Резонансные состояния адронов в сильных и электромагнитных процессах тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.02 ВАК РФ

г* г%

Г 1 и

Г "

V . .

КАЗАХСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ НАЦИОНАЛЬНЫЙ УНИВЕРСИТЕТ я*. АЛЬ-ФАРАБИ

на правах рукоиисн УДК 539.12

Русырш Валерий Иванович

Резонансные состояния адронов а сильных и электромагнитных процессах

Специальность 01.04.02 - Теоретическая физика

Автореферат диссертации »а соискание ученой степени доктора физико-математических наук

АЛМАТЫ, 1995

Работа выполнена, в Институте физики высоких энергий Национальной Академик наук Республик* Казахстан

Ведущая оргмнге&ция-Физическхи институт км. П.Н. Лебедева. РАН (ФИАН), г.Москва

Официальные оппоиеиты-

доктор физико-математических наук Такибаев Н.Ж. (ИЯФ НЯЦ PK, г.Алматы);

доктор фкзмко-математкмесгкх наук Бактыб&ев К.Б. (Алматкксккй Государственный Университет им.Абая);

доктор физико-математических наук Юшков A.B. (ИРБжЭ НЯЦ PK, г.Алыаты)

Защита состоится ¿> г. в 1400 на заседании Спе-

циализированного Совета Д 14/01.01 по присуждению ученой степени доктора физико-математических наук при Казахском Государственной Национальном университете им.Аль-Фараби (ул.Тоде би, 96).

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Университета.

Автореферат разослан 1\ * 1995г.

УЧЕНЫЙ СЕКРЕТАРЬ СПЕЦИАЛИЗИРОВАННОГО СОВЕТА

С.И. Ис&таев

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы.

Резонансными состояния ни адронов (адроннышг резонансамл) принято называть мезоны н барноны нестабильные ло отношению к сильному распаду, распределение но инвариантной массе продуктов распада готорьтх имеет резонансный характер, олнзкнй к брект^ вигнеровскому.

Интенсивные поискн резонансных состояний адронов, предпринятые в 1960-70 годах, показали, что число существующих мезои-ных и барионных резонансов заметно превосходит число стабильных адронов. В результате изучения эксклюзивных и, особенно, инклюзивных процессов сильного взаимодействия было установлено, что большинство наблюдаемых в этих процессах вторончных пионов являются продуктами распада резонансов. Вместе с открытием фото-, электро- и нентроновозбуждения адрониых резоналгеов, это свидетельствовало о важной роли резонансных состояний адроиез не только в процессах сильного, но и электромагнитного и слабого взаимодействия адронов.

Возможно, именно резонансные адроны, в частности, векторные мезоны являются непосредственными продуктами адроннзации глю-онов и кварков, па что указывает рад теоретических построений, основанных на киральной инвариантности квантовой хромодккаии-жн (КХД).

Поскольку в относительно мягких процессах важны непертурбаг тивные эффекты, не описываемые теорией возмущения КХД, то феноменологический подход к исследованию таких процессов является одним из немногих способов оценки этих эффектов по кмеюиушея экспериментальным данным.

Все это свидетельствует об актуальности проблемы влияния ре-езоиансных адропов на общие характеристики процессов сильного и электромагнитного взаимодействия адрохов.

Дслт .т) проведенного исследования были теоретический аналнз процессов сильного и электромагнитного взаимодействия, обусловленных обменом нлк сопровождающихся образованием резонансных состояний адроков, к оценка влияния адронкмх резонансоз на наблюдаемые характеристики процессов. Центральное место в диссертации занимает исследование электромагнитных яроцессов. Использование фотона в качестве пробной частицы дает уникальную янфорыац т> как о структуре адрона и ад ройных резонансе«, так н о роли векторных мезонов в электродинамике адрОнов.

Научная новизна состоит в следующем.

1. Предложена статистическая модель антннукяон - «уклонной аннигиляции в покое, использующая представление энергии -полного углового момента и учитывающая законы сохранения Р-, в- и С-четностсй, а также требования -статистики Бозе-Эннштейтга, позволившая предсказать заметное подавление вероятностей чисто пнонных процессов аннигиляции по сравнению с процессами, идущими с образованием резонансных мезонов.

2. Дано объяснение наблюдаемому на опыте различию дифференциальных сечений з&рядово-сопряженных инклюзивных реакций тг+ + Р —* х+ + X и т~ + п —► т~ + X как проявлению заметном интерференции процессов р~ н (р — 7)- обменов.

3. Предложена новая версия обобщенной модели векторной домк-нагтностк для упругих и переходных формфахторов нуклона, позволившая с высокой точностью воспроизвести всю совокупность имеющихся экспериментальных данных к, в частности, объяснить быстрое падение сечения р + р —► е+ + е~ - аннигиляции в пороговой области и изменение режима падения в области мезона />(2150).

4. Развит метод определения структурных функций к дифференциальных сечений электро- к нейтрино-возбуждения нуклон-

них резоналсов слила 1 = 1 + 1/2, I = 0,1,2, • • •, в терминах электромагнитных и слабых переходных форкфакторов саксов-ского типа.

Научная ценность работы состоит р следующем.

1. Статистическая модель ну клон-аити ну х лонной аннигиляции в похое позволяет достаточно надежно оценить, относительные вероятности процессов аннигиляции с образованием: резонансных мезонов н дает полезную информацию об угловых корреляциях вторичных пионов в малочастичных (бинарных) процессах.

2. Полученные выражения для упругих и переходных электромагнитных формфакторов позволяют достаточно надежно экстраполировать экспериментальные данные в область высотах значений квадрата переданного 4-нмпульса и могут быть использованы для оценки непертурбатнвиых эффектов, имеющих важное значение при моделировании квартовых полловых функций нуклона и нуклошшх резонансов.

3. Найденные соотношения между электромагнитный* и слабыми переходными форыфакторами могут быть использованы для проверки предположений о сохранении адронной спирал V-ности, а также о сохранении векторного и частичном сохранения аксиально- векторного слабых адронкых токов.

Основные положения, выносимые на защиту.

1. Исходные положения, математический формализм статистической модели, основанный ла технике схем Юнга, и результаты анализа данных об антипуклои-иуклояной аннигиляции в покое.

2. Метод я результаты оценки вклада интерференции сильного х электромагнитного взаимодействий в разность дифференциальных сечений з&рядово-сопрхженных инклюзивных реакций х++р -+ х++Х и т~+п —► основанные на параметризации структурных функций неупругого лептон-нуклонного рассеянии н полных сечений взаимодействия p-t ш- ж мезонов с нуклоном вне массовой поверхности.

3. Модификация модели векторной доминантности для упругих я переходных формакторов нуклона, позволившая выразить вычеты векторномезопных полюсов через массы векторных мезонов, н параметризация поправки к модели векторной доминантности, учитывающей двухмезонные промежуточные состояния. Сравнение результатов расчета с экспериментальными данными об упругом электрон-нуклонном рассеянии и аитхпротон-протонмом аннигиляции в электрон-познтронную пару.

4. Метод определения резонансных к фоновых структурных функций н дифференциальных сечений электро- к нейтрнновоз-бужденмя пук лонных резонаисов спина J = 2 + 1/2, I = 0,1,2,3, • • •, через электромагнитные н слабые переходные фор-мф&кторы саксовского типа.

На всех этапах проведенного исследования личный вклад автора диссертации в теоретическую часть работы и анализ экспериментальных данных был определяющим.

Апробация работы. Результаты, содержащиеся в диссертации, докладывались на Международных конференциях по физике высоких энергий (Киев,1959; Тбилиси, 1976), Международных школах ОИЯИ (Гомель, 1978-1983), на сессиях отделения ядерной физики АН СССР (Москва, 1979-1983), а также на семинарах ИТЭФ и ИЯФ МГУ (Москва), ИФВЭ HAH PK, лаборатории теоретической физики ИЯФ HAH PK, кафедры теоретической физики КазГУ им.Аль-Ф&раби (1975-1994).

Публикация. Диссертация основана иа работах [1]-[39].

Структура диссертации: Диссертация изложена на 201 странице и состоит из Введения, пяти глав и Заключения. В ней содержится 14 рисунков, 40 таблиц я список цитированной литературы из 247 наименований.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

В Введении сформулированы цель диссертации, обоснование ео актуальности, научная новизна н ценность проведенного исследовав пня и данн основные положения, выносимые на защиту.

В пер.-.ок главе рассмотрена статистическая модель нуклон-апти- нуялонной аннигиляции в покое, сформулированная в представлении энергии - полного углового момента, и результаты сравнения предсказаний модели с экспериментальными данными. Основное отлнчле развитой нами модели от известной модели Ферми и со многочисленных модификаций состоят в учете сохранения полного углового цемента, Р-, О- и С-четностей и требований статистики Бозе-Эйнштейна, Постановка задачи дана и разделе 1.1.

Аптннуклои-нуклонпая аннигиляция в покое является одним из немногих процессов сильного взаимодействия, удовлетворяющим всем требованиям применимости к его описанию статистической модели, основанной на михрок&копкчссхом распределении. Несмотря на очезидную ограниченность статистического подхода, он остается единственной теоретической схемой, позволяющей достаточно хорошо описать иа феноменологическом или хварковом уровне век» совокупность имеющихся данных об аннигиляции в покое. В частности, еще в рамках модели Ферми было показано [1]-[б], что в процессах антннуклон-нуклонной аннигиляции в покое должны играть существенную роль резонансные векторные мезоны. Полученные з этих работах значения квантовых чисел резонансного мезона : масса т ~ 690 МэВ, спин а = 1, изотопический спин I ~ 1, позволяли отождествить его с обнаруженным позднее иа опыте р-мезоном.

Модель Ферми, однако, не учитывает законов сохранения полного угловою момента, Р-, в- и С-четностей и требований статистики Бозе-Эйнштенна. Для выяснения влияния этих законов сохранения на предсказания статистической модели и была развита [7}-[12] модель аннигиляции, сформулированная в представлении энергии -полного углового момента.

Основные положения модели изложены в разделе 1.2. Статистический вес конечного состояния замкнутой системы N частиц с массами {т;}, полными угловыми моментами {.?;}, изотопическими спинами определяется, с точностью до постоянного множителя, произведением статистических весов \Ун{Е\ {т;}), М\{л}),

в\ {£;}) в пространствах коммутирующих операторов энергии И, полного углового момента I1 и изотопического спина Га соответственно. Здесь использованы обозначения: в - проекция изотопического спина Т на зарядовую ось в Т-пространстве, и М - проекция полного углового момента 3 на фиксированную г-ось системы координат в Д-пространстве.

Явный вид статистического веса И^.7?; {т;}) был получен в модели Ферми. Поэтому основная задача состояла в разработке метода вычисления статистических весов 14^(7, М\{У;}) и IV^(Т, 0\ {£;}).

По определению, в случае микроканонического распределения статистический вес $;{£;}), ЪУ^^, М; {.;,}) равен числу равно-

вероятных способов, которыми состояние системы с заданными значениями Т, 9, М) может быть реализовано из состояний {¿¿}, ({.?;}) N частиц системы. Для системы тождественных мезонов при этом необходимо учитывать требование статистики Бозе - Эйнштейна: полную симметрию состояния системы относительно перестановки любой пары тождественных мезонов. Это требование отмечено индексом "с" в записи статистических весов.

Как следствие, тип симметрии конечного состояния в }-пространстве должен совпадать с типом симметрии в Т-пространстве, что позволяет использовать для классификации конечных состояний системы неприводимые представления группы 5//

(группы перестановок). 3 результате вычисление статистических весов в Т- и I- пространствах сводится к вычислению статистических весов схем Юнга в этих пространствах.

Следуя методу, предложенному Лайсом для системы N пионов, в общем случае N тождественных мезонов с изотопическими спинами 1 имеем

Щ{ТЛ{*}) = ../м- *;{<}) (1)

где суммирование идет по полностью симметричным или полностью антисимметричным схемам Юнга • • • разрешенным законами сохранения Т, 0 н О-четиостн. Статистический вес схемы Юнга [Л,,•• • Л",], где N1 > Й2 > ••• > + + ••• + Л"» = N,.N1 - число клеток в 1-ой строке схемы (1=1,2,...,п), в общем случае определяется числом раз, с которым определенное значение Т встречается в данной схеме (Т- содержание схемы), К(Т] • --Л^]), н числом способов, которыми можно распределить зарядовые индексы в^, к = 1,2, ■ • •, ЛГ, по клеткам схемы так, чтобы они возрастали в строках схемы слева направо, а в столбцах - сверху вниз (размерность неприводимого представления

[ЛГ,, ЛГ3,. • • ЛГЛ] группы Я„), р(11ГиЛя, ■ ■ ■ ад,

в-, {0) = К(Т; шъ, • •. ад.

•да», ад. (2)

При учете законов сохранения Р-, С- и С-четкостей необходимо разложить Л-простран^во на подпространства суммарного спина Б и полного орбитального углового момента Ь-системы, тах что вычисление статистических весов схем Юнга в Д-нростралгствах сводится к вычислению статистических весов схем Юнга в Б- я Ь-подпространствах. При этом, поскольку орбитальный угловой момент I, мезона, в отличие от спина и изотопического спина, но фиксирован, а пробегает ряд значений /< = 0,1,2, • • -, /,—., то Ь-содержание

схемы Юнга в Ь-подпространстве зависит от разных конфигураций {/,} орбитальных угловых моментов мезонов Последние рассматривались как случайные величины, распределенные по закону Пуассона. В результате

Ида Ш) = м.\{«г} ® и'¿(I,Мь\ {Ь}) =

Ем* ЕЦ; Ец^ 1^5,М4 ¿мЛ3'

{/,}), (3)

где - коэффициенты Клебша-Гордона, а суммирование

идет по всем значениям 5, 2, Мх,, удовлетворяющим условиям — 5| </< X + 5, М = М<г + Л/х,, и по всем полностью симметричным и полностью антисимметричным схемам Юнга в к Ь-аодпространствах, разрешенным законами сохранения и статистикой Бозе-Эккштенна.

Выражения (1) - (3) составляют основу математического формализма модели.

В разделах и 1.4 рассмотрены результаты сравнения предсказаний модели с данными о рр к рп аннигиляции в покое. Единственный свободный параметр модели П/ полагался равным Я/ — (27 + 1)П0> где П0 = —ц - масса пиона, а относительный вклад 5- к Р-волновых состояний в начальное состояние аннигиляции брался из экспериментальных данных. Таким образом, результаты расчетов не зависели от каких-либо подгоночных параметров. Модель, однако, позволяет вычислять только относительные вероятности процессов аннигиляции, которые естественно зависят от полной совокупности процессов, рассматриваемых в модели. Расчетная схема модели включала все разрешенные законами сохранения эксклюзивные процессы аннигиляции, идущие с образованием тг, п, р(770), и(783), $(1020), 6,(1235), /3(1270), /¿(1525), о3(1320), К, К, Л"*(892), ¿""(892) мезонов.

Таблица 1.1. Отпоснтельные вероятности эксклюзивных реакций рр- аннигиляции в л коны (в % ко всей аннигиляции в пионы)

вторичные пионы усредненные данные модель

0,36 ±0,04 0,20

3*° 1,1 ±0,4 0,90

ттг°, (т > 4) 2,3 ±0,5 ?Л

я 7,6 ±0,5 8,3

9,6 ±3,1 14,6

5Г+*-35Г° 24,1 ±3,1 16,4

т+т"т*°,(т > 4) 2,94 ± 0,72 7,1

25Г+27Г- 6,6 ± 0,5 И,2

2Т+2Т"Я-° 19,8 ±0,8 20,4

2т+2я-2зг° 17,2 ±1,0 10,9

2т+2ТГ-т*°,(т > 3) 4,3 ±1,0 4,6

Зг+Зх" 2,1 ±0,2 0,9

37г+3х~я-и 1,7 ± 0,3 1,7

3тг+35г-тги,(т > 2) 0,3 ±0,11 0,4

Экспериментальные данные: ВаНау С. е.а./ РЬуа.Ееу.Ьеи.,1963,у.11,р.ЗЗ;р.346; Баи 3. е.а./Нвс1.РЬу8.,1970,у.В16, р.239

В целом, предложенная нами модель заметно лучше согласуется с опытом, чем модель Ферми и ее многочисленные модификации. Ока позволяет получить близкие к экспериментальным значения относительных вероятностей эксклюзивных процессов, таблицы 1.1-1.4, и отдельных парцнально-волиовых каналов ряда из них, таблица 1.5.

Таблица 1.2.

Относительные вероятности бинарных процессов

5- волновой рр - аннигиляции (в % ко всей _аннигиляции в пионы)_

конечные мезоны модель эксперимент

0,61 1,4*0,2

2,84 2,9 ±0,4

(Л - »+»-)*» 0,37 0,24 ±0,05

аа 1,0 0,4 ±0,3

1,16 0,7 ± 0,3

(г/ 5Г+7Г-5Г°)р° 0,11 0,27 ±0,17

Т1Р° 0,48 0,51 ±0,07

Т\<л) 0,52 i 04+u.u»

Экспериментальные данные: Aimeiiteros R., French В. In "High-energy Physics* (Academ.Press, NY-London),1969,p.237; Baltay C. e.a./ Phys.Rev., 1966, v.145, p.1103-Adiéis L. e.a./ Z.Phys., 1989, v.C42, p.49

В разделе 1.5 дано обсуждение полученных результатов. Как следствие требования статистики Бозе-Эйнштейна и законов сохранения, вклад чисто пионных процессов значительно подавлен по сравнению с вкладом процессов, идущих .с образованием резонанс-ныз мезонов. Общий вклад последних в рр-аннигиляцию в пионы составляет около 87%, а в рп - аннигиляцию в пионы - около 69 %.

Таблица 1.3.

Относительные 2?,ро;; .«остн эксклюзивных реакций рп - аннигкляц:.« в пионы (в % го всей апннгиляцкл в шюны)

втср.ттаые клопы экслсрямент недель

7Г~Яа 0,75 ± 0,15 0,17

2,3 ± 0,3 2,81

17,0 ± 2,0 28,21

21Г+Зж~ 4,2 ± 0,2 1,37

32,0 ± 3,0 7,30

Экспериментальные данные : Ка^егороп1о8 Т.Е. е.а./ Phys.Itev.Lett.,1974,у.ЗЗ, р.1631

Таблзэда 1.4.

Относительные вероятности бинарных процессов

Б-волновой рп - аннигиляции (в % ко всей _аннигиляции » пионы)_

конечные мезоны эксперимент модель

р°т~ 0,65 ±0,05 0,92

(/0 _ 1,1±0,4 0,65

(о, - (р*)°)*~ < 0,5 0,73

0,07 ±0,04 0,09

0,48 ±0,08 0,58

(т,0 - < 0,2 < 0,01

ЭкснерниентЕ.лыше данные : КаЬйегоровЬв Т.Е. е.а./ Pbys.Rev.Leit.,1974,у.ЗЗ, р.1631

Таблица 1.5. Относительные вероятности отдельных парциально-волновых каналов р 4- р —► р + к аннигиляции

конечные мезоны канал эксперимент модель

tS1 Рг 14,3 7,78

—Ро 9,5 9,06

Р 28,8 27,16

Эксперныенталыше данные : ШШ Г.Ы. е.а./ РЬув.11еу.,1965,уЛ38В, р.460

Угловое распределение вторичных пионов в процессах ыногоме-зонно:". аннигиляции практически изотропно. В малонезошшх, особенно, бинарных процессах аннигиляции с образованней, по крайний мере, одного векторного или тензорного мезона, наблюдается заметная анизотропна углового распределения вторичных пионов. Заметим, что бинарные процессы подчиняются наиболее жесткмы ограничениям, следующим из закоиоа сохранения. Поэтому они, как правило, вдут по не очень большому числу парцкалыго-г.олновых каналов.

Модель предсказывает завышенные, по сравнению с измеренными, относительные вероятности процессов аннигиляции с образовав ккегд Аг*(8!)0) к #*(890) мезонов. Расхождение с данными заметно уменьшается, если допустить локальное сохранение странности в процессе установления статистического равновесия в системе обрат зоватшх мезонов. Как следствие этого предположения, непосредственно в процессах анннсиляцик могут рождаться только сильно коррелированные К- к К- мезошше пары, тогда как странные резонансные мезоны должны являться продуктами распада тяжелых иестранных мезонов. Это предположение на кварковом уровне хорошо согласуется с правилом Окубо-Цвенга^Ицзухк.

Во пторой главе разв.чт к;тод определения полных сечений взаимодействия виртуальнпх векторных мезонов с нуклоном и исследовано влияние интерференции сильного и электромагнитного взаимодействия на разность дифференциальных сечений зарядово-сопряжепных инклюзивных реакций т"1' + р —♦ т+ + X и т~ + п —»

В разделе 2.1 дана постановка з..дачи.

Доминирующая роль процессов с образованием резонансных мезонов, обнаруженная в антииуклои-иуклонной анннгиляции в покое, предсказывались [13]-[21] и альтернативной статистической, моделью одночастнчного обмена. В отличие от рассмотренной в предыдущей главе статистической модели, в которой все возможные каналы процесса считались равновероятными, в модели одночастич-ного обмена полюсные каналы, обусловленные обменом одиночной виртуально?! частицей предполагались определяющими, по крайней мере, в ограниченной кинематической области процесса. Согласно оценкам, приведенным в [13]-(21], при энергии взаимодействия (10-г 20) ГэВ определяющий вклад в инклюзивные реакции ** + р —* т4 + X долями дазать бинарные полюсные процессы

+ р -* я* + Д+(1Э20), т± + р ** + ЛГ+(2200), ** + р т* + Я+(2400), идущие благодаря обмену р-мезонон. Модель, однако, обладала существенным недостатком, заметно ослабляющим ее предсказательную силу. Полное сечение взаимодействия виртуального /ъмезона с нуклоном в ней рассматривалось вне массовой поверхности.

В связи с этим в серии работ [22]-[25] был развит метод определения полных сечений взаимодействия векторных мезонов с нуклоном вне массовой поверхности. Основу метода, составляли теси&я связь структурных функций неупругого лептои-иу&яониого рассеяния с ынимой частью амплитуды виртуального комптоновского рассеяния на угол 0° и векторная доминантность.

С целью экспериментальной проверки полученных выражения для полных сечений взаимодействия р-, и- и ^-мезовов с иухло-

пои вне массовой поверхности, в работах [26]-[28] мы оценили вклад интерференции процессов р- к (р — 7)-обмена в разность дифференциальных сечений зарядово-сопрякешсых инклюзивных реакций 5г+ + р -*■ 4- X н + п -+■ ж~ + X.

В разделе 2.2 проведена параметризация структурных функций неупругого лсптон-нуклонного рассеяния I + N I + X, основанная на масштабной инвариантности в бьеркеновском пределе, редже-полюском поведении в реджевском пределе н степенном поведении в пределе 5,/<53 —» 0 структурных функций.

Полученные выражения

где - квадрат млссы системы адронов X, О? - абсолютная величина квадрата 4-нмульса, переданного от лептопа к нуклону, М -масса нуклона, ц - масса пнона, Ът = ат(0) - пересече-

ния и /7та(0) - вычеты полюсов Редже при — 0, содержат миожя- • тель контролирующий поведение структурных функций

вне глубоконеупругой области. Функция сложным обра-

зом зависит от особекпостей фото- н электровозбуждення нукяоц-пых резонансов. Поэтому в [23]-[25] мы ограничились гладкий поведением структурных функций (4) в резонансной области, определив в ьиде

= [1 -

позволяющим достаточно ладегзно воспроизвести только наблюдао-кое на опитс поведение полно- ;> сечения реального фотообразованкя адроков при значении параметра р ~ 1. Все остальные свободные параметр и (4) определялись по данным о глубоконеупругом рассеянии лелтолов па нуклоне [23]:

р = 1.Ш ± 0.010, Ьр = 0.130 ± 0.039,

« = 2.03Э± 0.035, Ъ/} = Ьт, ~ 1.331 ±0.046,

е = 0.15!) ± 0.010, Ьг = ±(0.401 ± 0.010),

с0 = (0.146 ± 0.048)ГдВа, 6, = -(0.879 ± 0.064), во = (1-124 ± 0.021 )ГэВ*, Ьаг = 0.

(С)

Фит (-1) по дз.;:п:.;ч о разяостл л отнсшеляя протст;-

нмх и нейтронных структурных функций в глубококеупругой обла^-ста проводило: нетолом мяяинкзацни функционала х3 с использованием программы ГиМПЛ. Результаты фита приведены на рис.2.1 я 2.2.

Выражения (4) с хорошей точностью воспроизводят всю сово-хупност:. имеющихся данных о структурных функциях п глубоко-пеупругоя области (¿>х > \ГэВа), включая и новые прецизионные измерения, рисунки 2.3 я 2.4.

Определение полных сечений взаимодействия виртуальных р~, ш- и ф- мезонов с нуклоном рассмотрено в разделе 2.3, При выводе этих выражений использовались хорошо известная связь структурных функций с мнимой частью амплитуды виртуального гсмптопов-схого рассеяния "вперед* (£ = (& — к)2 = 0),

/тЛ(<?.,<33,е = 0) = 8* (7)

выражения (4) для структуриих функций и наивная модель векторной доминантности, позволяющая выразить /т.Д(51)^2,< — О) через

мнимые части амплитуд рассеяния "вперед" виртуальных р-, ш- и ф- мезонов на нуклоне,

/тЛ^О3,! = 0) = £У7£(<?3 + = 0)+

+ XV' + я^ГЧ«?3 + < = 0),

(8)

где 1/ = (к,р)/М = (д0 - Й) > = + О? — М3, р -4-нмпульс нуклона, А - 4-кмпульс виртуального фотона (¿3 = —С}* < О), ?о(?о) - энергия налетающего (рассеянного) пептона в Л-системе отсчета, ТУ = - постоянная связи фотона с векторным мезоном, ту -масса векторного мезона, ду - постоянная распада векторного мезона на электрон - позитрониую пару.

Как следствие этого, область применимости полученных выражений

=¿Шс^^ж1+

У = р,и>,ф, (9)

где /ум^х) = §[(£« — М3 — ту)3 — 4.М'ту]1'3 - инвариантная часть плотности потока виртуального векторного мезона, ограничена значениями 5Х > 4ГэВа и да < 1 ГзВ2.

В разделе 2.4 изложены результаты анализа разности дифференциальных сечепий зарядово-сопряженных инклюзивных реакций 1г+ + р + X к + п —► т~ + X,

дф^.д3)^^-^, (ю)

где д7 = (Й»5*) - 4-нмпульс рассеяния пиона, 5 - квадрат полной энергии и Ц-системе процесса.

Процессы сильного взаимодействия не дают вклад в (10) из-за зарядовой независимости, а чисто электромагнитные процессы дают

пренебрежимо малый .п:;; ух, пропорциональный а = е2/4т а 2/137. Поэтому разность дяффсрешлалышх сечений (10) долила определяться интерференцией процессов сильного и электромагнитного взаимодействий. Поскольку пе~ториые мезоны из семейства о.1- мезона не да'от вклада в (10) из-за сохранения С-четностл, то главными пз пит. атьчаются -процессы р- и (р — 7) - обменов. Используя гшр.гло-пил для чг-стей амплитуд рассеян:!я "вперед" виртуальных

фоюиа л р- чезо.ча на нуклоне, полученные з предыдущем разделе, мшхио 3'лнегть А(5; 1>х, <53) в яяде

пз\--и^^шЩ'&Мз-'Э1) (Ъ7*-^), я,-и' \к

■(Ч^г^птз^) -ад *.,<?') = (5 - д3 - + ^р^Щ.

(11)

При импульсе налетающего пиона в Л-системе рапном <10 ГэВ/с ни-т-агр'.лыгаз величина гффегга составляет Дет = 9,19,ч6", что хорошо согласуется [28] с измеренной яелячяной Лег -— (0,153 ± 0,056)л6.

Раздел 2.5 посвящен обсулдешго полученных результатов.

В тлубохопсупругон областл выражения (-1) допусхдЕэт [2£>]-[32] и росту ю переформулировку на ззыхо кварх-аартояных предстапл»> 11НЙ к могут быть использованы как начальные условия а уравнениях эволюции структурных функций или ;гл моментов. Характер!«)."! особенностью полученных выражений является степенное нарушение масштабной инвариантности и доминирующей вклад иеднфралцм-онкой компоненты, связанной с /а = 'Р', т п V траекториями Реятхе, ине бьеркеиовского предела.

Как следствие этого, параметризация гладкого (фонового) поведения структурных функций, хорошо воспроизводящая имеющиеся данные вне резонансной облает л, оказывается жс-стхо коррелированной с поведением резонансной частя структурных функций, описывающей электровозбуждение нуклонных резоиаисов в ретонаисиом

области.

Поскольху при выводе выражений для полных сечений взаимодействия виртуальных векторных мезонов с нуклоном использовалась -не только параметризация (4), но и наивная модель векторной доли н ант »ости, то область применимости выражений (9) ограничена злачсннямл 5. > АГзВ2 и Q2 < ГэВ2.

В .отой области выр&хепкя (4) и (9) позволяют дать естественное объяснение наблюдаемому различию дифференциальных сече-пи к зарздово-сонряжсниых инклюзивных реакций тг+ + р —* + X и тг~ + п —* -ж~ 4-X как проявлению интерференции сильного и электромагнитного взаимодействий.

В третьей главе изложена косая версии обобщенной модели векторной доммнантлостн для упругих электромагнитных форифахто-роз нуклона. [33]-[37].

В раздело 3.) дана постановка задачи.

Упругие электромагнитные форыфакторы нуклона являются важными функциональными характеристиками структуры нуклона как целого, которая определяется, в основном, когерентным взак-коцсйствкем cix> составляющих к не описывается методами теории возмущений (ТВ) кв&ятовой ;;рслюдкн,глшг: и даже в области достаточно высоких значений Q7.

С другой стороны, раздельное извлечение эмпирических значс-ккк зарядового GC(Q3) и магнитного GM(Q3) формф акторов из данных о дифференциальном ссчсшш упругою рассеянна электронов на нуклоне возможно в ограниченной области 0,1 < Q2 < 2ГэВ2. Поэтому надежная теоретечесжая параметризаций форифакторов важна как для эмпирической оценки формфакторов в области высоких зпачслкн Q2, так к для выделен« 2 из данных об упругом е~р —* £"~р рг-ссоянка иопертурбативкык эффектов ЕХД.

Модель векторной доикк&ктностк является одной кз наиболее привлекательных теоретических схем, позволяющих получить достаточно простые if согласующиеся с дисперсионными соотношениями выражения для формфакторов нуклона. Однако даже в случае

ргсшнрсзшсп зсрснн учитывающем Более двух изоскаляр-

пых и лзовектерпых ве.тгорпых ыезокоа и, хах следствие, содерл&-щей более четырех сго€ид]шх параметров, область применимости модели ограничена низкими значениями Qa < 1 ГэВ"1.

В работах [33],[36] была развита обобщенная модель векторной доминантности, позволившая с высокой точностью воспроизвести имеющиеся данные о дифференциальном сечении е~р —+ е~р рассеяния на всем изученном интервале 0 < Q3 < 31 ГэВ3 при налички всего двух произвольных параметров.

В разделе 3.2 проведена модификация расширенной модели векторной доминантности, позволившая существенно сократить число свободных параметров.

В рамках наиболее общего дисперсионного подхода вещественные формфахторы нуклона в простраиственноподобной области к3 — —Q2 < 0 езяэаим с мнимыми msctsmh (спектральными фуяаааана) формф&кторов во временнподобной области fe3 = t > 0 дисперсионными соотношениями

G'^iQ2) ~ - Г 1ГП0-У<И, а = С,М.

(12)

Векторная доминантность предполагает, что доминирующий вклад в спектральные функции дают переходы "виртуальный фотон - векторный мезон". Как следствие этого, формфакторы модели векторной доминантности в простраиственноподобной области определяются только векторномезоинымн полюсами,

= + о»)

у

где = 9^vnn/9v - вычеты полюсов при к* m?,, являющиь-

ся свободными параметрами модели, - постоянная заря ло пой

(а = С) и магнитной (а = AÍ) связи векторного мезона с нуклоном,

0У - постоянная электрон - познтронного распада векторного мезона, ту- масса векторного мезона.

Любая модификация выражений (13), претендующая на уменьшение числа свободных параметров, состоит в использовании ограничений на формфакторы при определенных значениях

В [33] и [36] были использованы известные свойства протонных (нейтронных) формфакторов, связанных с изоскаляриыми (я) к изо-векторны. .и («) формфакторамн нуклона соотношениями

= <?№))> * = (н)

Условия нормировки при С}3 = О,

а>с{ 0) = 1, «5,(0) = /*,= 2,793,

<7£(0) = 0, <?м(0) =V« — —1,913, (15)

кинематические соотношения, обеспечивающие отсутствие кинематических сннгупрностей у формфакторов Дирака ж Паули при (?а = -4Ма,

= -Шг) = = (16)

и асимптотического поведения формфакторов ори (¿2 оо, удовлетворяющее требованиям предельной киральной инвариантности электромагнитного нуклонного тока

(17)

Использование условий кормировкк (15) применительно к форм-факторам (13) фактически означает предположение, что отброшенные в модели векторной доминантности дисперсионные интегралы,

Сс'"«?') = ^

гг

У'штьтззгхцае точка rirxwnje фор'тфгкторов, связанные с переходами "зяртуалышп Лото"! - цногомезоиныо промежуточные состояния", не г.л-л я ют isa статические характеристики (заряды, маг-нятпыо моменты» средине s задратнчные радиусы) нуклона. Тогда как совпадение клпематячес.-снх соотношений (16) н всмыптотмз (17) формфагторов Glf^(Q3) и (GI^(Q*))ubji является следствием одинаковой структуры электромагнитного и вехториомезонного иуллон-иш тонсз, определенных через формфакторы Casca или Дирака н Паулн.

Как следствие этнх естественных ограничений на формфакторы (13), вычеты полюсов удовлетворяют кинематический соотношениям, позволяющим выразить их через массы векторных иезокоз п средние Езадраткчиые радиусы нуклона, что резко сокращает число свободных параметров модели.

В случае минимальной схемы модели, учитывавшей три rz se солярных н три нзовезторных векторных мезона, формфакторы (13), удовлетворяющие ограничениям (15)-(17), преобразуются к виду

(^W'JW =) (18)

= {i + - j;w(ixi - 5[)(i - =})]}/ п?-,0 + (^w) w=(G*owwa)w -

где m¡ - масса 1-го нзосхалярного (изовекторного) мезона, m¡ < ma < ms ; ц. = /í, + ця = 0,88 , /а» = ц, — ця — 4,706. При этом вычеты полюсов удовлетворяют сотпошениям

- [i-^')(i)(i- 4)1/0 -4),

т3 т3

3) = Ц-««0X1-$1/0-4).

Й^О)

(19)

В разделе 3.3 определена область применимости модифицированной модели векторной доминантности. Показано, что формфакторы (18)! учитывающие р(770), р^(ИОО), р(1250) и и>(783), и>(1600), ¿(1600) мезоны, позволяют с хорошей точностью воспроизвести данные о дифференциальном сечении упругого е~ +р е~ рассеяния лишь в области низких значений 0 < (}2 < 1 ГэВ3. Включение в расчетную схему модед . дополнительных векторных мезонов, в частности, р(21Б0), практичесги, не увеличивает области применимости модели, что связано с быстрым уменьшением величины вычетов полюсов тяжелых векторных мезонов с ростом их массы.

В разделе 3.4 приведены результаты вычисления вычетов полюсов и постоянных взаимодействия векторных мезонов с нуклоном [34], [35]. Подученные & шести- и семнмезоиной схемах модели значения вычетов полюсов Дг г ¡уыы!зу к ¿у = ^лглг/уу сведены в таблицу 3.1.

Таблица 3.1.

Результаты шнзегеажа /у к <у г моджфжднроваяяой

мезон ту, ГзВ 1У,МэВ ¡V

р(770) 0,770 153,0 1,544(1,544) 11,535(9,256)

/»¿(1100) 1,100 137,5 0,112(0,112) -14,5'28(-7,829)

?(1250) 1,266 110,0 -0,656(-0,656) 6,699(2,158)

/>(2150) 2,100 200,0 (0,000) (0,12)

Ц783) 0,782 8,5 1,597 -0,198

ы'(1б00) 1,600 50,0 -28,229 3,993

¿'(1600) 1,667 130,0 27,632 -3,915

При их вычислении использовались хорошо известные соотношения

Зсуин -- /уии +

Яс.УИП ~ /УММ "МуЛ/М, (20)

связывающие постоянные зарядовой (дсуын) м матннтцой (ди.умн) связей с векторной (/ум) и тензорной (¿илга/) связями векторного мезона с нуклоном.

В разделе 3.5 развита новая версия обобщенной модели векторной доминантности, включающая модифицированную модель векторной доминантности н поправки к ней, учитывающие вклад в фор «факторы от перс ход оз "виртуальный фотон - многомезоиныо промежуточные состояния".

Заметное расхождение предсказаний модифицированной модели векторной доминантности с опытом при <33 > 1ГэВ3 требует учета дисперсионных интегралов, связанных с точками ветвления форм-факторов. С позиций векторной доминантности определяющий вклад в них должны давать переходы "виртуальный фотон - векторный мезон - двухмезонные промежу точные состояния". В этом случае фор-мфахторы обобдщенной модели векторной доминантности вырах&г ются в виде произведения [33], [36]

с;<->(д3) = {С+>(<?))иВДФ№. а = С, м (2!)

формфакторов модифицированной модели векторной доминантности (3.7) на функцию

феноменологически учитывающую поправки, связанные с суммарным вклг^ом двухмезонных промежуточных состояний яг, тр, «•w, •••. При определении явного вида фугасцик (22) были использованы ограничения (15)-(17) к а формфагторы обобщенной модели векторной домни ацтностн.

Наилучший фкт (y^/NDF = 1,12) выражений (21) по данным о днффереицн&лькоы сеченнн упругого электрои-протонного рассеяния на интервале 0 < Q2 < 31 ГэВ3 был получен [33], [36] для значений параметров а = 0,474 ± 0,060; /3 = 5,886 ± 0,100 и 7 = 0.

В разделе 3.6 приведены результаты сравнение предсказаний обобшзгпсой иоде як веЕторкок доминантности с экспериментальными данными в области пространственнолодобных значений О < Q2 < 31 ГэВ'.

Модель хорошо воспроизводит аклкрнчесЕке значения зарядового к магнитного формфаеторов протона, полученных методой "плоскости Розенбдюта", тьбетца 3.2, к методом рассеяния на угод О — 160°, таблица 3.3. Она надолкно озксывает к данные о магнитном форкфахторе яротона, полученные s области 5 < Q7 < 31ГэВ* с использованием равенства Gj~(Qa) = рис.3 Л. В нашей

модели это равенство заметно нарушается при Q3 > ЮГэВ2, что ио~ кет объяснить некоторое расхождение предсказаний модели (непрерывная кривая на рис.3.1) с опытом на интервале 20 < Q2 < 31 ГэВ3.

Тг-блнца 3.3.

ЗързкраиЛ з магаяхипа фэргф-яторн протояа п области зизкях

О} _ ___

з;:с:;ер;:л еят модель "xcnepmte.rr нодгл:»

(¡,0l;; i 0,91'.>±0,CJ;3=n,027 и,;из:;

0,021 O.CKjO-J-.o, 00с±0,027 0,941 0,9'2 !±0,057±0,0] 0 0,94,'i

uJíiíE^ ' ), 01 ■. s. 0 s с. т 'Г rt n, 0 2 7 0,914 O^nndtO, 031±0,010 0,912

0,0 !0 Ü,.37-!¿:0,008±0,027 0,S97 0,ЗЭ9±С',018±0,010 0,895

0,05' 0," ' 0±0, C0-i±0,027 0,332 0,S52±0,014±0,010 0,330

0,06 0,ül<l:fcÓ,008±Ü,027 0,833 0,ü31±0,0U±ö,010 0,335

0)77;,±0,0r,,j±0,027 0,801 0,7SS±0,007±0,010 0,707

0,05" 0,7 íí'.-LO, C97dt0,027 0,771 0,7-i8±0,011±0,010 0,708

о,п:ч-0,01з±0,027 0,72S 0,716±0, Olí ±0,010 0,724

Эг.С22р1«е;1тальЕые даляые: Dorbv/ild F. г.а./ î-bd.Phyï.,1975, \\93,р.4Л1

'.'агжатЕый форифактор яротола

Таблица S.S.

О", Гз I} 2

эксперимент иодель

0,49 0,3-52±0,002±0,003 0,348

0,62 0,282±0,001±0,005 0,284

0,83 0,212±0,001±0,003 0,213

1,01 0,174±0,002±0,003 0,172

1,08 0,162±0,001 ±0,002 0,159

1,17 0,H5±0,001±0,002 0,145

1,23 0,136±0,002±0,002 0,126

1,31 0,12S±0,001 ±0,002 0,12ö

1,45 0,111±0,001±0,G02 0,111

1,61 0,0'JS±0,001±0,001 0,087

1,75 0,085±0,001 ±0,001 0,087

Экспергисптальпые далвые: Boated P.E. е.а./ Phye.Rev.,1990,v.C42,!\38

Результаты вычисления всех формфакторов на интервале 2 < Q2 < 20ГэВ2, хроме зарядового формфактора. нейтрона, практически, совпадают с результатами кх расчета в модели КХД, основанной на локальной кварк-адронной дуальности (Р&дюшкнн В.А., IIе-стеренпо A.B., 1983). В отличие от предсказаний этой модели, фор-ыфактор G*.(Q2) в наглей модели положителен при всех значениях

Q2> 0.

Хотя величина формфактора мала (GJ(Q2) < 0.07, при высоких значениях Q3j она сравнивается с величиной магнитного формфах-тора дейтрона., так что на интервале 20 < Q2 < СОГзВ2 отггошешее — Другим важным отношением, предсказываемый нашей моделью, «гаяяется отношение G'u(Q2)/Gli(Q2) ~ -2,08 на интервале 4 < Q2 < 60ГэВ2. Знак к величина этого отношения чувствительны к выбору хварковом волновой функции нуклона в моделях КХД. Предсказываема» величина отношения хорошо согласуется с результатами расчета формфакторов в кварк-глкюнных моделях КХД, в которых при оценке кварковых волновых функций нуклона были использованы правила сумм КХД и жв&рЕ-ьдрониаг дуальность.

В разделе 3.7 дмго [37] определение формфакторов обобщек-нок модели векторной доминантности во времененподобной области: (к2 = 5 > 0).

В тех же предположениях, что и в случае формфакторов (21), формфахторы Сакса G'a^{S) или связанные с ними соотношениями

g'c"\S) = +

G$](S) = F^\s) + F^\s)y (23)

физически эквивалентных им формфакторов Дирака и Пау-

ли опх>еделяк)тся в виде произведения

f+\S) = (F;V(S))ubJ(S), ¿ = 1,2, (24)

формфакторов модифицированной модели векторной доминантности

if а функцию

*{b) ~ ~ b + c(S/M*) + (S/M>y' [-}

учитывающую поправки, связанные с переходами "виртуальный фотон - векторный мезон - двухмезонные промежуточные состояния".

При определении формфакторов модифицированной модели векторной доминантности и функции 4(S) дополнительно к условиям кормнровкн яри 5 = 0,

ReF^i0) = I, 0) = к,(ф

Jmííw(0) = 0, J~.*'2,(,,(0) = 0 , (26)

где tz, = -0,12 к к, = 3,705 звлзютсз велкчяиазгн нзосхаларкого к изовекторного аномальных магнитных моментов нуклона, я асимптотического поведения формфакторов прл S -* со

ReF?"\s) ~ Const/S3, ReF^fS) ~ Const/S\ (27)

была кспользозаиа кроссинг-симметрия процессов с + N —*■ е + N рассеяния п N + N ё + е апннгялгцни.

Формакторы расширенной модели векторной доминантности во времеинподобиой области определяются выражениями

(F+\S)])ивд = mvfv''/(mv — S —1~~)> -

у m, о .

(F'W(S)W =

(23)

где fy^ = /унн/9v. = í'vnnIsv - вычеты полюсов при к2 = S = rriy, fvNN к 'vww " постоянные векторной и т еизорнон связи изоскалярного (изовекторного) векторного мезона с нуклоном, ду -

ik стоя1Ш&я электроя-козптронкого распада векторного исзола, ту и IV - масса. и кол;;;;л ширина распада ьсхторпого кгзоыа.

В физической oCj.&ctîi р -Ь р -+ е+ -f- с" (5 > ¿/Î3),

где длг всех шести юиторкых мезоноа, учнтш.аолшх в шезгаад. Л схеме модели, имеет ь:ссто неравенство

реальные и ыикшдс частл формф&ктороз (2$), уд::.лотйорх1Э1ц:,1о ограничением (2G) и (27), преобразуют« z вэду

M^4sy)MJ}£ - (2Г-)

= 0 - ^ - я "о - йк* - ФО /пиа - -

Минимальная схема модели, учитывающая р(770), р^(1100), р(1250) к u>(783), u»(!GOO), <¿("500) мезоны, объясняет быстрое па-донне сеченкв аннигиляция в пороговой области, ко не описывает смену режима падания » районе y/S ~ 2,0ГэВ. Поэтому была рассмотрена семнмсзоинаа схема с дополнительным нзовехторпым мезоном р(2150). В этом случае реальные н мнимые части кзовехториых формфакторов (28) прообразуют« к взду

-. ЩП(5))иод = i^-JJ^j^ggibiaa, (30)

ГтГГ» (Я\\ — V3 /;(0((;(»)5Г,

"Ч

где введены обозначения

R*(S) = (Tjm.yiS/m.y, 2.(5) --= (1 - S/m3)3 + Л.(S),

= ELi ЛЙКА - m:3), Д = EU г-Н3»

Ci = fi ■ rr-l, Dm = EL, Я, ~ EL: Я(5 " б - EU "Ч2- (31>

Наилучший фит (x^/NDF = 0,82) формфакторов (24) в сешше-зоиной схеме обобщенной модели векторной доминантности по данным о сечении р+р е++е~ аннигиляции был получек для значений параметров

а = 0,350 ±0,030, 6 = 23,694 ±0,358, с = 8,532 ± 0,067

. Результаты фнта показаны непрерывной кривой на рисунке 3.2. Предсказываемые моделью абсолютные значения зарядового ]G£-(S)| и ыагпктеого ¡G^(5)[ формфагторо» протона лоаазаны кепрсры»-нон к пунктирной кривыми на рисунке 3.3. Модель хорошо воспроизводит как быстрое падение формфааторов и сечение эликгнлхцтг в пороговой области, так и смену режима падения при переходе к области полюса ¿>(2150) мезона.

Из-за малой величины вычетов в этом долюсе (таблица. 3.1) он, практически, ке влияет на реальные частя формфадтороа по времениподобной области и па формфахторы в прострa i>ст изшк>-подобнон области. Изменение поведения формфзкторов и сеченая р + р -*■ е+ + е~ аннигиляции в области л/S ~ 2,0ГоВ йязако с резонансным вкладом мезона />(2150) в мнимые члтгн формфахто-ров.

В разделе 3.8 проведено обсуждение полученных результатов. Развитая нами обобщенная модель векторной доминантности, но существу, является единственной моделью, дозволяющей с высохой точностью воспроизвести как данные о дифференциальном сеченин упругого е~ + р —» е"4 ? рассеянна на всем изученном интервале 0 < Q3 < 31 ГзВ3, так и данные о сечении р + р —» е+ + е~ аннигиляции. Это позволяет использовать полученные выражения для

зарядового и магнитного формфакторов протона и нейтрона, а также соотношения между ними при оценке формфакторов в области высоких значений (¡2 и 5, в которой важную роль играют непертур-бативные эффекты КХД.

Четвертая глава посвящена анализу электровозбуждения иу-клонных резонансов [38].

В разделе 4.1 приведена постановка задачи. Подобно упругн/л, электромагнитные переходные формфакторы содержат информацию о внутренней структуре нуклона как целого. Благодаря большой величине спина ряда нуклониых резонансов, их переходные форм-факторы являются удобным объектом для исследования спиновых и ре: 1ТИВИСТСКИХ эффектов: днкварковых, экзотических кварковых или кварк-глюолных конфигураций в нуклоне; влияние на кварко-вые волновые функции нуклона и нуклонных резонансов сверхтонкого хромомагнитного взаимодействия кварков и т.д.

Количественная оценка этих эффектов требует надежного измерения переходных формфакторов. Физически эквивалентные переходные формфакторы разного типа, определяющие один и тот же матричный элемент электромагнитного адронного тока, вхоцят в дифференциальное сечение электровозбуждения нуклонного резонанса с разными кинематическими множителями и, как следствие этого, обладают разным асимптотическим поведением. Поэтому выбор типа переходных формфакторов важен ках при извлечении эмпирических значений формфакторов из данных о дифференциальном сечении, так и их теоретическом моделировании.

Б большинстве имеющихся работ анализировалось только электровозбуждение резонанса А(1'232). При этом, как правило, использовались переходные формфакторы Дуфнера - Тцаи, являющиеся су1-зрлозицией поперечных и продольного формфакторов, что, естественно, затрудняет изучение роли спиновых эффектов в формировании кварковой структуры нуклона и нуклонных резонансов.

В счязн с этим в работе [38] дифференциальные сечения электровозбуждения нуклониых резонансов спина J — I + 1/2, I —

0,1,2,3,. • • •, были определены в терминах переходных формфакто-ров саксовского типа С»;(|)(<?3)| являющихся аналогами упругих фор-ыфахторов Сакса.

В разделе 4.2 изложена процедура определения матричных элементов электромагнитного адронного тога Jil, описывающих переходы "нуклон - иуклолпый резонанс" с нормальной или аномальной спхн-четностямн 1/2+ —+ 1/2±,3/2т,5/2±) • • , через переходные фор-мф акторы саксовского типа.

Релятивистская н калибровочная инвариантности, сохранение пространственной четности и требование отсутствия кинематических схнгулярностей у переходных формфакторов позволяют вира-зить матричные элементы электромагнитного адроппого тока через два, а случае переходов 1/2+ —► 1/2± и три, в случае переходов 1/2+ —+ 1/2±,3/2т,5/2±, • • • , переходных формфакторов саксовского типа

- ^^^а.дл^т8^'] ( 4 ) «Ср.*>; (32)

и

(33)

( у ) "(р.5).

где р и р' - 4-хмпульсы нуклона я резонанса (р3 = 2/3, рп = 5, ~ Л/д); и(р, з) я иа'"1'"<"~га(р\ з') - бнепкноры Дирака к спин-тензора Раркты - Швннгера; а аз' - проекции енхпа куклопа к резонанса на пространствекнух> ось км = р^ — р/м к3 = —ф3 < О,

^ = р'„ + Р», (к,Т) = М1 - М2; ¿V = - 7./Г*) 7р - матри-

цы Дирака в представлении Паули; с^АаА, - полностью антнснм-мотркчнын единичный тензор (¿от = 1)'> 7а = »7°717373' В (32) и

(33) использованы обозначения = (Л/Л ± М)3 — &3 н ^ где

верхний знак (-г) к множитель 1 относятся к переходам с нормальной (К )снкн-четностью 1/2+ 1/2+,3/2~,5/2+,• • а нижний знак (-) и множитель 7* - к переходам с аномальной (А) спин-четностью 1/2+ 1/2-,3/2+,5/2-,-" .

Как следствие требования отсутствия кинематических сингуляр-ностей, продольный С¡щ и поперечные СцЧ 11 ^Ч1) формфакторы удовлетворяют кинематическим ограничениям: при к3 = О,

= 0) = = 0); (34)

при = 0, (¿а = (МлТМ)5),

<0^ = 0) ВО; (35)

при = 0, (Р = (А/н ± М)3),

= о) = [Ссу](д± = о) ±

= (36)

В разделе 4.3 получены выражения для структурных функций и дифференциальных сечений электровозбуждения нуклонных резо-кансов спина J — I + 1/2, I -- 0,1,2, • • •.

Как и дифференциальные сечения упругого и глубоконеупругого рассеяния, сечение электровозбуждения нуклонных резонансов можно гыразить через структурные функции я являющиеся ре-зокансной ча<пыо структурных функций неунругого с Л- N —» е + X рассеяния (5, < АГэВ3),

где <70 - энергия налетающего (рассеянного) электрона, 5 - угол рассеяния электрона и Л-системе, к? = (д — ?')3 - квадрат 4-кмяулъса виртуального фотона, С^2 = —к2 = 4д0$дз£п3(3/2), 5Х — 2Мь + М2 — <?3, ^ = ?о - Й-

Поэтому определение дифференциального сечения (37) через переходные формфакторы эквивалентно определению резонансных структурных функций в терминах переходных формфактороп. Используя полученный в [38] оператор суммирования по поляризациям частиц спина 7 = ¿ + 1/2, I = 1,2,3••• ,

" (38)

резонансные структурные функции можно записать в виде

2АГГ/«=0)(51,д3)= (39)

= 1(1 =Р $г)3 + ■ (с£4(<Э3, 1/Д))3;

= г^ЬИС1 * $т)г + ^ВШ&У

■ { №4(д3, М*)У + Щ&й (<?3> Мл))5}

II

= *(1 - %;)*(! + + [(1Т + £• [| Л/д))3

(40)

^ ^Н.д3) = - ^(1 + ¿кГ-

•I1 + • К1 * ¿к? +

(Мя+М)' М3\У

где

~ (2/)!2'~3'

а брейт-вигнеровская функция

учитывает нестабильность нуклониого резонанса.

В раздале4Л рассмотрены процессы реального (<33 = 0), & в разделе 4.5 - виртуального (ф* > 0) фотовозбуждения нуклолных резонакоов. Получены выражения для резонансных мультхпояышх амплитуд к сечений резонансного фотообразования одиночного пиона на нуклоне в терминах переходных формфахторов саксовского типа. Полученные выражения были использованы при оценке эмпирических значении переходных формфахторов.

Компиляция данных о переходных формфакторах резонансом Д(1232), ЛГ(1520), Л'(1535) и ЛГ(1680) составляет содержанке раздела 4:6. Характерной особенностью имеющихся эксперменталь-них данных является крайне малая величина, близкая к нулю, продольных формфакторов (^^(Я2) Для всех резонаисов на всем интервале исследованных значений Ц1.

Раздел 4.7 посвящен описанию переходных формфахторов в обобщенной модели векторной доминантности.

Модель предсказывает однозначную связь поперечных переходных формакторов в случае 1/2+ 3/2т,5/2±,7/2:':,---(/ 1,2,3, ••-)переходов,

> ~ ~ Шн{Мп 4 М) (<2 (42>

которая явлзстся следствием предельной хиралыгой инвариантности электромагнитных и векторномечииш;:- адрошшх токов к кинематических ограничений (34) и (35), лежащих в основе модели.

В разделе 1.8 проведено переопределение фот:овт,1х структуршлх функций (4) кеулругого лентой-нухло:пгого рассеянна 1+М —* 1+Х в пороговой н резонансной области, В основе модификации параметризации (-1) лелит существенная корреляция в поведения резонансной я фояокои частей структурных функций при 5Х < АГэВ'*.

На оскопе выражений (39) и (10) дл« резонансных структурных функций были получены модифицированные выражения для фоновых структурных функций

с хорошей -точность» воспроизводящее данные саг: в гдубохснеупру-юл области, таи и ::озие прецнзпозпше данные з резонансной области, таблица 4.1.

. Обсуждение результатов проведенного исследования приходе';о в разделе 4.9. Подученные выражения для структурных функций кс-упругого с + N —* е + X рассеяния позволяют провестя гОдеклу» ЭЕСпер}шез;тальлук> проверку дуальности Б л у на - Гиккана.

Соотношении (42), являющиеся следствием предельной пграль--ной инвариантности векторных адронных токов, в терминах резонансных иультипольных амплитуд виртуального фотозозоу-г:дския иуклошшх резолансов Д(1232), N(1520) и ЛГ(1680) эквивалентны соотношениям

(4-4)

Таблица 4.1. Фоновая структурная функция ^IVj.^S,, Q2)

<гз,гэв' „W?

эксперимент расчет но ф.(43)

S0.S94 1,250 -0,00002 ± 0,00004 0,00000

26,754 1,235 0,00010± 0,00017 0,00010

23,047 1,215 0,00002i: 0,00023 0,00012

22,588 1,985 0,0ü2S7± 0,00044 0,00262

18,929 1,845 0,00413 ± 0,00048 0,00320

15,308 1,635 0,00311 dt 0,00069 0,00463

0,416 1,355 0,0054 ± 0,0014 0,0082

7,155 1,240 0,0099 ± 0,0027 0,0084

11,667 1,485 0,0075 ± 0,0015 0,00С2

7,042 1,520 0,0377 ± 0,0035 0,0382

Экснериметнальные данные: Bosted P.E. e.a./SLAG-PÜB-C374, 1993

н

Мз^.^-Ь^О?,,^ (46)

соответственно. Для наиболее хорошо изученного р —> Д+(1232) перехода равенство нулю электрической резонансной амплитуды (44) хорошо согласуется с экспериментальными данными на интервале О < < 3, \ГзВ3. Ситуация менее очевидна в случае соотношений (45) и (46), так как результаты мультиполыгого анализа в области второго и третьего резонансных пнков неоднозначны и носят, скорее, качественный характер.

Соотношения (42) не согласуются с соотношненяьш

- Шн(Мп + М) )'

Г» (п*\ - 3[(А/Д - АГ)3 -4- } „ 2

} - 4Ы*(МЙ + М) <49>

являющимися следствием сохранения адронной спиральности в процессах электровозбуждения Д(1232), 1520) и N(1580) соответственно. В случае р —+ Д+(1232) перехода отличие от (42) состоит только в зпахе, тогда как в случае р -* #+(1520) и р Л7+(1С80) переходов соотношения (48) н (49) отличаются от (4.11) н -.ледовым множителем 3, что позволяет дискриминировать следствия предельной игральной инвариантности н сохранения адронной спиральности при высоких значениях ф3 по данным о сечениях электровозбу-ждеяия резонансов ЛГ(1520) и ^(1680).

Экспериментальная оценка переходных формфахторов по данным о дифференциальном сечении неупругого I + N —* I + X рассеяния в области высоких значений О1 требует надежного выделения

из данных вклада нерезонансных (фоновых) процессов. Полученные выражения (43) лучше, чем обычно используемые чисто эмпирические параметризации фоновых структурных функций, содержащие не менее трех параметров для каждого фиксированного значения , соответствуют этой цели.

В пятой глав* рассмотрено нейтрнновозбузндеиие нуклонных рс-зоналсов спкка 3 — 1 4- 1/2, I — 0,1,2, • •

В разделе 5.1 изложена постановка задачи. Как и электромагнитные, слабые переходные формфакторы определяются, в основном, сильным взаимодействием составляющих нуклона, имеющим когерентный характер. Поэтому они также являются удобным объ-ектог для изучения непертурбатквных эффектов КХД. Кроме того, совместный анализ электромагнитных и слабых переходных форм-факторов делает возможным простую проверку гипотез сохранения векторного и частичного сохранения акскально-вектор!!ого слабых адронных токов. В связи с этим в [39] метод определения структурных функций к дифференциальных сечений через переходные формфакторы саксонского типа был обобщен на случай нейтрииовозбу-ждения купонных резонансов.

В разделе 5.2 определены матричные элементы векторного (V) и аксиально-векторного (А) слабых заряженных адронных токов, описывающих переходы 1/2+ -»■ 1/2±,3/2:?:,5/2±г • • .

Структура матричных элементов сохраняющегося векторного слабого адронного тока полностью совпадает со структурой соответствующих матричных элементов электромагнитного адронного тс. к а (32) н (33). Прн этом слабые векторные переходные формфакторы подчиняются кинематическим ограничениям (34)-(36). Более того, если изовекторкый электромагнитный ток и слабые зараженные векторные токи меняющие электромагнитный заряд на ±1, образуют единый изотриплет, то слабые векторные переходные формфакторы совпадают, с точностью до электромагнитного и слабого взаимодействия составляющих нуклона, с изо векторными электромагнитными переходными формфак торами

раня

Релятивистская инвариантность, требование отсутствие кинематических скнгулярностей у формфактороч 51 условно частичного сохранения акггально-веяторного слабого заряжешгого ядро алого тока,

А'<^У)|4х>(0)|ЛГ(ь«)>= • (50)

>

в

где функция ¿г(Р) пропорциональна произведению постоянной кN11 связи <7»//л на постоянную распада пиона /г(т;), лоэполи^т определить матричные элементы аксиально-векторного слабого заряженного адролного тока, описывающие 3/2+ 3/2^, 3/2^, 5/24, ••• переходы, в взще

- (Т) "(р.-).

• | (мл+мр - - ( 1- >•

- + + С*,^))^*3) +

где члены, пропорциональные тп\% относятся к несохраняющей-С1 части аксиально-векторного тока. При этом аксиально-векторные формфак-горы подчиняются кинематическим ограничениям: при ¿3 = О,

при =0,

с$(д± = о) = о, (54)

при ^ = О,

сЭДЮ, = 0) = § . (55)

• --- 0) т = 0)],

и ограничениям, следующим из условия частичного сохранения аксиально- векторного тока,

' •(^й(^)+шЛ+м)- ^ (£1)■ (56)

которые фиксируют наличие динамического пионного полюса в продольном аксиально-векторном формфакторе

В разделе 5.3 приведены результаты вычисления ад ройного тензора

= * Е. Е- < Я(р\*')1^(О) - ^(О)|ЛГ(р,#) > •

• < ^(р'У^ЧО) - >+ (57)

к его спертки с лентоииым тензором

Г = + 4- 1(*а - тп\)д>" ± (58)

где q и q' - 4-нмпульсн нейтрино (ан;.ипентрино) и рассеянного лея-тона, гПр - масса мюона.

Полученное выражение свертки текзоров использовало

для определения дифференциального сечения процессов кейтрино-возбундения нуклозшых резонансов слипа .7 ~ I + 1/2, ' = 0,1,2,- - • в терминах слабых переходных формфактороз саксог.ского тэта.

В разделе 5.4 дано обсуждение полученных результатов. По~г-зл,-но, что измерение днфферекцкалглгых сеченнй электро- и нейтрнзго-возбукдениз резонанса Д{1232) в одной и ток же. области значений

делает возможной достаточно надежную проверку гипотез сохранения векторного и частичного сохранения аксиаяьно-ьехторзюго слабых зарагсеиных адронных токов.

В Затглючешг!! сформулированы основные результаты пропедел-иого исследования.

1. Развита статистическая модель кухлок-аптнпухлонкоГс лннн-'гллтд.'п: з пс^ое в представлении полного углозого момента, позг-блпвзяая объяснить згшеткое подавление вклада ч^сго нн-01!м:^:: процессов по сравнению с вкладом процессов, идущих с образозалзгсм резонансных мезонов, как следствие статистики

| Бозе - Эйниггейпа и законов сохранения Р-, С- и С- чстностел.

2. Дал (о объяснение наблюдаемому на опыт« различию дифференциальных сечезгая зарядово-сопрягсезззшх инклюзивных ре.гг-цнй тг+ + р —♦ тг+ + X и тг~ + п —¥ х~ 4- X как проявлению к-;-терферсзщни сильного и электромагнитного взаямод^пствяз.

3. Предложена новая версия обобщенной модели векторной до-мннантностн для электромагнитных упругих и переходных формфахторов нуклона, хорошо воспроизводящая имеющиеся экспериментальные данные кале з пространстззезшоподобной, так и во времешшодобной областях квадрата переданного 4-импульса. Дано объяснение наблюдаемому на опыте быстрому

ладелнг> ссчоккк рр с- е и пп —*■ е+е~ аннигиляции в пороговой области.

4. Развит метод определения структурных функций и дифференциальных сечений электро- и нейтриновозбуждеиия нуклон .:ых резоналсов нолуцелого произвольного слила 3 — I + 1/2, I — 0,1,2, • • • в терминах электромагнитных л слабых переходных формфакторов саксонского типа.

5. Получены выражения для фоновых структурных функций, хорошо воспроизводящие прецизионные измерения фоновых структурных функций неупругого электрон-нуЕЛоккого рассо-яккя в резонансной области..

Разность структурных функций —

Ркс.2.1.

Непрерывная кривая - результат подгонки но формуле (4). Экспериментальные данные: Вос1ек А. е.а. Pbys.Rev.Ieit., 1973, у.ЗО, р.1087.

Рве.2.2. ъ

Непрерывная кривая - результат подгонки по формуле (4). Экспериментальные данные: Во<!ек А. е.а. Phys.Rev.Lett., 1974, у.51, р.417.

Разность структурных функции ijf -О-12-

Кедрорывнаа кривая - результат подгонки ко формуле (4). Экспериментальные данные: EMC, Nucl.Fhys., 1987, V.B293, р.740. Отношение структурных функций >

TFSA?

100 -0^0 0.60 ■ 0.40 ■ 0.20

0.00

-fHj

0.01

т- « I Т-1

0.1

Рис.2.4.

тп . 1 Ж

Непрерывная кривая - результат подгонки по формуле (4). Экспериментальные данные: EMC, Nacl.Phys., 1987, V.B293, р.740.

Магнитный формфактор протона, з облает* высоких значений Q2.

Непрерывная кривая - результат расчета по формулам (1S) и (23). Экспериментальные дашгае: KirJc P.N. е.a. Pbys.Rev., 1973, v.D8, р.63; Arnold R.G. «.а. Pbys.P_ov.bett., 1986, v_57, р. 174; Bosted P.E.

Рис.3.2.

Непрерывная кривая - расчет в 7-мезонном, пунктирнпя кривая -расчет в 6-мезонном вариантах модели. Экспериментальные данные: Бапдин Г. к др. ЯФ, 1991, т.55, с.1563; BisJlo D. е.а. Z.Phys., 1990, v.O'O, р.23.

Абсолютные значения протонных формфакторов.

Сплошная кривая - результаты расчета штриховая -

¡С^(5)| . Эмпирические значения |С(5)| взяты из работ: Бардин Г. и др. ЯФ, 1991, т.55, с.1563; ВЬе11о Б. е.а. Кпс1.РЬув., 1983, У.В224, р.379.

ПЕРЕЧЕНЬ РАБОТ, ОПУБЛИКОВАННЫХ ПО ТЕМ Р ДИССЕРТАЦИИ:

1. Руськин В.И., Учет резонансного к — г влг.пмодеГгствия в рамках статистическом теории Ферми множественного образования частий, ЖЭТФ, т.36 (1959), 164-168

2. Руськин В.И., 7Г — р взаимодействие в области энергки 1,4 БэВ, ЖЭТФ, т.37 (1959), 105-108

3. Руськин В.И., О влиянии резонансного тг — т взаимодействия на результаты статистической теории, Киев. 1959. 'Груды Конференции. Изд.АН СССР, Москва.1960, с.156

4. Русьхин В.И., Усик П.А., К вопросу об учете странных частиц в статистической теории Ферми, ЖЭТФ, т.38 (1360), 929-933

5. Руськин В.И., Угловые корреляции между т-мезонами в статистической теории Ферми множественного образования чгемц, Вестник АН Казахской ССР, N1(193), (1951), 80-97

6. Руськин В.И., Учет резонансных взаимодействий в статистической теории Фермн множественного образования частиц, Труды Института ядерной физики АН Казахской ССР, т.о (1962), 3-63. Изд. АН Казахской ССР, Алма^Дта, 1963.

7. Гриднева С.А., Космачев О.С., Руськин В.И., Статистическая модель, учитывающая сохранение Р-, О- н С-четностек, Известия АН Казахской ССР, серия фнз.-мат., N 4 (1971), 29-34

8. Гриднева С.А., Руськин В.И., Статистическая модель рп-аннигиляцни в покое, Известия АН Казахской ССР, серия фнз.-мат., N 2 (1972), 30-32

9. Руськин Б.И., Гриднева С.А., Статистическая модель рп-ыпр.тглицин в покое, Известия ЛН Казахской ССР, серия физ.-мат., N 0 (1972), 59-63

10. Руськин В.И., Гриднева С.А., Статистические веса миогс стнчкых состояний в пространствах полного углового момента н изотопического спина, Известия АН Казахской ССР, серия физ.-мат., N 2 (1976), 17-25 .

11. Гриднева С.А., Руськин В.И., Статистическая модель элекхрон-нозитронном аннигиляции в адроны, Известия АК Казахской ССР, серия физ.-мат., N 6 (1977), 1-9

12. Гриднева С.А., Руськин В.И., Статистическая модель множественною образования адронов в пространстве полного углового момента м изотопического спина, В сб. "Неунругме адрон-адронкые и адрон-ядеркые взанмо;; истина", 1980, с.168-197, "Наука", Алма-Ата

13. Гуським В.И., Чернавскик Д.С., О применении полюсного метода к аигли.-.у экспери ентальных данных о к — р взаимодействиях, ЖЭТФ, г.41 (1961), 629-632

14. Виницкнй А.Х., Голяк Й.Г., Руськин В.И., Такибаев Ж.С., Исследование характера генерации частиц в неупругих пион-нуклонных взаимодействиях, ДАН СССР, т.148 (1963), 796-800

15. Виницкнй А.Х., Голяк И.Г., Руськин В.И., Такибаев Ж.С., Взаимодействия т-мезонов с нуклонами при энергии 7,5 ГэВ к их анализ с точки зрения полюсных диаграмм, ЖЭТФ, т.44 (1963), 424-430

16. Руськин В.И., Виницкнй А.Х., Исследование неупругих пн-ь.езон-нуклонных взаимодействий при энергии 7,5 ГэВ, Вестник АН Казахской ССР, N 4(217) ¡(1963), 58-64

17. Руськин В.И., Изотопический сияя, Изд. АН Казахской ССР, А лиги А та, 1964, с.84

1S. Галях И.Г., Руськжн В.Л., Одночастичная обменная модель мезон-иуклоняых взаимсщействик при энергии 7,5 ГэВ, Извести* АН Казахской ССР, сери* физ.-мат., N 2 (1966), 16-32

19. Гол» И.Г., Русьжин В.И., Являются ли неупругне пион-иуклонные взаимодействия при энергии 7,5 ГэВ существенно непернферическкми?, ЯФ, т.4 (1966), 872-874

20. Голяк И.Г., Руськин В.И., Космачев О.С., Одночастнчкалг обменная модель неупругих пион-нуклонных взаимодействий, Известия АН Казахской ССР, серия физ.-мат., N 2 (1968), 13-24

21. Голяк И.Г., Грцднева С.А., Космачев О.С., Руськин В.И., Энергетическая зависимость сечений квазидвухчастнчных реакций в модели одночастнчного обмена, Известия АН Казахской ССР, серия физ.-мат., N 4 (1973), 53-61

22. Руськин В.И., Феноменологическое описание взаимодействия векторных мезолов с пуклоком вне массовой поверхности, Известия АН Казахской ССР, серия фнз.-мат., N 2 (197С), 6-12

23J Кссмачез О.С., Руськин В.И., Параметризация структурных функций глубоколеулругого рассеяния электронов на нуклонах, Препринт ИФВЭ 52-77, Алма-Ата, 1977, с.55

24. Руськин В.И., Космачев О.С., Сечения взаимодействия векторных мезонов с нуклоном, Извести* АН Казахской ССР, серн* физ.-мат., N 6 (1977), 18-22

25. Руськин В.И., Космачев О.С., Неупругое рассеяние пептонов на нуклоне как источник информации о взаимодействия адронов вне массовой поверхности. В сб. "Множественное образование адронов", 91-118, "Наука", Алма-Ата, 1983

26. Космаче» О.С., Руськин В.И., Инклюзивные реакции в модели сдночастичного обмена, Известия АН Казахской ССР, серия физ.-мат., N 2 (1978), 30-36

27. Руськин В.И., Космачев О.С., Оценка вклада интерференции р~ к (р — '¿У обменов в разность дифференциальных сечений зарядово-сопряясениых инклюзивных реакций тг+ +р ->-* + Х

+ Известия АН Казахской ССР, серия фнз.-мат., N 6 (i960), 51-59

28. Абдрахманов Б.О., Внницкий А.Х., Космачев О.С., Руськин В.И., Влкячие интерференционных процессов р- и (р — 7)- обмена на инклюзивные спектры х-мезонов кз пион-нухлонных взаимодействий, ЯФ, т.34 (1981), 554-561

29. Руськин В.И., И аргон ы: I. Глубохонеунругое рассеяние пептонов на нуклоне, Препринт ИФВЭ 84-04, Алма-Ата, 1984, с.35

30. Руськин В.Н., Партоны: П. Свойства структурных функций пеунругою рассеяния лептонов на нухяоне, Препринт ИФВЭ 84-05, Алма-Ата, 1984, с.ЗЗ

31. Руськин В.И., Партоны: IY. Кварк-партнное описание глубо-конеупругого e(ß) + N -+ е(р) + Х рассеяния, Препринт ИФВЭ 84-07, Алма-Ата, 1984, с.19

32. Руськин В.И., Колточнхк С.Н., Лквенцова A.C., Партоны: YL Сравнение кварк-партннон модели с данными о глубокоио-удругом лептон-нухлонном рассеянии, Препринт ИФВЭ 84-13, Алма-Ата, 1984, с.31

33. С.Н. Колточник, В.И.Руськин, П.Б.Харчевннков, Элехтромаг-иктиые формфакторы нуклона > модифицированной модели »"тториой доминантности, Ядерная физика, т.55 (1992) 19421957

34. С.Н. Колточннх, В.Л.Русъхнн, П.Б.Харчевняхот), Постоянные взаимодействия векторных мезонов с нуклоном з модели векторной доминантности, Известия НАН РЕ, N6 (1092) 35-46

35. С.Н. Колтотаик, В.И.Руськют, П.Б.Хартевни&ос, Постоянные взаимодействия векторных мезонов с нуклоном в модели векторной доминантности, Ядерная физика, т.56 (1993) 251-254

36. Р.В. Kharchevnilcov, S.N.KoItocimick, V.I.Ris'kLa, Nucleoli electromagnetic form factors in the modified vector dozmaaiice model, Zeitschriit fui Physik A344 (1593) 3C5-31G

37. С.Н. Колточнкк, В.И.Руськин, П.Б.Харчевкиков, Электромагнитные формфасторы протона во времекилодобной области, Ядерная физика, т.57 (1994) COS-SIS

38. В.И.Руськин, Электровозбуждсние яуклояных рсзсяансов к переходные форнфахторы нуклона, Ирепрнлт ИФВЭ 87-08, Алма-Ата, 1987, с.74

39. В.З.Русьхнп, Нейтриковозбуяденке куглокных резонансов и слабые переходные форнфахторы иухлоиа, Прегфкчт ИФВЗ 89-02, Алма-Ата, 1989, с.28

Rns'fci; V.I. Resonance Hadronic States in Strong and Electromagnetic Processes

Abstract. la framo of the thesis, investigation of the processes of strong and electromagnetic elementary particle interaction caused by or accompanying by production oi resonant hadronic states is earned oat. The aim oi the study was to develop new theoretical methods for estimation of the hadronic resonance cifect on the process observed characteristics.

In the thesis, the statistical model of antinnclcon-nncleon E-cnihilation based on the energy - total angular moment representation, sa.iis.ying Bose-Einstein statistics and taking into account the laws oi conservation for isotopic spin, and for P-,G- and C-parities as well, is proposed. The model predicts a noticeable supression of the probabilities of purely pionic annihilation processes compared to the processes accompanied by resonance meson production.

The method for evaluation of interference between the strong aud electromagnetic processes basing oa the experimentally observed difference between the differential cross-sections of the charge-conjugated inclusive reactions —* it+ + X and r'+n + X

_ has been treated.

A new version of the generalized vector dominance model for nucleon elastic and transient form factors is proposed. The model reproduces the entire set of all available experimental data with high accuracy, explaining a rapid decrease of the cross-section of p + p —► c+ + c~ annihilation in its threashold region as well.

The methods for determining structure functions and differential cross-sections of electro- and neutrinorexcitation of nucleon resonances of c. spin J — I + 1/2, I = 0,1,2,-in terns of electromagnetic and weak transient Sachs-type form factors have been treated.

The studies described in the thesis represent & noticable contribution into ph sics of hadron resonant states. They can be used for estimations of nonpertnrbative effects being important when simulating the qnark distributions ("wa.e functions") for a nucleon and nucleon resonances.

РЕЗЮМЕ.

Русьчин Валерчй Иванович

!{ушт1 жэне электромапитт !«• пр.оцестерлег: алрснларлиЦ резонанстыц куй I

Сиэика-математияа гылымларыныч дикторы гылъшч лэреяесш алу лиссертацяясы

диссертацияла, алмасу аркылы нсмесе алронлаглын резонанста* куИт паЯла болатын, карапаИым балшечтерлш кувтI жэне эгектромагкит-Т1к эрекеттесу процестер} зерттелхнелк

Зесттеулерл¡н мацсаты бакыланатын процестерлгн счпаттамаларина алронлыц резонвнстарлыц ыкпалын багалайтын теорчялыц ¡гака тэстя-лерлг зерттеп лаЛынпау.

диссертацияла, энергчя-толык бурыштыц момен^шн кзргнгсгне не-Нзлелген тане чзотоп спи к: ней, С- згуглыктарынын санта-

лу занын, сонннен катар, Боэе - Эйнштейн сэна^на»'асыкыц талабин ескегет¡и, антчнуклон-нуклонлык анютиляцчянын стзтчстик-алы!( молел: усынылган. „Ьлель аинчгчляцчянын таза пчоклыц пгоцестер ыцг'маллыгыкын резоканстик меэонларль;ч пайла Чолу пгоцестертмея саистарганла елеул{ тоыеклгуЫ болтауга мумкхнлтч берелг. Тэг1-рибелен алынган *аие 7Г~.<х-^тг~-^Х эарялты-ораПлас

инклюэивтхк реакцилныч дшЭДеренцчалдмц кчмаларыныч айырмасы бой-ынша кущт1 гэня электромагнчттхк процестегмнк '.жтер*ерекцчясь( багаланатьш тэсхл ламытылган.

Хэзхрг} кезлргг белгёлI тэжгрибелхк мэттметтерл! яогар°> лэллхкпен суреттеуге кумкЫлгк бере*пн, сончмен бгрге, табаллириц облысынла -»е%-е"аннчп1ляцяя кчмэс'анин тез *емчтш}к туе ¡нл ггеттн ну-клоннын серпгид} тэне отпел! алектромаппттЫ фоп/^акторлагы улЫ

векторлуй; устем£1кт1К кэриту моделЬни жаца болжамы усынылган.

Сако тур^нег! эяетромагдагпк жэне злс1з етпел1 формфакторлар тер«!1К1Цг«Г1 спин! 3 *> С * 1/2, ¿ » О, I, 2, 3, ... нуклоц:ык резонанстар^ьц олектро - ¡нэне иейтринокозуишн ^урылим^ыц функ-цмкдари мен дифференциален цималарын тайу^ыц тасШ зерттеп ;;айын,палган.

Д;юсерта'Х(яда жург131лгек зергтеулер а^рондарды« резонансты* куйхчуегх физикасыныц рамуына елеул: улес кооа^ы. Оларды нуклон-мен нуклон^ыц реэонанмардыч кварктык белхнутн /"юлкын^ык функ-циклар^ы'"/ мо^елдеу кезхн^е мацыза жогары непертурбативт{к. эф-фестерд! багалау у!аж пайралакуга йоп&ри.

МГП „Принт" ИФВЭ НАН РК. 480082, Алматы Подписало в печать 15.11.1995 г. Захаз № 30. Бум. кн. жур. 60x84/16 Тираж 85. Усл. п. л. 3,37