라이트 프런트 양자화 응용 프로그램

특수 상대성 이론의 광원추.라이트 프론트 양자화에서는 라이트 프론트(또는 라이트 콘) 좌표를 사용하여 라이트 콘에 접하는 초기 표면을 선택합니다.등시간 양자화에서는 "현재 하이퍼서페이스"라는 라벨이 붙은 수평인 초기 표면을 사용합니다.

양자장 이론의 광전면^[1]^[2]^[3] 양자화는 일반적인 등시간 양자화에 대한 유용한 대안을 제공한다.특히, 양자역학적 파동 함수의 관점에서 결합계에 대한 상대론적 설명으로 이어질 수 있다.x + μmula_()는 x^{+ {\)의 표시식 x^{+z(*)는)의 역할을 합니다. a데카르트 좌표, $\display$ c는 $c$ 빛의 속도입니다.다른 두 개의 데카르트 좌표 $(\displaystyle$ x $)$ 와 $x$ y $(\displaystyle$ y $y$ 는 변경되지 않고 종종 가로 또는 수직이라고 불리며, ${\vec {x}}_{\perp }=(x,y)$ ${\vec {x}}_{\perp }=(x,y)$ ${\vec {x}}_{\perp }=(x,y)$ ( x ${\vec {x}}_{\perp }=(x,y)$ , ${\vec {x}}_{\perp }=(x,y)$ ) { $displaystyle {x$ } $_$ { \ $perp$ } $=$ ( $x$ , $y$ ) . $tstyledisplay style$ tyle tyle tyle의 기호에 $t$ 의해 표시됩니다. 참조 프레임의 선택. $nd$ z { $displaystyle$ z $}$ 축은 $z$ 정확하게 용해되는 상대성 이론에서 지정되지 않은 상태로 둘 수 있지만, 실제 계산에서는 다른 것보다 더 적합한 선택지가 있을 수 있다.기본적인 형식주의는 다른 곳에서 논의된다.

이 기술에는 많은 응용 프로그램이 있으며, 그 중 일부는 아래에서 설명합니다.본질적으로, 상대론적 양자 시스템의 분석은 빛-전면 좌표를 사용하고 시스템을 지배하는 이론의 관련 양자화로부터 이익을 얻을 수 있습니다.

핵반응

라이트프런트 기술은 프랑크푸르트와 스트리크만의 ^[5]^[6]선구적인 논문들에 의해 핵물리학에 도입되었다.고에너지 핵반응의 올바른 치료를 할 때 정확한 운동학적 변수(및 달성한 해당 단순화)를 사용하는 것이 강조되었다.이 서브섹션에서는 몇 가지 예에 초점을 맞추고 있습니다.

핵으로부터의 깊은 비탄성 산란을 계산하려면 핵 내의 핵자 분포 함수에 대한 지식이 필요하다.이러한 함수는 $p$ 의 $p$ 핵자가 핵운동량 P의 $플러스$ 성분인 P $(\displaystyle$ P $P$ $y=p^{+}/P^{+}$ $y=p^{+}/P^{+}$ + / $y=p^{+}/P^{+}$ P + $y=p^{+}/P^{+}$ {\ $displaystyle$ y $=p^{+}/P$ 의 주어진 부분 $(\displaystyle$ y)를 $y$ 운반할 확률을 제공한다.

핵파 기능은 등시간 프레임워크를 사용하여 가장 잘 파악되었다.따라서 라이트 프런트 형식을 사용하여 핵파 함수를 재계산할 수 있는지 알아보는 것이 타당해 보인다.주어진 방법이 작동한다는 것을 입증하기 위해 다루어져야 하는 몇 가지 기본적인 핵구조 문제가 있다.중수소파 함수를 계산하고 무한핵물질과 유한크기의 원자핵에 대한 평균장 이론(기본 핵껍질 모델)을 풀고 핵-핵 상관의 효과를 포함시킴으로써 평균장 이론을 개선할 필요가 있다.핵물리학의 대부분은 회전 불변성에 기초하지만, 명백한 회전 불변성은 라이트 프런트 처리에서 상실된다.따라서 회전 불변성을 회복하는 것은 원자력 애플리케이션에 매우 중요하다.

각 문제의 가장 간단한 버전은 해결되었습니다.듀테론의 광전면 처리는 쿡과 ^[7]^[8]밀러에 의해 이루어졌으며, 이는 회전 ^[9]불변성 회복을 강조했다.유한핵에 대한 평균장 이론은 블런든 외 ^[10]^[11]^[12]연구진에게 다루어졌다.무한 핵물질은 평균장^[13]^[14] 이론 내에서 그리고 상관 ^[15]^[16]관계도 포함하여 다루어졌다.밀러와 ^[17]^[18]^[19]스미스는 심층 비탄성 산란을 적용했다.주요 물리 결론은 EMC 효과(쿼크 분포 함수의 핵 수정)는 기존 핵 물리학의 프레임워크 내에서 설명할 수 없다는 것이다.쿼크 효과가 필요합니다.이러한 개발의 대부분은 ^[20]Miller의 리뷰에서 논의됩니다.

단일 스핀 비대칭, 회절 과정 및 핵 그림자 ^[21]같은 현상을 이해하기 위해서는 하드론 또는 핵 광전방파 함수에 고유하지 않은 초기 및 최종 상태 상호작용 물리학이 다루어져야 한다는 새로운 인식이 있다.이것은 LFQCD를 반응 이론으로 확장하고 강입자의 고에너지 충돌을 조사하도록 동기를 부여한다.해밀턴 프레임워크의 표준 산란 이론은 고에너지 반응의 LFQCD 기반 분석을 개발하기 위한 귀중한 지침을 제공할 수 있다.

배타적 프로세스

라이트 프론트 형식주의를 적용하는 가장 중요한 영역 중 하나는 독점 하드론 프로세스입니다."배타적 과정"은 초기 상태와 최종 상태 입자의 운동학을 측정하여 완전히 특정하는 산란 반응이다. 이는 최종 상태의 하나 이상의 입자가 직접 관찰되지 않는 "배타적" 반응과는 대조적이다.대표적인 예가 e $ep\to e^{\prime }p^{\prime }.$ $ep\to e^{\prime }p^{\prime }.$ $ep\to e^{\prime }p^{\prime }.$ p $ep\to e^{\prime }p^{\prime }.$ . $ep\to e^{\prime }p^{\prime }.$ { $displaystyle$ ep $\to$ e $^{\prime }p$ prime $ep\to e^{\prime }p^{\prime }.$ }과 같은 $ep\to e^{\prime }p^{\prime }.$ 렙톤-하드론 산란 공정에서 측정된 탄성 및 비탄성 폼 팩터이다. $ep\to e^{\prime }\Delta ^{+}$ $ep\to e^{\prime }\Delta ^{+}$ $ep\to e^{\prime }\Delta ^{+}$ $ep\to e^{\prime }\Delta ^{+}$ + $ep\to e^{\prime }\Delta ^{+}$ \p $\style$ ep $^{\$ p\p\p\style }{\ $p$ \p\style }와 같이 $ep\to e^{\prime }\Delta ^{+}$ 및 최종 하드론은 다를 수 있다. $rime }\Delta$ 배타적 반응의 다른 예로는 콤프턴 산란 $\gamma p\to \gamma ^{\prime }p^{\prime }$ p $\gamma p\to \gamma ^{\prime }p^{\prime }$ $δ$ p $\gamma p\to \gamma ^{\prime }p^{\prime }$ } p^{\ $prime$ 파이온 광생산 $\gamma p\to \pi ^{+}n$ p $\gamma p\to \pi ^{+}n$ + n $\gamma p\to \pi ^{+}n$ \ $displaystyle \to \pi ^{+}n$ $\pi ^{+}p\to {\pi ^{+}}^{\prime }p^{\prime }$ + p $\pi ^{+}p\to {\pi ^{+}}^{\prime }p^{\prime }$ p → p → $\pi ^{+}p\to {\pi ^{+}}^{\prime }p^{\prime }$ → $\pi ^{+}p\to {\pi ^{+}}^{\prime }p^{\prime }$ aticto → p+pa $\pi ^{+}p\to {\pi ^{+}}^{\prime }p^{\prime }$ $\gamma p\to \gamma ^{\prime }p^{\prime }$ $\pi ^{+}p\to {\pi ^{+}}^{\prime }p^{\prime }$ n 등이 있다. $}^{\$ prime $}p^{\$ prime $\pi ^{+}p\to {\pi ^{+}}^{\prime }p^{\prime }$ }}. "하드 배타적 과정"은 적어도 하나의 하드론이 그 횡단 운동량에 큰 각도로 산란되는 반응을 말한다.

배타적 프로세스는 QCD에서 하드론의 결합 상태 구조와 진폭 수준에서 하드론 동역학을 제어하는 기본 프로세스를 볼 수 있는 창을 제공합니다.배타적 진폭을 기술하는 데 필요한 상대론적 복합 시스템의 결합 상태 구조를 기술하기 위한 자연적 미적분은 프레임 비의존파 함수의 관점에서 하드론의 멀티쿼크, 글루오닉 및 색상 상관을 부호화하는 라이트프론트 Fock 확장이다.하드론이 큰 운동량 전달을 받는 하드 배타적 프로세스에서 섭동 QCD는 하드론 결합 상태 구조의 물리학을 관련 쿼크의 물리학과 이러한 반응의 기초가 되는 글루온 하드 산란 반응으로부터 분리하는 인수 분해 이론으로^[22] 이어진다.선행 트위스트에서, 결합 상태 물리학은 원자핵뿐만 아니라 하드론의 원자가 쿼크 하위 구조를 설명하는 기본 이론량인 보편적인 "분포 진폭"^[23]의 관점에서 부호화된다.AdS/QCD, Bethe-Salter 방법, 이산화된 광원추 양자화 및 횡격자 방법과 같은 비교란 방법은 현재 파이온 분포 진폭에 대한 비교란 예측을 제공하고 있다.게이지 이론 형식주의의 기본 특징은 빠르게 움직이는 콤팩트한 색-단일 상태의 초기 및 최종 상태 상호작용이 없는 색 투명성"^[24]이다.배타적 인수분해 분석의 다른 적용 분야에는 $반유전성 B$ 중간자 $B$ 붕괴 및 심층 가상 콤프턴 산란뿐만 아니라 포괄적 반응에서의 동적 상위 트위스트 효과가 포함된다.배타적 과정은 쿼크와 글루온 자유도뿐만 아니라 핵자와 중간자 자유도 측면에서 강입자의 광전파 함수에 중요한 제약을 가합니다.

배타적 $eH\to eH^{\prime }$ $eH\to eH^{\prime }$ H $eH\to eH^{\prime }$ e H ${\$ \ $displaystyle eH\to$ eH^{\prime $eH\to eH^{\prime }$ }}로 $eH\to eH^{\prime }$ 측정된 폼팩터는 하드론의 합성성에 의한 산란 진폭의 통일성으로부터의 편차를 부호화한다.하드론 형태 인자는 공간 같은 운동량 전달과 함께 단조롭게 떨어집니다. 왜냐하면 하드론이 온전하게 유지되는 진폭이 지속적으로 감소하기 때문입니다.또한 스핀-1/2 양성자와 같은 하드론의 스핀 방향(헬리시티)이 Pauli(스핀 플립) 및 Dirac(스핀 보존) 폼 팩터와 같이 산란 중에 변화하는지 또는 동일하게 유지되는지 실험적으로 구별할 수 있다.

강입자의 전자기 폼 팩터는 $F_{H}(q^{2})=<H^{\prime }(p+q)|j^{+}|H(p)>$ H $F_{H}(q^{2})=<H^{\prime }(p+q)|j^{+}|H(p)>$ ( $F_{H}(q^{2})=<H^{\prime }(p+q)|j^{+}|H(p)>$ 2) $F_{H}(q^{2})=<H^{\prime }(p+q)|j^{+}|H(p)>$ < $F_{H}(q^{2})=<H^{\prime }(p+q)|j^{+}|H(p)>$ µ ( $F_{H}(q^{2})=<H^{\prime }(p+q)|j^{+}|H(p)>$ + $F_{H}(q^{2})=<H^{\prime }(p+q)|j^{+}|H(p)>$ ) $F_{H}(q^{2})=<H^{\prime }(p+q)|j^{+}|H(p)>$ j + $F_{H}(q^{2})=<H^{\prime }(p+q)|j^{+}|H(p)>$ ( $F_{H}(q^{2})=<H^{\prime }(p+q)|j^{+}|H(p)>$ ) $>$ {\ $display style$ F_ ${H}$ ( $q^{$ 2}) $=$ <와 $F_{H}(q^{2})=<H^{\prime }(p+q)|j^{+}|H(p)>$ 전자기 전류의 매트릭스 요소에 의해 주어진다.H^{+) J^{+}(를)는 μm(P)를 선택합니다.프론트 우측 $q^{+}=0,q_{\perp }=Q,q^{-}={\frac {2q\cdot p}{P^{+}}}$ 여기서 $q^{+}=0,q_{\perp }=Q,q^{-}={\frac {2q\cdot p}{P^{+}}}$ + $q^{+}=0,q_{\perp }=Q,q^{-}={\frac {2q\cdot p}{P^{+}}}$ 0, $q^{+}=0,q_{\perp }=Q,q^{-}={\frac {2q\cdot p}{P^{+}}}$ = $q^{+}=0,q_{\perp }=Q,q^{-}={\frac {2q\cdot p}{P^{+}}}$ $q_{\perp }^{2}=Q^{2}=-q^{2}.$ - = 2 $q^{+}=0,q_{\perp }=Q,q^{-}={\frac {2q\cdot p}{P^{+}}}$ $q^{+}=0,q_{\perp }=Q,q^{-}={\frac {2q\cdot p}{P^{+}}}$ P $q^{+}=0,q_{\perp }=Q,q^{-}={\frac {2q\cdot p}{P^{+}}}$ + $0, q_$ {\ $perp }=$ $q_{\perp }^{2}=Q^{2}=-q^{2}.$ , q ^{-} = $q frac {2q\cdot p$ } {P $^{+}}}$ 、 $q_{\perp }^{2}=Q^{2}=-q^{2}.$ $q_{\perp }^{2}=Q^{2}=-q^{2}.$ $Q_styledisplay$ 2 $q_{\perp }^{2}=Q^{2}=-q^{2}.$ .→{n1}(를)는) {n1}(를) {n1})를(를)로 표현합니다.x_{i.초기 및 $최종$ 상태 하드론의 ${\vec {$ k}_ ${\perp }^{\$ prime },\ $parme da$ _ ${$ i $\Psi _{H}(x_{i},{\vec {k}}_{\perp }^{\prime },\lambda _{i})$ }}입니다.타격된 쿼크의x({ $displaystyle$ x})는 $x$ $x$ 되지 $k_{\perp }^{\prime }={\vec {k}}_{\perp }+(1-x_{i}){\vec {q}}_{\perp }$ k $k_{\perp }^{\prime }={\vec {k}}_{\perp }+(1-x_{i}){\vec {q}}_{\perp }$ $k_{\perp }^{\prime }={\vec {k}}_{\perp }+(1-x_{i}){\vec {q}}_{\perp }$ $k_{\perp }^{\prime }={\vec {k}}_{\perp }+(1-x_{i}){\vec {q}}_{\perp }$ $k_{\perp }^{\prime }={\vec {k}}_{\perp }+(1-x_{i}){\vec {q}}_{\perp }$ + ( $k_{\perp }^{\prime }={\vec {k}}_{\perp }+(1-x_{i}){\vec {q}}_{\perp }$ 1 - $k_{\perp }^{\prime }={\vec {k}}_{\perp }+(1-x_{i}){\vec {q}}_{\perp }$ $k_{\perp }^{\prime }={\vec {k}}_{\perp }+(1-x_{i}){\vec {q}}_{\perp }$ )q $→$ {\ { $display$ k _ { \ $perp$ }^{ \ prime $} = vec$ { $k} _$ { \ $perp }$ + ( 1 - $k_{\perp }^{\prime }={\vec {k}}_{\perp }+(1-x_{i}){\vec {q}}_{\perp }$ _ { $k_{\perp }^{\prime }={\vec {k}}_{\perp }+(1-x_{i}){\vec {q}}_{\perp }$ i } ) $({vec {q}}_{\perp$ 언트럭 쿼크는 ${\vec {k}}_{\perp }^{\prime }={\vec {k}}_{\perp }-x_{1}{\vec {q}}_{\perp }$ ${\vec {k}}_{\perp }^{\prime }={\vec {k}}_{\perp }-x_{1}{\vec {q}}_{\perp }$ ${\vec {k}}_{\perp }^{\prime }={\vec {k}}_{\perp }-x_{1}{\vec {q}}_{\perp }$ ${\vec {k}}_{\perp }^{\prime }={\vec {k}}_{\perp }-x_{1}{\vec {q}}_{\perp }$ ${\vec {k}}_{\perp }^{\prime }={\vec {k}}_{\perp }-x_{1}{\vec {q}}_{\perp }$ ${\vec {k}}_{\perp }^{\prime }={\vec {k}}_{\perp }-x_{1}{\vec {q}}_{\perp }$ ${\vec {k}}_{\perp }^{\prime }={\vec {k}}_{\perp }-x_{1}{\vec {q}}_{\perp }$ - ${\vec {k}}_{\perp }^{\prime }={\vec {k}}_{\perp }-x_{1}{\vec {q}}_{\perp }$ ${\vec {k}}_{\perp }^{\prime }={\vec {k}}_{\perp }-x_{1}{\vec {q}}_{\perp }$ q ${\vec {k}}_{\perp }^{\prime }={\vec {k}}_{\perp }-x_{1}{\vec {q}}_{\perp }$ {\ { $displaystyle$ { $vec$ { $k$ } $_$ { \ $perp }^{$ \ $prime$ } = vec { $k$ } $_$ { \ $perp$ } - $x _$ { $}$ } { \ $vec$ { \ vec { $}$ } } 。컨볼루션의 결과는 하드론의 모든 Fock 상태를 합산할 때 모든 운동량 전달에 대해 정확하게 폼 팩터를 제공합니다.프레임 $q^{+}=0$ q + $=$ {\ $style$ q^{+}= $0}$ 은 $q^{+}=0$ (는) 초기 및 최종 상태 입자의 수가 다른 외부 기여가 제거되기 때문에 선택됩니다. 원래 Drell과^[26] Yan 및 ^[27]West에 의해 발견되었습니다.광전방파 함수의 관점에서 엄격한 공식은 Brodsky와 ^[25]Drell에 의해 제시되었습니다.

광전방파 기능은 Dirac에서 $p$ 하듯이 p $\displayp$ 에서 $p$ $p+q$ + $p+q$ p $+$ $q$ 로 증가해야 하는 일반적인 인스턴트 형식파 기능과 달리 프레임에 의존하지 않습니다.더 나쁜 것은 프레임에 의존하지 않는 정확한 결과를 얻기 위해 외부 광자가 진공 변동에서 발생하는 연결된 전류와 상호작용하는 전류 매트릭스 소자에 대한 기여가 포함되어야 한다는 것이다.모든 물리적 라인은 $k^{+}$ 의 $k^{+}$ k $k^{+}$ + {\ $display k$ 를 가지며, 진공은 $k^{+}=0$ k + $=$ $k^{+}=0$ (\ $display$ k $^{+}=0$ 가지며 $+$ +\ $display$ $style$ $+}$ 의 $+$ 운동량이 보존되기 때문에 라이트 프론트 형식주의에서는 이러한 진공 기여가 발생하지 않습니다.

큰 운동량 전송 시 탄성유지형 폼팩터는 공칭전력 $F_{H}(Q^{2})\propto \left({\frac {1}{Q^{2}}}\right)^{n-1}$ ( $F_{H}(Q^{2})\propto \left({\frac {1}{Q^{2}}}\right)^{n-1}$ $F_{H}(Q^{2})\propto \left({\frac {1}{Q^{2}}}\right)^{n-1}$ - $F_{H}(Q^{2})\propto \left({\frac {1}{Q^{2}}}\right)^{n-1}$ ({ $style$ F_ ${H}(Q^{2})\propto \({\frac {1}{Q^2}}\right$ $)$ n으로 떨어집니다 $.$ 여기서 $n$ 은 $n$ 입니다 $n$ .예를 들어, 양성자의 3쿼크 폭 상태에 대해 n $=$ $n=3$ {\ $style n=3$ 이다.이 "쿼크 계수 규칙" 또는 "차원 계수 규칙"은 라그랑지안에서의 상호작용이 척도 불변(준칙)인 QCD와 같은 이론에서 적용된다.이 결과는 대운동량 전달 시 폼팩터가 하드론 파동 함수의 단거리 거동에 의해 제어되고, 하드론 파동 함수는 주요 보간 연산자의 "트위스트"(차원 - 스핀)에 의해 제어되며, 이는 구성 요소의 제로 분리 상태에서 하드론을 생성할 수 있는 결과이다.이 규칙은 비탄성 폼 팩터와 하드론 스핀이 초기 상태와 최종 상태 사이에서 변화하는 폼 팩터의 멱함수 법칙을 제공하도록 일반화할 수 있습니다.그것은 게이지/끈^[31] 이론 이중성과 섭동 ^[22]QCD의 로그 보정을 사용하여 비섭동적으로 도출될 수 있다.

K $K^{+}p\to K^{+}p$ + $K^{+}p\to K^{+}p$ $K^{+}p\to K^{+}p$ + $K^{+}p\to K^{+}p$ ${\displaystyle$ K $^{+}p\to$ K $^{+}p$ 와 같은 탄성 산란 진폭의 경우, 대운동량 전달 시 지배적인 물리적 메커니즘은 $K^{+}(u{\bar {s}})$ K + ( $K^{+}(u{\bar {s}})$ δ $)$ ( $u$ δ) ({\ $bar}$ ka {\} $s$ $(uud)$ $K^{+}(u{\bar {s}})$ 사이의 $K^{+}(u{\bar s})$ u\ $displaystyle$ u $}$ $쿼크$ 교환이다. $\displaystyle(uud$ ^[32]이 진폭은 4개의 초기 및 최종 상태 광전면 발란스 Fock 상태 파동 함수의 합으로 작성할 수 있습니다.→+B(+B) - P+B) - P+B) - P+B(+B)를 표시한다.ays $tyle s=(P_{A}+P_{B})^{2}=E_{$ $CM}^{2},t=(P_{D}+P_{B}^{2},u$ =( $P_{A}-P_{D$ 결과적으로 발생하는 "쿼크 교환" 진폭은 M $M\propto {\frac {1}{ut^{2}}}$ $M\propto {\frac {1}{ut^{2}}}$ $M\propto {\frac {1}{ut^{2}}}$ t 2 $M\propto {\frac {1}{ut^{2}}}$ {\ $displaystyle$ M\ $propto {frac {$ 1}{ $ut^{$ 2}}}의 $M\propto {\frac {1}{ut^{2}}}$ 선두 $M\propto {\frac {1}{ut^{2}}}$ 를 가지며, 운동량 $p_{T}^{2}={\frac {tu}{s}}$ $p_{T}^{2}={\frac {tu}{s}}$ $tu$ {\ $displaystyle$ p_ ${}}$ 의 진폭의 각도 의존성 및 멱 법칙에 잘 부합한다. $고정$ CM $\cos \theta _{CM}={\frac {t-u}{2s}}$ 에서의 $T}^{$ 2} $=tufrac {tu}{s}}}($ $\cos \theta _{CM}={\frac {t-u}{2s}}$ $\cos \theta _{CM}={\frac {t-u}{2s}}$ - $\cos \theta _{CM}={\frac {t-u}{2s}}$ 2 $\cos \theta _{CM}={\frac {t-u}{2s}}$ { $displaystyle \cos \theta$ _ { $CM$ } $=tfrac {t-u}$ { $2s}}$ 。고정적이지만 큰 운동량 전달 $제곱$ t {\ $displaystyle$ t $t$ 에서 ${\frac {1}{u}}$ 진폭의 $({$ $}{$ $u})$ ${\frac {1}{u}}$ 은 큰 $t$ 의t $u^{\alpha }(t)\to -1$ {\ $displaystyle$ t $t$ ^[34]에서 Regge $u^{\alpha }(t)\to -1$ 의 가로채기가 $)$ $u^{\alpha }(t)\to -1$ - 1(\ $displaystyle u$ ^{\ $alpha$ }) $임$ 을 $u^{\alpha }(t)\to -1$ $나타냅니다$ .고정된 CM 각도에서 K $K^{+}p\to K^{+}p$ + $K^{+}p\to K^{+}p$ $K^{+}p\to K^{+}p$ + $K^{+}p\to K^{+}p$ {\ $style$ K $^{+}p\to$ K $^{+}p}$ 에 $K^{+}p\to K^{+}p$ $K^{+}p\to K^{+}p$ 하드 배타적 산란 단면의 공칭 $s^{-8}$ s $s^{-8}$ - $s^{-8}$ { ${\frac {d\sigma }{dt}}(A+B\to C+D)\propto {\frac {F(\theta _{CM}}{s^{n_{A}+n_{B}+n_{C}+n_{D}-2}}}$ s $^{-8$ ${\frac {d\sigma }{dt}}(A+B\to C+D)\propto {\frac {F(\theta _{CM}}{s^{n_{A}+n_{B}+n_{C}+n_{D}-2}}}$ 은 $s^{{-8}}$ 하드 탄성 ${\frac {d\sigma }{dt}}(A+B\to C+D)\propto {\frac {F(\theta _{CM}}{s^{n_{A}+n_{B}+n_{C}+n_{D}-2}}}$ ${\frac {d\sigma }{dt}}(A+B\to C+D)\propto {\frac {F(\theta _{CM}}{s^{n_{A}+n_{B}+n_{C}+n_{D}-2}}}$ ${\frac {d\sigma }{dt}}(A+B\to C+D)\propto {\frac {F(\theta _{CM}}{s^{n_{A}+n_{B}+n_{C}+n_{D}-2}}}$ 에 대한 치수 계수 규칙과 일치한다 ${\frac {d\sigma }{dt}}(A+B\to C+D)\propto {\frac {F(\theta _{CM}}{s^{n_{A}+n_{B}+n_{C}+n_{D}-2}}}$ $s$ $A}+n_{B}+n_{C}+n_{D}-2$ 여기서 $(\$ $A}}$ 은 $n_{A}$ 최소 구성 요소 수입니다.

일반적으로 QCD에 대한 독점 반응은 =의 강력한 반응으로 대체되는 경우, 검정색 =의 경우, ]의 밝기(22]을 수 있다. x $k^{+}=x_{i}P^{+}$ $P$ ${\vec {k}}_{\perp }=x_{i}{\vec {P}}_{\perp }$ ${\vec {k}}_{\perp }=x_{i}{\vec {P}}_{\perp }$ ${\vec {k}}_{\perp }=x_{i}{\vec {P}}_{\perp }$ ${\vec {k}}_{\perp }=x_{i}{\vec {P}}_{\perp }$ x ${\vec {k}}_{\perp }=x_{i}{\vec {P}}_{\perp }$ P ${\vec {k}}_{\perp }=x_{i}{\vec {P}}_{\perp }$ { $displaystyle$ { $vec$ { $k } _$ { \ $perp$ } ${\vec {k}}_{\perp }=x_{i}{\vec {P}}_{\perp }$ = $x$ _ { $i$ } { \ $vec$ { $P$ } $_$ { \ $perp }$ $\phi _{H}(x_{i},Q)$ H ( $x$ , $\phi _{H}(x_{i},Q)$ Q $\phi _{H}(x_{i},Q)$ ) { $displaystyle$ \ $phi$ { $H }$ { i } { i } { i } { i } } { i } } } 。하드 산란 진폭은 QCD의 기본 쿼크와 글루온 상호작용에서 섭동 QCD로 체계적으로 계산할 수 있다.이 인수분해 절차는 QCD의 점근자유도 특성으로 인해 높은 운동량 전달에서는 유효 QCD 실행 $\alpha _{s}(q^{2})$ s $\alpha _{s}(q^{2})$ ( $\alpha _{s}(q^{2})$ 2) $\alpha _{s}(q^{2})$ { $displaystyle \alpha$ _ ${s}(q^{2})}$ 가 $\alpha _{s}(q^{2})$ 작아지기 때문에 체계적으로 실시할 수 있다.

각 하드론의 물리학은 분포 진폭 $\phi _{H}(x_{i},Q)$ H $\phi _{H}(x_{i},Q)$ i $\phi _{H}(x_{i},Q)$ $)({displaystyle \phi$ _ ${H}(x_{i},$ Q $\phi _{H}(x_{i},Q)$ 를 통해 들어가며, 이는 $x_{i}={\frac {k_{i}^{+}}{P^{+}}}$ 가 $x_{i}={\frac {k_{i}^{+}}{P^{+}}}$ x $x_{i}={\frac {k_{i}^{+}}{P^{+}}}$ $x_{i}={\frac {k_{i}^{+}}{P^{+}}}$ $x_{i}={\frac {k_{i}^{+}}{P^{+}}}$ + P $x_{i}={\frac {k_{i}^{+}}{P^{+}}}$ + {\ $displaystyle x_$ {i} $= frac$ { $k^{p}^{$ i}^{{i})^{{{i $}}}^{{{}}}}}}}^{{{{{}}}}}}}}^{{{}}}}}^{{{{{{}}}}}}$ $A^{+}=0$ + $=$ $A^{+}=0$ ( $\Pi _{i}\int ^{Q}d^{2}{\vec {k}}_{\perp i}\psi _{H}(x_{i},{\vec {k}}_{\perp i})$ i $\Pi _{i}\int ^{Q}d^{2}{\vec {k}}_{\perp i}\psi _{H}(x_{i},{\vec {k}}_{\perp i})$ Q $\Pi _{i}\int ^{Q}d^{2}{\vec {k}}_{\perp i}\psi _{H}(x_{i},{\vec {k}}_{\perp i})$ $\Pi _{i}\int ^{Q}d^{2}{\vec {k}}_{\perp i}\psi _{H}(x_{i},{\vec {k}}_{\perp i})$ k $\Pi _{i}\int ^{Q}d^{2}{\vec {k}}_{\perp i}\psi _{H}(x_{i},{\vec {k}}_{\perp i})$ i $\Pi _{i}\int ^{Q}d^{2}{\vec {k}}_{\perp i}\psi _{H}(x_{i},{\vec {k}}_{\perp i})$ H $\Pi _{i}\int ^{Q}d^{2}{\vec {k}}_{\perp i}\psi _{H}(x_{i},{\vec {k}}_{\perp i})$ ( $\Pi _{i}\int ^{Q}d^{2}{\vec {k}}_{\perp i}\psi _{H}(x_{i},{\vec {k}}_{\perp i})$ , k $\Pi _{i}\int ^{Q}d^{2}{\vec {k}}_{\perp i}\psi _{H}(x_{i},{\vec {k}}_{\perp i})$ i ) $\Pi _{i}\int ^{Q}d^{2}{\vec {k}}_{\perp i}\psi _{H}(x_{i},{\vec {k}}_{\perp i})$ ）（ { $displaystyle$ \ $Pi$ } \ $int$ ^ { $Q$ } $d^$ { $2$ } { \ $vec$ { k } = $0$ $\Pi _{i}\int ^{Q}d^{2}{\vec {k}}_{\perp i}\psi _{H}(x_{i},{\vec {k}}_{\perp i})$ 、 { \ $perp$ i （ $x$ ））。 $k_{\perp }^{2}<Q^{2}$ $k_{\perp }^{2}<Q^{2}$ 2 \ $displaystyle$ k _ { \ $perp$ }^2 < $Q$ $^{$ } ; $k_{\perp }^{2}<Q^{2}$ $Q^{2}$ Q $2$ \ $displaystyle$ Q $^{$ 2}는 $Q^{2}$ 배타적 $반응$ 의 특징적인 횡운동량이다.로그 $\log Q^{2}$ $(\$ Q $^{2})$ 의 $\log Q^{2}$ 분포 진폭 로그 진화는 ERBL 진화 ^[23]^[35]방정식에 의해 섭동 QCD에서 엄격하게 주어진다.결과는 또한 재규격화 그룹과 같은 일반 원칙과도 일치합니다.분포의 점근 거동( $\phi _{\pi }\to {\sqrt {3}}f_{\pi }x(1-x)$ $\pi ^{+}\to W^{*}\to \mu ^{+}\nu _{\mu }$ $\phi _{\pi }\to {\sqrt {3}}f_{\pi }x(1-x)$ f $\phi _{\pi }\to {\sqrt {3}}f_{\pi }x(1-x)$ $\phi _{\pi }\to {\sqrt {3}}f_{\pi }x(1-x)$ ( $\phi _{\pi }\to {\sqrt {3}}f_{\pi }x(1-x)$ - $\phi _{\pi }\to {\sqrt {3}}f_{\pi }x(1-x)$ _ ${\pi$ }\t ${3}f_{\pi }x(1-x$ })) f $\phi _{\pi }\to {\sqrt {3}}f_{\pi }x(1-x)$ ${\$ $f_{\pi }$ {\ {\ $displaystyle$ f_{\pi $f_{\pi }$ }} x $f_{\pi }$ ( $\pi ^{+}\to W^{*}\to \mu ^{+}\nu _{\mu }$ $)$ μcol $\pi ^{+}\to W^{*}\to \mu ^{+}\nu _{\mu }$ μcol로 측정됨)n 또한 첫 번째 원칙에서 결정된다.하드론 광전면파 함수와 분포 진폭의 비교란 형태는 광전면 홀로그래피를 ^[36]^[37]^[38]^[39]^[40]사용하여 AdS/QCD에서 확인할 수 있습니다.중수소 분포 진폭은 6색 트리플렛 쿼크의 5가지 색-싱글릿 조합에 해당하는 5가지 성분이 있으며, 그 중 1개는 2색 싱글릿의 표준 핵물리학 $d\to np$ d $d\to np$ $(\displaystyle d\to$ np)이다 $d\to np$ .5 $5\times 5$ × $(스타일$ 5 $\times$ 5)의 $5\times 5$ ^[41] $5\times 5$ 방정식에 따라 $Q^{2}\to \infty .$ $Q^{2}\to \infty .$ $Q^{2}\to \infty .$ (\ $displaystyle$ Q $^{2}\to\infty.)$ $Q^{2}\to \infty .$ 자유도를 "숨김 색상"^[41]^[42]^[43]이라고 합니다.하드 배타적 반응에서 방출되는 하드론은 각각 높은 운동량과 작은 가로 크기로 나타납니다.게이지 이론의 기본적인 특징은 연성 글루온이 입사 및 최종 상태 하드론의 작고 빠른 이동 색-싱글렛 파동 함수 구성의 작은 색-다이폴 모멘트로부터 분리된다는 것이다.가로로 콤팩트한 컬러 싱글릿 구성은 Ioffe 일관성 길이인 E $E_{\rm {lab}}/Q^{2}$ $E_{\rm {lab}}/Q^{2}$ / $E_{\rm {lab}}/Q^{2}$ 2 $E_{\rm {lab}}/Q^{2}$ ({ $display style$ E_ ${\rm$ {lab $}}/Q^{2$ 의 거리에 걸쳐 지속될 수 있습니다.따라서, 우리가 핵 타겟에서 열심히 준탄성 과정을 연구한다면, 나가는 강입자와 잉고 강입자는 최소한의 흡수를 가질 것이다 - "색 투명도"^[24]^[44]라고 불리는 새로운 현상이다.이는 큰 운동량 전달에서 준탄성 강입자-핵자 산란이 핵의 탄성 또는 비탄성 최종 상태 상호작용에 의해 최소한의 감쇠로 핵의 모든 핵자에 부가적으로 발생할 수 있다는 것을 의미한다. 즉, 핵은 투명해진다.반면 기존 글라우버 산란에서는 거의 에너지 의존적인 초기 및 최종 상태 감쇠를 예측한다.색 투명도는 많은 하드캐터링 전용 실험, 특히 회절성 디제트 실험에서^[45] 검증되었습니다 $\pi A\to JetJetA^{\prime }$ A $\pi A\to JetJetA^{\prime }$ $\pi A\to JetJetA^{\prime }$ $\pi A\to JetJetA^{\prime }$ $\pi A\to JetJetA^{\prime }$ J $\pi A\to JetJetA^{\prime }$ $\pi A\to JetJetA^{\prime }$ $\pi A\to JetJetA^{\prime }$ ${\$ \ $displaystyle \pi$ A \ $to Jet$ $A$ }}: 페르미랍에서.또한 이 실험은 $x$ 된 x $(\displaystyle$ x $)$ 에서 $x$ 파이온의 광전방 원자가파 함수와 생성된 디제트의 ^[46]횡방향 운동량 의존성을 측정합니다.

라이트 프론트 홀로그래피

하드론 물리학에서 가장 흥미로운 최근의 진보 중 하나는 끈 이론의 한 분야인 Anti-de Sitter/Conformal Field Theory (AdS/CFT)^[47]의 QCD에 적용되었습니다.QCD는 적합 불변장 이론이 아니지만, 5차원 반 드 시터 공간에서 적합군의 수학적 표현을 사용하여 이론에 대한 분석적 첫 번째 근사치를 구성할 수 있습니다.AdS/QCD라고 불리는 결과 ^[36]^[37]^[38]^[39]^[40]^[48]모델은 강입자 분광학에 대한 정확한 예측과 단거리에서의 스케일 불변성과 치수 계수를 가진 중간자와 중입자의 쿼크 구조에 대한 설명을 제공합니다.

라이트 프론트 홀로그래피(Light-Front Holography)는 AdS 공간의 5차원 역학이 고정된 라이트 프론트 시간으로 양자화된 $3+1$ 3 $(\display$ 3 $+1})$ 시공간에서의 $3+1$ 해밀턴 이론과 반고전적 근사치라는 놀라운 사실을 말한다.주목할 만한 것은 AdS 공간의 5차 좌표와 특정 충격 $\zeta _{\perp }^{2}=b_{\perp }^{2}x(1-x)$ θ $\zeta _{\perp }^{2}=b_{\perp }^{2}x(1-x)$ 2 $=$ $\zeta _{\perp }^{2}=b_{\perp }^{2}x(1-x)$ 2 $\zeta _{\perp }^{2}=b_{\perp }^{2}x(1-x)$ ( $\zeta _{\perp }^{2}=b_{\perp }^{2}x(1-x)$ - $\zeta _{\perp }^{2}=b_{\perp }^{2}x(1-x)$ ) ${\displaystyle$ \ $zeta$ _ ${\perp$ }^{2}x ( $1$ - x $\zeta _{\perp }^{2}=b_{\perp }^{2}x(1-x)$ ) = $b_$ {\ $perp }^{2$ }x (1 - x ) } 2 2 2 2 2 2 remark remark remark remark remark remark remark remark remark remark remark remark remark remark remark remark remark remark remark remark remark remark remark remark remark remark remark remark $displaystyle \tau$ and $\tau$ ${M_{q{\bar {q}}}^{2}}$ 2 { ${M_{q{\bar {q}}}^{2}}$ { $M$ _ { $q$ { \ $bar$ { $q }$ }^{2}}에 적용됩니다.이 연결을 통해 중간자와 중입자의 프레임에 의존하지 않는 단순화된 광전파 함수의 분석 형식을 계산할 수 있으며, 이 함수의 제외를 계산할 수 있습니다.sive 산란 진폭.

중간자의 경우 H $H_{LF}$ 의 원자가 폭 상태 파동 함수(\ $displaystyle H_{)$ $0$ 쿼크 질량의 LF $}$ 는 $H_{{LF}}$ 불변수 variable $\zeta ^{2}=b_{\perp }^{2}x(1-x)$ $\zeta ^{2}=b_{\perp }^{2}x(1-x)$ b $\zeta ^{2}=b_{\perp }^{2}x(1-x)$ 2 $\zeta ^{2}=b_{\perp }^{2}x(1-x)$ ( $\zeta ^{2}=b_{\perp }^{2}x(1-x)$ - $\zeta ^{2}=b_{\perp }^{2}x(1-x)$ ) $=$ b _ { \ $displaystyle \$ zeta ^ { 2 } $\zeta ^{2}=b_{\perp }^{2}x(1-x)$ = b _ { \ $perp$ } $\zeta ^{2}=b_{\perp }^{2}x(1-x)$ x ( 1 - $\zeta ^{2}=b_{\perp }^{2}x(1-x)$ x )의 상대론적 운동 방정식을 만족하며, 이는 불변량 ${M_{q{\bar {q}}}^{2}}$ ${M_{q{\bar {q}}}^{2}}$ ${M_{q{\bar {q}}}^{2}}$ ${M_{q{\bar {q}}}^{2}}$ 2 ( $1$ - x ) { { $mar$ _ myle } { mar }에 해당됩니다.프레임에 의존하지 않는 "라이트 프런트 슈뢰딩거 방정식"의 유효 구속 $U(\zeta ^{2})$ U $(θ 2)$ 는 $U(\zeta ^{2})$ 높은 쿼크와 글루온 포크 상태의 효과를 체계적으로 통합한다.놀랍게도, 키랄 QCD 작용이 일치 불변성을 유지하도록 요구하는 경우 전위는 독특한 형태의 고조파 발진기 전위를 가집니다.그 결과는 색 제한과 하드론 물리학의 다른 필수적인 분광학적, 동적 특성을 통합한 비거동적 상대론적 양자 역학적 파동 방정식입니다.

AdS/CFT 이중성에 관한 이러한 최근 개발은 LFQCD에서 추구하는 전체 솔루션에 대한 첫 번째 근사치를 형성할 수 있는 광전파 함수에 대한 새로운 통찰력을 제공하며, LFQCD 해밀턴을 기본 광전파 수량화로서 대각화하기 위해 물리적으로 동기 부여되는 Fock-space 기본 세트를 구축하는 단계로 간주된다.온(BLFQ) 방식입니다.

우주 상수 예측

이론 물리학에서 가장 두드러진 문제는 대부분의 양자장 이론이 양자 진공에 대해 큰 값을 예측한다는 것이다.그러한 주장은 보통 차원 분석과 효과적인 필드 이론에 기초한다.만약 플랑크 스케일까지 우주가 유효한 국소 양자장 이론으로 설명된다면, 우리는 M $M_{\rm {pl}}^{4}$ $M_{\rm {pl}}^{4}$ 4 $({\rm {pl}}^{4$ 의 우주 상수를 기대할 수 있을 것이다. 위에서 언급한 바와 같이 측정된 우주 상수는 이보다 10배⁻¹²⁰ 더 작다.이 불일치는 "물리학 역사상 최악의 이론적 예측!"^[49]이라고 불려왔다.

일반적인 제2 양자화 방법에 대한 엄격한 대안인 라이트 프론트 양자화에 의해 가능한 솔루션이 제공됩니다.라이트 프론트 진공 상태에서는 진공 변동이 나타나지 않습니다.^[50]^[51]이러한 부재는 QED, 약한 상호작용 및 QCD가 평평한 시공간에 ^[52]0으로 예측되는 우주 상수에 기여하지 않는다는 것을 의미한다.측정된 작은 비제로 값은 예를 들어 우주 형상의 약간의 곡률(2017년 ^[53]^[54]^[55]기준 0.4% 이내에서 제외되지 않음)에서 비롯될 수 있다. 왜냐하면 곡선 공간은 힉스장 제로 모드를 수정할 수 있기 때문이다. 따라서 우주 상수에 0이 아닌 기여가 발생할 수 있기 때문이다.

고강도 레이저

고강도 레이저 설비는 진공 복굴절, 광자-광자 산란, 그리고 여전히 미래의 어떤 방식으로든 슈윙거 쌍 생산과 같이 QED에서 이전에 관측되지 않았던 공정을 직접 측정할 수 있는 가능성을 제공한다.또한, '빛을 비추는 벽' 실험은 입자 물리학의 낮은 에너지 프런티어를 탐사하고 표준 모델 이상의 입자를 찾을 수 있다.이러한 가능성들은 양자장 이론, 특히 QED의 특징, 강렬한 ^[56]^[57]광원을 설명하는 배경 장에 대한 큰 관심을 이끌어 냈고, 이론의 기본적인 예측들 중 일부는 실험적으로 ^[58]검증되었습니다.

40년 이상 전에 개발된 '강장 QED'의 기본 이론에도 불구하고, 레이저 배경 때문에 자연스럽게 빛과 같은 방향을 골라내는 이론에서 순간 형태를 사용하는 것에 부분적으로 기인할 수 있는 몇 가지 이론적인 모호함이 남아 있었다.따라서 광전면 양자화는 강도 높은 레이저 분야에서 물리학에 대한 자연스러운 접근법입니다.강자장^[59] QED에서 전면 형태를 사용하면 레이저 펄스의 유효 질량의 특성, 백그라운드 드레싱 전파기의 극 구조, QED 내 고전적 방사선 반응의 기원과 같은 몇 가지 오랜 질문에 대한 답을 얻을 수 있다.

특히 필드 이론의 시간 의존적 문제를 대상으로 하는 '시간 의존적 기초 광전면 양자화'^[60]^[61]와 같은 비서변적 접근법과 결합하면, 전면 형태는 외부 분야에서 QED에 대한 더 나은 이해를 제공할 것을 약속한다.이러한 조사는 예를 들어 RHIC에서 강력한 자기장의 QCD 물리학을 이해하기 위한 토대를 제공한다.

비교란 양자장 이론

강한 상호작용 이론인 양자 색역학(QCD)은 QCD 외에도 전자-약(EW) 상호작용 이론을 포함하는 소립자 표준 모델의 일부입니다.이러한 상호작용의 강도의 차이를 볼 때 EW 상호작용을 강입자, 즉 강한 상호작용에 반응하는 복합 입자로 구성된 시스템의 섭동으로 취급할 수 있다.섭동 이론은 QCD에도 있지만, 전달된 에너지나 운동량의 큰 값에서만 점근 자유라는 특성을 보인다.섭동 QCD의 분야는 잘 개발되었으며 인수분해, 파톤 분포, 단일 스핀 비대칭 및 제트 등 많은 현상이 이를 사용하여 설명되었다.그러나 에너지와 운동량 전달의 낮은 값에서는 상호작용 강도가 커지고 쿼크와 글루온이 강입자의 부분 성분으로 제한되는 것을 무시할 수 없기 때문에 강한 상호작용은 비섭동적인 방식으로 다루어져야 한다.이 강력한 상호작용 체제에는 기초 이론에서 직접 진행되는 계산의 관점에서 설명을 기다리고 있는 풍부한 데이터가 있습니다.QCD에 대한 ab initio 접근법의 한 가지 중요한 적용으로서, 많은 광범위한 실험 프로그램들은 강입자의 쿼크와 글루온 성분의 확률 분포를 직접 측정하거나 지식에 의존한다.

지금까지 강력한 결합 영역에서 세 가지 접근방식이 상당한 성공을 거두었다.첫째, 하드론 모델이 성공적으로 ^[62]^[63]^[64]^[65]^[66]^[67]^[68]^[69]^[70]공식화되고 적용되었습니다.이러한 성공은 때때로 정량적으로 식별해야 하는 매개변수를 도입하는 대가를 치르게 됩니다.예를 들어 Relativistic^[71] String Hamiltonian은 현재 쿼크 질량, 스트링 텐션 $\Lambda _{\rm {QCD}}$ $\Lambda _{\rm {QCD}}$ $\Lambda _{\rm {QCD}}$ C $\Lambda _{\rm {QCD}}$ D ${\display Style$ \Lambda _{\ $rm {QCD$ 에 대응하는 파라미터에 의존합니다.두 번째 방법인 격자 QCD는 ^[72]^[73]^[74]QCD의 라그랑지안과 직접 연결된 ab initio 접근법이다.유클리드 공식에 기초하여 격자 QCD는 QCD 경로 적분의 추정치를 제공하고 질량과 같은 저에너지 강입자 특성에 대한 접근을 개방한다.격자 QCD는 일부 관측 가능량을 직접 추정할 수 있지만 강입자의 구조와 역학을 설명하는 데 필요한 파동 함수를 제공하지 않는다.세 번째는 Dyson-Schwinger ^[75]^[76]^[77]^[78]접근법입니다.그것은 또한 유클리드 시공간으로 공식화되어 정점 함수에 대한 모델을 사용한다.

라이트프론트 해밀턴 어프로치는 네 번째 어프로치로, 격자와 다이슨-슈윙거 어프로치와 대조적으로, 민코프스키 공간에서 개발되어 양자 이론의 주요 대상인 파동 함수를 직접적으로 다룬다.모델링 접근법과는 달리 QCD의 기본 라그랑지안에 뿌리를 두고 있습니다.

어떤 필드 이론 Hamiltonian $(\displaystyle$ H $)$ 도 $H$ 입자 수를 보존하지 않습니다.따라서 입자의 수에 따라 기본적으로는 비대각행렬이다.그 고유 벡터(물리 시스템의 상태 벡터)는 입자 수가 다른 $|p\rangle =\sum _{n=1}^{\infty }\int \psi _{n}(k_{1},\ldots ,k_{n},p)|n\rangle D_{k}.$ 의 무한 중첩(폭 분해)이다. p $|p\rangle =\sum _{n=1}^{\infty }\int \psi _{n}(k_{1},\ldots ,k_{n},p)|n\rangle D_{k}.$ $|p\rangle =\sum _{n=1}^{\infty }\int \psi _{n}(k_{1},\ldots ,k_{n},p)|n\rangle D_{k}.$ $|p\rangle =\sum _{n=1}^{\infty }\int \psi _{n}(k_{1},\ldots ,k_{n},p)|n\rangle D_{k}.$ $|p\rangle =\sum _{n=1}^{\infty }\int \psi _{n}(k_{1},\ldots ,k_{n},p)|n\rangle D_{k}.$ $|p\rangle =\sum _{n=1}^{\infty }\int \psi _{n}(k_{1},\ldots ,k_{n},p)|n\rangle D_{k}.$ $|p\rangle =\sum _{n=1}^{\infty }\int \psi _{n}(k_{1},\ldots ,k_{n},p)|n\rangle D_{k}.$ $|p\rangle =\sum _{n=1}^{\infty }\int \psi _{n}(k_{1},\ldots ,k_{n},p)|n\rangle D_{k}.$ ( k $|p\rangle =\sum _{n=1}^{\infty }\int \psi _{n}(k_{1},\ldots ,k_{n},p)|n\rangle D_{k}.$ , $|p\rangle =\sum _{n=1}^{\infty }\int \psi _{n}(k_{1},\ldots ,k_{n},p)|n\rangle D_{k}.$ … , k $|p\rangle =\sum _{n=1}^{\infty }\int \psi _{n}(k_{1},\ldots ,k_{n},p)|n\rangle D_{k}.$ , $|p\rangle =\sum _{n=1}^{\infty }\int \psi _{n}(k_{1},\ldots ,k_{n},p)|n\rangle D_{k}.$ ) $|p\rangle =\sum _{n=1}^{\infty }\int \psi _{n}(k_{1},\ldots ,k_{n},p)|n\rangle D_{k}.$ D $|p\rangle =\sum _{n=1}^{\infty }\int \psi _{n}(k_{1},\ldots ,k_{n},p)|n\rangle D_{k}.$ . $|p\rangle =\sum _{n=1}^{\infty }\int \psi _{n}(k_{1},\ldots ,k_{n},p)|n\rangle D_{k}.$ \ $display style$ p $\rangle$ = \ $sum _$ n = $1 intfti }$ \ $sum$ _ p . $}$

$∙$ $n$ { $displaystyle$ \ $psi _ {$ n $\psi _{n}$ } 은 n { $displaystyle$ n $}$ - body wave function (Fock component)이며 $,$ $D_{k}$ k { displaystyle $D_{$ k $D_{k}$ } 은 통합 $\psi _{n}$ 이다.라이트 프론트 양자화에서는 $Hamiltonian$ H(\ $displaystyle$ H $)$ 와 $H$ 상태 $|p\rangle$ p $(\display$ p $\rangle)$ 가 $|p\rangle$ 라이트 프론트 평면에 정의됩니다.

많은 경우, 비록 항상 그렇지는 않지만, 한정된 수의 자유도가 지배적인 것으로 예상할 수 있다. 즉, Fock 구성요소의 분해가 충분히 빨리 수렴된다.이 경우 분해가 잘려 무한합이 유한합으로 대체될 수 있습니다.그런 다음, 고유 벡터 방정식에서 잘린 상태 벡터를 대입하는 것

$(\displaystyle H p\rangle = M p\rangle , )$

수치적으로 풀 수 있는 폭파 함수 $\psi _{n}$ n {\ $displaystyle \psi$ _ ${n}$ 에 $\psi_n$ 대한 유한 적분 방정식을 구한다.연결 상수의 작은 크기는 필요하지 않습니다.따라서 잘린 솔루션은 비격동적입니다.이것은 현재 개발되어 QED와 유카와 ^[84]^[85]모델에 적용된^[79]^[80]^[81]^[82]^[83] 필드 이론에 대한 비교란적 접근법의 기초이다.

이 방법의 주요 어려움은 재규격화 후 무한의 취소를 보장하는 것입니다.섭동적 접근법에서는 재규격화 가능한 장론의 경우 결합상수의 임의의 고정순서로 이 소거가 재규격화 절차의 부산물로서 얻어진다.단, 취소하려면 지정된 순서로 전체 그래프 세트를 고려하는 것이 중요합니다.이러한 그래프 중 일부를 생략하면 취소가 파괴되고 무한은 정규화 후에도 유지됩니다.이것은 Fock 공간을 잘라낸 후에 발생하는 현상이다. 잘린 용액은 결합 상수의 관점에서 무한 급수로 분해될 수 있지만 주어진 순서에 따라 해당 급수에 전체 섭동 그래프 집합이 포함되지 않는다.따라서 표준재규격화 스킴은 무한함을 제거하지 않습니다.

Brodsky ^[79]등의 접근방식에서는 무한대가 유지되고 있지만, 잘라낸 후에 유지되는 섹터의 수가 증가하면 컷오프에 대한 결과의 안정성 영역도 증가할 것으로 예상된다.이 안정성의 안정성에 대한 값은 물리적인 값으로 간주되는 정확한 솔루션에 대한 근사치일 뿐입니다.

섹터 의존적^[85]^[86] 접근법은 주어진 절단에 대한 무한의 취소를 복원하도록 구성된다.카운터텀의 값은 명확하게 정의된 규칙에 따라 섹터별로 구성됩니다.3개의 Fock 섹터를 유지하는 절단에서 페르미온의 비정상적인 자기 모멘트에 대한 수치 결과는 ^[87]컷오프 증가에 비해 안정적이다.그러나 정규화를 위해 도입된 파울리 빌라르 상태의 음의 규범 때문에 파동 함수의 해석은 문제가 ^[88]된다.섹터의 수가 증가하면, 양쪽의 스킴의 결과는 서로 배려해, 정확하게 비교란적인 솔루션에 가까워집니다.

라이트프론트 커플링 클러스터^[89] 접근법(라이트프론트 계산법 #라이트프론트 커플링 클러스터 방식 참조)은 폭스페이스 절단을 회피합니다.이 접근방식은 이제 막 적용되기 시작했습니다.

강입자의 구조

진폭 수준에서 개념적이고 수학적으로 정밀한 강입자의 이론적 설명이 필요한 실험에는 핵자와 중간자의 구조, 무거운 쿼크 시스템과 외전학, 강입자의 쿼크와 글루온 분포와 관련된 하드 프로세스, 무거운 이온 충돌 등이 포함됩니다.예를 들어, LFQCD는 양성자의 스핀 함량의 미시적 기원과 파동 함수의 관점에서 파동 성분들 사이에 내재적, 공간적 각 모멘타가 어떻게 분포되는지에 대한 이해를 시작할 기회를 제공한다.이것은 지금까지의 실험들이 양성자 스핀의 가장 큰 구성 요소를 아직 발견하지 못했기 때문에 해결되지 않은 미해결 문제이다.이전에는 주요 운반체로 생각되었던 구성 요소인 쿼크가 소량의 총 스핀을 전달하는 것으로 밝혀졌습니다.일반화된 파톤 분포(GPD)는 스핀 함량의 각 성분을 정량화하기 위해 도입되었으며, 심층 가상 콤프턴 산란(DVCS)의 실험 측정을 분석하는 데 사용되었다.또 다른 예로, LFQCD는 글루볼이나 하이브리드 같은 아직 관측되지 않은 외기물질의 질량, 양자수, 폭을 예측한다.

고온 밀도에서의 QCD

가속기 시설에는 GSI-SIS, CERN-LHC 및 BNL-RHIC와 같은 주요 프로그램이 있어 새로운 물질 상태, 쿼크-글루온 플라스마 및 QCD 위상 다이어그램의 기타 특징을 조사합니다.초기 우주에서는 온도가 높았지만 순 바리온 밀도는 낮았다.이와는 대조적으로, 소형 항성 천체에서는 온도가 낮고 중입자 밀도가 높습니다.QCD는 양극단을 모두 나타냅니다.그러나 신뢰할 수 있는 섭동 계산은 점근 자유로 인해 QCD의 실행 커플링 상수가 작고 격자 QCD는 매우 낮은 화학적 잠재력(중입자 밀도)에서만 정보를 제공하는 점근적으로 큰 온도와 밀도에서만 수행될 수 있다.따라서, 많은 프런티어 질문들이 답해야 할 것들이 남아 있다.상전이의 성질은 무엇입니까?위상 경계 부근에서는 문제가 어떻게 동작합니까?과도 중이온 충돌에서 천이의 관찰 가능한 시그니처는 무엇입니까?LFQCD는 이러한 문제에 대처하기 위한 새로운 길을 엽니다.

최근 몇 년 동안 조명 전면 양자화에서 분할 함수를 직접 계산하는 일반적인 형식이 개발되었으며 LFQCD에서 ^[90]^[91]^[92]^[93]^[94]^[95]^[96]이 분할 함수를 평가하기 위한 수치적 방법이 개발되고 있다.라이트 프런트 양자화는 프레임에 의존하지 않는 열 및 통계 ^[91]^[92]시스템 설명을 제공할 수 있는 파티션 기능과 온도의 새로운 정의로 이어집니다.목표는 격자 QCD에 필적하지만 실험 데이터를 사용할 수 있는 유한한 화학적 전위로 분할 함수를 확장하는 것이다.

「」를 참조해 주세요.

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