Проявления партонной структуры адронов в столкновениях ультрарелятивистских ядер

• Автор: Снигирев, Александр Михайлович
• Шифр специальности: 01.04.16
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 1999
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 175 с. : ил

Содержание
Введение
1. Многопартонные функции распределения и фрагментации в жестких процессах в КХД
1.1. Вывод уравнений для многопартонных функций в главном логарифмическом приближении
1.2. Решения уравнений и их связь с правилами исчисления струй
1.3. Обобщение уравнений для описания распределений парто-нов в адронах и фрагментации партонов в адроны, асимптотические свойства решений
1.4. Соотношение между однопартонными функциями распределения и фрагментации в КХД
1.5. Обобщение партонной модели на упругое рассеяние
2. Классические подходы к задаче двух тел, взаимодействующих посредством неабелева калибровочного поля
2.1. Уравнения глюостатики с двумя источниками
2.2. Свойства решений факторизованной системы уравнений
2.3. Проблемы излучения и связь со структурными функциями ультрарелятивистских ядер
3. Пространственно-временная эволюция сильновзаимодейству-ющей материи
3.1. Скейлинговая гидродинамика и модельный учет поперечного расширения КГП
3.2. Обобщение модели на случай фазового перехода
3.3. Влияние коллективного движения на спектры вторичных адронов
4. Эффекты взаимодействия кварков с коллективным цветным полем, обеспечивающим их удержание
4.1. Динамический механизм излучения адронов из плазмы, моделирующий свойства конфайнмента КХД
4.2. Основные характеристики адронного излучения
4.3. Излучение фотонов и их спектр
4.4. Излучение пептонов и их спектр

5. Струи как инструмент изучения плотной материи
5.1. Моделирование прохождения жесткой струи через среду
5.2. Влияние среды на характеристики струй
5.3. Угловая структура энергетических потерь
5.4. Проблемы идентификации струй в ядро-ядерных столкновениях
Заключение
Литература

ВВЕДЕНИЕ
Успешное применение методов квантовой теории поля в физике элементарных частиц в значительной мере связано с прогрессом в исследовании полей Янга-Миллса [1], участвующих в построении большинства современных моделей как сильных, так и слабых и электромагнитных взаимодействий. В квантовой хромодинамике (КХД) [2, 3], которая рассматривается в настоящее время как наиболее серьезный кандидат на роль теории сильных взаимодействий, адроны считаются составленными из кварков и глюонов. Взаимодействие между ними осуществляется за счет обмена цветными полями Янга-Миллса — глюонами. Несмотря на впечатляющие достижения, эта теория еще далека от своего завершения. Исследования ведутся в разных направлениях, среди которых можно особо выделить два: физика больших и малых расстояний. Хотя такое разделение и весьма условно, оно во многих случаях позволяет существенно упростить задачи и четче поставить вопросы, требующие дальнейшего исследования, оперируя уже с хорошо (или вполне) разработанными методами вычислений.
К физике больших расстояний, например, относятся вопросы, связанные с удержанием кварков [4, 5, б, 7], структурой вакуума КХД [8, 9], изучение фазовых переходов между кварк-глюонной плазмой и адронной материей [10, 11, 12, 13] и т.д., где методы теории возмущений практически не работают. Помимо модельных исследований здесь широко применяют численные расчеты методом Монте-Карло в решеточной калибровочной теории [14]. Улучшение первоначальных алгоритмов наряду с существенным ростом компьютерных возможностей привело к заметному прогрессу в этих исследованиях [15].
Физика малых расстояний, масштаб которых определяется ’’внутренней шкалой” (параметром перенормировки) КХД Лдсш, охватывает широкий класс так называемых жестких процессов [16]. Изучение этих процессов уже сейчас предоставляет возможность непосредственно на эксперименте проверить основные выводы теории сильных взаимодействий, основанной на лагранжиане Янга-Миллса. Общей характеристикой всех жестких процессов является наличие большого импульсного масштаба (большого по сравнению с характерными массами адронов т и параметром перенормировки КХД Адсп)- В случае, например, глубоко неупругого лептон-адронного рассеяния этот масштаб определяется величиной виртуальности фотона |д2| > т2, А2ясо. В процессе взаимодействия такого глубоко виртуального фотона с адро-

где «7® — электромагнитный ток партона а-го сорта, |о_к) — состояние партона этого сорта с импульсом к, ж — скейлинговая переменная, Р(Ь)(х) — функции распределения кварков в адроне.
При выводе (59) используется импульсное приближение, справедливое в случае, когда е и /г обмениваются глубоко виртуальным фотоном.
Для перехода к эксклюзивным адронным процессам при больших переданных импульсах сделаем дополнительное предположение, которое позволяет применить импульсное приближение и одновременно может оправдать (ввиду асимптотической свободы в КХД) вычисление партон-партонных амплитуд по теории возмущений: в упругом /1/1-рассеянии при больших |/| вся передача импульса происходит в процессе взаимодействия одного партона из налетающего адрона с одним партоном из адрона-мишени; эффекты многократного перерассеяния малы. При этом мы, естественно, не рассматриваем такие партонные диаграммы, учет которых нарушает бесцветность конечных состояний.
Теперь аналогичные выкладки можно провести и для упругого /1/1-рассеяния (см. в деталях [83]). Получаем амплитуду рассеяния в виде
НН2—Ь. Р2>
= Е / МаЬаь(х 1Р1,Ж2Р2, )Х{а1)(х1М)Хь12) (Х2, ~0,)(1Х1(1Х2, (61)

где рх и Р2 — импульсы начальных адронов, С} — передача импульса в /-канале, Маь~+аь(кцкг, С) — амплитуда рассеяния свободных пар-тонов а-го и 6-го сорта, не нарушающая бесцветности конечных адронов. Х{аЧх> О,) определяются, как и функции распределения кварков в адроне, через многопартонные волновые функции адронов [83].
Сравним (59) и (61). Формула (59) выражает сечение электророждения в виде суммы партонных сечений, и (ж) имеют смысл функций распределения партонов а-го сорта в адроне к (эффектами нарушения скейлинга мы здесь пренебрегаем). Формула (61) в свою очередь выражает амплитуду упругого /1/г-рассеяния в виде суммы амплитуд упругих партонных подпроцессов с коэффициентами п0 своей структуре весьма напоминающими
Действительно, как показано в [83], функции ХсР положительны, при ж —У 1 они переходят в :
Х?,(1,Ч) = Ч(*)(1 + о(1-*)) («2)
и быстро убывают в области (1 — ж)2 > Л2/С/2, где Л2 — характер-