Физическая энциклопедия Том 4 - Порохов А.М.
Скачать (прямая ссылка):
Важную роль в КХД играет спонтанное нарушение симметрии. Из-за усиления взаимодействия на больших расстояниях нарушается присущая лагранжиану КХД приближённая масштабная инвариантность. При этом возникает характерная шкала С. в. ~ 200 МэВ (соответствующая расстояниям-"-IO-13 см), о наличии к-рой свидетельствует появление ненулевого вакуумного среднего от следа тензора энергии-импульса глюонного поля. Др. словами, вакуум КХД (т. е. оси. состояние системы сильно взаимодействующих полей) населён флуктуирующими глюонными полями и имеет ненулевую (отрицательную) плотность энергии є и избыточное давление р ио сравнению с «наивным» вакуумом теории возмущений. Согласно существующим оценкам, є = —р х «— 0,5 ГэВ/{10~13 см)3. Характер вакуумных флуктуаций остаётся не вполне ясным; возможно, что существ, роль здесь играют инстантоны. Споитаиио нарушается также присущая лагранжиану КХД приближённая киральиая симметрия, о чём свидетельствует появление ненулевых вакуумных средних от скалярных комбинаций, составленных из кварковых полей (кварковый вакуумный конденсат). Др. словами, вакуум КХД населён также кварк-антикварковыми парами, дающими
дополнит, отрицат. вклад в плотность энергии. Считается, что вследствие спонтанного нарушения симметрии кварки-квазичастицы, входищие в состав типичных адронов, приобретают значит, эфф. массу порядка 300—350 МэВ (т. и. конституентные кварки). Последоват. теория спонтанного нарушения симметрии в рам-иах КХД пока ие разработана.
Фигурирующие в КХД асимптотически свободная (на малых расстояниях) и удерживающая (иа больших расстояниях) фазы кварк-глюонной материи должны проявляться ие только тогда, когда исследуется отклик системы на малых и больших масштабах, но и иак её возможные макроскопич. состояния: предполагается, что при достаточно большой плотности барионов или при достаточно высокой темп-ре происходит образование кварк-глюонной плазмы, в к-рой кварки и глюоны взаимодействуют сравнительно слабо (так что вычисления можио проводить по теории возмущений). Ожидается, что необходимая для этого плотность энергии всего в неск. раз превышает ядерную плотность, что примерно соответствует плотности энергии внутри типичного адрона. Помимо раиией Вселенной в первые IO-5-IO-4 с её эволюции (см. Космология) и, возможно, внутр. части нейтронных звёзд новое состояние материи могло бы образоваться при соударении тяжёлых ультрареля-тивистских ионов. Ведутся соответствующие эксперименты с целью получения и идентификации кварк-глюонной плазмы в лаб. условиях.
Имеются все основания считать, что качеств, физ. элементы микроскопич. теории С. в. установлены. Теория взаимодействий на малых расстояниях хорошо разработана. Что же касается С. в. на больших расстояниях, то их количеств, теория пока ие создана. Это относится, в частности, к механизму удержания кварков в адронах. Определ. надежды возлагаются здесь на прямые численные расчёты с помощью ЭВМ, в к-рых 4-мериый континуум пространства-времени заменяется набором точек дискретной решётки и иепосредствеиио вычисляются квантовые средние наблюдаемых физ. величин (см. Решётки метод в КТП).
JIum.: Иден Р., Соударения элементарных частиц при высоких энергиях, пер. с англ., М., 1970; Токи в физике адронов, пер. с англ., М., 1976; Андреев И. В., Хромодинамика и жесткие процессы при высоких энергиях, М., 1981; Окунь JI. Б., Физика элементарных частиц, 2 изд., М., 1988; Индурайн Ф., Квантовая хромодинамика, пер. с англ., М., 1986. И. В. Андреев.
СИЛЬНОЛЕГЙРОВАННЫЙ ПОЛУПРОВОДНИК —
кристаллич. полупроводник, в к-ром примесные атомы (ионы) хаотически распределены в решётке, а их концентрация N превышает нек-рую критич. концентрацию Nkр. С. п. представляет собой неупорядоченную систему примесей внутри упорядоченной монокристал-лнч. полупроводниковой матрицы.
При слабом легировании (см. Легирование полупроводников) примесные атомы можно считать изолированными друг от друга. Волновые ф-ции электронов и силовые ноля U соседних примесных атомов (куло-новские для заряж. примесей — ионов, упругие — для нейтральных атомов) не перекрываются (рис. 1, а).
1« /р‘
.^v.
>
а б
Рис. 1. Зависимость плотности примесных состояний р от их энергия S ила слаболегированного полупроводника (а); при среднем уровне легирования (б); при сильном легировании (в).
СИЛЬНОЛЕГИРОВАННЫЙ
СИЛЬНОТОЧНЫЕ
Количественно условие слабого легирования выполняется при соблюдении неравенств:
Г»°Б> (1)
Г»г0. (2)
Здесь г = iV-1/3 — ср. расстояние между соседними примесными атомами, ае — боровский радиус примесного атома в кристалле, г0 ~ радиус экранирования ку-лоновского потенциала примесного иона электрич. полем противоположно заряженных свободных носителей заряда. Неравенство (1) определяет отсутствие перекрытии волновых ф-ций электронов, неравенство
(2) — силовых полей соседних атомов примеси:
U =(е2/ег)ехр(—r/r0).
r0=(zkT /4n«oea)V*, г0—2~г(л1Ъ)1!*{гЬгп^ /3/ ‘ ,
(3)
Здесь е — диэлектрич. проницаемость кристалла. Величина г0 зависит от концентрации свободных носителей заряда п0, т. е. от концентрации примесей N. Для случаев невырожденного и полностью вырожденного газа носителей заряда соответственно
