Эффекты аномального хромомагнитного момента кварка в некоторых реакциях при высоких энергиях

• Автор: Корчагин, Николай Сергеевич
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2014
• Место защиты: Дубна
• Количество страниц: 70 с. : ил.

СОДЕРЖАНИЕ
ВВЕДЕНИЕ
1. Нетривиальная топологическая структура вакуума КХД и аномальный хромомагнитный момент квар-ка(АдСМ)

2. АС^СМ и односпиновая асимметрия в кварк-кварковом рассеянии

2.1. Краткий обзор экспериментов по односпиповой асимметрии

во взаимодействии адронов при высоких энергиях

2.2. Краткий обзор существующих теоретических подходов к односпиновой асимметрии

2.2.1. Эффект Сиверса

2.2.2. Эффект Коллинза

2.2.3. Твист-3 эффекты

2.3. Односпиновая асимметрия, индуцированная АС^СМ в
кварк-кварковом рассеянии при высоких энергиях
2.3.1. Расчёт ББА в рассеянии
2.4. Результаты и обсуждение
2.4.1. Оценка БЭЛ в инклюзивном рождении пионов в рр
соударениях
2.4.2. АОСМ в полуинклюзивном рождении мезонов . .
2.5. Выводы
3. АОСМ и динамика упругого рр и рр рассеяния
3.1. Краткий обзор экспериментальной и теоретической
ситуации
3.2. Вклад АС^СМ в сечение упругого рр и рр рассеяния при
высоких энергиях
3.3. Численные результаты
3.4. ЭБА в упругом рр и рр рассеянии
3.5. Выводы

4. Вклад АС^СМ в дифракционное электророждение р-
мезона
4.1. Дифракционные процессы и Померон
4.2. Аналитический расчёт реакции 7*р —> рр
4.2.1. Описание р мезона
4.2.2. Кинематика вершины V дд
4.2.3. Нормировка волновой функции р мезона
4.2.4. Нормировка на константу распада
4.2.5. Вид волновой функции
4.3. Амплитуда дифракционного рождения р мезона
4.3.1. Общая амплитуда рождения р мезона
4.3.2. Сворачивание цветовых индексов
4.4. Вычисление мнимой части амплитуды
4.5. Глюонная плотность
4.6. Вычисление спиновой структуры процесса 7*р -л рр
4.6.1. Техника спиральных амплитуд
4.6.2. Амплитуда для вершины 7ад
4.6.3. Амплитуда для мезонной вершины
4.6.4. Выражения для кварк-глюонных вершин
4.6.5. Полный след амплитуды 7*р -> рр
4.6.6. Сечение реакции электророждения д-мезона
4.7. Численный анализ результатов
4.7.1. Сравнение полученных сечений с экспериментом .
4.8. Выводы
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
СПИСОК ИСПОЛЬЗОВАННЫХ ИСТОЧНИКОВ
ВВЕДЕНИЕ

Современная микроскопическая теория сильных взаимодействий -квантовая хромодинамика(КХД) - имеет множество достижений в описании явлений, происходящих на малых расстояниях, что соответствует большим переданным импульсам. В таких режимах, благодаря явлению асимптотической свободы, константа связи сильного взаимодействия а, мала, что позволяет применить теорию возмущений. Но при малых переданных импульсах такой подход неприменим из-за роста константы связи, которая становится порядка единицы при Q2 ~ 1 GeV2. В ряде случаев возможна факторизация больших и малых расстояпий(выделение жёстких подпроцессов), что позволяет проводить вычисления, согласующиеся с экспериментом. В таком подходе мягкие подпроцессы обычно не вычисляются, а заменяются экспериментальными данными.
Разработка подходов, позволяющих проводить вычисления вне рамок теории возмущений важнейший раздел теории сильных взаимодействий, т.к. большинство экспериментальных данных связаны как раз с физикой больших расстояний(процессы адронизации, фрагментации, дифракции и т.п.). Кроме того, теория возмущений не может учесть всех эффектов, характерных для пеабелевых теорий с сильной связью.
Таким образом, для комплексного описания физики адронов необходимы существенно пспертурбативпые методы и подходы. Оказалось, что эффекты больших расстояний, такие как спонтанное нарушение киралыюй симметрии(динамическое появление большой конституентной массы кварков) и коифайнмент(пленение цветовых зарядов в бесцветных адронах), тесным образом связаны со свойствами вакуума КХД.
Вакуум КХД имеет нетривиальную структуру и кардинальным образом отличается от вакуума в КЭД. Благодаря наличию сильной связи, вакуумное состояние перестраивается, возникают коллективные флуктуации полей, связанные с туннельными переходами между классическими ва-куумами с разной топологической структурой[1, 2]. Инстантон - одна из хорошо изученных топологических флуктуаций вакуума глюонного поля(см. обзоры [3, 4]). Он может быть ответственен за многие непертурбативные эффекты, наблюдаемые в физике частиц.
В случае глюонного поля, инстантон - это особый вид колебаний

4. Вклад АС^СМ в дифракционное электророждение
р-мезона
4.1. Дифракционные процессы и Померон
Дифракционные процессы как нельзя кстати подходят для изучения непертурбативной физики больших расстояний. В них можно чётко разделить известную пертурбативную часть, и малоизученную непертур-бативную, т.е. лежащую за рамками теории возмущений. Частицы в таких реакциях сталкиваются при больших энергиях, но при этом обмениваются малым импульсом, где и могут проявится новые явления, связанные со сложной структурой вакуума КХД.
Рис. 16 Дифракционное рождение векторного мезона, индуцированное обменом Помероном.
Обычно, когда виртуальный фотон сталкивается с протоном, он выбивает кварк, при этом протон разрушается и порождает систему с большой инвариантной массой. Такое рассеяния называется глубоконеупругим (Deep Inelastic Scattering - DIS). При этом конечные адроны плавно распределены по быстроте3. Но иногда протон выживает, лишь слегка «деформируясь», а фотон превращается в дифракционную систему с малой инвариантной массой s. В таком случае протон и дифрак-
ционная система будут разделены «щелью» в распределении по быстроте. Для дифракционного процесса необходимо, чтобы полная энергия реакции была много больше любого размерного параметра, входящего в данный
3Быстротой у называют аддитивную при Лоренд-бустах величину, связанную со скоростью. Она определяется как у = ^ln (e~j>1 )> где компонента импульса направленная вдоль оси пучка.