Структура пи-мезонного моря нуклона и его вклад в мягкие и жесткие процессы

• Автор: Аракелян, Геворк Гайкович
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 1984
• Место защиты: Ереван
• Количество страниц: 148 c. : ил

ГЛАВА I. ИНКЛЮЗИВНЫЕ СПЕКТРЫ НУКЛОННЫХ ПЕРЕЗАРЯДОК И

£-ИЗОБАРЫ В АДРОН-АДРОННЫХ СТОЛКНОВЕНИЯХ

§ I. Введение

§ 2. Описание модели

§ 3. Вероятностная трактовка механизма JT -мезонного обмена

§ 4. Сравнение теоретических предсказаний с экспериментальными данными по спектрам нуклонных пере-
, "’зарядок

§ 5. Спектры нуклонных перезарядок при больших ОС

и малых jD
§ 6. Сравнение вычислений модели с экспериментальными данными по спектрам Д -изобары

6.1. Форма спектров. Зависимость от ОС и /^х

6.2. Зависимость от переданного импульса
ГЛАВА 2. РАСПРЕДЕЛЕНИЕ АНТИКВАРКОВ В ПИОНЕ И НУКЛОНЕ
§ I. Введение
§ 2. Глубоконеупрутое лепторождение
§ 3. Процесс Дрелла-Яна
§ 4. Процесс с большими jD
§ 5. Вероятностная интерпретация
§ 6. Партонная структура пионного моря в нуклоне
ГЛАВА 3. РОЖДЕНИЕ МАССИВНЫХ ЛЕПТОННЫХ ПАР В JXN И ;
ат -СТОЛКНОВЕНИЯХ В МОДЕЛИ OPER
§ I. Введение
§ 2. Формулировка модели. Перекрытие диаграмм ЯГ
мезонного обмена

§ 3. Параметризация процесса Дрелла-Яна в 9гМ
столкновениях;
3.1. Зависимость сечения от массы пары М , ^ и фейнмановской переменной Хр
3.2. Зависимость от £ лептонной пары
§ 4. Описание экспериментальных данных по образованию
лептонних пар в -столкновениях
4.1. Зависимость от массы пары М . Скейлинг
4.2. Зависимость от быстроты пары у и ХР
4.3. Зависимость от поперечного импульса пары |э
ГЛАВА 4. РОЛЬ ИГ -МЕЗОННОГО МОРЯ НУКЛОНА В ПРОЦЕССАХ ОБРАЗОВАНИЯ МЕЗОНОВ СО СКРЫТЫМИ АРОМАТАМИ И ЧАСТИЦ
С БОЛЬШИМИ ПОПЕРЕЧНЫМИ ИМПУЛЬСАМИ
§ I. Введение
§ 2. Параметризация сечений рождения мезонов со скрытыми ароматами в 9Г// -взаимодействии
§ 3. Качественное обсуждение механизма образования
мезонов со скрытыми ароматами
§ 4. Образование • у/у> V и Y -мезонов в ш-столкновениях. Сравнение с экспериментальными
данными
§ 5. Вклад пионного моря нуклона в процессы рождения
частиц с большими
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
ЛИТЕРАТУРА

Актуальной проблемой современной физики элементарных частиц при высоких энергиях является исследование механизма сильных взаимодействий. Фундаментальной теорией, претендующей на описание сильных взаимодействий, является квантовая хромодинамика (КХД) - калибровочная теория взаимодействия цветных объектов (партонов), составляющих адроны - кварков и глюонов (см., например, обзоры /1-4/). Две основных черты КХД - это I) асимптотическая свобода на малых расстояниях и 2) невылетание элементарных составляющих: кварков и глюонов (конфайнмент). По характеру взаимодействия составляющих - партонов - принято различать две области сильных взаимодействий элементарных частиц - мягкие и жесткие процессы. Мягкие (или периферические) процессы характеризуются малыми передачами импульса. Это означает, что для них существенны большие расстояния, на которых важны эффекты не-вылетания партонов. К такого рода процессам относится упругое и квазиупругое рассеяние на малые углы, эксклюзивные и инклюзивные реакции образования частиц с малыми поперечными импульсами.
Процессы, при рассмотрении которых необходимо знать взаимодействие частиц на расстояниях, меньших радиуса конфайнмента, относятся к классу жестких процессов. Таковыми являются процессы глубоконеупругого лепторождения, в+ €~ -аннигиляции, образование лептонных пар с большой массой, рождение частиц с большими поперечными импульсами в сильных и электромагнитных взаимодействиях и т.п.
На первоначальном этапе своего развития КХД, а именно ее теоретиковозмущенческий подход (ТВ КХД), являлась теорией процессов, происходящих на малых расстояниях /1-4/. Из свойства асимптотической свободы КХД естественным образом следовала то-

(2.10)
Л> = -л^ууи щ.<щ.
с1Ис1^о1рА 4 р № Ъць 4^-,о ) Ъя**. [4|/Г *'■%)/* <1»'^] тёкг'«. р-»1

где о/б" ^(5)/о1М с!^ о!рг - сечение рождения массивных леп-тонных пар в 77-Д/ -столкновениях в с.ц.и. виртуального 57" -мезона и нуклона, а все обозначения те же, что и в главе I (§2). Следует отметить, что по сравнению с процессом ГНР лептонов при описании процесса Дрелла-Яна в модели <]? -мезонного обмена необходим также учет "симметричных"диаграмм рис.2.36, в которых виртуальный 9Г -мезон испускается нижним нуклоном. Однако, для исследования структуры 5Г -мезонного облака в нуклоне и распределения антикварков в нуклоне не нужно учитывать "симметричные" диаграммы. Поэтому вклад этих диаграмм в описание процесса Дрелла-Яна будет подробно рассматриваться в главе 3, которая посвящена детальному описанию процессов адророждения массивных лептонных пар.
Для удобства дальнейшего изложения произведем в формуле (2.10) замену переменных, аналогично проделанной в § 2. Введем также переменные и i , причем, для процесса Дрелла-Яна Х^ определяется формулой (1.17), а выражение для ■£ (формула 2.5) останется без изменений.
Быстроты ^ и ^ в формуле (2.10) определены в общей с.ц.и. и системе покоя £7г/К соответственно. Кинематически разрешенные области ПО у, и ^ определяются условием -|^<у < и
-УГЬ -где, ,/Г - ,
= 1п 1/1%; ^ = (2.п)
’Т/Т - 5/Э = 1/Х,г (2.12)