Изучение динамической структуры нуклонов и ее проявлений в мягких процессах

• Автор: Новокшанов, Николай Павлович
• Шифр специальности: 01.04.16
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2000
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 114 с. : ил.

Содержание
ВВЕДЕНИЕ
КХД-ТЕОР11Я СИЛЬНОГО ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ
Структурные функции нуклонов
Мягкая дифракция в реджевской феноменологии
ПОМЕРОН И ЕГО СТРУКТУРА
ГЛАВА1. МОДЕЛЬ МЯГКОЙ СТРУКТУРЫ НУКЛОНОВ
§1 ВНУТРИАДРОННОЕ РЕЛЯТИВИСТСКОЕ ДВИЖЕНИЕ ВАЛЕН ТНЫХ КВАРКОВ И ИХ
ФУНКЦИИ РАСПРЕДЕЛЕНИЯ
§2 ФОРМУЛИРОВКА МОДЕЛИ МСН. ВВЕДЕНИЕ ДИНАМИЧЕСКОГО ПАРАМЕТРА
МОДЕЛИ
§3 Упругое ер-рассеяние
§4 Статические характеристки нуклонов
§5 Неупругое ер-взаимодействие
ГЛАВА 2 УПРУГОЕ И НЕУПРУГОЕ РР-ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ
§1 Обобщение модели МСН на случай рр-взаимодействий
1.1 Кулоновское сечение
1.2 Адронное сечение
1.3 Межкварковые корреляции (дикварки)
1.4 Динамический параметр модели
1.5 Наклон дифракционного конуса
§2 Неупругое дифракционное рр-взаимодействие
2.1 Одновершинная дифракционная диссоциация
2.2 Двухвершинная дифракционная диссоциация
2.3 Сечения дифракционных процессов. Факторизация дифракционных процессов
ГЛАВА 3 МНОЖЕСТВЕННОЕ РОЖДЕНИЕ АДРОНОВ В МЯГКИХ ПРОЦЕССАХ ЕР- И ДИФРАКЦИОННОГО РР-ВЗАИМОДЕЙСТВИЙ
§1 Множественное рождение адронов в модели МСН
§2 Диссоциация протона с образованием двух и трёх цепочек
§3 КНО скейлинг в модели МСН
§4 Мягкая адронная структура фотона и множественность вторичных адронов в е+е’- аннигиляции
ГЛАВА 4 ЭНЕРГЕТИЧЕСКОЕ ПОВЕДЕНИЕ ПОЛНОГО, УПРУГОГО И ДИФРАЦИОННЫХ СЕЧЕНИЙ В МОДЕЛИ МСН
§1 Полное сечение рр-взаимодействий
§2 Сечение упругого рр-рассеяния
§3 Сечение ур-взАимодЕйствий. Связь параметра кваркового распределения модели МСН а с реджевским параме тром надкритичности померона е. 78 §4 Мягкий и жёсткий померон в модели МСН и ГНР

§5 Полное, упругое и дифракционные сечения в модели МСН при
СВЕРХВЫСОКИХ ЭНЕРГИЯХ
ГЛАВА 5 ФЕНОМЕНОЛОГИЯ В МОДЕЛИ МСН
§1 Эволюция КВАРКОВЫХ РАСПРЕДЕЛЕНИЙ при х->1
§2 Число КВАРКОВ В ПРОТОНЕ
§3 Кварковая аддитивность в модели МСН
§4 Термодинамические характеристики адронных сечений
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
ЛИТЕРАТУРА
Введение
КХД-теория сильного взаимодействия.
В настоящее время теория сильных взаимодействий в основном строится на основе квантовой хромодинамики (КХД). Фундаментальными полями в КХД являются кварковые поля материи и глюонные цветовые поля взаимодействия [1,2]. Совместно с идеей калибровочной инвариантности [3] они составляют основу теории сильных взаимодействий [4]. Неабелевый характер теории КХД (самодействие глюонных полей) имеет фундаментальное значение для физики сильных взаимодействий, проявляющееся в том, что:
1 .Эффективная константа сильной связи а5 зависит от энергетического масштаба С)2 при котором исследуется КХД. Решение ренормгруппового уравнения даёт1
2 4п
а$(д ) = р01п(д2/д2) (1)
где Р0=11-2/ЗЫг -параметр зависящий от числа ароматов кварков в теории, Л-размерный параметр обрезания области применимости теории. Как видно из (1) с ростом <32 а5—>0 т.е. возникает эффект ’’асимптотической свободы” кварковых полей [6]. Математически это означает, что цветовой заряд КХД, вводимый с помощью ренормгрупп [7], стремится к нулю при Эта особенность даёт возможность
использовать в области малых расстояний аппарат теории возмущений (ТВ), т.е. производить вычисления в рамках пертурбативной КХД (пКХД), а также позволяет пренебречь взаимодействием между кварковыми полями при изучении партонной структуры адронов. Экспериментальное изучение свойств пКХД и адронной структуры при значениях инвариантного переданного импульса (()2»1ГэВ2 (область жёстких процессов) проводится в исследованиях глубоко неупругого рассеяния лептонов на протонах (ГНР), процессов е+е~ -аннигиляции в адроны, процессов рр-взаимодействия с образованием адронных струй с большими поперечными импульсами. Следует отметить, однако, что при изучении взаимодействий адронов при больших значениях О2, пренебрежение взаимодействием между валентными кварками ведёт к
*В теории квазипотенциального рассеяния аналогичным поведением при О“—>°° обладает релятивистский квазипотенциал в импульсном пространстве, получаемый преобразованием квазипотенциала кулоновского вида в конфигурационном пространстве [5].

G£(0) = QN(x“H(l-xM11H)p)2 (45)

GZ (0) = (x“„h (1 - хмин)pУ
Магнитный момент определяется отношением p.N=GMN(0)/GEN(0) и из (45) следует, что
2. (46)
Наилучшее согласие с дипольным поведением формфакторов и с экспериментальными значениями Омк(0) и СЕК(0) дают следующие значения параметров [55]
хмин=0,15, а=-0,75 и |3=2,8. (47)
При этом, вычисленные в модели МСН, электрический заряд и магнитные моменты протона и нейтрона соответственно равны ОЕр(0)=1,06, Омр(0)=2,74рч и Ом"(0)=-1,83рч. (47')
Для сравнения экспериментальные значения тех же величин равны Сер(0)==1,0, Омр(0)=2,71рч и Омп(0)=-1,96р„.
Из выражений (46) и (47’) следует, что в системе единиц Ь=с=1 величина должна равняться ядерному магнетону. Таким образом (46) можно переписать в виде
[а7 /М
Цр “Цяд)(2М “ЦядУм"' (4?,)
§5 Неупругое ер-взаимодействие.
В случае неупругого ер-взаимодействия 2рц=\,2-М2+С)2=2Му и
СФ протона (39) принимают вид
, 1 W2 - М2 + О2 , ч ч 2М
И](х) =---*
2М%4-М2+02+2МА ’ ™2

W2 -М2 +Q2 +2МД 2M2v + 2MA ’
На Рис.13,14,15 приводится сравнение СФ, вычисленных на основе (48), с экспериментальными данными, параметры хми„, а и (3, взяты из описания упругого ер-рассеяния.