Resume3a.dvi

La supersym´etrie, l’instanton et la QCD sur r´eseau
School of Science and Engineering, Teikyo University, 320-8551 Japan.
R´esum´e
Les constituants fondamentaux des particules ´ ementaires sont les quarks et les gluons et leur dynamique est ecrite par la chromo-dynamique quantique (QCD). La QCD dans la r´ par le confinement et la brisure de la sym´ etrie chirale, l’instanton jouant un rˆ esultats contradictoires entre les simulations sur r´ eseau dans l’approximation ”quenched” et les calculs etrique et la dynamique de l’instanton.
ecrit par la chromo-dynamique quantique (QCD) qui est une extension de l’electro-dynamique quantique (QED), une th´ En QCD, les particules interagissant par ´ et bleu (les anti-particules anti-rouge, anti-vert et anti-bleu). La QCD dans la r´ ee par le confinement et la brisure de la sym´ hadrons stables ont une couleur neutre: un nucl´ on ne peut pas extraire un seul quark ou un seul anti-quark color´ e droite dans l’interaction entre quarks et gluons donne une massse au pion (π), le m´eson le plus l´eger qui interagit avec les nucl´eons.
eson eta (η) qui a les mˆemes nombres quantiques que le pion mais est plus par l’introduction d’une pseudo-particule l’instanton qui joint les vides diff´ L’explication de la dynamique des particules ´ energie est difficile, parce que l’interaction entre quark et gluon devient forte et le calcul perturbatif, qui est possible en QED, ne l’est plus en QCD.
N´ erifier le confinement de couleur en mesurant le ome, qui est une particule fictive mais qui compense les degr´ gluon, dans la jauge de Landau. La jauge de Landau est caract´ dimensionnelle (∂µAµ)2 = 0, (µ = x, y, z, t) o` u Aµ est le potentiel de la jauge [2]. Nous avons v´erifi´e ce crit`ere eseau sous l’approximation ”quenched”, i.e. en ignorant la cr´ eation et l’annihilation des paires quark a 80%, mais pas pleinement. En utilisant les configurations emes ”quenched” et ”unquenched” apparaissent aussi dans la constante QCD de couplage αs(q). En approximation ”quenched”, le couplage effectif de triple gluons [5] et celui de quark-gluon [6] en jauge de Landau sont supprim´ e en utilisant la configuration ”unquenched” du fermion de Kogut-Susskind (KS) diminue dans l’infrarouge [4] comme montr´ a la limite infrarouge, a le propagateur du gluon qui s’annule et le propagateur du fantˆ diverge. Le produit des deux donne le point fixe αs(0) ∼ 2.5 [7].
ee par (∂iAi)2 = 0 (i = x, y, z), les couplages effectifs de fantˆome-gluon es en utilisant la configuration ”unquenched” du ”domain wall fermion” (DWF) [9] et celle du fermion e dans l’infrarouge [8]. Le couplage quark-gluon du fermion de KS en jauge de erimentalement le couplage effectif quark-gluon peut ˆ turelle d’un proton et celle d’un neutron [12], et les donn´ ees co¨ıncident avec notre simulation QCD ”unquenched” Le couplage quark-gluon en jauge de Coulomb du fermion de DW (Fig. 2) [16] et le couplage fantˆ e en utilisant le fermion de KS (Fig. 1) [4] dans la r´ u c = 2.8GeV2 est un param`etre enologique qui est proportionnel au condensat A2 , en th´eorie d’expansion du produit d’op´erateur.
e ce condensat comme un effet de l’instanton [14]. Le meilleur accord avec les erimentales du couplage quark-gluon que du couplage fantˆ Figure 1: Le couplage αs(q) comme une fonctionde log10 q(GeV) du fermion de KS sur r´eseau fins effectif αs,g (q) du fermion de KS (points bleus) et du fermion de DW (carr´ rouge est la pQCD avec la contribution du condensat A2. La ligne tiret´ee verte est un ajustement sur la bution du condensat A2 . Les points rouges sont les ome de diverger dans l’infrarouge comme 1/q2, ce qui est compatible avec la eseau, et pas comme 1/q2(1+κ) avec κ = 0.5 − 0.59, ce qui ´etait suppos´e auparavant [17, 18].
efini en jauge de Landau, et il inclut la divergence infrarouge. Dans une th´ etrie des bosons comme les gluons et des fermions comme les quarks, on a e que les divergences infrarouges de zero-mode fermionique et zero-mode bosonique se compensent [19].
Dans les simulations de couplage quark-gluon en jauge de Landau ”unquenched”, les divergences infrarouges de zero-mode bosonique et fermionique se compensent et le couplage s’approche du point fixe infrarouge. Nousn’avons pas fait la simulation du syst` es la compensation des divergences bosonique et fermionique, esp´ par la dynamique des instantons, sont en accord avec l’exp´ En conclusion, nous avons clairement montr´ erement Michel Ollitrault, mon ancien camarade de chambre ` a KEK, l’Organisation pour la recherche a Tsukuba, et sur NEC-SX8 au YITP, l’Institute Yukawa de physique th´ e de Kyoto et au Centre Cybermedia de l’Universit´ References
[1] G. ’t Hooft, Phys. Rept 142 (1986), 357.
[2] T. Kugo and I. Ojima, Prog. Theor. Phys.(Kyoto) Suppl. 66(1979), 1 .
[3] C. Bernard et al., Phys. Rev. D58(1998), 014503, C. Aubin et al., Phys. Rev. D70 (2004) 094505.
[4] S. Furui and H. Nakajima, Few-Body Systems 40(2006) 101.
[5] Ph. Boucaud et al., JHEP 0304(2003), 005.
[6] J.I. Skullerud, Nucl. Phys. Proc. Suppl. 63(1998), 242.
[7] J.C.R. Bloch, Few-Body Systems 33(2003) 111.
[8] S. Furui and H. Nakajima, PoS Lattice2007 (2007) 301.
[9] C. Allton et al., Phys. Rev. D76(2007) 014504 ; arXiv:hep-lat/0701013.
[10] S. Furui and H. Nakajima, Phys. Rev. D73(2006),074503.
[11] S. Furui, PoS Lattice2008 (2008) 130 : arXiv:0808.1796 [hep-lat]
[12] A. Deur, V. Burkert, J.P. Chen and W. Korsch, Phys. Lett. B650 (2006) 244.
[13] S. Furui, arXiv:0801.0325 [hep-lat].
[14] Ph. Boucaud et al., Phys. Rev. D66(2002) , 034504.
[15] S. Furui, Prog. Theor. Phys.(Kyoto)119(2008), 149
[16] S.Furui, arXiv:0805.0680 [hep-lat] `
a paraitre en Few-Body Systems (2008).
[17] D. Dudal et al., Phys. Rev. D78(2008),065047 et les bibliographies l`a-dedans.
[18] Ph. Boucaud et al., arXiv:0801.2721 [hep-ph].
[19] A. D’Adda and P. Di Veccia, Phys. Lett. B73 (1978), 162.

Source: http://albert.umb.teikyo-u.ac.jp/furui_lab/resume3a.pdf