Глюонная структура нуклона и спиновые асимметрии

• Автор: Теряев, Олег Валерианович
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2002
• Место защиты: Дубна
• Количество страниц: 168 с. : ил

СОДЕРЖАНИЕ
Введение

Глава 1 Аксиальная аномалия и спиновая структура нуклонов

1.1 Факторизация больших и малых расстояний для жестких спиновозависящих процессов

1.2 Правила сумм, законы сохранения и квантовые аномалии

1.3 Эволюционные уравнения и аксиальная аномалия.

1.4 Феноменология и х-зависимость аномального глюонного вклада

1.5 Аксиальная аномалия и спиновая структурная функция фотона

1.6 Физическая интерпретация аксиальной аномалии и

ее проявлений

Глава 2 Поперечная поляризация в глубоконеупругом рассеянии и правила сумм

2.1 Специфика и качественные особенности процессов
с поперечно поляризованными фермионами
ф 2.2 Переопределение массы кварка в скалярном глюонном поле
2.3 Полный анализ матрицы плотности бариона в КХД
2.4 Правила сумм и Т-инвариантность
2.5 Глюонные эффекты в глубоконеупругом рассеянии
2.6 Правило сумм Буркхардта-Коттингэма при малых
<Э2 и обобщенное правило сумм Герасимова-Дрелла-Хирна
2.7 Положительная определенность для функций распределения и ее стабильность при <32— эволюции .
Глава 3 Одиночные асимметрии в КХД
3.1 Фермионные и глюонные полюса
3.2 Комптоновские подпроцессы и асимметрия пионов.
3.3 Т-нечетные функции фрагментации и правила сумм
для них
3.4 Т-нечетные фрактурные функции
Глава 4 Дилептонные асимметрии как универсальный
пробник глюонной спиновой структуры адрона
4.1 Образование дилептонов с большим поперечным им-
пульсом фотонным пучком
4.2 Дилептоны с малыми поперечными импульсами: асим-
метрия в процессе Дрелла-Яна
4.3 Дилептоны при распаде тяжелых кваркониев: про-
дольная асимметрия и поляризация глюонов
4.4 Продольная одиночная асимметрия дилептонов в пион-
нуклонном рассеянии и волновая функция пиона
Глава 5 Заключение
Литература

Введение
Одной из актуальных проблем современной физики элементарных частиц является изучение различных спиновых эффектов. Дело в том, что последние являются гораздо более чувствительными к деталям теоретического описания, чем усредненные по спину сечения. Такая чувствительность отнюдь не удивительна: лагранжиан взаимодействия элементарных частиц в большой степени определяется их спином.
Спиновые асимметрии в процессах при высоких энергиях привлекают поэтому особое внимание. Это связано как с тем, что в них проявляются тонкие детали теории сильных взаимодействий, основой которой вот уже более 20 лет является квантовая хромодинамика (КХД), так и с относительной экономичностью подобных экспериментов1.
Так, уже первые наблюдения поперечной поляризации бари-онов в конце 60-х годов стали свидетельством неприменимости простейшей модели полюсов Редже и необходимости учета интерференции полюсов и разрезов.
Впоследствии оказалось [1], что такая поляризация (при соударениях неполяризованных адронов, в связи с чем подобные асимметрии называют одиночными - в данном случае единственная поляризованная частица наблюдается в конечном состоянии) не
Затраты даже на получение поляризованного пучка, не говоря уже о поляризованной мишени, составляют лишь незначительную долю от затрат на строительство нового ускорителя.
щ где FQß = F£ßta - тензор напряженности глюонного поля, m“j =
(тi + rrij)Xfj - массовая матрица, а операторы, обращающиеся в нуль на решениях уравнений движения, имеют вид
ПЕ0М(ж,?/) =
■ф(х)([Ь(х) - im]Us(x,y) + [D(y) — im]Us(x, у))'у5Хаф(у), (1.74)
В отличие от локального тока правая часть не равна нулю и в безмассовом случае для классических полей. Аномалию следует понимать как отличие квантового рассмотрения от классического, тогда как в локальном безмассовом случае классическое т выражение равно нулю из-за сохранения тока и аномалия пред-
ставляет полный ответ.
Для непосредственного вычисления аномального члена вида eaßisFaß(- • -)F-ys(-• •), определеяемого по аналогии с известным локальным ответом, в СИНГЛЕТНОМ (а = О, А- = 6ij, m?- = 2тг5^) токе следует вычислить разность между матричными элементами по свободным глюонным состояниям от левой и правой частей (1.73).
Результат не зависит от выбора между регуляризацией Паули-Вилларса и размерной регуляризацией с матрицей 75, обеспечивающей правильное выражение для локальной аномалии:
• (д(К1х) + д(К2х)) О^0(к!Х, K2i) = Of{ku к2; х) +
BMoWq1 Х dy 2 Х (L75)
F% ([«l(l - *) + К2хх) Fа/И/ ([«2(1 - у) + «1 у]х) ,

Of(k 1, «2; х) = —ig ^ 2 dr ^(kix^qF^ (т^хр^ф^х). (1-76)
Здесь Fatiu = eßlial3F®ß, 60123 = +1. Члены, обращающиеся в нуль на уравнениях движения и пропорциональные кварковым массам