Поперечная поляризация Λ-гиперонов в реакции квазиреального фоторождения при высоких энергиях

• Автор: Алиханов, Ибрагим Алиевич
• Шифр специальности: 01.04.16
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2009
• Место защиты: Санкт-Петербург
• Количество страниц: 73 с. : ил.

Оглавление
Введение

Глава 1. Эксперимент и теория

1.1 Предварительные сведения

1.2 Почему Л-гиперон?

1.2.1 Угловое распределение продуктов распада Л-гипсрона

1.2.2 Волновая функция Л-гиперона

1.3 Экспериментальная ситуация

1.3.1 Нуклон-нуклонные взаимодействия

1.3.2 Мезон-нуклоппые взаимодействия

1.3.3 Фотон-нуклонные взаимодействия (фоторождение)
1.4 Феноменологические модели
1.4.1 Полуклассические модели
1.4.2 Квантовополевые модели
1.5 Выводы к главе
Глава 2. Модель рассеяния кварков
2.1 Сравнение А'А'-взаимодействия с фоторождением
2.2 Рассеяние на цветовом поле
2.3 Прямое фоторождение Л-гиперонов в области фрагментации
пучка
2.4 Учет вклада тяжелых резонансов
2.5 Поляризация Л-гиперонов в области фрагментации мишени
2.6 Выводы к главе
Глава 3. Кварк-рекомбинационная модель
3.1 Вероятности рождения адронов в инклюзивных реакциях
3.2 Амплитуды рассеяния партонов
3.2.1 Рассеяние кварков на скалярных партонах

3.2.2 Рассеяние кварков па векторных партонах
3.3 Определение поляризации
3.4 Результаты расчетов
3.5 Выводы к главе
Общие Выводы
Литература

Введение
Многие из известных сегодня частиц и резонансов обладают отличным от нуля спином, который является одним из фундаментальных квантовых чисел, характеризующих их состояние. Устойчивый интерес последних лет к исследованию спиновых явлений и спиновой структуры адронов связан с пониманием важности соответствующих эффектов для анализа динамики адронных взаимодействий и построения теории.
Впервые понятие спина в физике появилось в середине 20-х годов XX века. К этому времени было выполнено большое количество экспериментов по исследованию атомных спектров, результаты которых сравнивались с предсказаниями теории Бора. Среди прочих особенностей этих спектров наблюдалась тонкая структура спектральных линий. Было обнаружено, что многие линии являются не синглетами, как следовало из боровекий теории, а близко расположенными дублетами. Первый шаг в решении данной проблемы сделал Паули, предположив, что электрон в атоме обладает дополнительным квантовым числом, которое может принимать два значения. Затем Уленбек и Гаудсмит заметили, что тонкая структура может быть объяснена в рамках теории Бора, если предположить, что электрон помимо орбитального имеет еще и внутренний угловой момент, названный спином. Хорошее согласие с экспериментом получалось, если приписать электрону значение спина 1/2 (в единицах постоянной Планка К).
Открытие уравнения Дирака показало, что спин является естественным свойством релятивистской теории. Свободная дираковская частица, волновая функция которой удовлетворяет матричному уравнению, имеет, помимо импульса, еще один дополнительный интеграл движения - собственный момент импульса (спин), равный 1/2.
Опыты с использованием поляризованных частиц и/или мишеней начали проводиться с начала 1950-х годов. Изучение спиновых эффектов является одной из наиболее актуальных задач физики высоких энергий.

Модель рассеяния кварков была развита в работе [42] и применена к поляризации в реакции К~р —> АХ. Была высказана идея о том, что для корректного использования формулы (1.16) необходимо переходить в такую систему отсчета, где абсолютные значения импульсов кварков до и после рассеяния были бы одинаковы. Это дало возможность очень хорошо описать поведение поляризации для разных значений рт и хр, а также, что немаловажно, воспроизвести ее независимость от энергии налетающих каонов.
Применение данной модели к случаю фоторождения будет сводиться к замене ЛГ"~~мезона на фотон, что, формально, заключается в использовании функций распределения кварков в фотоне вместо соответствующих функций каона. Необходимо также выразить поляризацию через переменную С, так как экспериментальные данные, с которыми будет проводиться сравнение наших расчетов, представлены в виде зависимости от этой переменной [17].
Введем следующие переменные [60]
Г — —ill + Pzi01 (о п
Сг(/) Eb + pzb 5 ( )
где Ei(f) и Vzi{f) ~ энергия и продольный импульс кварка в начальном і (конечном /) состояниях. Соответствующие величины пучка обозначены индексом Ъ. Обратим внимание на Лоренц-инвариантность формулы (2.2).
Следуя работе [42], перейдем в систему отсчета, где абсолютные значения импульсов кварков до и после рассеяния совпадают, которую назовем S'-системой. Для этого необходимо выполнить преобразование Лоренца вдоль направления вектора импульса протона. Тогда будут иметь место следующие равенства, устанавливающие связь между величинами в разных системах отсчета:
(Pi рf) = р2{1-cosв)+ m2s, (2.3)
PTf — PT — P sin0, (2.4)
где ms - это масса рассеивающегося s-кварка, Pi,pj- его 4-имнульсы,