Неупругое рассеяние заряженных лептонов на протонах и ядрах

• Автор: Тимашков, Дмитрий Анатольевич
• Шифр специальности: 01.04.16
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2005
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 142 с. : ил.

ГЛАВА 1. Кинематика неупругого рассеяния заряженного лептона на нуклоне 15 # 1.1. Основные обозначения

1.2. Границы кинематической области

1.2.1. Лептонная вершина

1.2.2. Адронная вершина

1.3. Кинематика неупругого рассеяния для квазиупругого случая

1.4. Сечение неупругого рассеяния на протоне

1.5. Кинематические коэффициенты

Г ГЛАВА 2. Анализ основных предельных случаев неупругого рассеяния

2.1. Квазиупругое рассеяние

2.1.1. "Наивная" партонная модель

® 2.1.2. Учет отдачи мишени

2.1.3. Система эволюционных уравнений
2.1.4. Эволюционное уравнение для распределений валентных кварков
2.1.5. Решение уравнения для несинглетной комбинации
2.1.6. Структурная функция протона в квазиупругом пределе
2.2. Предел фоторождения
^ 2.2.1. Модель доминантности векторных мезонов
2.2.2. Сечение фоторождения
Ф 2.2.3. Сечение фоторождения в резонансной области
2.2.4. Неупругое рассеяние в пределе малых О2
2.2.5. Область высоких энергий
ГЛАВА 3. Структурные функции протона во всей кинематической области
3.1. Единый подход к описанию неупругого рассеяния
3.2. Связь между предельными случаями
3.2.1. Скейлинговые переменные
3.2.2. Переходная область
3.2.3. Область малых хв
3.3. Описание структурных функций для любых хв и О2
3.3.1. Структурная функция протона Лг
® 3.3.2. Продольная структурная функция
3.3.3. Производные структурной функции

ГЛАВА 4. Неупругое рассеяние заряженных пептонов в веществе
4.1. Сечение неупругого взаимодействия заряженного пептона с протоном
4.1.1. Дважды дифференциальное сечение неупругого рассеяния
4.1.2. Полное сечение неупругого рассеяния на протоне
4.1.3. Поведение сечения в области малых О2
4.1.4. Учет нуклонных резонансов
4.2. Ядерные эффекты
4.2.1. Формализм неупругого рассеяния на ядрах
4.2.2. Краткий обзор исследования ядерных эффектов
4.2.3. Описание ядерных эффектов
4.3. Полное сечение и потери энергии при неупругом взаимодействии
| 4.3.1. Сечение неупругого рассеяния заряженных пептонов на ядрах
4.3.2. Коэффициент потерь энергии на неупругое рассеяние
4.3.3. Влияние различных приближений при расчетах ЬпиС|
® 4.4. Неупругое рассеяние мюонов на большие углы
4.4.1. Уравнение переноса
4.4.2. “Нулевое” приближение
4.4.3. Неупругое рассеяние на большие углы
4.4.4. Пределы интегрирования
4.4.5. Критический угол
^ Заключение
Список литературы

Исследование неупругого взаимодействия заряженных лептонов с адронной материей представляет собой одну из наиболее интересных и актуальных задач в физике высоких энергий. Этот процесс характеризуется большими переданными энергиями и импульсами и сопровождается рождением вторичных частиц, поэтому при его изучении затрагивается широкий спектр проблем современной физики элементарных частиц.
Неупругое рассеяние является одним из четырех основных электромагнитных процессов, которые сопровождают прохождение заряженного лептона через вещество (три остальных: упругое рассеяние, в частности на атомных электронах, в котором образуются 5-электроны, тормозное излучение и рождение электрон-позитронных пар). Наряду с другими электромагнитными процессами неупругое рассеяние вносит свой вклад в потери энергии частицей и влияет на кривую поглощения заряженных лептонов в веществе - одну из важнейших характеристик при исследовании космических лучей в подземных или подводных экспериментах. И хотя сечение неупругого рассеяния в области ГэВных и ТэВных энергий гораздо меньше сечений тормозного излучения или рождения пар, оно, в отличие от других, логарифмически растет с энергией лептона, что необходимо учитывать при исследовании области сверхвысоких энергий.
Другая особенность неупругого взаимодействия состоит в том, что сечение убывает с ростом переданного импульса значительно слабее, чем для других электромагнитных процессов. Это делает неупругое взаимодействие релятивистских лептонов с нуклонами удобным инструментов для исследования структуры материи на сверхмалых расстояниях. При неупругом взаимодействии начинает проявляться составная структура адронов и происходит рождение вторичных частиц. Для описания этих явлений необходимо использовать квантовую хромодинамику (КХД) — теорию сильных взаимодействий. Таким образом, неупругое рассеяние находится на стыке электромагнитных и кварк-глюонных процессов.

1 10
О2, ГэВ2
Рис. 2.2. Зависимость структурной функции протона от О2 при больших хв.
Сплошная линия - расчет по формуле (2.51), пунктирная линия - расчет по той же формуле при хв=хв = 0.85. Экспериментальные данные [47].
Хотя формула (2.51) получена в пределе хв —>• 1, она удовлетворительно описывает экспериментальные данные вплоть до хв = 0.65. При меньших значениях хв структурная функция, вычисленная по формуле (2.51), проходит ниже экспериментальных значений, что объясняется увеличением вклада морских кварков и тяжелых кварковых ароматов. Чтобы оценить влияние различия между Хя и хв в области больших хв (~ 1), на рисунке приведен расчет по формуле (2.51) при хв = хв = 0.85. Ясно видно, что логарифмическое нарушение скейлинга, которое получается при решении эволюционных уравнений, не может объяснить достаточно резкого падения Яг с ростом О2 при больших значениях хв. В этой области нарушение скейлинга в значительной мере обусловлено различием между фейнмановской и бьеркеновской переменными.