природы, для разл. эл.-магн. явлений и процессов. Это св-во носит назв. универсальности Э. в. Двоякая роль электрич. заряда определяется тем, что эл.-магн. поле относится к т. н. калибровочным полям.

Среди др. типов вз-ствий Э. в. занимает промежуточное положение как по «силе» и длительности протекания процессов, так и по числу законов сохранения, к-рые выполняются при Э. в. Так, характерные времена радиац. распадов элем. ч-ц и возбуждённых состояний ядер (10^-12 —10^-21 с) значительно превосходят «ядерные» времена (~10^-23 с) и много меньше времён распадов, обусловленных слабым вз-ствием (10³—10^-11 с). При Э. в., в отличие от слабого вз-ствия, сохраняются пространств. четность, зарядовая чётность, странность, «очарование», «красота». С хорошей степенью точности установлено, что Э. в. инвариантно по отношению к обращению времени. При Э. в. адронов нарушаются присущие сильному вз-ствию законы сохранения изотопического спина и G-чётности, при этом изотопич. спин адронов может измениться при испускании или поглощении фотона лишь на ±1 или 0. Унитарная симметрия адронов SU(3) приводит к определ. соотношениям между эл.-магн. хар-ками ч-ц, входящих в один унитарный мультиплет.

Законы сохранения и св-ва фотонов в значит. степени определяют специфич. черты Э. в. Так, дальнодействующий хар-р Э. в. связан с равенством нулю массы покоя фотона, а вследствие того, что спин фотона равен 1, появляются определ. правила

872

отбора в процессах испускания фотонов (напр., запрещены переходы с испусканием одного фотона между состояниями системы, имеющей нулевой момент кол-ва движения).

Из-за малости а вероятности эл.-магн. процессов малы по сравнению с вероятностями аналогичных процессов, протекающих за счёт сильного вз-ствия. Напр., сечение рассеяния фотонов с энергией 320 МэВ на протоне составляет ок. 2•10^-30 см², что примерно в 10⁵ раз меньше сечения рассеяния -мезонов на протоне при соответствующей полной энергии в системе центра инерции (с. ц. и.).

При матем. описании Э. в. эл.-магн. поле в пространственно-временной точке х характеризуется четырёхмерным вектор-потенциалом A(x), =0, 1, 2, 3: А=(, А), где  — скалярный, А — векторный потенциалы. Плотность лагранжиана вз-ствия L поля с зарядом записывается в виде скалярного произведения:

где A(х) — четырёхмерный вектор плотности электрич. тока: j= (с, j),  — плотность заряда, j — плотность тока. В квант. физике j и А становятся операторами, при этом ток, образованный движущимися заряж. ч-цами со спином ¹/2 (напр., эл-нами), описывается выражением: j(х)=е^~(х)(х). Здесь (x) — оператор уничтожения исходного эл-на, ^~(x) — оператор рождения эл-на в конечном (после вз-ствия с фотоном) состоянии, 7ц — матрицы Дирака (см. Дирака уравнение) [ введены для того, чтобы из операторов ^~ и , к-рые явл. четырёхмерными спинорами относительно преобразований Лоренца, сконструировать четырёхмерный вектор (как А) — эл.-магн. ток j. Тогда произведение jA будет скаляром, т. е. L—инвариантом]. Через L выражаются наблюдаемые хар-ки Э. в.: сечения эл.-магн. процессов, вероятности радиац. распадов, эл.-магн. св-ва ч-ц (их магн. моменты, форм-факторы) и др. При калибровочных преобразованиях

где  — произвольная ф-ция х, ур-ния движения и наблюдаемые физ. величины остаются неизменными. Это св-во получило назв. калибровочной инвариантности — одной из важнейших симметрии в природе (калибровочной симметрии), объясняющей универсальность Э. в. Обобщение калибровочной теории на др. типы вз-ствий привело к созданию единой теории слабых и эл.-магн. вз-ствий (см. Слабое взаимодействие), а также совр. теории сильного вз-ствия на малых (10^-14 см) расстояниях — квантовой хромодинамики.

Квант. электродинамика, развитая для описания ат. явлений, оказалась справедливой и для расстояний, значительно меньших, чем атомные (вплоть до ~10^-16 см). Её предсказания с высокой степенью точности согласуются с эксперим. данными. Так, не найдено отклонения измеренной величины магн. момента эл-на от теор. значения на уровне точности 10^-8%.

Не обнаружено различия в хар-ре Э. в. для эл-нов (позитронов), мюонов и -лептонов, хотя масса мюона примерно в 200, а -лептона — в 3600 раз больше, чем у эл-на. Всё отличие явлений с участием е^±, ^±, ^± обусловлено лишь разницей масс этих ч-ц.

В эл.-магн. процессах с участием адронов и ядер (фоторождении мезонов, рассеянии эл-нов и мюонов на протонах и ядрах, фоторасщеплении ядер, аннигиляции пары е⁺е^- в адроны и др.) важную роль играет сильное вз-ствие. Так, резонансные состояния адронов — резонансы могут возбуждаться фотонами и ярко проявляются, напр., в полных сечениях процесса поглощения фотонов протонами с образованием адронов (рис. 1). Эл.-магн. св-ва и эл.-магн. структура адронов (магн. моменты, распределения зарядов и токов) обусловлены «облаком» виртуальных ч-ц (преим. пионов), испускаемых адронами. Напр., среднеквадратичный радиус распределения заряда в протоне (электрич. формфактор протона) определяется размерами этого «облака» и составляет ~0,8•10^-13 см. С короткодействующим хар-ром сильного вз-ствия связаны малые размеры адронов и ядер (R10^-12—10^-13 см) и тем самым плавная зависимость от углов дифф. сечений вз-ствия с ними фотонов небольших энергий (ξ<ћc/R): соответствующая этим энергиям длина

Рис. 1. Зависимость от энергии фотонов ξ

(в лаб. системе) полного сечения поглощения фотонов протоном (vp). Максимумы соответствуют энергиям возбуждения нуклонных резонансов.

волны  эл.-магн. поля превышает размеры адронной системы (>R), и вз-ствие происходит за счёт испускания или поглощения фотонов преим. низких мультипольностей.

При энергиях ξ выше 2 ГэВ угл. и энергетич. зависимости хар-к (сечений, поляризаций и др.) фотонных процессов и процессов вз-ствия между адронами схожи: дифф. сечения характеризуются направленностью вперёд, полное сечение (p) слабо зависит от энергии (рис. 1), а при ξ >50 ГэВ медленно возрастает с увеличением энергии, что характерно для полных сечений вз-ствий адронов. Это сходство легло в основу модели векторной доминантности, согласно к-рой фотон взаимодействует с адронами, предварительно перейдя в адронное состояние — векторные мезоны 0, ,  и др. (имеющими такие же квант. числа, как и

Рис. 2. Поведение сечения а (в произвольных ед.) процесса е⁺+е^-К⁺+К в зависимости от разности ξ-Мс², где ξ — полная энергия

сталкивающихся ч-ц в с. ц. и., М — масса -мезона (Мс²=1019,5 МэВ). Справа — соответствующая диаграмма Фейнмана.

фотон, за исключением массы). Возможность такого перехода ярко иллюстрируется резонансной зависимостью от энергии сечения процесса е⁺+е^-К⁺+К^-, обусловленного превращением пары е⁺е^- в виртуальный фотон, а последнего в векторный -мезон и его последующим распадом на пару К-мезонов (рис. 2). Эксперимент показал удовлетворит. применимость модели векторной доминантности для описания т. н. мягких эл.-магн. явлений, к-рые характеризуются малыми передаваемыми адронной системе импульсами (<1 ГэВ/с). В частности, обнаружены «теневые» эффекты при адронном поглощении фотонов высокой энергии (ξ >2 ГэВ) ядрами. В отсутствие «теневых» эффектов сечение адронного поглощения фотонов на ядре Z должно быть равно сумме сечений поглощения фотонов отд. нуклонами. (Z)=A•(p) [(n)(p)], где А — число нуклонов в ядре Z (пунктирная кривая на рис. 3). Наблюдаемая более слабая зависимость от А (сплошная кривая на рис. 3) обусловлена возможностью превращения фотона, напр., в °-мезон, к-рый сильно поглощается нуклонами ядра, что приводит к «затенению» внутр. нуклонов при прохождении фотонов через ядро.

873

Рис. 3. Отношение R=(Z)/(p) полных сечений адронного поглощения фотонов с ξ=16 ГэВ на ядрах и на протонах в зависимости от числа А нуклонов в ядре.

Э. в. адронов и ядер предоставляет уник, возможность для изучения их строения, для исследования природы сильного вз-ствия. Так, наиб. полные сведения о размерах ядер, о распределении в них зарядов получены при измерении сечений упругого рассеяния эл-нов на ядрах. При исследовании фоторождения мезонов были открыты нек-рые нуклонные резонансы. Новые тяжёлые векторные мезоны (J/, ',  и др.) были обнаружены и изучены по их эл.-магн. распадам на пары е⁺е^-, ⁺^- и в процессах рождения на встречных электрон-позитронных пучках.

Большую роль в изучении структуры адронов сыграли эксперименты по рассеянию эл-нов большой энергии на протонах. Оказалось, что дифф.

Рис. 4. Зависимость отношения R=(е^- +ре^-+адроны)/M от квадрата переданного эл-ном четырёхмерного импульса |q²| для угла рассеяния эл-нов =10° и для полной энергии W адронов конечного состояния в с. ц. и. (M — дифф. сечение рассеяния эл-нов на точечной ч-це с положит. элем. зарядом). Ослабление зависимости R от |q²| при увеличении W указывает на переход к точечноподобному хар-ру глубоко неупругого рассеяния эл-нов на протоне. Отношение R для упругого рассеяния эл-нов на протонах (штрихпунктирная кривая) иллюстрирует кардинальное отличие протона от точечной ч-цы.

сечение упругого рассеяния значительно отличается от сечения рассеяния на точечной ч-це и сильно падает по сравнению с последним при увеличении |q²| (где q — переданный эл-ном четырёхмерный импульс; рис. 4). Это доказывает, что нуклон — протяжённый объект. Напротив, сечение глубоко неупругого рассеяния — т. н. жёсткого процесса е+ре+адроны, в к-ром адронам передаются большие импульсы (> 1 ГэВ/с) и энергии (2—3 ГэВ), ведёт себя так же, как рассеяние на точечной ч-це. Последнее обстоятельство привело к формулировке т. н. партонной модели адронов, согласно к-рой адроны состоят из частей — партоное, проявляющих себя при вз-ствии с фотонами как бесструктурные (точечные) ч-цы.

Отождествление партонов с кварками оказалось плодотворным для понимания строения адронов. В применении к Э. в. адронов кварковая модель даёт хорошо согласующиеся с экспериментом предсказания не только для магн. моментов ч-ц, но и для вероятностей радиац. распадов адронов, для сечений упр. и глубоко неупр. рассеяния эл-нов. При Э. в. фотон взаимодействует с входящими в состав адронов кварками. При этом в жёстких процессах получившие в результате вз-ствия большую энергию кварки и испускаемые ими глюоны образуют адронные струи, к-рые наблюдались в реакциях е⁺+е^-2 струи адронов, е⁺+е^-3 струи адронов при энергиях ~ 10 ГэВ в с. ц. и. В мягких эл.-магн. процессах фотон виртуально переходит в систему кварк — антикварк, к-рые взаимодействуют с кварками адронов.

В жёстких процессах, обусловленных, согласно соотношению неопределённостей, явлениями на малых расстояниях в адроне (10^-14 см), кварки ведут себя как почти свободные ч-цы. Это послужило основанием для разработки квант. хромодинамики — теории вз-ствия кварков и глюонов. Исследование Э. в. адронов наряду с изучением их слабого и сильного вз-ствий играет важную роль в проверке и дальнейшем развитии этой теории.

• Фрауэнфельдер Г., X е н л и Э., Субатомная физика, пер. с англ., М., 1979; Вайнберг С., Свет как фундаментальная частица, [пер. с англ.], «УФН», 1976, т. 120, в. 4; Фейнман Р., Взаимодействие фотонов с адронами, пер. с англ., М., 1975.

А. И. Лебедев.