Razón teórica grupal por la que los gluones llevan carga de color y carga anticolor

Question

Razón teórica grupal por la que los gluones llevan carga de color y carga anticolor

gluones
Física
carga de color
teoría de grupos
modelo estandar
cromodinámica-cuántica

Jak

Me preguntaba cómo es posible ver desde el $SU(3)$ Teoría de calibre solo que los gluones llevan dos colores de carga: $g\overline{b}$ etc.

Algunos antecedentes:

Los bosones W (ruptura de presimetría) forman un $SU(2)$ triplete y llevar el Isospin débil correspondiente $1,0-1$ . Después de SSB/Higgs el cargado $W^\pm$ -Los bosones se pueden identificar con combinaciones lineales complejas de los $W^{1,2}$ , bosones, y por lo tanto el término correspondiente en el Lagrangiano es $U(1)$ invariante, es decir, el $W^\pm$ llevar carga eléctrica, también.

para un lugareño $SU(3)$ Teoría de calibre 8 campos de calibre, se necesitan los campos de gluones. Exactamente como fue el caso de $SU(2)$ , uno para cada generador $\lambda_a$ y uno introduce en consecuencia "campos de calibre de matriz"

A^{m} = A_{a}^{m} λ_{a}

$A^\mu = A^\mu_a \lambda_a$

que pueden verse como elementos del álgebra de Lie correspondiente, porque el $\lambda_a$ formar una base y la expresión anterior puede verse como una expansión de $A^\mu$ en términos de esta base.

El comportamiento de transformación es el mismo para todos $SU(N)$ teorías

A^{m} \to tu A^{m} {tu}^{†} + \frac{i}{gramo} (\partial_{m} tu) {tu}^{- 1}

$A^\mu \rightarrow U A^\mu U^\dagger + \frac{i}{g} (\partial_\mu U) U^{-1}$

Como es habitual, los fermiones se transforman según la representación fundamental, es decir, para $SU(3)$ se organizan en tripletes. Cada fila representa un color diferente como se explica en la respuesta aquí (¿ Qué ES la carga de color? que recita de Griffith)

Por lo tanto, un fermión rojo, por ejemplo, es

C_{r mi d} = (\begin{matrix} F \\ 0 \\ 0 \end{matrix})

$c_{red} = \left(\begin{array}{c} f \\0\\0\end{array}\right)$

dónde $f$ es el dirac espinor habitual. Un fermión anti-rojo sería

C_{r mi d} = (\begin{matrix} \bar{F} 00 \end{matrix})

$c_{red} = \left(\begin{array}{c} \bar f 0 0\end{array}\right)$

El fermión rojo se transforma según la repetición fundamental $F$ , el anti-fermión rojo según la rep conjugada $F^\star$ . cual es la diferencia con $SU(2)$ , porque $SU(2)$ tiene solo representaciones reales y por lo tanto la rep normal y la anti son equivalentes (¿por qué es suficiente que sean equivalentes? La rep conjugada para $SU(2)$ es diferente pero se considera equivalente porque $r = U \bar r U^{-1}$ , para alguna matriz unitaria $U$ . Cualquier idea sobre esto también sería genial), es decir, no hay anti-isospin. Supongo que esta es la razón por la que $W$ no lleve anti-cargo, simplemente porque no hay anti-cargo para $SU(2)$ .

Ahora, ¿dónde está el punto de que podemos ver que los gluones llevan anti-carga de color y carga de color? ¿Es porque los campos de gluones de la matriz definidos anteriormente son parte del álgebra de Lie y, por lo tanto, se transforman de acuerdo con el representante adjunto del grupo? $A \rightarrow g A g^\dagger$ , que podría verse como una transformación de acuerdo con el representante y el anti-representante al mismo tiempo (o podría verse como una idea completamente sin sentido de mi parte;))?

¿Por qué el gluón octeado no recibe carga asignada como el $SU(2)$ triplete, lo que significaría que los gluones llevan diferentes valores de una carga fuerte? (Análogo a $1,0-1$ para el isospín débil del $W$ trillizo.)

¡Cualquier pensamiento o idea sería increíble!

Motl de Luboš

Es carga-anticarga porque el gluón está en la representación adjunta de un grupo no abeliano; es por eso que hay cargas distintas de cero. El representante adj no es trivial (singletes), por lo que se transforma por sí mismo. El representante adj es una "matriz", y las entradas de la matriz se especifican mediante

i j

$ij$ , la fila y la columna. Matriz

U_{i j}

$U_{ij}$ se multiplica por un vector

v_{i}

$v_i$ en el lado derecho, así que si

v_{i}

$v_i$ es un quark, el

j

$j$ en

U

$U$ contrae con, es decir, aniquila el

j

$j$ -th color quark, es decir lleva la carga del

j

$j$ -th antiquark, pero

U_{i j}

$U_{ij}$ crea el

i

$i$ la carga del -th quark en su lugar.

Jak

¡Gracias por su respuesta rápida! no entiendo la diferencia con el

S U (2)

$SU(2)$ caso. El

W^{μ} = W_{a}^{μ} σ_{a}

$W^\mu=W^\mu_a \sigma_a$ ya que los campos de matriz también se transforman de acuerdo con el representante adjunto. ¿No llevaría el mismo pensamiento a la conclusión de que los bosones W llevan dos cargas, por ejemplo

+ 1

$+1$ y

- 1

$-1$ más o menos. Como se indicó anteriormente, la diferencia con

S U (3)

$SU(3)$ es que el representante conjugado es realmente diferente para

S U (3)

$SU(3)$ , por lo tanto existe el anti-color. Sin embargo, no puedo ver cómo esto conduce a una sola carga llevada por el

W

$W$ y dos por los gluones.

Motl de Luboš

Estimado Jakobh, no hay diferencia real entre

S U (2)

$SU(2)$ y

S U (3)

$SU(3)$ . Escribes los elementos de la

S U (2)

$SU(2)$ álgebra como un "vector", una combinación de matrices de Pauli, pero este "vector" es realmente una representación compuesta, no la más pequeña. La representación más pequeña de

S U (2)

$SU(2)$ es el espinor de 2 componentes (el "vector verdadero" de

S U (2)

$SU(2)$ ), y la representación tridimensional se construye a partir de dos copias de los espinores de 2 componentes de la misma manera que el adjunto de 8 dimensiones de

S U (3)

$SU(3)$ se construye a partir de la representación fundamental tridimensional.

Motl de Luboš

Tome las polarizaciones

J_{z}

$J_z$ del

S U (2) = S O (3)

$SU(2)=SO(3)$ generadores El vector de 3 componentes tiene valores propios

- 1, 0, + 1

$-1,0,+1$ - eso es por las combinaciones

L_{x} \pm i L_{y}

$L_x\pm i L_y$ y

L_{z}

$L_z$ (este último es el cero), respectivamente. Pero la representación no trivial más pequeña tiene

J_{z} = \pm 1 / 2

$J_z=\pm 1/2$ (este "quark" de 2 colores es equivalente a su complejo conjugado en este caso). Entonces necesitas combinar dos de esos para obtener

J_{z} = \pm 1

$J_z=\pm 1$ , por lo que los bosones W y el bosón Z también llevan cargas que pueden obtenerse de los dobletes (p. ej., electrón+neutrino).

Jak

Pensé que entendía, luego noté que las cosas pueden ser un poco más complicadas: tenemos fermiones (zurdos) como

S U (2)

$SU(2)$ dobletes

Ψ_{L}

$\Psi_L$ , transformándose de acuerdo con la representación fundamental:

e^{i a_{i} (x) σ_{i} / 2} Ψ_{L}

$e^{i a_i(x) \sigma_i /2} \Psi_L$ Los objetos en este doblete llevan carga = isospin

I = \frac{1}{2}

$I=\frac{1}{2}$ . Y

I_{3}

$I_3$ , el generador de cartan, se puede usar para etiquetarlos: Los valores propios son

\pm \frac{1}{2}

$\pm \frac{1}{2}$ y podemos hablar de isospin

\pm \frac{1}{2}

$\pm \frac{1}{2}$ para el electrón y el electrón-neutrino, etc.

Jak

Cada quark es además un

S U (3)

$SU(3)$ trillizo

Q

$Q$ , y transformándose según la representación fundamental

e^{i a_{A} (x) λ_{A} / 2} Q

$e^{i a_A(x) \lambda_A /2} Q$ . Para

S U (3)

$SU(3)$ hay dos generadores diagonales (Cartan) cuyos vectores propios se pueden utilizar como base para el espacio vectorial correspondiente (sobre el que actúa el grupo en la representación fundamental) y valores propios para etiquetar los campos (aquí los quarks). Desafortunadamente no sé cómo continuar desde aquí.

Jak

¿Cuál es la conexión entre estos valores propios del generador de cartas y las etiquetas de color comúnmente utilizadas? ¿Cómo asignamos carga a los campos de indicador exactamente? Cómo hace el

W

$W$ los quarks obtienen Isospin

1, 0, - 1

$1,0,-1$ ? Están en el representante adjunto, por lo tanto, matrices de 2x2. Igualmente los gluones son matrices de 3x3. Según tengo entendido, los objetos que se transforman bajo la representación fundamental están etiquetados por los valores propios del generador de Cartan. ¿Es esto correcto y, en caso afirmativo, cómo se hace para los objetos de representante adjuntos?

Motl de Luboš

Estimado Jakob, creo que estas son preguntas básicas sobre la teoría de grupos y la teoría de grupos en física. Los encuentra en las primeras páginas de cada texto introductorio sobre estos temas. Tomemos, por ejemplo, Howard Georgi, álgebras de Lie en física de partículas, o algo más simple. Realmente no tiene sentido responder a sus preguntas porque realmente está preguntando sobre todos los conceptos básicos de la teoría de grupos y para responder, uno tendría que reproducir efectivamente un libro de texto completo sobre estos temas porque parece estar comenzando desde cero.

Jak

Estimado Lubos, gracias por su sugerencia de lectura. Leí hoy las páginas relacionadas con SU(3) en el libro de Georgis, pero no pude encontrar una respuesta a mi pregunta. Sin embargo, pude encontrar una respuesta "semi-satisfactoria" a mi pregunta (ver más abajo). A pesar de mi oxidado conocimiento de la teoría de grupos, agradecería una respuesta técnica correcta o un consejo de lectura donde las cargas de los gluones se derivan explícitamente usando la teoría de grupos.

Respuestas (1)

Razón teórica grupal por la que los gluones llevan carga de color y carga anticolor

Es carga-anticarga porque el gluón está en la representación adjunta de un grupo no abeliano; es por eso que hay cargas distintas de cero. El representante adj no es trivial (singletes), por lo que se transforma por sí mismo. El representante adj es una "matriz", y las entradas de la matriz se especifican mediante $ij$ , la fila y la columna. Matriz $U_{ij}$ se multiplica por un vector $v_i$ en el lado derecho, así que si $v_i$ es un quark, el $j$ en $U$ contrae con, es decir, aniquila el $j$ -th color quark, es decir lleva la carga del $j$ -th antiquark, pero $U_{ij}$ crea el $i$ la carga del -th quark en su lugar.
¡Gracias por su respuesta rápida! no entiendo la diferencia con el $SU(2)$ caso. El $W^\mu=W^\mu_a \sigma_a$ ya que los campos de matriz también se transforman de acuerdo con el representante adjunto. ¿No llevaría el mismo pensamiento a la conclusión de que los bosones W llevan dos cargas, por ejemplo $+1$ y $-1$ más o menos. Como se indicó anteriormente, la diferencia con $SU(3)$ es que el representante conjugado es realmente diferente para $SU(3)$ , por lo tanto existe el anti-color. Sin embargo, no puedo ver cómo esto conduce a una sola carga llevada por el $W$ y dos por los gluones.
Estimado Jakobh, no hay diferencia real entre $SU(2)$ y $SU(3)$ . Escribes los elementos de la $SU(2)$ álgebra como un "vector", una combinación de matrices de Pauli, pero este "vector" es realmente una representación compuesta, no la más pequeña. La representación más pequeña de $SU(2)$ es el espinor de 2 componentes (el "vector verdadero" de $SU(2)$ ), y la representación tridimensional se construye a partir de dos copias de los espinores de 2 componentes de la misma manera que el adjunto de 8 dimensiones de $SU(3)$ se construye a partir de la representación fundamental tridimensional.
Tome las polarizaciones $J_z$ del $SU(2)=SO(3)$ generadores El vector de 3 componentes tiene valores propios $-1,0,+1$ - eso es por las combinaciones $L_x\pm i L_y$ y $L_z$ (este último es el cero), respectivamente. Pero la representación no trivial más pequeña tiene $J_z=\pm 1/2$ (este "quark" de 2 colores es equivalente a su complejo conjugado en este caso). Entonces necesitas combinar dos de esos para obtener $J_z=\pm 1$ , por lo que los bosones W y el bosón Z también llevan cargas que pueden obtenerse de los dobletes (p. ej., electrón+neutrino).
Pensé que entendía, luego noté que las cosas pueden ser un poco más complicadas: tenemos fermiones (zurdos) como $SU(2)$ dobletes $\Psi_L$ , transformándose de acuerdo con la representación fundamental: $e^{i a_i(x) \sigma_i /2} \Psi_L$ Los objetos en este doblete llevan carga = isospin $I=\frac{1}{2}$ . Y $I_3$ , el generador de cartan, se puede usar para etiquetarlos: Los valores propios son $\pm \frac{1}{2}$ y podemos hablar de isospin $\pm \frac{1}{2}$ para el electrón y el electrón-neutrino, etc.
Cada quark es además un $SU(3)$ trillizo $Q$ , y transformándose según la representación fundamental $e^{i a_A(x) \lambda_A /2} Q$ . Para $SU(3)$ hay dos generadores diagonales (Cartan) cuyos vectores propios se pueden utilizar como base para el espacio vectorial correspondiente (sobre el que actúa el grupo en la representación fundamental) y valores propios para etiquetar los campos (aquí los quarks). Desafortunadamente no sé cómo continuar desde aquí.
¿Cuál es la conexión entre estos valores propios del generador de cartas y las etiquetas de color comúnmente utilizadas? ¿Cómo asignamos carga a los campos de indicador exactamente? Cómo hace el $W$ los quarks obtienen Isospin $1,0,-1$ ? Están en el representante adjunto, por lo tanto, matrices de 2x2. Igualmente los gluones son matrices de 3x3. Según tengo entendido, los objetos que se transforman bajo la representación fundamental están etiquetados por los valores propios del generador de Cartan. ¿Es esto correcto y, en caso afirmativo, cómo se hace para los objetos de representante adjuntos?
Estimado Jakob, creo que estas son preguntas básicas sobre la teoría de grupos y la teoría de grupos en física. Los encuentra en las primeras páginas de cada texto introductorio sobre estos temas. Tomemos, por ejemplo, Howard Georgi, álgebras de Lie en física de partículas, o algo más simple. Realmente no tiene sentido responder a sus preguntas porque realmente está preguntando sobre todos los conceptos básicos de la teoría de grupos y para responder, uno tendría que reproducir efectivamente un libro de texto completo sobre estos temas porque parece estar comenzando desde cero.
Estimado Lubos, gracias por su sugerencia de lectura. Leí hoy las páginas relacionadas con SU(3) en el libro de Georgis, pero no pude encontrar una respuesta a mi pregunta. Sin embargo, pude encontrar una respuesta "semi-satisfactoria" a mi pregunta (ver más abajo). A pesar de mi oxidado conocimiento de la teoría de grupos, agradecería una respuesta técnica correcta o un consejo de lectura donde las cargas de los gluones se derivan explícitamente usando la teoría de grupos.

Jak · Answer 1

Después de leer los capítulos correspondientes en varios libros, creo que ahora puedo dar una respuesta "semi-satisfactoria" a mi propia pregunta (y entender el primer comentario de Lubo;)).

Escribo semi-satisfactorio, porque espero que alguien con una comprensión más profunda de estos temas dé una mejor respuesta. Mi explicación sigue siendo un poco heurística, y me encantaría ver una derivación más matemática de este curioso hecho de la naturaleza.

Esta respuesta es bastante larga, pero descifrar estas cosas me llevó bastante tiempo, porque no pude encontrar un tratamiento adecuado para este tema. Estoy casi seguro de que tal tratamiento existe en alguna parte, pero después de unos 20 libros en la biblioteca de mi universidad me di por vencido.

Sin embargo, tal vez esto ayude a alguien con problemas similares.

En cuanto a Isospin $SU(2)$ , etiquetamos los campos usando los valores propios de los generadores de Cartan, que son los generadores diagonales del grupo. Para $SU(2)$ solo hay uno, $I_3= \frac{\sigma_3}{2}$ , con valores propios $\pm \frac{1}{2}$ . Los autovectores forman una base para el espacio vectorial de la representación fundamental y, en consecuencia, podemos escribir los campos de fermiones (que se transforman de acuerdo con el representante fundamental) usando esta base y asignarles cargas, que corresponden a los autovalores. Por lo tanto tenemos $\begin{pmatrix} v_e \\ e \end{pmatrix}$ y son capaces de asignar el campo de neutrinos $\begin{pmatrix} v_e \\ 0 \end{pmatrix} = \begin{pmatrix} 1 \\ 0 \end{pmatrix} v_e$ , dónde $v_e$ es el espinor usual la carga de Isospin $\frac{1}{2}$ , porque

I_{3} (\begin{matrix} 1 \\ 0 \end{matrix}) v_{mi} = \frac{σ_{3}}{2} (\begin{matrix} 1 \\ 0 \end{matrix}) v_{mi} = \frac{1}{2} (\begin{matrix} 1 \\ 0 \end{matrix}) v_{mi}

$I_3 \begin{pmatrix} 1 \\ 0 \end{pmatrix} v_e = \frac{\sigma_3}{2} \begin{pmatrix} 1 \\ 0 \end{pmatrix} v_e = \frac{1}{2} \begin{pmatrix} 1 \\ 0 \end{pmatrix} v_e$

Igualmente $- \frac{1}{2}$ , para el campo de electrones $\begin{pmatrix} 0 \\ 1 \end{pmatrix} e$

Para $SU(3)$ las cosas son un poco más complicadas, porque tenemos dos generadores de cartas $\frac{1}{2} \lambda_3$ y $\frac{1}{2} \lambda_8$ (Con las matrices habituales de Gell-Mann $\lambda_i$ ). En consecuencia, cada campo está etiquetado con dos números.

Los valores propios de $\frac{1}{2} \lambda^3 = \frac{1}{2} \left( \begin{array}{ccc} 1 & 0 & 0 \\ 0 & -1 & 0 \\ 0 & 0 & 0 \end{array} \right)$ son $\pm \frac{1}{2}, 0$ .

Para $\lambda^8 = \frac{1}{2 \sqrt{3}} \left( \begin{array}{ccc} 1 & 0 & 0 \\ 0 & 1 & 0 \\ 0 & 0 & -2 \end{array} \right)$ los valores propios son $\frac{1}{2 \sqrt{3}}, \frac{1}{2 \sqrt{3}} , \frac{-1}{\sqrt{3}}$

Por lo tanto, si organizamos los fermiones de interacción fuerte en tripletes, de acuerdo con la base generada por los vectores propios de los generadores de cartan, podemos asignarles las siguientes etiquetas:

(\frac{1}{2}, \frac{1}{2 \sqrt{3}}) F o r (\begin{matrix} 1 \\ 0 \\ 0 \end{matrix}) F

$(\frac{1}{2} , \frac{1}{2 \sqrt{3}}) \mathrm{ \ for \ } \begin{pmatrix} 1 \\ 0 \\ 0 \end{pmatrix} f$

donde se suele definir rojo $:=(\frac{1}{2} , \frac{1}{2 \sqrt{3}})$

Análogo

(- \frac{1}{2}, \frac{1}{2 \sqrt{3}}) F o r (\begin{matrix} 0 \\ 1 \\ 0 \end{matrix}) F

$(-\frac{1}{2} , \frac{1}{2 \sqrt{3}}) \mathrm{ \ for \ } \begin{pmatrix} 0 \\ 1 \\ 0 \end{pmatrix} f$

por lo tanto azul $:=(\frac{-1}{2} , \frac{1}{2 \sqrt{3}})$ e igualmente verde $:=(0 , \frac{-1}{ \sqrt{3}})$ . La idea de color viene del hecho de que si sumamos los tres colores, es decir

(\begin{matrix} 1 \\ 1 \\ 1 \end{matrix}) F

$\begin{pmatrix} 1 \\ 1 \\ 1 \end{pmatrix} f$ , obtenemos un estado con carga cero (un estado incoloro), porque

λ_{3} (\begin{matrix} 1 \\ 1 \\ 1 \end{matrix}) = 0

$\lambda_3 \begin{pmatrix} 1 \\ 1 \\ 1 \end{pmatrix} = 0$ y

λ_{8} (\begin{matrix} 1 \\ 1 \\ 1 \end{matrix}) = 0

$\lambda_8 \begin{pmatrix} 1 \\ 1 \\ 1 \end{pmatrix} = 0$

que es análoga a la luz del sol, que contiene todos los colores de la luz, pero no obstante es incolora.

En contraste con $SU(2)$ , para $SU(3)$ las representaciones no son reales (la representación conjugada no es equivalente a la representación ordinaria) y por tanto podemos hablar de anticarga, aquí anticolor. Los estados correspondientes son por ejemplo

(\begin{matrix} 1 & 0 & 0 \end{matrix}) F

$\begin{pmatrix} 1 & 0 &0 \end{pmatrix} f$ para anti-rojo, con valor propio anti-rojo

:= (\frac{- 1}{2}, \frac{- 1}{2 \sqrt{3}})

$:=(\frac{-1}{2} , \frac{-1}{2 \sqrt{3}})$ . Donde el signo menos proviene de la conjugación compleja de los generadores y puede ser un poco confuso porque los físicos y los matemáticos definen los generadores de manera diferente. Sin embargo, no podemos olvidar que existe una

i

$i$ en el exponente, que los físicos factorizan para trabajar con generadores hermíticos (para obtener valores propios reales, porque los generadores se identifican con las cargas de Noether).

Ahora los gluones. Los gluones son los bosones de calibre de $SU(3)$ y la derivada covariante se lee

D_{m} = \partial_{m} - i gramo A_{m}

$D_\mu = \partial_\mu - i g A_\mu$ , con

A_{μ} = A_{μ}^{a} \frac{λ^{a}}{2}

$A_\mu = A_\mu^a \frac{ \lambda^a }{2}$ . De esta forma, los gluones son matrices, escritas en términos de los generadores, lo cual es necesario para hacer el Lagrangiano local.

S U (3)

$SU(3)$ invariante. Por tanto, los Gluones se transforman según la representación adjunta. (La representación adjunta es la representación del grupo en su propio espacio tangente en la identidad = el álgebra de Lie.

A_{μ} = A_{μ}^{a} \frac{λ^{a}}{2}

$A_\mu = A_\mu^a \frac{ \lambda^a }{2}$ es una expansión en términos de la base del álgebra de Lie = los generadores).

¿Qué sucede si un campo de gluones actúa sobre un campo de quarks? Por ejemplo, dejemos que el primer campo de gluones actúe sobre un quark rojo,

A_{m}^{1} \frac{λ^{1}}{2} (\begin{matrix} 1 \\ 0 \\ 0 \end{matrix}) q = A_{m}^{1} \frac{1}{2} (\begin{array}{ccc} 0 & 1 & 0 \\ 1 & 0 & 0 \\ 0 & 0 & 0 \end{array}) (\begin{matrix} 1 \\ 0 \\ 0 \end{matrix}) q = A_{m}^{1} \frac{1}{2} (\begin{matrix} 0 \\ 1 \\ 0 \end{matrix}) q

$A_\mu^1 \frac{ \lambda^1 }{2} \begin{pmatrix} 1 \\ 0 \\ 0 \end{pmatrix} q = A_\mu^1 \frac{ 1 }{2} \left( \begin{array}{ccc} 0 & 1 & 0 \\ 1 & 0 & 0 \\ 0 & 0 & 0 \end{array} \right) \begin{pmatrix} 1 \\ 0 \\ 0 \end{pmatrix} q = A_\mu^1 \frac{ 1 }{2} \begin{pmatrix} 0 \\ 1 \\ 0 \end{pmatrix} q$

Por lo tanto, el campo de gluones transformó el quark rojo en un quark azul. Del teorema de Noether sabemos que el color se conserva y podemos concluir que el primer gluón $A_\mu^1 \frac{ \lambda^1 }{2}$ debe llevar la carga de color anti-rojo|azul

Solo una corrección. La repetición bidimensional de $SU(2)$ no es real. Necesita números complejos pero es equivalente a su complejo conjugado: decimos que es pseudoreal o cuaterniónico.

Razón teórica grupal por la que los gluones llevan carga de color y carga anticolor

Jak

Motl de Luboš

Jak

Motl de Luboš

Motl de Luboš

Jak

Jak

Jak

Motl de Luboš

Jak

Respuestas (1)

Jak

Motl de Luboš

¿Por qué decimos que los gluones llevan carga de color?

¿Por qué los quarks y los gluones tienen color?

¿Cómo afecta el color de los quarks a la identidad de un hadrón?

¿Por qué SU(3)SU(3)SU(3) y no U(3)U(3)U(3)?

¿Cuántas bolas de pegamento hay?

¿Cómo (o cuándo) los gluones cambian el color de un quark?

Relación de estructura de color QCD [cerrado]

¿Existen gluones de color neutro?

Masas y tiempos de vida similares de los bariones ΔΔ\Delta

¿Por qué el grupo SU(4)SU(4)SU(4) no es adecuado para describir la simetría del color?