Кроссинг-нечетные и спиновые явления в унитаризованных реджевских моделях тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.02 ВАК РФ

Академля наук Украины Институт теоретической физики им. Н.Н.Боголюбова

На права* рукописи

Мартынов Евгений Сергеевич КРОССИНГ-НЕЧЕТНЫЕ И СПИНОВЫЕ ЯВЛЕНИЯ В УНЙ1АРИ30ВАШШХ РВДЕБСШ МОДЕЛЯХ

/01.04.02 - теоретическая физика/

Автореферат диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Киев - 199?.

Работа выполнена в Институте теоретической физики им.H.H.Боголюбова Академии наук Украины.

Официальные оппоненты: академик РУЛН, доктор физико-математических наук, профессор А.Н.Сисакян

доктор физико-математических наук С.М.Трошин доктор физико-математических наук Н.М.Петров

Ведущая организация -Харьковский физико-технический институт

Защита состоится " 2. А" 1992 г. в «ДО

на ¡заседании специализированного ученого совета Д 016.34.01 при Институте теоретической физики им.H.H.Боголюбова Академии наук Украины /252143 Киев-143, ул.Метрологическая 146/.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института теоретической физики 4Н Украины.

Автореферат разослан "20" HPftSpa 1992 г.

Ученый секретарь специализированного совета кандидат физико-математических наук

В.В.Пересыпкин

-7-

СОДЕРШ/ШЕ ГАБОТЫ

В первой главе определены модели дипольного и сверхкритнчес-кого псмеронов, которые исследуются параллельно во веек последующих главах.

В §1.1. рассмотрены условия саыосогласованности в реджеонной теории полл. Хорошо.известно, что в РТД переформированный померон существенно отличается от затравочного простого полюса. Меняется не только ингерезпг, но и усложняется структура сингулярности в плоскости комплексного углового момента ] . Идея самосогласованности заключается в том, чтобы построить теорию, в которой пе^е-кормированный помероа в инфракрасном пределе Е 1 - ] — о ик -»о /ТГ - двумерный импульс померона/ слабо отличался от затравочного. Иначе говоря, нужно, чтобы ренормгрупповая функция Гелл-Уанна-Лоу

имела инфракрасную стабильную точку . Кроме этого

мы потребовали, чтобы в теории обеспечивался рост полного сечения и асимптотически постоянное отношение /С^оЪ • Пусть затравочный померон имеет пропагатор вида

пени и, . Тогда существуют только два решения, удовлетворяющие перечисленным требованиям и не содержащие фиксированные сингуляр-ностей в у -плоскости -

I. Двухкратный полюс с линейной траекторией или дипольный померон (1, « = 2.)

2. Пара ветвлений с комплексно сопряженными корневыми траекториями, сталкивающихся при ТГ = 0 , или фруассарон (»» = 2 , = а =5/2)

кает и в модели сверхкритического померона в результате Э -канальной унитариэации. Поэтому далее наряду с дипольной модель» исследуется и модель сверхкритического померона.

В §1.2 рассмотрены некоторые свойства затравочного дмпольного

а трехпомеронная вершина есть однородная функция Е и Т<

2

сте-

померона. При высоких энергиях /5» 50 » I ГэВ^/ вклад диполь-ного померона в амплитуду упругого рассеяния может быть представлен следующим образом.

т С,Л, - - 1+

<>са)-ч . «вы

- \ ^СЬ)Ь/йо) + Ь/Ъо)

где вычет в ведущем слагаемом обладает теми же факториза-

ционными свойствами, что и в модели простого полюса. Да::ее рассматривается упрощенная /что не принципиально/ модель, в которой

Уп ^Л) = я М-Л/З^тб/^) . /I/

Из унитарного неравенства для прицельных амплитуд

следует, что в модели /I/

В этом же параграфе с помощью инклюзивных правил сумм и обобщенной оптической теоремы вычислена средняя множественность рожденных адронов: <У>> ~ при » 1 .

В §1.3 приведены основные формулы, касающиеся модели сверхкритического померона, и отмечены важнейшие свойства модели, необходимые для дальнейших исследований. Оригинальным здесь является вычисление сродней множественности. Показано, -что более полный учет реджеонных диаграмм, дающих вклад в инклюзивное сечение, приводит к ~ й-иЛЧь/бо) , а не степенному росту < н> ч-~ (&/50)Л / , как утверждалось ранее.

Вторая глава посвяцсна унитаризиции моделей сверхкритического померона и диполя с помощью многократных 5 -канальных перерассеяний.

Известны различные методы уштариоации амплитуды, в частности, ивазиэйкональный, И -матричный, метод аналитически продол- . женноги условия унитарности. Если унитаризованная амплитуда в представлении прицельного параметра выражена в виде ряда

-s-

где V\(s,b) - затравочная прицельная амплитуда, соответствующая амплитуде ^ ("Ь,t) , то перечисленные методы униа'аризации могут быть реализованы при должном выборе функции . Для ква-

зизйкональной унитаризации &(«) = С""1 , для обобщенной U -матричной G(n) = C ''n', J С = V2 соответствует оригинальной модели W -матрицы, а С~1 - методу продолженной унитарности/. Эти методы используются и сравниваются в исследуемых далее моделях.

В§2.1 обсуждаются недостатки моделей с линейной траекторией померена и приводятся асимптотические оценки для прицельных амплитуд с нелинейной траекторией.

Если ot(t1 xci(p)+<*t, то в обеих рассматриваемых моделях Vi(s.b') ^ ехр(- , Я2 = oi'£v((-is/So)+e> и поэтому, как видно

из /к/, H(e.b') c^Vi^.bvo при Ъ-vcw , причем в

этом пределе осциллирует вокруг нулевого значения, что противоречит унитарному требованию Ivn Н (е>,Ь)>0 • Кроме этого известно, что Н должна убивать ~ exp (-со^ЬЬ), а не как

ехр(: Ь'АЯ*) . Эти противоречия устраняются для нелинейной траектории. Если она имеет точку ветвления при "fc --"fc0 ^ о , то при b сг>

H(.s,b~) ~ exp(-b/t2)9

причем Ivn Н(bib") в этом случае всюду положительна.

Для нелинейной траектории аитрасочного ломор-она ункт.--риао-Епнная амплитуда представляется в виде

"" ---/-V . I 1 . / . .л , Л

,г'3/

^ У\ 1 V \ JD^Tt* } У L \

^ - W) , 11 = ( 1 + 2 t ^ уГ,

И = -i £ ф/r,-)-i-'f Vnf 3/

'6tJ

I = , v? (t) ^ t •

В модели сверхкритического померона

= exp(S Д) , ы(о) ~ \ + <s ,

/4/

n модели дипольного померона

Xs) = S/S,) , oi(p) = 1 . /6/

Асимптотическое поведение ряда /3/ исследуется в следующих двух параграфах.

Модель сверхкритического лоыероьа рассмотрена в 52.2. Вычислена асимптотика ряда /3/ яри S-» оо ц малых и фиксированных "t Оцени, проделаны в квазиэйкональной и обобщенной "W -матричной моделях - для этого суммирование заменяется интегрированием по контуру, охватывающему положительные целые значения vv и далее используется метод перевала. Показано, что результат слабо зависит от способа унитаризации. Ачплитудч M(s,t) осциллирует с изменением как s так и t , причем величина осцилляции растет пропорционально \/Ьл(ь/ь0) , чо убывает <ч. eKp^-constVftï) с ростом lt| . Sto согласуется с вычислениями в модели U -матрицы, но отличается от поведения амплитуды в случае простого полиса с <*(о)= 1 , где М^Л) ~ е/р (-^оЙУбм^/Ц) • Нелинейность траектс рии о<ЛЬ) слабо меняет значение некоторых констант в главном асимптотическом члене, не сказываясь на функциональной зависимости от Ь и -Ь .

Унитариэация дипольного померена с помощью ряда /3/ проведена в §2.3. Результат, полученный для диполя, больше напоминает мс дель простого померонного полюса. Если G(v\)=CbС \ о<£< А то M(.s»i)~exp(-û/ùi) где ws-tH,1, константа а определяется величиной Ьл (С û,(o)/Uto)). Если диполь унитаризуется квазцэйкональ-ным методом, т.е. G(vV)= , то М(ьЛ) ~еур^2Уо1(ллМ' ПРИ |wt»i .

Б обеих моделях иредекспонеюциалышй множитель содержит осциллирующую функции от loi . Таким образом, обнаружено существенное различие моделей сверхкригического и дьлольного поыеронов. В первой в дифференциальном сечении осцилляции растут по величине, во второй дифференциальное сечение быстро стремится к нулю и с ростом S и с ростом lt| .

В §£.4 мы анализируем, как правила кварковсго счета и автомодельная асимптотика амплитуды согласуются с редаевским поведением в дуальных аналитических моделях. Используя траектории Редан с логарифмической асимптотикой

ci (t} ~ (L|t| Прй ltl->oo,

мк построили M -частичную амплитуду с требуемыми свойствами.

Вмесге с тем, амплитуда с необходимостью строится так, что в жесткой кинематической области она как бы "забывает" о своих свойствах в редаевской и наоборот. По нашему мнению это модет свидетельствовать о разных физических механизмах, леяащих в основе мягких" и жестких взаимодействий.

В главе 3 изучаются кроссинг-нечетные явления в упругом взаимодействии протонов и антипротонов при высоких энергиях. Затравочные кроссинг-четная и кроссинг-нечетная амплитуды определены как вклады, соответственно, однократных гюмеронного и оддеронного обменов

. , ои^-оС^о)

где 1 , й^О) и ^УО заданы с помощью выражений /4/-

/6/. Мы положили, что для померона и оддерона эти функции различаются только содержащимися в них параметрами.

Определив унктаризованные прицельные амплитуды в виде суммы многократных померон-оддеронных обменов

ирр(е.Ь)=- \£ (ь+с^ь>

и» 1

где Ь+(йЛ) _ прицельные амплитуды, полученные из затравочных вкладов ^•¿С'аЛ), мы показываем, что из условия унитарности следует неравенство

Гул £ I Г*» Ь)1.

Рассматривая его при нулевых, конечных и асимптотических значениях Ь , получаем следующие ограничения на параметры затравочной од-деронной траектории

Д. 4 Д+ , 0(1 (о) < , , /7/

где 'С+С^-') - легчайший порог померонной /оддеронной/ траектории. Если , то возникает ограничение на вычет оддероннсго

вклада .

Далее вычисляются кроссинг-четная и кроссинг-нечетная компоненты амплитуды

лри о . Показано, что ь сверхкритической модели кроссинг-нечетная компонента при высоких энергиях подавлена

а в дипольной модели

---»• СО уть I при оо ,

причем эти выводы не зависят от способа унитаризации затравочных амплитуд.

Кроссинг-четная и кроссинг-нечегная компонента унитаризован-ных амплитуд при -Ь о в сверхкритической модели исследуются в §3.2. Вычисления проделали вначале для линейных траекторий затравочных померена и оддерона, а затем результат обобщен для произвольных траекторий. Выделяя в кроссинг-четной компоненте чисто помероннсе слагаемое (б.'Ь")

мы показали,что

г М-ОЛ")

- ~ М , -_ г* и

где

А + I +

причем § ~ ^ при и поэтому

Если траектории померона и оддерона не вырождены, /в этом 'случае согласно /7/£40(4. /, то величина |/д| экспоненциально

убывает с ростом с= • Это означает, что кроссинг-

нечетные эффекты, различия е рр и рр взаимодействиях, с ростом' энергии вымирают при ограниченных переданных импульсах. Этот ре- ' зультат справедлив при любом из рассмотренных способов унитаризации как для линейных, так и для нелинейных траекторий.

Известно, что Ери достигнутых энергиях померонная компонента амплитуд дсминируе'.' /по-крайней мере, при малых "Ь /. Таким обра-

аом, п сверхкритической модели с невырожденными помероном и одде-роном может сложиться такая ситуация, что при имеющейся точности экспериментальных данных невозможно будет достоверно установит!, или отвергнуть существование оддерона при малых Ь .

Совершенно иная ситуация имеет место в модели диполыюго померена. Кроссинг-нечетные эффекты в ней исследованы в §3.3. Асимптотические оценки дл:: амплитуд унитаризованных киазизйкональным методом, показали, что при = |ю1»1

где 1"

"*2с/г^е Р1 Н ? (сх_М<т?) е 1

/ь/

а есть решен:« уравнения

Ъ2 2

Из /8/ и Д>/ вытекает, что при

ЦМ/Й '

1в

иг /!»о1\ ■ , ,,

) - осциллирующая ограниченная дункцил. поскольку

10 при «=• > 1

Следовательно, асимптотика кроссинг-чотной п кроссинг-нечетной компонент при фиксированных "I , определяется параметрами затравочного оддерона, « не померона,

«/о

'¿'ахам образом, если траектории померона и оддерона не совпадает при малых Ь , то

и поскольку II-И*/ при фиксированных t , имеем

Это равенство при очень малых обусловлено доминирующим вкладом чистопомеронной компоненты , а при фиксированных t - доминирующим вкладом оддерока. Б проме<куточной области кроссинг-нечетные эффекты должны быть велики. Здесь следует ожидать значительного различия в дифференциальных сечениях рр и рр рассеяния.

Четвертая, глава посвящена учету спина нуклонов в рассматриваемых сверхкритк^еской и дилольной моделях. После краткого обсуждения спиновой проблематики в реддевских моделях в §4.1 излагается метод вычисления унитаризованных спиновых амплитуд, основанный на рекуректных соотношениях между амплитудами многократных реджеонных обменов в представлении придельного параметра.

Представим атальгуду барион-барионного рассеяния в виде

(ъД) М5(ьЛ),

где _

-Т — )

р и р - импульсы начального и конечного нуклона в с.ц.м., 6->а - матрицы Паули. Затравочная амплитуда м (ь,Ь) имеет таку еш структуру как /10/, поэтому для прицельной амплитуды получим

А

где

Унитаризованная амплитуда Н (ь.Ь') вычисляется как сумма Н -крат них обменов мевду адронами

Й (».« - £ ^ н

где | означает, что выражение внутри скобок должно бы^ь сим-мотризовано по -матрицам отдельно в верхней и нижней част^ диаграммы ц -реджеонного обмена. Нетрудно проверить, что И

имеет тот же вид, что и U(s,b> , причем Их (s.b} и Ц*, (ъ.ко связаны системой рекуренгных соотношений. Эту систему не удается решить в общем виде, однако сна легко решается в приближении линейном по hi, и Ц . Оно обосновано в диссертации и применимо при больших энергиях. В этом случае

(М , П , « , * , - , ,<■*) Г п Г*1

Wh-U JflLlha . ^--Ь" С-С iibZi^ I , к-зи

где

+ 1 "fs-t " Ьо 2ЛЬ5 .

Полученное представление для спиновых амплитуд п- -кратного обмена используется в следующих параграфах для конкретных вычислений в сверхкритической и дипольной моделях. Ыы ограничились рассмотрением квазьэйконлльной унитаризации затравочных амплитуд. Выражения для спиновых унитаризованных амплитуд достаточно громоздки, поэтому приведем только исходные формулы для затравочных амплитуд и результаты вычисления поляризации.

В §4.2 рассмотрена модель сверхкритического померона, в которой затравочные амплитуды определены следующим образом

где m - масса нуклона, - константа, причин

vn0(s,t)vina(s,t> = [-i откуда следует, что

+ Ъг = 2В,.

Спиновый унитаризованше амплитуды вычислены в главном и следующем порядках по 1 / Ьп (s/5a). При больших Рлл (s/sв) и стро-ыяцихся к нулю "t для поляризации Р получено следующее выражение

где

- 1 + 2

При фиксированных t поляризация имр&т очеьь »ад. 0v~

метим лишь, 4i'0

р С- -1--

где Mi»*) при фиксированном 't есть осциллирующая ограниченная функция Ъ

Таким образом, а сьерхкритической модели поляризация убывает с ростом энергии н при малых и при фиксированных передачах импудь са. Учитывая результат для бееспинового случая при новырсаденных помзрона и оддероне, следует заключить, что Ррр-Ррр при достаточно высоких онергаях,

Спиноьыо эффекты в рр и рр рассеянии г дипольной модели рассмотрены в §4.3., H спиновых амплитудах учтен вклад оддерока. Затравочные амплитуды ьыбргны аналогично тому, кгк это сделано в сверхкритической .модели :

'•^ïiV'O -К-0,1,2,

где *?/Ц-15/=>с), s„-ir- константы,

^ = • ^ диссертации вычислены все спиновые амплиту-

ды, ух кроссинг-четнне и кроссинг-нече*гные компоненты. Амплитуда унитариаованы ква&иойкояальным методом. Для поляризаций при фккси роаакных t получены следующие выражения

Ррр ■ - S'mAîX»..Ivn(N+/N.'),

Ргр •ïvnCNV^),

где

+ • u*e е ЦТГ) '

^/Zwi , а - решения уравнения

г ■■ -

Иокаьано, что Ç >1 и , поэтому

Ррг, ^ — Ррр •

Тем самым ш обнаружили качественное различие с сверхкритической .« дшгояьной моделях с невырожденными траекториям;! померонг и оддерона. Заметим, что во-первых, поляризация осциллирует с изменением как энергии, гак и переданного импульса, во-вторых, ве-

личина осцилляций не зависит от энергии, в-третьих, поляризация по величине не превышает ЬО^.

Б последнем параграфе четвертой главы рассмотрена динолымя модель мезон-иуклонного рассеяния. Полагая, что в зарядово-четную /по отношению к замене часть амплитуды основной вклад

дает поиерон, а зарядово-нечетная определяется обменом -ред-жеоном, ми вычислили унктаризованние спиновые амплитуды и поляризации для упругого згр -рассеяния и процесса перезарядки. В этих процессах поляризация осциллирует и по ь и по 1" ., не изменяя знака, причем максимальное /минимальное/ значение достигается б минимумах /максимумах/ дифференциального сечения. Максимальные значения поляризации в процессе перезарядки не зависят от энергии, а в упругом рассеянии стремятся к нулю ~ '/^(УЦ. Это опять же отличается от предсказаний сверхкритической модели, где Pcli.ec. приближается к константе, но осцилляции сглаживаются с ростом энергии.

Б главе Ь рассмотрены феноменологические приложения дипольной модели. Проверяя широко распространенное мнение о ¿¡руассарсвском росте полных сечений, мы проанализировали все существующие данные о полных сечениях 'хЫ.КМ.ММ взаимодействий в интервале 6 ГэБ^ Д 4 546 ГэВ /всего 42Ь точек/. Вклады реддеокоз т,ю,£,аг параметризовались стандартным образом, а померенная компонента выбрана в виде

= а /II/

Результаты этой работы изложены в §5.1. Оказалось, что в зависимости % (тО имеются два минимума, при и ^ = 1,5? , причем резко, увеличивается, если или -$>2. . Модели диполя 1") и фруассаропа = 2) одинаково хорошо описывают данные, что иллюстрируется на рис.1а-1д. Подробно исследованы вклады реджеонов. Мы обнаружили, что интерсепт -реднееока находится в интервале

о^о) =5 0,68 —

в зависимости от значения # , т.е. значительно больше,

чем считалось ранее. Выводы о степени роста полных сечений и об интерсепте f -реднеона были позднее подтверждены б других раоо-тах /с.м., например, К.Ц.В1ос]:, А.Д.тгЗЛе, РЬуз.ЬпП. Б273, 199'1, Р.145/.

гза

Рис.1а-д. Полные сечения р5р»тг±р> взаимодействий.

Сплошная и штриховая кривые получены в моделях диполя ■=■ I ) и фруассарона (Я =2") соответственно.

В §5.2 мы анализируем всю совокупность данных о полных сечениях и рассеянии вперед в упругих рр и рр взаимодействиях в рамках гипотезы оддерона. Цель этого исследования - выяснить можно ли вкладом оддерона объяснить большое значение ^ ррС^.сГ} при

» 546 ГэВ. В фитировании использовались 210 точек для и при энергиях от 4 ГэВ до 546 Г.-эВ. Опуская подробности, приведем конечный вывод. Вклад оддерона не позволяет получить значение ^р^с^о.М ни при каких значениях V из /II/, не искажая описание и § при низких и средних энергиях. Максимальные значения этой величины таковы

0,18-0,19 при ,

0,19-0,20 при Г-2 .

Поскольку значение ^ не измеряются непосредственно, а извлекаются из данных о дифференциальных сечениях, вывод предыду-

щего параграфа требует проверки. С этсй целью мы исследовали данные о и ¿в/с^ в области первого дифракционного ко-

нуса, включая данные о кулон-ядерной интерференции. Результаты изложены в §5.3. Прежде, чем рассматривать в амплитудах вклад од-деронп мы проверили возможность модели дипольного померона описать в^о-ь и с1бУ<^ при 0,03 0,6 1'зВ2. Для этого ис-

пользовалась простейшая параметризация вклада диполя

п • «(^>-'1 г

с нелинейной траекторией и двумя вариантами функции

Учитывались гаюке вклады и со редаеонов.

Мы показали, что модель дипольного померона хорожо согласуется с имеющимися данными. Более того, предсказания модели прекрасно подтвердились в измерениях на Тэватроне при = 1,8 ТэЗ, что видно из рисунков 2а,б. /Кривые соответствуют рассмотренной модели. Прямая на рис.2а - вклад дипольного померона/

Исследуя феноменологические возможности гипотезы одцерона, мы значительно расширили набор данных, включив результаты измере ний в области кулоновекой интерференции. Всего в фитировании использовано примерно S00 точек и d 6/dt при S i'oB ¿s ¿546 I'oB и i^l ^ 0,6 ГзВ*\ Вклады 'г и о параметризовались стандартным редтавснш образом, а псыерон и оддерон были выбраны в виде

PO,t) = 'P(s>q') exp[(bp-tcip С-л t s/s P"f) t + Ч>(М j » 0(b?t) - 0(s,o) expfib^^^^a/s^t],

At(s,o) « + гг^^цЬ

Соответствие модели экспериментальным данным показано на рис.3-5. Штриховые линии на них - результат фитирования по даннь &ЬоЪ и Ç> /§5.2/, Из основных результатов этого анализа отметили следующие

- подтверждена невозможность объяснить значение fppCS^é,)* = 0,24 вкладом одцерона. Получены более сильные ограничения на эту величину

если допустить увеличение JC2 на 10% по сравнению с jf^ln • Нг рис.За-r указаны* коридоры, в которых могут находиться соответст-

1 'nr., 4a, б

«tf/Ot.irb Ctv

dffídl.mbOeV

da/di,m> G»V

\

4

»

-1-1-1-1-1-1-1-1-1-1--Г* т-1-1-Г- T-Г--I-!—

001 0 02 0.01 -t.OtV'

n

Piic.b

вующие величины при изменении вычета оддерона в пределах -О^ГэЪ^ £ 0,2ГаЬг

- наилучшее согласив теории и эксперимента достигается с отличным от нуля вкладом оддерона, ^_ =-0,2 ГэВ-*". Вклад такого оддерона в 'йе ПррСб,о) отрицателен, что согласуется с вычислениями КД, и противоположен тому, что требуется длл объяснения . Сплошные кривые на рисунках соответствуют оптимальному оддерону с =-0,2 ГэВ~*\

В §5.4 дипольная модель применяется для анализа кроссинг-нечетных эффектов и описания данных при значениях ¡^ 4 10 ГэВ^ и 9 ГэВ ^ 630 ГэВ. Задача заключалась не столько в том, чтобы добиться максимального соответствия теоретических выражений экспериментальным данным, сколько, пользуясь свободой в параметризации амплитуд, определить характер эволюции различных эффектов с изменением и 1 .

Из многих вопросов, обсуждаемых в §5.4, остановимся на свойствах амплитуд в области второго конуса. В ряде работ утверждается, что ¿е/сИ при больших t определяется вкладом оддерона. Проверяя этот вывод, а также учитывая специфические свойства сечений в области второго конуса /малый наклон, очень слабая его зависимость от энергии/ мы полагали, что следует рассматривать два различных с феноменологической точки зрения оддерона. Мягкий оддерон работает при X * о , а жесткий дает большой вклад при |"Ь| £ . I- ГэВ^ /учитывая, что рассматриваемые невелики, его

следует скорее назвать полужестким/. Исходя из этого предположения, мы добавили к амплитуде, описывающей первый конус, помимо Р-Т? и Р -И ветвлений еще одно слагаемое, представив его в виде- реджевского Еклада "произвольной" четности

^М^С-гь/во ехр[(о^Н) У*г)], /12/

где

Множитель (-Ъ) уменьшает искажения, которые этот вклад может внести в ■ ¿бУсЦ; при малых Ь , позволяя более аккуратно исследовать Бторой конус.

Опуская обсуждение численных значений параметров модели и

соотношений между разными вкладами, отметим хорошее описание всей совокупности данных /см., например, рпс.бэ-д/. .Предсказания модели для Тэвных анергий демонстрирует рис.7.

Наиболее интересным, на наш взгляд, является вывод о доминирующем в области 1Ь1 > I Г¿Иг вкладе слагаемого /12/, в котором преобладает четная компонента (1%^] = Другими слова-

ми, поведение сечения в области второго конуса при достигнутых энергиях определяется кроссинг-четным слагаемым амплитуды, а не оддероном. Из этого следует, что идею о двух оддеронах в такой же степени можно применить к покерону, т.е. различать мягкий по-мерон и жесткий /или полужесткий/ помзрон. Этот феноменологический вывод перекликается с теоретическими аргументами в пользу двух померонов АГ.В.Взогкеп, Jrepri.n1; ЗЬАС-Рив-5б08, 1991/.

¿л, « Л («»О

I а

Рис. 6

г

Рис.&д

-26В последнее время активно обсуждается возможность того, что слабые взаимодействия при достаточно высоких энергиях могут сравниться по величине с сильными. В §5.5 рассматриваются феноменологические следствия, гипотезы о существовании электрослабого поме-рона. Исходя из предположения о том, что электрослабый и сильный померенные вклады подобны, но имеют разные масштабные факторы для размерных величин /соответственно, ил^, ~ &ОГ»& и ~"1 ГзЪ/,

мы оценили параметры электрослабого номерона. Выяснилось, что интерференция сильного и электрослабого помзронов может привести к появлению специфического провала в дифференциальных сечениях рр и рр рассеяний при Тэвных энергиях: и ~ 2 + 5 ГэВ^. На рис. 8 показан такой провал при энергии '1'эватрона. Различные кривые соответствуют различной величине вклада электрослабого померона, а варианты I и II - разным экстраполяциям свойств сильного померона на более высокие энергии

В Заключении сформулированы основные результаты диссертационной работы.

Основные результаты, изложенные в диссертации, опубликованы в работах:

I. Е.С.Мартынов. Затравочный померон и поведение сечений в ред-жеоиной полевой теории//Я2, 1981, 'Г.Зо, №5, С.1431-1441.

-272. И.ИЛ'лушко, Н.А.Кобылинский, К. С.Мартынов, 15.1J. Шелест. Uexa-низмы генерации q ру а с с ар о н a//ili, 1983, Т. 38, Л, С.1Ш-1У2.

3. N.A.Kobylinaky, E.S.Martynov, iiising aro3s-3ectiona and renor-mrliaation of secondary raggeona.//Acta РЬуз. Pol. B, 1984,

V.15, И9, P.799-811.

4. H.А.Кобылинский, К.С.Мартынов, Р.СЛ'утик. Мезонный спектр и автомодельность в дуальном подходе.//Уйл, 1£е4, Т.29, К, C.645-64d.

5. IT.A.Kobyliti3ky, E.S.blartynov, V.P.Stialeat. Hadronic multiplicity and total cross-section: a new scaling in wide energy range.//Zeit. Phys.C, 1985, V.28, Я1, P.143-148.

6. N.A.Xobylinsky, A.I.Koaenko, E.S.Martynov, V.V.Timokhin. Hadronic total cross-sections: separation of pomeron end proper reggeon components.//Preprint MP-03-127K, Kiev, 1985,

21 p.

7. B.S.Martynov. Dipole pomeron in regseon theory with. <rt(o)>1 . Preprint IIP-85-26E. Kiev, 1985, 16 p.

8. C.B.Лхкелин, H. А.Кобылинский, К.С.Мартынов, В.Л.И!елест. Дуальная динамика обмена составляющими в мягких и жестких адронннх процессах.// Ш, Ш0, Т.46, №5, C.I545-I55I,

9. Н.А.Кобылинский, А.И.Носенко, И.С.Мартынов, В.В.Тимохин. кронные полные сечения и свойства померонной компоненты.//УШ,

1988, 'Г.ЗЗ, №2,С. 172-175.

10.Н.А.Кобылинский', А.И.Косенко, И.С.Мартынов, Ъ.Ь.Тимохин. Упругое рр и рр рассеяние на малые углы в схеме с минимальным ростом радиуса вэаимодействия./Л2Н, IS89, Т.34, №2, СЛ67-172.

II; N.A.Kobylinaky, E.S.Martynov. Reanalysis of рр and рр interaction data in view of recent UA4 results.//Zeit.Phys.C, 198S> V.43, Ю, P. 419-423. 12. N.A.ICobylinsky, li.S.Martynov. Croaaing-odd effeota in the soft

nuoleon colliaiona.//Zeit.Phys.C, 1989, V.44, Н4» P.681-687. 13.E.S.Martynov. Unitarity bounds on the supercritical odderon.//

Phys.Lett.B, 1989, V.232, N3, P.367-371. 14.S.V.Akkelin, H.A.Kobylinsky, B.S.Martynov. Hadronio processes with large momenta transferred and the q"ark uouting rulea in a manyporticla dual amplitude.// Preprint 1'.'P-89-7G13, Kiev,

1989, 27 p.

15«L.L,Jonkovszky, E.S.Martynov, r.V.btruminsky. How fust do

orosa-aection г!аэ?//РЬуз. Lett.В, 1990, V.249, ¡13,'., P. 535-589.

-2815. ¿.S.Martynov. So£t and semihard, pp and pp elastic scattering in a wide energy range.//Zeit.Phya.C, 1990, V.47,Ы4,P.603-610.

17. C.B.Аккелин, Е.С.Мартынов. Асимптотическое поведение ряда перерассеяний для нелинейных реджеонов. //УШ, 1991, Т. 36, М, С.467-494.

18. С.В.Аккелин, Е.С.Мартынов. Унитаризацид сверхкритических по-мерона и сддерона..//ЯЗ, 1991, Т.53, №6, C.X645-I649.

19. ii.S.llartynov. Liultiple re3catterin£s and spin atruoture of a baryou-^baxyon scattering amplitudes.//Preprint 1ЮР-91-112Е, Kie-v, 1S91, 8P.

20. s S.Martynov, V.A.Miranslcy. How can one see the electroweak pomeron?//Kiyo.Lett.B, 1991, V.256, ИЗ,4, P.547-550.

21. Е.С.Мартынов, Е.А.Миранский. Как можно увидеть электрослабый померон?//Лис1ма в ¡КЭТФ, 1991, Т.53, И, С.3-6.

22. Е.С.Мартынов. Спиновые амплитуды рр-рассеяния в унитаризован-ной модели сверхкритического померона.//®, 1992, Т.55, №4, C.I072-I079.

23. С.В.Аккелин, Е.С.Мартынов. Нелинейные померон и оддерон в упругих перерассеяниях.ЦШ% 1992, Т.55, №5.

24. К. S. Liar t у по v. Odderor. dominance in dipole model of liadroi. elastic scattering.//Phys.Lett.B, 1992, V.284, N3,4, P.417-

420.

25. C.B.Аккелин, Е.С.Мартынов. Кроссинг-нечетные спиновые эффекты в дипсльной модели рассеяния адронов.//Я$, 1992, Т.56, №6 (Preprint raP-92-11I5, Kiev, 1992, 16 р.).

Мартынов Евгений Сергеевич Кроссинг-нечетные к спиновые явления а унитарно ванные реджевских моделях

Зак. - ЛИЧ Ч-ормат 60/.90/16 уч.-изд.л.-1,6

Подписано к печати 16.11.92г. Тираж 100 экз.

Полиграфический участок ТТЛ» АН Украина