Распределения множественности заряженных адронов в протон-протонном и протон-антипротонном столкновениях при высоких энергиях и их возможное различие

• Автор: Радченко, Наталья Викторовна
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2009
• Место защиты: Великий Новгород
• Количество страниц: 101 с. : ил.

Оглавление
Введение
I Экспериментальные данные и феноменологические модели
§ 1 Определения и обозначения
§ 2 Особенности экспериментальных распределений множественности в рр- и рр-столкновениях
§ 3 Модели распределений множественности
3.1 КНО скейлинг
3.2 Отрицательное биномиальное распределение
3.3 Кратные партонные взаимодействия
3.4 Генератор событий Pythia
II Модель с малым числом конституентов
§ 4 Обоснование выбора модели
§ 5 Цветные диаграммы
III Сечения взаимодействия адронов при высоких энергиях
и типы неупругих процессов
§ 6 Полные сечения
§ 7 Типы процессов множественного рождения частиц в рр- и
рр-столкновениях
IV Различия в распределениях множественности в рр- и рр-столкновениях
§ 8 Сечения событий без однократной дифракции
§ 9 Протон-протонные столкновения
§ 10 Протон-антипротонные столкновения
V Предсказания для энергии LHC y/s = 14 ТэВ
§ 11 Значения параметров глюонной и кварковой струн при энергии y/s — 14 ТэВ
§ 12 Сравнение формы кривых распределения множественности в рр- и pp-столкновении при энергии y/s = 14 ТэВ
§ 13 Сравнение предсказаний распределения множественности
в модели LCNM с предсказаниями в других моделях
Заключение
Литература

Введение
К настоящему времени экспериментаторами накоплено огромное количество данных по распределениям множественности заряженных частиц в различных реакциях, при разных энергиях и кинематических ограничениях. Также в ближайшее время должны появиться данные гю протон-протонному рассеянию в новой энергетической области - 14 ТэВ на Большом адронном коллайдере - LI1C. Поэтому возникла необходимость заново проанализировать с единых позиций основные аспекты множественного рождения адронов при высоких энергиях, учитывая последние экспериментальные данные.
В последние полвека, начиная с работ В. Гейзенберга, теоретиками были затрачены огромные усилия, чтобы разобраться в характере адронных взаимодействий. Полной картины множественного рождения адронов до сих пор не создано, однако многие узловые моменты взаимодействия адронов при высоких энергиях понимаются сейчас не только на качественном, но и на количественном уровне.
В настоящее время является общепринятым, что квантовая хромодинамика представляет собой “микротеорию” сильных взаимодействий и все особенности множественных процессов содержатся в уравнениях КХД. Однако рассчитывать на вывод из этих уравнений такого сложного, со многими степенями свободы явления, как множественное образование адронов, не приходится. Поэтому необходимо использовать модельные и феноменологические подходы, основанные на КХД.
Такие взаимосвязанные феноменологические теории как реджисти-ка [I]1, мультипериферическая схема [2] и партонная модель [3] сумели неплохо описать множество экспериментальных данных: поведение дифференциальных сечений различных двухчастичных реакций, энергетическую зависимость полных сечений, средней множественности заряженных частиц, общие свойства инклюзивных спектров адронов, ограничен-
43 случаях, когда модели уже давно развиваются, получено много результатов и приоритет авторов не вызывает сомнений, в диссертации делаются ссылки на основные обзоры и монографии.

образований получим
S-(°) = i-as(q2)6(Pi + P2-Pni-Pdi-Pu2-Pd2)LbiulidlLl2iu2x

х/G'(r’i) sin(pul -PdOnsingriX Г (17*2
X J щ-3С(г2)Мри2-ра2)г2втдг2.
(5.7)
Здесь L!’j = Аь - матрицы Гелл-Манна, g2 - квадрат четырехмерного переданного импульса, g2 ~ — gjj., as(g2) определяется на расстояниях, соответствующих значениям q.
Это выражение представляет сумму вкладов четырех диаграмм.
Рис. 5.1: Диаграммы, описывающие взаимодействия адронов с только валентными компонентами в начальном состоянии
Каждая их этих диаграмм расходится при д2 —> 0, но полная амплитуда не имеет инфракрасных расходимостей при д2 —» 0, поскольку мезоны в начальном состоянии представляют собой бесцветные диполи.
Рассмотрим теперь случай, когда в волновой функции мезона кроме валентной компоненты имеется один глюон. В этом случае второе слагаемое в выражении для вектора состояния имеет вид
Е/&3Ри'$Р<1д?к 5{р1 -ри-рл- к)Мх{ри,рА, к; ги, ад А, а)
и;а{рМш{ра)да{к, А)) Величина М представляет собой амплитуду того, что в адроне имеется кварк и(ри) с импульсом ри и цветом ги, антикварк й(р) с импульсом рл и цветом га и глюон да(к, А) с импульсом к, октетным цветным индексом а и поляризацией А = 1,2 [60].
м‘ = ''Х>Ц'ЫI|ОД™(Р.-Р>вшкг, (5.9)