|
Az '''erős kölcsönhatás''' egyike a természet [[alapvető kölcsönhatások|alapvető kölcsönhatásainak]], a legerősebb közülük. Közvetítőrészecskéi a [[gluon]]ok, a [[kvark]]ok, antikvarkok és maguk a gluonok között is hat.
Megfigyelni viszont csak a [[hadron]]ok közötti kölcsönhatást lehet, és mint [[magerő]]ket, mivel szabad kvarkokat és gluonokat eddig nem sikerült megfigyelni. A magerők olyan ''maradék kölcsönhatások'' a [[proton]]ok és [[neutron]]ok között az erős kölcsönhatás esetén, mint a [[van der Waals-erő]]k az [[atom]]ok és [[molekula|molekulák]] között az [[elektromágneses kölcsönhatás]] esetén.
== Története ==
[[Ernest Rutherford]] [[1911]]-es [[Rutherford-kísérlet|kísérletében]] kimutatta egy kis méretű nagy tömegű [[atommag]] létezését az [[atom]]ok belsejében. Eleinte úgy gondolták, hogy a mag [[proton]]okból és [[elektron]]okból áll – ezzel azonban nem lehetett megmagyarázni az atommagok nagy stabilitását –, mígnem [[James Chadwick]] [[1932]]-ben a [[neutron]] felfedezésével be nem bizonyította, hogy töltött protonokból és semleges neutronokból. A magban tehát csak pozitív töltések voltak, fel kellett hát tételezni egy új '''erős kölcsönhatást''' a [[nukleon]]ok – protonok és neutronok – között, ami képes legyőzni a protonok elektromos taszítását.
Ekkoriban a protonokat, neutronokat, majd a később felfedezett egyre több [[hadron]]t még valódi elemi részecskének, azaz [[alapvető részecske|alapvető részecskéknek]] gondolták, ezért a köztük ható erőket gondolták az elsődleges erős kölcsönhatásnak, s nem csak maradék kölcsönhatásnak. [[Jukava Hideki]] megpróbált egy [[Jukava-potenciál|potenciált]] találni az erőtér leírására, ahogy az 1/r-es potenciál kitűnően leírja az elektrosztatikus erőket. Eredménye egy bizonyos fokig közelítésként működik, de máig sem sikerült megtalálni az erős kölcsönhatást jól leíró potenciált.
A mag leírására különféle empirikus [[magmodell]]ek születtek, mint [[George Gamow]] [[cseppmodell]]je, amik többé-kevésbé jól közelítették a magok tulajdonságait és a [[nukleáris technika|nukleáris technikában]] használható jóslatokat adtak.
Az [[1950-es évek]]ben a hadronok osztályozása során [[Murray Gell-Mann|Gell-Mann]] és [[Nishijima]] [[Gell-Mann-Nishijima összefüggés|összefüggést ismert fel]] a hadronok töltése, [[izospin]]je és [[ritkaság]]a között, végül [[1961]]-ben Gell-Mann és [[Júvál Neemán|Neemán]] oktettekbe ("[[Nyolcas út]]") és dekuplettekbe csoportosította a már ismert hadronokat, néhánynak a létezését a hiányzó helyeken meg is jósolva. [[1964]]-ben azután Gell-Mann és [[George Zweig]] felállították a [[kvarkmodell]]t, ami a sok ismert hadront három hipotetikus részecskéből [[kvark]]ból rakta össze.
Az erős kölcsönhatást nagy energiájú szórások esetén az [[1965]]-ben a [[Moo-Young Han]], [[Nambu Joicsiro]] és [[Oscar W. Greenberg]] által javasolt új belső kvantumszám a ''szín'' SU(3)-terén alapuló [[kvantumtérelmélet]]nek a [[kvantum-színdinamika|kvantum-színdinamikának]] sikerült leírnia. Az elmélet [[1973]]-ra vált általánosan elfogadottá.
== Kvantum-színdinamika ==
[[Fájl:Color-additive-mixing.png|thumb|right|300px|]]
A '''kvantum-színdinamika''' ('''QCD''') egy [[kvantumtérelmélet]], a lokális belső ([[szín]])-SU(3) [[szimmetria|szimmetrián]] alapuló [[mértékelmélet (fizika)|mértékelmélet]]. Az [[elektromágneses kölcsönhatás]] kvantumtérelméletének, a [[kvantumelektrodinamika|kvantumelektrodinamikának]] a sikere inspirálta, hogy a többi kölcsönhatást is megpróbáljuk mértéktérelméletként leírni. A QCD csatolási állandója alacsony energián nagy, ezért ott nem alkalmazható a perturbációszámítás, és alacsony energián, azaz a kötött állapotok (hadronok, atommagok) energiáján nem sikerült az egyenletek megoldása. Itt továbbra is empirikus modellekre, valamint [[rács-QCD]]-számolásokra kell hagyatkoznunk. Nagyobb energián (ütközések, szórások) esetén viszont a csatolási állandó csökken és ott működik a perturbációszámítás, a kísérleti eredményekkel megegyező jóslatokat szolgáltatva.
=== Gluonok ===
A [[gluon]]ok az erős kölcsönhatás közvetítő [[bozon]]jaiként az [[elektromágneses kölcsönhatás]] [[foton]]jának megfelelői. Mivel azonban az SU(3)-csoport az elektromágneses U(1)-gyel ellentétben nem kommutatív (nemabeli), ezért a gluonoknak van önkölcsönhatások, azaz a gluonoknak is van színük, nem csak a kvarkoknak. A gluonoknál ezt a színt mintegy "kettős színként" képzelhetjük a hétköznapi analógia nyelvén beszélve, azaz például "piros-antikék", ami a kimenő "piros" és bejövő "kék" kvarkok közötti átmenetet biztosítja. Maga a kölcsönhatási pont – mint a [[Lagrange-függvény]] egy eleme – azonban összességében színtelen.
=== A csatolási állandó ===
A [[csatolási állandó]] a Lagrange-függvény kölcsönhatási tagjának együtthatója, ami kísérletileg meghatározandó külső paraméterként van az elméletbe betéve. Az elméletben meghatározható az energiafüggése (impulzusátadás-függése), így már csak egy pontban kell kísérletileg meghatározni.
Az impulzusátadás növekedésével, azaz a kölcsönhatási távolság csökkenésével a csatolási állandó csökken, amit ''aszimptotikus szabadságnak'' hívunk. Ez általában jellemző a nemabeli (nem kommutatív) mértékelméletekre, ezért:
* Nagy impulzusátadás esetén lehetséges a [[perturbációszámítás]], amikor a csatolási állandó már elég kicsi, vagyis kisebb egynél, s ezért a korrekciók egyre kisebbek, az eredmények konvergálnak.
* Kötött állapotok belsejében, ahol az alkotórészek nagyon közel vannak egymáshoz, lényegében szabadon, szinte kölcsönhatásmentesen léteznek egymás mellett, ám amikor el akarnak távolodni egymástól egy bizonyos távolságon túl, akkor a felerősödő kölcsönhatás megakadályozza őket ebben. Ez nyilván fontos szerepet játszik a [[kvarkbezárás]]ban, azaz, hogy nem tudunk az elsődleges erős kölcsönhatásban részt vevő részecskéket (kvarkokat és gluonokat) egyedül megfigyelni. Ezen a kvalitatív képen alapulnak általában a kötött állapotok modelljei, mint például a [[zsákmodell]].
== Kötött állapotok ==
A '''QCD''' egyenleteit sajnos nem tudjuk analitikusan megoldani, és a túl nagy méretek esetén – az [[atommag]] és a [[hadron]]ok mérete már ilyen – a túl kicsi impulzusátadás miatt a futó csatolási állandó túl nagy (nagyobb egynél) ahhoz, hogy perturbációszámítással lehessen számolni.
Az egyik kiutat az egzakt egyenletekből kiinduló [[rács-QCD]] számolások jelentik, ami bonyolult algoritmusok és [[szuperszámítógép]]ek használatát igényli a rendkívüli forrásigényű számításokhoz. Egyébként közelítő modelleket kell használni.
=== Jukava-modell ===
Közvetlenül az erős kölcsönhatás felfedezése után, amikor a nukleonokat még elemi részecskéknek hitték, [[Jukava Hideki]] alkotta meg az '''erős kölcsönhatás''' első modelljét, ami az ún. [[Jukava-potenciál]]lal – vagy más néven ''árnyékolt Coulomb-potenciállal – próbálta leírni a nukleonok között ható erőket:
:<math>V(r)= -g^2 \;\frac{e^{-mr}}{r}</math>
Ez a potenciál megfelel egy ''m'' tömeggel rendelkező [[mezon]] cseréjével létrejövő kölcsönhatásnak, ami ''m=0'' esetén átmegy a [[Coulomb-potenciál]]ba. Eleinte úgy gondolták, a π-mezonok ezek a tömeges közvetítő részecskék. A modell végül nem bizonyult helyesnek, de viszonylag alacsony energiákon jó közelítő számolásokat tesz lehetővé.
=== Hadronmodellek ===
A legtöbb hadronmodell valamilyen erős határfeltétellel igyekszik bezárni a kvarkokat a hadronok belsejébe, például hogy a határon eltűnik, vagy érintőleges az áramuk iránya. Vagy valamilyen speciális topológiai választással érik el ugyanezt a kényszert. Ilyen modellek például
* [[MIT zsákmodell]]
* [[skyrmion modell]] vagy ''sündisznó-modell'' – [[Tony Skyrme]] elméleti fizikus nevéből
* [[királis zsákmodell]] – az ''MIT zsákmodell'' és a ''skyrmion modell'' kombinációja
=== Magmodellek ===
A magmodellek külön csoportot alkotnak, mivel a nukleonok között ható erők az erős kölcsönhatás másodlagos erői (nukleáris [[van der Waals-erő]]k), azaz más a viselkedésük, mint a hadronokon belül a kvarkok között ható elsődleges erőknek.
* [[George Gamow]] [[cseppmodell]]je, ami egy folyadékcsepp belső szabadságával és felületi feszültségével modellezi a magot
== Az erős kölcsönhatás tulajdonságai ==
=== Kvarkbezárás ===
[[Fájl:Magnet0873.png|bélyegkép|250px|A Coulomb-térre hasonlító mágneses erővonalak, amikor a térnek nincs önkölcsönhatása]]
Az erős kölcsönhatás egyik fontos jellemzője, hogy nem figyelhetünk meg szabad kvarkokat, amit ''kvarkbezárásnak'' nevezünk. A jelenségre egzakt magyarázat nincs, de szinte bizonyítottnak tekinthető.
== ötöállsonlómágneses térre), ahol aakbetöltik az egész teret, s ezért az erőközponttól nagyobb távolságra a kisebb erővo ==
Az egyik népszerű szemléltetés a következő. Két kvark közötti erőtér alakja nem hasonlít a Coulomb-térre (vagy a hozzá hasonló mágneses térre), ahol a tér önkölcsönhatása híján az erővonalak betöltik az egész teret, s ezért az erőközponttól nagyobb távolságra a kisebb erővonalsűrűség miatt kisebb a hatóerő, ill. magában az erőközpontban a sokfelé húzó erők miatt az eredő viszonylag kicsi. Az erős kölcsönhatás erővonalai a tér önkölcsönhatása miatt egymáshoz közel húzódnak, a ''tér csőszerűen összehúzódik,'' mint egy kábelköteg. Ezért az erővonalköteg mentén állandó az erő és az energiasűrűség (ami viszonylag nagy). Szabad kvark a végtelenre való eltávolításnak felelne meg, ehhez viszont végtelen energiát kellene közölni vele a mindig állandó erő miatt. Ugyanakkor viszonylag nagy a valószínűsége a nagy energiasűrűség miatt, hogy az erővonalköteg mentén egy kvark-antikvark pár keletkezzen, az erővonalköteg egy szakaszának energiája árán. Az erővonalköteg így felszakad és egyik új vége az egyik, másik új vége a másik keletkezett új (anti)kvarkban ér véget, azaz az eredeti egy mezon helyett két új mezonunk van már, de továbbra sem figyelhetünk meg kvarkot szabadon.
Ha a kvarkok [[energia|energiáját]] növeljük, akkor egy darabig távolodnak, ha túllépjük azt az energiát, amely egy kvark-antikvark pár keletkezéséhez elegendő, akkor egy kvark-antikvark pár keletkezik, de ismét kötött állapotban maradnak az alábbi két ábrának megfelelően (az eredeti kvarkokat (*) távolítjuk, újak (+) keletkeznek, de kötött (-) állapotban):
| 