Aplicaciones de cuantificación del frente de luz

La cuantización del frente de luz ^{[ 1 ] [ 2 ] [ 3 ]} de las teorías cuánticas de campos proporciona una alternativa útil a la cuantización ordinaria de tiempo igual . En particular, puede conducir a una descripción relativista de sistemas ligados en términos de funciones de onda cuántico-mecánicas . La cuantización se basa en la elección de coordenadas del frente de luz, ^{[ 4 ]} donde${\displaystyle x^{+}\equiv ct+z}$desempeña el papel del tiempo y la coordenada espacial correspondiente es${\displaystyle x^{-}\equiv ct-z}$. Aquí,${\displaystyle t}$es el tiempo ordinario,${\displaystyle z}$es una coordenada cartesiana y${\displaystyle c}$es la velocidad de la luz . Las otras dos coordenadas cartesianas,${\displaystyle x}$y${\displaystyle y}$, permanecen intactas y a menudo se denominan transversales o perpendiculares, denotadas por símbolos del tipo${\displaystyle {\vec {x}}_{\perp }=(x,y)}$. La elección del marco de referencia donde el tiempo${\displaystyle t}$y${\displaystyle z}$Los ejes se definen y pueden dejarse sin especificar en una teoría relativista exactamente soluble, pero en cálculos prácticos algunas opciones pueden ser más adecuadas que otras. El formalismo básico se discute en otra parte .

Esta técnica tiene numerosas aplicaciones, algunas de las cuales se describen a continuación. Básicamente, el análisis de cualquier sistema cuántico relativista puede beneficiarse del uso de coordenadas del frente de luz y de la cuantización asociada de la teoría que rige el sistema.

La técnica del frente de luz fue introducida en la física nuclear por los trabajos pioneros de Frankfurt y Strikman. ^{[ 5 ] [ 6 ]} El énfasis se puso en el uso de las variables cinemáticas correctas (y las simplificaciones correspondientes) para realizar tratamientos correctos de las reacciones nucleares de alta energía. Esta subsección se centra solo en algunos ejemplos.

Los cálculos de dispersión inelástica profunda de núcleos requieren el conocimiento de las funciones de distribución de nucleones dentro del núcleo. Estas funciones dan la probabilidad de que un nucleón con momento${\displaystyle p}$lleva una fracción determinada${\displaystyle y}$del componente positivo del momento nuclear,${\displaystyle P}$,${\displaystyle y=p^{+}/P^{+}}$.

Las funciones de onda nucleares se han determinado mejor utilizando el marco de tiempo igual. Por lo tanto, parece razonable considerar si se podrían recalcular utilizando el formalismo del frente ligero. Existen varios problemas básicos de estructura nuclear que deben abordarse para establecer que cualquier método dado funcione. Es necesario calcular la función de onda del deuterón, resolver la teoría de campo medio ( modelo básico de capas nucleares ) para materia nuclear infinita y para núcleos de tamaño finito, y mejorar la teoría de campo medio incluyendo los efectos de las correlaciones nucleón-nucleón. Gran parte de la física nuclear se basa en la invariancia rotacional , pero la invariancia rotacional manifiesta se pierde en el tratamiento del frente ligero. Por lo tanto, recuperar la invariancia rotacional es muy importante para las aplicaciones nucleares.

Se ha abordado la versión más simple de cada problema. Cooke y Miller realizaron un tratamiento del frente de luz del deuterón, ^{[ 7 ] [ 8 ]} haciendo hincapié en la recuperación de la invariancia rotacional. ^{[ 9 ]} Blunden et al. ^{[ 10 ] [ 11 ] [ 12 ] abordaron la teoría de campo medio para núcleos finitos. [ 13 ] [} 14 ] La materia nuclear infinita se trató dentro de la teoría de campo medio ^{[ 13 ] [ 14 ]} e incluyendo también correlaciones. ^{[ 15 ] [ 16 ]} Miller y Smith realizaron aplicaciones a la dispersión inelástica profunda. ^{[ 17 ] [ 18 ] [ 19 ]} La principal conclusión física es que el efecto EMC (modificación nuclear de las funciones de distribución de quarks) no puede explicarse dentro del marco de la física nuclear convencional. Se necesitan efectos de quarks. La mayoría de estos desarrollos se discuten en una revisión de Miller. ^{[ 20 ]}

Existe una nueva apreciación de que la física de interacción de estado inicial y final, que no es intrínseca a las funciones de onda del frente de luz hadrónico o nuclear, debe abordarse para comprender fenómenos tales como asimetrías de espín único, procesos difractivos y sombreado nuclear. ^{[ 21 ]} Esto motiva extender LFQCD a la teoría de reacciones e investigar colisiones de hadrones de alta energía . La teoría de dispersión estándar en marcos hamiltonianos puede proporcionar una guía valiosa para desarrollar un análisis basado en LFQCD de reacciones de alta energía.

Una de las áreas de aplicación más importantes del formalismo del cono de luz son los procesos hadrónicos exclusivos. Los "procesos exclusivos" son reacciones de dispersión en las que se miden y, por lo tanto, se especifican completamente las cinemáticas de las partículas del estado inicial y final; esto contrasta con las reacciones "inclusivas", donde una o más partículas en el estado final no se observan directamente. Ejemplos primordiales son los factores de forma elásticos e inelásticos medidos en los procesos de dispersión leptón-hadrón exclusivos, tales como:${\displaystyle ep\to e^{\prime }p^{\prime }.}$En los procesos exclusivos inelásticos, los hadrones iniciales y finales pueden ser diferentes, como por ejemplo:${\displaystyle ep\to e^{\prime }\Delta ^{+}}$Otros ejemplos de reacciones exclusivas son la dispersión Compton.${\displaystyle \gamma p\to \gamma ^{\prime }p^{\prime }}$, fotoproducción de piones${\displaystyle \gamma p\to \pi ^{+}n}$y la dispersión elástica de hadrones, como${\displaystyle \pi ^{+}p\to {\pi ^{+}}^{\prime }p^{\prime }}$Los "procesos exclusivos duros" se refieren a reacciones en las que al menos un hadrón se dispersa en ángulos grandes con un cambio significativo en su momento transversal.

Los procesos exclusivos proporcionan una ventana a la estructura de estados ligados de los hadrones en QCD, así como a los procesos fundamentales que controlan la dinámica de los hadrones a nivel de amplitud. El cálculo natural para describir la estructura de estados ligados de sistemas compuestos relativistas, necesario para describir amplitudes exclusivas, es la expansión de Fock en el cono de luz, que codifica las correlaciones multiquark, gluónicas y de color de un hadrón en términos de funciones de onda independientes del marco. En procesos exclusivos duros, en los que los hadrones reciben una gran transferencia de momento , la QCD perturbativa conduce a teoremas de factorización ^{[ 22 ]} que separan la física de la estructura de estados ligados hadrónicos de la de las reacciones de dispersión dura de quarks y gluónicas relevantes que subyacen a estas reacciones. En torsión principal, la física de estados ligados se codifica en términos de "amplitudes de distribución" universales, ^{[ 23 ]} las cantidades teóricas fundamentales que describen la subestructura de quarks de valencia de los hadrones, así como de los núcleos. Los métodos no perturbativos, como AdS/QCD, los métodos de Bethe-Salpeter, la cuantización discretizada del cono de luz y los métodos de red transversal, ahora proporcionan predicciones no perturbativas para la amplitud de distribución del pión. Una característica básica del formalismo de la teoría de gauge es la transparencia de color , ^{[ 24 ]} la ausencia de interacciones de estado inicial y final de estados singlete de color compactos que se mueven rápidamente. Otras aplicaciones del análisis de factorización exclusiva incluyen la semileptónica${\displaystyle B}$Desintegraciones de mesones y dispersión Compton virtual profunda , así como efectos dinámicos de torsión superior en reacciones inclusivas. Los procesos exclusivos imponen importantes restricciones a las funciones de onda del frente de luz de los hadrones en términos de sus grados de libertad de quarks y gluones, así como a la composición de los núcleos en términos de sus grados de libertad de nucleones y mesónicos.

Los factores de forma medidos en la reacción exclusiva${\displaystyle eH\to eH^{\prime }}$codifican las desviaciones de la unidad de la amplitud de dispersión debidas a la composición del hadrón. Los factores de forma hadrónicos disminuyen monótonamente con la transferencia de momento espacial, ya que la amplitud para que el hadrón permanezca intacto disminuye continuamente. También se puede distinguir experimentalmente si la orientación del espín (helicidad) de un hadrón como el protón de espín 1/2 cambia durante la dispersión o permanece igual, como en los factores de forma de Pauli (con inversión de espín) y Dirac (conservación de espín).

Los factores de forma electromagnéticos de los hadrones vienen dados por elementos de matriz de la corriente electromagnética, tales como:${\displaystyle F_{H}(q^{2})=<H^{\prime }(p+q)|j^{+}|H(p)>}$dónde${\displaystyle q^{\mu }}$es el cuadrivector de momento del fotón virtual intercambiado y${\displaystyle |H(p)>}$es el autoestado para hadrón${\displaystyle H}$con cuatro impulsos${\displaystyle p^{\mu }}$. Es conveniente elegir el marco frontal claro donde${\displaystyle q^{+}=0,q_{\perp }=Q,q^{-}={\frac {2q\cdot p}{P^{+}}}}$con${\displaystyle q_{\perp }^{2}=Q^{2}=-q^{2}.}$Los factores de forma elásticos e inelásticos pueden expresarse entonces ^{[ 25 ]} como superposiciones integradas de las funciones de onda de los autoestados de Fock del frente de luz.${\displaystyle \Psi _{H}(x_{i},{\vec {k}}_{\perp },\lambda _{i})}$y${\displaystyle \Psi _{H}(x_{i},{\vec {k}}_{\perp }^{\prime },\lambda _{i})}$de los hadrones en estado inicial y final, respectivamente.${\displaystyle x}$del quark golpeado no cambia, y${\displaystyle k_{\perp }^{\prime }={\vec {k}}_{\perp }+(1-x_{i}){\vec {q}}_{\perp }}$. Los quarks no impactados (espectadores) tienen${\displaystyle {\vec {k}}_{\perp }^{\prime }={\vec {k}}_{\perp }-x_{1}{\vec {q}}_{\perp }}$El resultado de la convolución da el factor de forma exactamente para toda transferencia de momento cuando se suma sobre todos los estados de Fock del hadrón. La elección del marco${\displaystyle q^{+}=0}$Se elige porque elimina las contribuciones fuera de la diagonal donde difiere el número de partículas del estado inicial y final; fue descubierto originalmente por Drell y Yan ^{[ 26 ]} y por West. ^{[ 27 ]} La ​​formulación rigurosa en términos de funciones de onda del frente de luz la dan Brodsky y Drell. ^{[ 25 ]}

Las funciones de onda del frente de luz son independientes del marco, a diferencia de las funciones de onda de forma instantánea ordinarias que necesitan ser impulsadas desde${\displaystyle p}$a${\displaystyle p+q}$, un problema dinámico difícil, como lo enfatizó Dirac. Peor aún, se deben incluir contribuciones al elemento de matriz actual donde el fotón externo interactúa con corrientes conectadas que surgen de fluctuaciones del vacío para obtener el resultado correcto independiente del marco. Tales contribuciones del vacío no surgen en el formalismo del frente de luz, porque todas las líneas físicas tienen positivo${\displaystyle k^{+}}$; el vacío solo tiene${\displaystyle k^{+}=0}$, y${\displaystyle +}$El momento lineal se conserva.

En transferencias de momento grandes, los factores de forma que conservan la helicidad elástica disminuyen a medida que la potencia nominal${\displaystyle F_{H}(Q^{2})\propto \left({\frac {1}{Q^{2}}}\right)^{n-1}}$dónde${\displaystyle n}$es el número mínimo de constituyentes. ^{[ 28 ] [ 29 ] [ 30 ]} Por ejemplo,${\displaystyle n=3}$para el estado de Fock de tres quarks del protón. Esta "regla de conteo de quarks" o "regla de conteo dimensional" es válida para teorías como la QCD, en la que las interacciones en el lagrangiano son invariantes de escala ( conformes ). Este resultado es consecuencia del hecho de que los factores de forma a grandes transferencias de momento están controlados por el comportamiento a corta distancia de la función de onda del hadrón, que a su vez está controlado por la "torsión" (dimensión - espín) del operador interpolador principal que puede crear el hadrón a separación cero de los constituyentes. La regla puede generalizarse para dar la ley de potencias de los factores de forma inelásticos y los factores de forma en los que el espín del hadrón cambia entre los estados inicial y final. Puede derivarse de forma no perturbativa utilizando la dualidad teoría de gauge/cuerdas ^{[ 31 ]} y con correcciones logarítmicas de la QCD perturbativa. ^{[ 22 ]}

En el caso de amplitudes de dispersión elástica, como${\displaystyle K^{+}p\to K^{+}p}$, el mecanismo físico dominante en la transferencia de momento grande es el intercambio de la${\displaystyle u}$quark entre el${\displaystyle K^{+}(u{\bar {s}})}$kaón y el protón${\displaystyle (uud)}$. ^{[ 32 ]} Esta amplitud puede escribirse como una convolución de las cuatro funciones de onda del estado de Fock de valencia del frente de luz inicial y final. Es conveniente expresar la amplitud en términos de variables de Mandelstam , ^{[ 33 ]} donde, para una reacción${\displaystyle A+B\to C+D}$con momentos${\displaystyle P_{X}}$, las variables son${\displaystyle s=(P_{A}+P_{B})^{2}=E_{CM}^{2},t=(P_{D}+P_{B})^{2},u=(P_{A}-P_{D})^{2}}$. La amplitud de "intercambio de quarks" resultante tiene la forma principal${\displaystyle M\propto {\frac {1}{ut^{2}}}}$lo cual concuerda bien con la dependencia angular y la disminución de la amplitud según una ley de potencias con la transferencia de momento.${\displaystyle p_{T}^{2}={\frac {tu}{s}}}$en un ángulo CM fijo${\displaystyle \cos \theta _{CM}={\frac {t-u}{2s}}}$. El${\displaystyle {\frac {1}{u}}}$comportamiento de la amplitud, con transferencia de momento al cuadrado fija pero grande${\displaystyle t}$, muestra que la intersección de las amplitudes de Regge${\displaystyle u^{\alpha }(t)\to -1}$en general negativo${\displaystyle t}$. ^{[ 34 ]} La ley de potencia nominal${\displaystyle s^{-8}}$caída de la sección transversal de dispersión exclusiva dura resultante para${\displaystyle K^{+}p\to K^{+}p}$En un ángulo CM fijo, es consistente con la regla de conteo dimensional para la dispersión elástica dura.${\displaystyle {\frac {d\sigma }{dt}}(A+B\to C+D)\propto {\frac {F(\theta _{CM}}{s^{n_{A}+n_{B}+n_{C}+n_{D}-2}}}}$, dónde${\displaystyle n_{A}}$es el número mínimo de constituyentes.

De manera más general, la amplitud para una reacción exclusiva dura en QCD puede factorizarse ^{[ 22 ]} en potencia principal como un producto de la amplitud de dispersión de quarks del subproceso de dispersión dura.${\displaystyle T}$donde cada hadrón es reemplazado por sus quarks de valencia constituyentes o gluones, con sus respectivos momentos en el frente de luz.${\displaystyle k^{+}=x_{i}P^{+}}$,${\displaystyle {\vec {k}}_{\perp }=x_{i}{\vec {P}}_{\perp }}$convolucionado con la "amplitud de distribución"${\displaystyle \phi _{H}(x_{i},Q)}$para cada hadrón inicial y final. ^{[ 23 ]} La amplitud de dispersión dura se puede calcular sistemáticamente en QCD perturbativa a partir de las interacciones fundamentales de quarks y gluones de QCD. Este procedimiento de factorización se puede llevar a cabo sistemáticamente ya que el acoplamiento efectivo de QCD es constante.${\displaystyle \alpha _{s}(q^{2})}$se vuelve pequeño a altas transferencias de momento, debido a la propiedad de libertad asintótica de la QCD.

La física de cada hadrón entra en juego a través de sus amplitudes de distribución.${\displaystyle \phi _{H}(x_{i},Q)}$, que especifica la partición de los momentos del frente de luz de los constituyentes de valencia${\displaystyle x_{i}={\frac {k_{i}^{+}}{P^{+}}}}$Se da en calibre de cono de luz${\displaystyle A^{+}=0}$como${\displaystyle \Pi _{i}\int ^{Q}d^{2}{\vec {k}}_{\perp i}\psi _{H}(x_{i},{\vec {k}}_{\perp i})}$, la integral de la función de onda del frente de luz de valencia sobre el cuadrado del momento transversal interno${\displaystyle k_{\perp }^{2}<Q^{2}}$; el límite superior${\displaystyle Q^{2}}$es el momento transversal característico en la reacción exclusiva. La evolución logarítmica de la amplitud de distribución en${\displaystyle \log Q^{2}}$se da rigurosamente en QCD perturbativa mediante la ecuación de evolución ERBL. ^{[ 23 ] [ 35 ]} Los resultados también son consistentes con principios generales como el grupo de renormalización. El comportamiento asintótico de la distribución como${\displaystyle \phi _{\pi }\to {\sqrt {3}}f_{\pi }x(1-x)}$dónde${\displaystyle f_{\pi }}$es la constante de desintegración medida en la desintegración del pión${\displaystyle \pi ^{+}\to W^{*}\to \mu ^{+}\nu _{\mu }}$También se puede determinar a partir de primeros principios. La forma no perturbativa de la función de onda del frente de luz del hadrón y la amplitud de distribución se pueden determinar a partir de AdS/QCD utilizando holografía del frente de luz . ^{[ 36 ] [ 37 ] [ 38 ] [ 39 ] [ 40 ]} La amplitud de distribución del deuterón tiene cinco componentes que corresponden a las cinco combinaciones diferentes de singletes de color de seis quarks tripletes de color, de las cuales solo una es el producto estándar de la física nuclear.${\displaystyle d\to np}$de dos singletes de color. Obedece a un${\displaystyle 5\times 5}$ecuación de evolución ^{[ 41 ]} que conduce a una ponderación igual de los cinco componentes de la función de onda del frente de luz del deuterón en${\displaystyle Q^{2}\to \infty .}$Los nuevos grados de libertad se denominan "color oculto". ^{[ 41 ] [ 42 ] [ 43 ]} Cada hadrón emitido a partir de una reacción exclusiva dura emerge con un momento alto y un tamaño transversal pequeño. Una característica fundamental de la teoría de gauge es que los gluones blandos se desacoplan del pequeño momento dipolar de color de las configuraciones compactas y rápidas de la función de onda singlete de color de los hadrones incidentes y del estado final. Las configuraciones singlete de color transversalmente compactas pueden persistir a lo largo de una distancia de orden${\displaystyle E_{\rm {lab}}/Q^{2}}$, la longitud de coherencia de Ioffe. Por lo tanto, si estudiamos procesos cuasi elásticos duros en un blanco nuclear, los hadrones salientes y entrantes tendrán una absorción mínima, un fenómeno novedoso llamado " transparencia de color ". ^{[ 24 ] [ 44 ]} Esto implica que la dispersión hadrón-nucleón cuasi elástica a una gran transferencia de momento puede ocurrir aditivamente en todos los nucleones de un núcleo con una atenuación mínima debido a interacciones elásticas o inelásticas del estado final en el núcleo, es decir, el núcleo se vuelve transparente. En contraste, en la dispersión de Glauber convencional, se predice una atenuación del estado inicial y final casi independiente de la energía. La transparencia de color se ha verificado en muchos experimentos exclusivos de dispersión dura, particularmente en el experimento de dijet difractivo ^{[ 45 ]}${\displaystyle \pi A\to JetJetA^{\prime }}$en Fermilab. Este experimento también proporciona una medición de la función de onda de valencia del frente de luz del pión a partir de la observación${\displaystyle x}$y la dependencia del momento transversal de los dijets producidos. ^{[ 46 ]}

Uno de los avances recientes más interesantes en física de hadrones ha sido la aplicación a QCD de una rama de la teoría de cuerdas, la teoría de campos conformes/anti-de Sitter ( AdS/CFT ). ^{[ 47 ]} Aunque QCD no es una teoría de campos conformemente invariante, se puede usar la representación matemática del grupo conforme en el espacio anti-de Sitter de cinco dimensiones para construir una primera aproximación analítica a la teoría. El modelo resultante, ^{[ 36 ] [ 37 ] [ 38 ] [ 39 ] [ 40 ] [ 48 ]} llamado AdS/QCD, da predicciones precisas para la espectroscopia de hadrones y una descripción de la estructura de quarks de mesones y bariones que tiene invariancia de escala y conteo dimensional a distancias cortas, junto con confinamiento de color a grandes distancias.

La "holografía de frente de luz" se refiere al hecho notable de que la dinámica en el espacio AdS en cinco dimensiones es dual a una aproximación semiclasica de la teoría hamiltoniana en física.${\displaystyle 3+1}$El espacio-tiempo se cuantifica en un tiempo fijo del frente de luz. Sorprendentemente, existe una correspondencia exacta entre la coordenada de quinta dimensión del espacio AdS y una variable de impacto específica.${\displaystyle \zeta _{\perp }^{2}=b_{\perp }^{2}x(1-x)}$que mide la separación física de los constituyentes de quarks dentro del hadrón en un tiempo fijo del cono de luz.${\displaystyle \tau }$y es conjugado al cuadrado de la masa invariante${\displaystyle {M_{q{\bar {q}}}^{2}}}$Esta conexión permite calcular la forma analítica de las funciones de onda simplificadas del frente de luz, independientes del marco de referencia, para mesones y bariones que codifican propiedades hadrónicas y permiten el cálculo de amplitudes de dispersión exclusivas.

En el caso de los mesones, las funciones de onda del estado de Fock de valencia de${\displaystyle H_{LF}}$para masa de quark cero satisface una ecuación de movimiento relativista de una sola variable en la variable invariante.${\displaystyle \zeta ^{2}=b_{\perp }^{2}x(1-x)}$, que es conjugado al cuadrado de la masa invariante${\displaystyle {M_{q{\bar {q}}}^{2}}}$. El potencial de confinamiento efectivo${\displaystyle U(\zeta ^{2})}$En esta ecuación de Schrödinger de cono de luz, independiente del marco de referencia, se incorporan sistemáticamente los efectos de los estados de Fock de quarks y gluones superiores. Sorprendentemente, el potencial presenta una forma única de potencial de oscilador armónico si se requiere que la acción de la cromodinámica cuántica quiral permanezca invariante conforme. El resultado es una ecuación de onda cuántica relativista no perturbativa de cono de luz que incorpora el confinamiento de color y otras características espectroscópicas y dinámicas esenciales de la física hadrónica.

Estos recientes avances en relación con la dualidad AdS/CFT proporcionan nuevas perspectivas sobre las funciones de onda del frente de luz, que pueden constituir las primeras aproximaciones a las soluciones completas que se buscan en LFQCD, y pueden considerarse como un paso en la construcción de un conjunto de bases del espacio de Fock con motivación física para diagonalizar el hamiltoniano de LFQCD, como en el método de cuantización del frente de luz de base (BLFQ).

Un problema importante aún sin resolver en la física teórica es que la mayoría de las teorías cuánticas de campos predicen un valor enorme para el vacío cuántico . Estos argumentos suelen basarse en el análisis dimensional y la teoría de campos efectiva . Si el universo se describe mediante una teoría de campos cuánticos local efectiva hasta la escala de Planck , entonces esperaríamos una constante cosmológica del orden de${\displaystyle M_{\rm {pl}}^{4}}$Como se indicó anteriormente, la constante cosmológica medida es menor que esta por un factor de 10⁻¹²⁰ ^. Esta discrepancia ha sido calificada como "¡la peor predicción teórica en la historia de la física!". ^{[ 49 ]}

Una posible solución la ofrece la cuantización del frente de luz , una alternativa rigurosa al método habitual de segunda cuantización . Las fluctuaciones del vacío no aparecen en el estado de vacío del frente de luz . ^{[ 50 ] [ 51 ]} Esta ausencia significa que no hay contribución de QED , interacciones débiles y QCD a la constante cosmológica, que por lo tanto se predice que es cero en un espacio-tiempo plano . ^{[ 52 ]} El pequeño valor no nulo medido de la constante cosmológica podría originarse, por ejemplo, de una ligera curvatura de la forma del universo (que no se excluye dentro del 0,4 % (a partir de 2017) ^{[ 53 ] [ 54 ] [ 55 ]} ) ya que un espacio curvo podría modificar el modo cero del campo de Higgs , produciendo así posiblemente una contribución no nula a la constante cosmológica.

Las instalaciones láser de alta intensidad ofrecen perspectivas para medir directamente procesos previamente no observados en QED, como la birrefringencia del vacío , la dispersión fotón-fotón y, aún en un futuro lejano, la producción de pares de Schwinger . Además, los experimentos de "luz que atraviesa paredes" pueden explorar la frontera de baja energía de la física de partículas y buscar partículas más allá del modelo estándar. Estas posibilidades han generado gran interés en las propiedades de las teorías cuánticas de campos, en particular QED, en campos de fondo que describen fuentes de luz intensas, ^{[ 56 ] [ 57 ]} y algunas de las predicciones fundamentales de la teoría se han verificado experimentalmente. ^{[ 58 ]}

A pesar de que la teoría básica de la QED de campo intenso se desarrolló hace más de 40 años, hasta hace poco persistían varias ambigüedades teóricas que pueden atribuirse, en parte, al uso de la forma instantánea en una teoría que, debido al fondo láser, distingue naturalmente las direcciones similares a la luz. Por lo tanto, la cuantización del frente de luz es un enfoque natural para la física en campos láser intensos. El uso de la forma del frente en la QED de campo intenso ^{[ 59 ]} ha proporcionado respuestas a varias preguntas de larga data, como la naturaleza de la masa efectiva en un pulso láser, la estructura de polos del propagador con fondo y los orígenes de la reacción de radiación clásica dentro de la QED.

Combinado con enfoques no perturbativos como la «cuantización del frente de luz de base dependiente del tiempo», ^{[ 60 ] [ 61 ]} que está específicamente dirigida a problemas dependientes del tiempo en la teoría de campos, la forma del frente promete proporcionar una mejor comprensión de la QED en campos externos. Estas investigaciones también sentarán las bases para comprender la física de la QCD en campos magnéticos fuertes en, por ejemplo, RHIC .

La cromodinámica cuántica (QCD), la teoría de las interacciones fuertes, forma parte del Modelo Estándar de partículas elementales, que también incluye, además de la QCD, la teoría de las interacciones electrodébiles (EW) . Dada la diferencia en la intensidad de estas interacciones, las interacciones EW pueden tratarse como una perturbación en sistemas compuestos por hadrones, las partículas compuestas que responden a las interacciones fuertes. La teoría de perturbaciones también tiene cabida en la QCD, pero solo para valores elevados de la energía o el momento transferidos, donde exhibe la propiedad de libertad asintótica. El campo de la QCD perturbativa está bien desarrollado y se han descrito muchos fenómenos mediante ella, como la factorización, las distribuciones de partones, las asimetrías de espín simple y los jets. Sin embargo, para valores bajos de la transferencia de energía y momento, la interacción fuerte debe tratarse de forma no perturbativa, ya que la intensidad de la interacción aumenta considerablemente y no se puede ignorar el confinamiento de quarks y gluones, como componentes partónicas de los hadrones. En este régimen de interacción fuerte, existe una gran cantidad de datos que esperan ser explicados mediante cálculos derivados directamente de la teoría subyacente. Como una aplicación destacada del enfoque ab initio de la cromodinámica cuántica (QCD), numerosos programas experimentales extensos miden directamente, o dependen del conocimiento de, las distribuciones de probabilidad de los componentes de quarks y gluones de los hadrones.

Tres enfoques han producido un éxito considerable en el área de acoplamiento fuerte hasta el presente. Primero, se han formulado y aplicado con éxito modelos hadrónicos. ^{[ 62 ] [ 63 ] [ 64 ] [ 65 ] [ 66 ] [ 67 ] [ 68 ] [ 69 ] [ 70 ]} Este éxito a veces se obtiene a costa de introducir parámetros que necesitan ser identificados cuantitativamente. Por ejemplo, el hamiltoniano de cuerda relativista ^{[ 71 ]} depende de las masas de quarks actuales, la tensión de cuerda y un parámetro correspondiente a${\displaystyle \Lambda _{\rm {QCD}}}$El segundo método, QCD reticular, ^{[ 72 ] [ 73 ] [ 74 ]} es un enfoque ab initio directamente vinculado al lagrangiano de QCD. Basado en una formulación euclidiana , QCD reticular proporciona una estimación de la integral de trayectoria de QCD y abre el acceso a propiedades hadrónicas de baja energía como las masas. Aunque QCD reticular puede estimar algunos observables directamente, no proporciona las funciones de onda que son necesarias para la descripción de la estructura y dinámica de los hadrones. El tercero es el enfoque de Dyson-Schwinger. ^{[ 75 ] [ 76 ] [ 77 ] [ 78 ]} También está formulado en el espacio-tiempo euclidiano y emplea modelos para funciones de vértice.

El enfoque hamiltoniano de cono de luz es un cuarto enfoque que, a diferencia de los enfoques de red y Dyson-Schwinger, se desarrolla en el espacio de Minkowski y trata directamente con las funciones de onda, los principales objetos de la teoría cuántica. A diferencia del enfoque de modelado, se basa en el lagrangiano fundamental de la cromodinámica cuántica (QCD).

Cualquier hamiltoniano de teoría de campos${\displaystyle H}$no conserva el número de partículas. Por lo tanto, en la base, correspondiente a un número fijo de partículas, es una matriz no diagonal. Su vector propio —el vector de estado de un sistema físico— es una superposición infinita (descomposición de Fock) de los estados con diferentes números de partículas: ${\displaystyle |p\rangle =\sum _{n=1}^{\infty }\int \psi _{n}(k_{1},\ldots ,k_{n},p)|n\rangle D_{k}.}$

${\displaystyle \psi _{n}}$es el${\displaystyle n}$-función de onda de cuerpo (componente de Fock) y${\displaystyle D_{k}}$es una medida de integración. En la cuantización del frente de luz, el hamiltoniano${\displaystyle H}$y el vector de estado${\displaystyle |p\rangle }$Aquí se definen en el plano del frente de luz.

En muchos casos, aunque no siempre, se puede esperar que un número finito de grados de libertad domine, es decir, que la descomposición en componentes de Fock converja con suficiente rapidez. En estos casos, la descomposición se puede truncar, de modo que la suma infinita se pueda reemplazar aproximadamente por una suma finita. Luego, sustituyendo el vector de estado truncado en la ecuación del vector propio

${\displaystyle H|p\rangle =M|p\rangle ,}$

Se obtiene un sistema finito de ecuaciones integrales para las funciones de onda de Fock.${\displaystyle \psi _{n}}$que puede resolverse numéricamente. No se requiere que la constante de acoplamiento sea pequeña. Por lo tanto, la solución truncada es no perturbativa. Esta es la base de un enfoque no perturbativo de la teoría de campos que se desarrolló y, por el momento, se aplicó a la QED ^{[ 79 ] [ 80 ] [ 81 ] [ 82 ] [ 83 ]} y al modelo de Yukawa . ^{[ 84 ] [ 85 ]}

La principal dificultad reside en asegurar la cancelación de los infinitos tras la renormalización. En el enfoque perturbativo, para una teoría de campos renormalizable, en cualquier orden fijo de la constante de acoplamiento, esta cancelación se obtiene como subproducto del procedimiento de renormalización. Sin embargo, para asegurar la cancelación, es importante considerar el conjunto completo de grafos en un orden dado. Omitir algunos de estos grafos destruye la cancelación y los infinitos persisten tras la renormalización. Esto es lo que ocurre tras la truncación del espacio de Fock; si bien la solución truncada puede descomponerse en una serie infinita en términos de la constante de acoplamiento, en cualquier orden dado la serie no contiene el conjunto completo de grafos perturbativos. Por lo tanto, el esquema de renormalización estándar no elimina los infinitos.

En el enfoque de Brodsky et al. ^{[ 79 ]} , los infinitos permanecen sin cancelar, aunque se espera que, a medida que aumenta el número de sectores conservados tras la truncación, también aumente el dominio de estabilidad de los resultados con respecto al límite de corte. El valor en esta meseta de estabilidad es solo una aproximación a la solución exacta, que se toma como valor físico.

El enfoque dependiente del sector ^{[ 85 ] [ 86 ]} está construido para restaurar la cancelación de infinitos para cualquier truncamiento dado. Los valores de los contra-términos se construyen de sector a sector según reglas formuladas de manera inequívoca. Los resultados numéricos para el momento magnético anómalo del fermión en el truncamiento que mantiene tres sectores de Fock son estables con respecto al aumento del corte. ^{[ 87 ]} Sin embargo, la interpretación de las funciones de onda, debido a la norma negativa de los estados de Pauli-Villars introducidos para la regularización, se vuelve problemática. ^{[ 88 ]} Cuando el número de sectores aumenta, los resultados en ambos esquemas deberían tender entre sí y aproximarse a la solución no perturbativa exacta.

El método de clúster acoplado de frente de luz ^{[ 89 ]} (véase Métodos computacionales de frente de luz#Método de clúster acoplado de frente de luz ) evita realizar una truncación del espacio de Fock. Las aplicaciones de este método están apenas comenzando.

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