Кумулятивные явления и дальние корреляции во взаимодействиях с ядрами при высоких энергиях

• Автор: Вечернин, Владимир Викторович
• Шифр специальности: 01.04.16
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2005
• Место защиты: Санкт-Петербург
• Количество страниц: 292 с. : ил.

Глава 1. Вклад перерассеяния пиона в образование
кумулятивных протонов
1.1 Вклад перерассеяние пиона на нуклонах дейтрона в образование кумулятивных протонов на 180°
1.2 Нахождение угловой зависимости выхода кумулятивных протонов, рожденных за счет перерассеяние пиона на нуклонах дейтрона
1.3 Анализ роли времени формирования перерассеивающегося адрона и его связь с поведением амплитуд вне массовой оболочки
Глава 2. Когерентная коалесценция на нуклонном уровне
и образование кумулятивных фрагментов
2.1 Когерентная и некогерентная коалесценция
2.2 Влияние мягких перерассеяний на механизм слияния
2.3 Образование кумулятивных дейтронов за счет механизма когерентной коалесценции нуклонов
2.4 Образование легких кумулятивных ядерных фрагментов путем когерентного слияния нуклонов
Глава 3. Интерференция различных механизмов кумулятивного рождения на нуклонном уровне
3.1 Механизмы рождения кумулятивных частиц в нерелятивистской области в терминах нуклонных степеней свободы
3.2 Разделение вкладов от больших (порядка ядерных) и малых (порядка нуклонных) расстояний, выделение вклада от перерассеяния нуклона
3.3 Интерференция различных механизмов рождения кумулятивных протонов

Глава 4. Кварк-партонная модель кумулятивных явлений
4.1 Кварк-партонная модель глубоконеупругого рассеяния на ядре в кумулятивной области
4.2 Рекуррентный метод суммирования кварк-партонных диаграмм вблизи кинематических порогов
4.3 Образование частиц в кварк-партонной модели кумулятивных явлений. Сокращение прямых и части спектаторных вкладов
4.4 Сравнение поведения структурных функций ядра и спектров рождения частиц в кумулятивной области
4.5 Рост поперечного импульса пионов со степенью их кумулятив-ности
Глава 5. Когерентная коалесценция на кварковом уровне
и образование кумулятивных барионов
5.1 Механизм когерентной кварковой коалесценции вблизи порога
5.2 Зависимость от поперечного импульса для протонов разной степени кумулятивности
Приложение 5.1 Приближения для матриц плотности г? и р
Приложение 5.2 Оценка продольной части интеграла перекрытия
Глава 6. Дальние корреляции между множественностями и поперечными импульсами заряженных частиц в релятивистских ядерных столкновениях
6.1 Характер дальних корреляций множественности в двустадийной модели
6.2 Вычисление асимптотик коэффициентов корреляции в рамках простого дискретного аналога модели взаимодействующих цветных струн
Приложение 6.1 Дальние корреляции при малой плотности струн
Заключение
Литература

Первые указания на существование ненуклонных степеней свободы в атомных ядрах были получены еще в 1957 году. В этом году в Дубне группой Г.А.Лексина [1] был зарегистрирован выход протонов в заднюю полусферу при упругом рассеянии 660 МэВных протонов на дейтериевой мишени. В том же году группой М.Г.Мещерякова [2] наблюдался аномально большой (с точки зрения чисто нуклонной картины ядра) выход дейтронов при облучении легких ядер протонами с энергией 675 МэВ. Со временем аналогичные результаты были получены при рассеянии на более тяжелых ядрах и при более высоких начальных энергиях [4]-[7].
Для объяснения этих эффектов Д.И.Блохинцевым в том же 1957 году была выдвинута гипотеза [3] о существовании в ядре флуктуаций плотности ядерной материи, получивших впоследствии наименование флук-тонов. Объяснение упомянутых выше экспериментов требовало, взаимодействия налетающей частицы сразу с двумя нуклонами ядра, причем в конфигурации, когда расстояние между этими нуклонами в ядре порядка или даже меньше размера самого нуклона. Поэтому Д.И.Блохинцевым было указано, что в этом случае скорее имеет смысл говорить о взаимодействии налетающей частицы с некоторым сгустком ядерного вещества с барионным зарядом равным 2 и выше, чем о рассеяние этой частицы на отдельных нуклонах ядра.
Позже эта идея о возникающих в ядре на короткое время флуктуациях ядерной материи - флуктонах - получила свое развитие в ряде теорий [39]-[54], предполагающих наличие в ядре кластеров, малонуклонных корреляций, многокварковых мешков, сгустков холодной кварк-глюонной плазмы.
Само понятие кумулятивного эффекта возникло после того, как в Дубне был получен [8] пучок релятивистски быстрых ядер (дейтронов). Этот эффект был предсказан А.М.Балдиным [9] и затем обнаружен в экспериментах группы В.С.Ставинского [10]-[12], в которых наблюдалось образование быстрых - ’’кумулятивных” пионов, уносящих значительно больше половины импульса ускоренного дейтрона, то есть аккумулирующих энергию от обоих нуклонов дейтрона. Позднее были поставлены аналогичные

/ґ, ГэВ/ff
Рисунок 2 4: То же, что на рис. 2.3. Горизонтальная прямая - предсказание механизма прямого слияния (2.14) (рис. 2 1). Наклонная кривая - результат расчета по [122] для 195Pt. Точки - экспериментальные данные- I - 93°, 2,9 ГэВ на 195Pt [7]; • - 180°, 7,7 ГэВ на 207РЬ [22]; □ и ■ - 90°и 1G0°, 400 ГэВ на 181Та [23]
простейшим механизмом.
Несмотря на то, что как мы отмечали в парагр. 2.1.3 и 2.1.4 оценка Хвр (2.15) выхода фрагментационных дейтронов за счет слияния в поле ядра, выполненная в работе [122], является завышенной из-за не учета когерентности процесса слияния (парагр. 2.1.3) и вкладов возникающих при интерференции механизма прямого слияния и механизма слияния в поле ядра (парагр. 2.1.4), на рис. 2.3 и 2.4 она также представлена (наклонные кривые). Кривая а на рис. 2.3 отвечает 9Ве, а кривая б - 181Та. На рис. 2.4 кривая отвечает расчету по формуле (2.15) для 195Pt. Сравнение этой оценки с экспериментальными данными показывает, что она не описывает их даже качественно, давая неправильную А-зависимость и зависимость от величины импульса родившегося дейтрона К.
Действительно, из рис. 2.3 видно, что вытекающее из работы [122] сильное падение X с ростом А (за счет I(R)) в (2.15)) находится в противоречии с экспериментальными данными. Так, для рождения дейтронов на 70°точки для 9Ве фактически ложатся на точки для 181Та. Близко расположены точки для разных мишеней и в случае рождения на другие углы (90, 118, 160°). При низких энергиях также не прослеживается значительного падение X с ростом А (см. рис. 2.4 и рис. 4 и 5 в работе [269] для более подробного анализа). Напомним, что ввиду существующей неопределенности в общей нормировке имеет смысл сравнивать друг с другом только данные одного и того же эксперимента.