Анализ адронных спектров : Идентификация и классификация скалярных мезонов в области энергий до 2 ГэВ

• Автор: Саранцев, Андрей Викторович
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Докторская
• Место защиты: Б. м.
• Количество страниц: 198 с. : ил.

ОГЛАВЛЕНИЕ
I ВВЕДЕНИЕ
II ДИАГРАМНЫЙ N/Б-МЕТО Д
1 Аналитические свойства амплитуды рассеяния
2 Взаимодействие составной системы с внешним электромагнитным полем
III ПРИЛОЖЕНИЕ ДИАГРАМНОГО К/Б-МЕТОДА К ПРОСТЕЙШИМ ЯДЕРНЫМ СИСТЕМАМ
1 Протон-протонное взаимодействие в каналах
с сильным рождением дельты изобары
2 Дейтрон как составная двухнуклонная система
IV КВАРК-АДРОННАЯ ДУАЛЬНОСТЬ В НИЗКОЭНЕРГЕТИЧЕСКОМ ВЗАИМОДЕЙСТВИИ
1 Динамическая кварковая модель без учета сил конфайнмента
2 Переход д + д —> М + М как процесс, ответственный
за механизм конфайнмента
3 Кварк-адронная дуальность
4 Уравнение Бете-Солпитера для амплитуды
мезонного рассеяния
5 Параметры и их влияние на результаты вычислений

б Заключение
V ИССЛЕДОВАНИЕ СПЕКТРОВ МЕЗОНОВ В Т-МАТРИЧНОМ ПОДХОДЕ: ИДЕНТИФИКАЦИЯ РЕЗОНАНСОВ В РАЙОНЕ 1000-1900 МэВ
1 Анализ реакции рр аннигиляции с рождением трех псевдоскалярных мезонов
2 7Г7Г и 711] взаимодействие в б'-волне вблизи К К порога
3 Экспериментальные данные рр аннигиляции в три мезона
4 Амплитудный анализ и параметры резонансов
VI К-МАТРИЧНЫЙ АНАЛИЗ СКАЛЯРНЫХ/ИЗОСКАЛЯРНЫХ РЕЗОНАНСОВ В ОБЛАСТИ ЭНЕРГИЙ ДО 1900 МЭВ
1 Связь Т-матричных, К-матричных полюсов и полюсов амплитуды Х/Б-метода
2 К-матричный анализ 00++ волны в вблизи К К порога
3 Классификация I Jpc = 00++ волны в области
энергий до 1900 МэВ
VII ВЫВОДЫ
ЛИТЕРАТУРА

1 ВВЕДЕНИЕ
Еще в шестидесятых годах Гелл-Маном и Цвейгом была предложена классификация сильновзаимодействующих частиц (адронов) на основе триплета гипотетических частиц (кварков), несущих дробный электрический заряд. Кварковая модель не только сумела объяснить известные к тому времени мезоны и барионы, но и предсказать существование новой частицы: Ц-гиперона, который вскоре после этого был открыт. Однако, следом за рядом неоспоримых успехов, модель встретила ряд довольно больших трудностей. Во-первых, большое число экспериментов, предпринятых с целью поиска свободных кварков как на ускорителях, так и в космических лучах, дали определенно отрицательный результат: свободных кварков в природе не существует. Эти частицы заперты внутри адронов. С другой стороны эксперименты при высоких энергиях показали, что кварки не ” чувствуют” друг друга на малых расстояниях. Последнее явление получило название ассимптотической свободы.
Ответ на эти проблемы был найден в создании квантовой хромодинамики (КХД): калибровочной, неабеливой теории, одним из положений которой является введение нового квантового числа: цвета. Постулируется, что кварк находится в одном из трех цветных состояний, тогда как только бесцветные состояния могут наблюдаться в эксперименте.
Важнейшим свойством квантовой хромодинамики является то, что глюоны - частицы, посредством которых взаимодействуют кварки, могут взаимодействовать между собой. Именно это взаимодействие приводит к уменьшению константы связи КХД и почти полной экранировке кварков на малых расстояниях (т.е. при больших энергиях). Малость константы связи позволяет проводить вычисления в рамках пертурба-тивного подхода и сравнивать их результаты с экспериментом. Успех КХД в описании жестких процессов позволяет верить в то, что КХД является корректной теорией сильных взаимодействий.
Другой стороной ассимптотической свободы является рост константы свя- зи КХД 0'8{к2) с увеличении расстояния, которая становится много больше единицы в области низких энергий. Принципиально такой механизм может объяснить явление конфайнмента кварков, однако из-за невозможности применения пертурбативного подхода в этой области, практически никаких количественных сравнений теории с эксперимен-

может рассматриваться как аналог нерелятивистской волновой функции.
При рассмотрении ряда задач, таких как, например, процесс глубоконеупругого рассеяния на составной системе, весьма популярной является система бесконечного импульса составной системы. Этот метод естественным образом сшивается с партонным описанием структуры частиц [73, 74, 75, 76]. Конечно, уравнение (53), где инвариантность соблюдена в явном виде не изменится при использовании этой системы, но в уравнениях (54) и (56) это даст возможность перейти к общепринятым для исследования процесса глубоконеупругого рассеяния переменным [39]. Пусть
Для энергетических компонент импульсов составной системы в начальном и конечном состоянии и импульса конституента получим следующее выражение:
Р=(Р„,Р±=0,Р,сс) Р
(57)
(59)
(58)
Если решать это уравнение относительно 2, однозначный ответ получается только при нулевом детерминанте, что соответствует условию: