Рождение адронов, содержащих два тяжелых кварка тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

рго ОД

Российская Академия Наук у] ддг 2303 Физический Институт имени П.Н.Лебедева

На правах рукописи УДК 539.1

Баранов Сергей Павлович

Рождение адронов

содержащих два тяжелых кварка

01.04.16 - физика элементарных частиц

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Москва 2000

Работа выполнена в лаборатории Электронов Высоких Энергий Физического института им.П.Н.Лебедева Российской Академии Наук

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, Лиходед профессор Анатолий Константинович

(ИФВЭ, Серпухов)

доктор физико-математических наук, Зотов профессор Николай Петрович

(НИИЯФ МГУ, Москва)

доктор физико-математических наук, Дремин профессор Игорь Михайлович

(ФИАН, Москва)

Ведущая организация: Петербургский институт ядерной физики Российской Академии Наук

Защита состоится " "19 " Iлюил 2000 года в " " часов на заседании специализированного ученого совета ФИАН по адресу: 117924 Москва, Ленинский проспект 53, Колонный зал главного корпуса ФИАН

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ФИАН

Автоореферат разослал " " _2000 года.

Ученый секретарь специализированного совета, доктор физико-математических наук

&2>8£. Г 03

' В.Д.Скаржинский

В 33*1. /¿ГЦ, 03

Общая характеристика работы

Актуальность темы. Интерес к физике тяжелых кварков не ослабевает с момента их открытия, хотя и меняет свою направленность. Если первоначально основное значение тяжелых кварков виделось в самом факте их существования, то в дальнейшем, по мере того, кале частицы, содержащие тяжелые кварки, становились все более привычными объектами в экспериментальных лабораториях, они стали в большей степени рассматриваться как средство изучения других явлений природы. Здесь достоинства тяжелых кварков проявляются по меньшей мере в двух отношениях. С одной стороны, большие значения их масс оправдывают применение целого ряда расчетных теоретических методов, а следовательно обеспечивают возможность ясной теоретической интерпретации полученных результатов. К упомянутым расчетным методам относятся квантовая хромодинамика, понимаемая в смысле теории возмущений, нерелятивистские потенциальные модели адронов, эффективная теория тяжелых кварков. С другой стороны, тяжелые кварки (и содержащие их адроны) удобны для экспериментальной идентификации. Особая роль принадлежит знаменитому J|■ф мезону благодаря его двухлептонному распаду, обеспечивающему выделение практически чистого сигнала. Не случайно именно с мезоном связываются надежды на наиболее точное измерение одного из углов в "треугольнике унитарности" в распаде В° —+ J|■ф + АГд. Не случайно с мезоном связаны едва ли не самые неожиданные экспериментальные результаты последних лет, выразившиеся в так называемом " Тэватронном кризисе" партонной модели.

Процессы рождения тяжелых кварков традиционно рассматривав ются в мировой литературе как возможные "тесты квантовой хромо-динамики". С этой же точки зрения можно рассматривать и рождение дважды тяжелых адронов, т.е. адронов, содержащих два тяжелых кварка. Ради ясности следует сказать, что под "тестированием КХД" в данном случае понимается не столько проверка хромодинамических правил Фейнмана как таковых (в их справедливости уже вряд ли можно сомневаться), сколько установление пределов применимости теории возмущений, то есть исследование вопроса о том, насколько полно то

или иное наблюдаемое явление описывается с помощью теории возмущений. Особенность процессов рождения дважды тяжелых адронов состоит в их чувствительности именно к высшим порядкам теории возмущений. Так, в случае рождения одной пары тяжелых кварков низшим неисчезающим порядком является второй; в литературе известен также полный расчет дифференциальных сечений в третьем порядке. На этом доступный для использования ряд теории возмущений обрывается ввиду непроходимой сложности вычислений. В то же время в случае рождения дважды тяжелых адронов низшим неисчезающим порядком является уже четвертый. Расчеты в точном пятом порядке представляется невозможными из-за технических сложностей, однако приближенные оценки вкладов пятого и более высоких порядков можно получить в рамках полуфеноменологических подходов.

Задача выяснения механизмов рождения дважды тяжелых адронов вообще и, в частности, проверка применимости к таким процессам теории возмущений весьма актуальна. Правомочность отношения к КХД как к исчерпывающе полному и точному методу еще не получила окончательного подтверждения даже в сравнительно хорошо разработанном случае рождения однократно тяжелых адронов. Ответ скорее положительный, нежели отрицательный, однако ощущается необходимость учета вкладов высших порядков. Технические сложности требуют привлечения специальных методов ресуммирования. Вопрос о качестве получаемых приближений нуждается в дальнейшем исследовании. Возможность количественного описания всех известных экспериментальных данных остается проблематичной. Теоретические подходы к рождению дважды тяжелых адронов находятся в еще менее разработанном состоянии, и по-существу их история только начинается. Многие из рассмотренных в диссертации процессов никогда не рассматривались в литервтуре.

Цель работы. Цель работы состоит в теоретическом изучении механизмов рождения дважды тяжелых адронов в адрон-адронных, лептон-адронных и фотон-фотонных реакциях.

Научная новизна. Многие из рассмотренных в диссертации процессов (в частности, все процессы, вызванные лептон-адронными столкновениями и приводящие к появлению Нсс , Еьс и Над барионов

или Вс и В* мезонов, а также процессы парного рождения Вс и В* мезонов и процессы парного рождения Р-волновых состояний кваркониев в глюон-глюонном и фотон-фотонном слиянии) никогда прежде не рассматривались. В некоторых других процессах анализу подвергаются ранее не исследовавшиеся свойства (чувствительность сечения парного рождения J/ф частиц к состоянию поляризации исходных парто-нов, чувствительность состояния поляризации рожденных Jf ф частиц к степени виртуальности исходных фотонов и глюонов). Для процесса адронного рождения J/ф предложена новая оригинальная модель. Для вычисления сечений процессов рождения Нсс, Еьс и Ни барионов и Вс и В* мезонов в фотон-фотонном и глюон-глюонном слиянии применен новый независимый расчетный способ.

Практическая ценность. Помимо чисто академического интереса к выяснению механизмов рождения тяжелых и дважды тяжелых адронов (что составляет сформулированную выше основную цель диссертации), оценки соответствующих сечений важны для планировав ния будущих экспериментов, нацеленных на обнаружение и изучение свойств этих адронов и физических явлений, с ними связанных. Напомним, что до сих пор не открыт ни один дважды тяжелый б ар ион (Есс , Еьс или Ни ), а из мезонов хорошо изученными можно считать только семейства J/ip и Т . Вс мезон зарегистрировал в рр столкновениях на Тэватроне, но сечение его рождения пока не измерено.

Апробация работы и публикации. Результаты диссертационной работы обсуждались на семинарах ФИАН, НИИЯФ МГУ, ИФ-ВЭ, Пражского института физики и международных научных центров DESY и CERN, а также докладывались на международных конференциях по физике высоких энергий (Гамбург 1993,1996 и 1998; Брюссель 1995 и 1998; Монреаль 1996; Росток 1997; Стара Лесна 1998). Кроме того, по материалам диссертации опубликовано 8 трудов в реферируемых журналах.

Структура диссертации. Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и приложения. Диссертация содержит 62 рисунка, 4 таблицы и список цитируемой литературы, включающий 173 наименования. Объем диссертации составляет 142 страницы.

Содержание работы

Во введении обсуждается актуальность темы исследований, формулируется цель работы и кратко описывается содержание диссертации по главам.

В первой главе рассматриваются процессы рождения Вс и В* мезонов и Есс , Н(,с и Бц бар ионов в адрон-адронных, лептон-адронных и фотон-фотонных столкновениях в низшем порядке теории возмущений. Несмотря на то, что некоторые из этих процессов уже рассматривались в литературе, проведение независимых расчетов (особенно сществен-но отличным методом) представляет собой достаточно важную задачу. Разделы 1.1,1.2 и 1.3 имеют вводный характер. Разделы 1.4, 1.5,1.6 и 1.7 посвящены оригинальным результатам.

В разделе 1.1 описывается предыстория вопроса и дается краткий обзор его современного состояния.

В разделе 1.2 излагаются теоретические основы процессов рождения связанных состояний тяжелых кварков - так называемая модель цветовых синглетов. Согласно модельному предположению, рождение связанного состояния тяжелых кварков определяется кинематической конфигурацией, в которой оба кварка движутся с одинаковой скоростью, а их импульсы в лабораторной системе отсчета пропорциональны их массам. Кроме того, учитывая, что связанная система должна обладать определенными значениями спина, зарядовой четности и цвета (т.е. быть синглетной по цвету, если речь идет о мезоне, и анти-триплетной, если речь идет о тяжелом дикварке в бар ионе), в выражение для амплитуды процесса вводятся соответствующие проекционные операторы.

В разделе 1.3 разъясняется техническая сторона использованного расчетного метода. Необходимо отметить, что большое количество Фейнмановских диаграмм, дающих вклад в рассматриваемый процесс (их число измеряется десятками), делает практически невозможным вычисление квадрата модуля матричного элемента "прямым" способом. Основная идея использованного в диссертации метода состоит в построении ортогонального базиса в пространстве векторных (Лорен-цевых), спинорных (Дираковых) и цветных переменных, характеризующих начальное и конечное состояния заданного физического процесса.

Амплитуда физического процесса Л4 может быть затем разложена по этому базису, т.е. представлена в виде линейной комбинации нормированных базисных амплитуд ад, : М = Е, с,ш,, где коэффициенты разложения с^ находятся путем проецирования интересующего нас матричного элемента М на базисные амплитуды го,: с, = Е ^С{ЛЛ • и),}. (Здесь подразумевается суммирование по всем Лоренцевым индексам, а символы и ¿гс означают операцию взятия следа по Дираковым и цветным индексам, соответственно). Искомый квадрат модуля матричного элемента равен тогда |-М|2 = £, |с, |2. Подчеркнем, что суммирование вкладов различных диаграмм в ЛЛ, а следовательно и в с*, осуществляется на уровне амплитуд, причем после выполнения операции взятия следа по спинорным и цветным индексам выражения для с,-уже не содержат ни матриц Дирака, ни матриц Гелл-Манна, и потому могут быть вычислены просто как комплексные числа. Технические преимущества данного метода связаны с тем, что объем расчетов, равно как и длина получаемого ответа, оказываются пропорциональными числу учтенных диаграмм, а не квадрату этого числа, кале было бы при непосредственном вычиислении |Л4|2, включающем интерференционные члены.,

В разделе 1.4 изучается поведение партонных сечений. Здесь рассматриваются процессы рождения Вс и В* мезонов, а также сс, Ьс и 66 дикварков в глюон-глюонном, фотон-глзэонном и фотон-фотонном слиянии и вычисляются энергетические зависимости соответствующих сечений. Обсуждается степень чувствительности полученных результатов к выбору модельных параметров. Показано, что основная теоретическая неопределенность связана с произволом в выборе характерного энергетического масштаба в "бегущей" константе сильного взаимодействия. Несколько меньшее значение имеют численные величины масс кварков, волновых функций связанных состояний (мезонов и дикварков) и наличие вкладов от возбужденных состояний. В совокупности указание причины приводят к разбросу предсказаний для сечений рождения в пределах одного порядка величины. Помимо абсолютной нормировки, различные способы параметризации а,(С}2} оказывают некоторое влияние и на форму импульсных распределений рожденных частиц.

В разделе 1.5 исследуются инклюзивные спектры дважды тяжелых мезонов и барионов, рожденных в адрон-адронных и лептон-адронных

<г(рр->в'сх, всх) и

1.000Е—10

Рис. 1. Энергетическая зависимость сечений рождения В* (верхние кривые) и Вс (нижние кривые) мезонов в рр столкновениях при различной параметризации глюонных распределений. Обозначения кривых: сплошные - СКУ(ЬО) пунктирные - ВБИТ, штриховые — параметризация хв{х) = 0.676(1 - х)5/х05.

л/7 [<?еУ]

а(ер^В'сХ, ВСХ) и

1.000Е-04

1.000Е-05

1.000Е-06

1.000Е-07

1.000Е-08

1.000Е-10

Рис. 2. Энергетическая зависимость сечений рождения В* (верхние кривые) и Вс (нижние кривые) мезонов в ер столкновениях при различной пара/метризации глюонных распределений. Обозначения кривых: сплошные - СКУ(ЬО), пунктирные - ВБИТ, штриховые - параметризация *(?(*) = 0.676(1 - х)5/х05.

1.000Е-12

10000

Рис. 3. Энергетическая зависимость сечений рождения дважды тяжелых барионов в рр столкновениях при различной параметризации глюон-ных распределений. Обозначения кривых: сплошные - СКУ(ЬО), пунктирные - ВБИТ. Порядок расположения кривых сверху вниз соответствует сечениям рождения Нес , и Зьь барионов.

уД [<?еУ]

1.000Е-15

1000

уД [веУ]

Рис. 4. Энергетическая зависимость сечений рождения дважды тяжелых барионов в ер столкновениях при различной параметризации глюон-ных распределений. Обозначения кривых: сплошные - вНУ^ЬО), пунктирные - ВБИТ. Порядок расположения кривых сверху вниз соответствует сечениям рождения Есс , Еьс и Ньь барионов.

столкновениях. При некоторых оптимистических оценках для волновых функций барионов сечение их рождения может быть подавлено по отношению к мезонам лишь множителем 2 или 3. Использование различных функций распределения глюонов (при условии их выбора среди современных наборов, т.е. опубликованных после 1993 года) приводит к сколько-нибудь заметным отличиям в сечениях лишь при энергиях пучков выше нескольких ТэВ. В частности, при энергиях LHC неопределенность в сечениях, связанная с функциями распределения глюонов, выражается множителем 2.

В разделе 1.6 рассматривается парное рождение Вс и В* мезонов. Немаловажная особенность этого процесса состоит в том, что конечное состояние формируется в законченном виде уже на стадии партонного подпроцесса. Тем самым в параметрах конечного состояния более отчетливо проявляется роль точных законов сохранения и спиновой алгебры. Это выгодно отличает рассматриваемый процесс от рождения несвязанных кварков, где значительная часть информации об их спиновом состоянии теряется на стадии адронизации (мягкого обесцвечивания). При возможности экспериментального различения между Вс и В* мезонами процесс парного рождения мезонов представляет собой более чувствительный тест квантовой хромсщинамики (совместно с моделью цветных синглетов), чем рождение одиночных мезонов. Соотношения между сечениями рождения пар Вс и В* мезонов в околопороговой области врржту реакциях существенно отличаются как друг от друга, так и от предсказаний фрагментационной модели, основанных на подсчете числа спиновых степеней свободы. В расчетах, основанных на последовательной теории возмущений, наблюдается сильнейшее подавление рождения скалярных мезонов в двухфотонных взаимодействиях; в противоположность этому, сечения рождения скалярных и векторных мезонов становятся почти равными в глюон-глюонном слиянии.

В заключительном разделе 1.7 перечисляются наиболее важные из результатов, полученных в первой главе. Подчеркивается, что величины полных сечений адронного рождения дважды тяжелых мезонов и барионов дают уверенность предполагать скорое открытие этих частиц на Тэватроне и их детальное изучение на LHC. Наблюдение дважды тяжелых адронов в условиях HERA (как на основном коллайдере в ер столкновениях, так и в pN реакции на фиксированной мишени установки HERA-B) следует признать невозможным.

Ь{99 - в;в:, вЛ) и

1.000Е-05 1.000Е-04 1.000Е-07 1.000Е-08 1.000Е-0» 1.000Е-10 1.000Е-11

1.ооов-1г

1.000Е-13

100

•Л [<?е V]

<7(77 - в;В'С1 в А) и

1.000Е-06

1.000Е-08

1.000Е-11

1.000Е-12

Рис. 5. Энергетическая зависимость партонных сечений рождения пар Вс (нижние кривые) и В* (верхние кривые) мезонов в процессе глюон-глюонного слияния. Сплошные кривые соответствуют фиксированной константе сильного взаимодействия а, = 0.2. Пунктирные, штриховые и штрих-пунктирные кривые соответствуют "бегущей" константе а«(<32) со значениями хро-модинамического параметра Л = 0.1,0.2, 0.5 ГэВ ид2 = з/4.

Рже. 6. Энергетическая зависимость партонных сечений рождения пар Ве (нижние кривые) и В* (верхние кривые) мезонов в процессе фотон-фотонного слияния. Сплошные кривые соответствуют фиксированной константе сильного взаимодействия а, — 0.2. Пунктирные, штриховые и штрих-пунктирные кривые соответствуют "бегущей" константе а,(Я2) со значениями хро-модинамического параметра Л = 0.1, 0.2, 0.5 ГэВ и(32 = 3/4.

Во второй главе рассматриваются вклады высших порядков теории возмущений в процессы рождения Вс и В* мезонов и Есс , Зьс и Ем барионов в адрон-адронных, лептон-адронных и фотон-фотонных столкновениях. Поскольку прямые расчеты в пятом и более высоких порядках представляются неосуществимыми из-за непомерных технических сложностей, оценки соответствующих вкладов удается получить лишь в рамках полуфеноменологических подходов. Два таких подхода известны в литературе под названием " механизма возбуждения аромата" и "механизма партонных ливней". Разделы 2.1 и 2.2 имеют вводный характер. Разделы 2.3, 2.4, 2.5, 2.6 и 2.7 посвящены оригинальным результатам.

В разделе 2.1 описываются принципиальные идеи, лежащие в основе механизмов возбуждения аромата и партонных ливней.

В разделе 2.2 содержится углубленное изложение упомянутых подходов применительно к рассматриваемым в диссертации процессам. В механизме возбуждения аромата рождению Вс и В* мезонов в адрон-адронных столкновениях отвечают цартонные подпроцессы д + Ь —► В^ + с и д + с —► + Ь, а также аналогичные подпроцессы, в которых глюон вместо кварка взаимодействует с антикварком. В обоих случаях тяжелые кварки (Ь и с) считаются изначально присутствующими в морском состоянии во взаимодействующих адронах. Приведенные здесь партонные подпроцессы формально относятся даже к более низкому (третьему) порядку, чем рассмотренное в первой глал ве "прямое" рождение. Фактически же вычисление плотности числа морских кварков требует решения системы эволюционных уравнений типа Альтарелли-Паризи, что эквивалентно суммированию членов вида [1п(/22/Л2) а,]п до бесконечно больших п. В механизме партонных ливней основным подпроцессом является рассеяние глюонов друг на друге д + д —+ д + д, сопровождающееся расщеплением любого из конечных глюонов на пару тяжелых кварков д —► ЬЬ. Превращение тяжелого кварка в Вс или В* мезон, например Ь —* Вс + с, описывается в терминах функций фрагментации. Вычисление функций фрагментации также основано на теории возмущений. Таким образом, в механизме партонных ливней сложный и многоступенчатый партонный процесс (партонный каскад) представляется в упрощенном факторизованном виде, где каждое отдельное звено описывается диаграммами теории возмущений сравнительно невысокого порядка.

Таблица 2.1. Сечения рождения адронов с двумя тяжелыми кварками в рр столкновениях в партонных ливнях, [дб].

Ускоритель Щ Вс "СС Н ьс 2 ьь

ЬНС

у/з = 14 ТэВ 0.33 0.24 0.32 0.11 1.710_3

Теуа1.гоп

уз = 1.8 ТэВ 2.2 ю-2 1.6 10~2 3.0 10"2 7.0 кг3

В разделе 2.3 анализируется численные результаты, касающиеся поведения партонных сечений возбуждения аромата. Указывается, что сечения рождения Вс и В* мезонов и Ньс барионов из с-кварков подавлены по сравнению с их рождением из 6-кварков более чем на порядок величины. В асимптотическом пределе это совпадает с поведением функций фрагментации, относящихся как (тпе/тпь)3, что составляет приблизительно г; 1/30. Соотношения между сечениями рождения векторных и скалярных состояний, а(В*)/о(Вс), и о(Ьс\)/сг(Ьса), не согласуются с наивным подсчетом числа спиновых степеней свободы. В случае, когда возбужденным из моря ароматом является Ь, отношения сечений близки к 1.5, что, в свою очередь, близко к отношению полных интегралов от функций фрагментации. Однако это соответствие нарушается, если возбужденным из моря ароматом является с. Основные неопределенности в общей нормировке сечений связаны с произволом в выборе энергетического масштаба в "бегущей" константе сильного взаимодействия.

В разделе 2.4 сосредоточены результаты, относящиеся к абсолютным сечениям и к инклюзивным спектрам дважды тяжелых адронов, рождающихся в ер и рр столкновениях. Основные неопределенности в общей нормировке сечений связаны с произволом в выборе энергетического масштаба в "бегущей" константе сильного взаимодействия и с модельной зависимостью функций распределения морских кварков. Касаясь относительной важности различных вкладов, можно сделать следующие наблюдения. Адроны, составленные из кварков различно-

го аромата (В^ мезоны и Etc барионы) могут образовываться путем возбуждения либо с, либо Ь кварков. При этом плотность моря с кварков заметно превосходит плотность моря Ь кварков, однако матричные элементы возбуждения аромата отдают предпочтение Ь кваркам. В результате вклады в сечения рождения адронов соотносятся приблизительно как ~ 85% : 15% с преимуществом в пользу возбуждения b кварков. Сечения рождения дважды тяжелых адронов по механизму возбуждения аромата сравнимы с сечениями их "прямого" рождения в глюон-глюонном и фотон-глюонном слиянии. Дополнительный вклад возбуждения аромата улучшает возможности наблюдения таких адронов в протон-протонных столкновениях, однако не меняет качественного вывода о невозможности наблюдения дважды тяжелых адронов на существующем ер коллайдере HERA.

В разделе 2.5 изучается рождение дважды тяжелых адронов в двух-фотонных взаимодействиях. Применение схемы возбуждения аромата предполагает, что по крайней мере один из фотонов выступает как неточечный, то есть как объект, подобный адрону (в англоязычной литературе этот механизм взаимодействия обозначается термином resolved photon). При проведении вычислений принимается во внимание четыре различных вклада. Первый соответствует взаимодействию точечного фотона с морским с-кварком из другого фотона. Второй из вкладов обусловлен взаимодействием точечного фотона с 6-кварком. Третий и четвертый вклады представлены взаимодействиями морских с и 6 кварков из одного фотона с глюонами из другого фотона. Эти последние, "дважды неточечные" взаимодействия быстро растут с энергией, сравниваясь с вкладами "однократно неточечных" взаимодействий при энергиях около -Js ~ 3 ТэВ. В противоположность им, вклады точечных фотонных взаимодействий, рассмотренные в предыдущей главе, падают с ростом энергии. Как следствие этого, при энергиях y/s > 200 ГэВ роль неточечного взаимодействия фотона становится доминирующей.

В разделе 2.6 обсуждается рождение дважды тяжелых адронов по механизму партонных ливней. Приводятся инклюзивные распределения мезонов и барионов по быстроте и по поперечному импульсу. Отмечается быстрое возрастание роли механизма партонных ливней с энергией, что обусловлено двумя физическими причинами. Первая из них состоит в росте полных неупругих сечений (напартонном языке - в

росте вероятности жесткого партонного взаимодействия, приводящего к возникновению ливня). Вторая из причиин - рост множественности частиц в каждом событии, означающий увеличение вероятности найти среди конечных продуктов адрон заданного типа.

В заключительном разделе 2.7 проводится сравнительный анализ механизмов возбуждения аромата, партонных ливней и "прямого" рождения. При высоких энергиях, как например в условиях Тэватрона или ЬНС, вклады всех трех механизмов оказываются соизмеримыми. С теоретической точки зрения несомненный интерес представляет возможность разделения вкладов различных механизмов. Инклюзивные одночастичные спектры дают для этого мало оснований, так как имеют во всех случаях довольно близкие формы. Различия могут острее проявиться в топологии всего события как целого или хотя бы в корреляциях между дважды тяжелыми адронами и сопутствующими частицами или струями. В частности, для механизма возбуждения аромата можно указать на присутствие однократно тяжелого адрона, летящего с большой положительной или отрицательной быстротой. Этот адрон является результатом фрагментации тяжелого спектаторного кварка, т.е. кварка, оставшегося в море и не затронутого жестким взаимодействием. Механизму партонных ливней свойственно присутствие адронной струи, порожденной одним из легких партонов, участвовавших в жестком взаимодействии, и имеющей в азимутальной плоскости направление импульса, приблизительно противоположное импульсу дважды тяжелого адрона.

В третьей главе изучаются процессы парного рожения и Хс мезонов. Разделы 3.1 и 3.3 имеют вводный характер. Разделы 3.2, 3.4 и 3.5 посвящены оригинальным результатам.

В разделе 3.1 излагается современное состояние проблемы спиновой структуры нуклона. Неожиданность результатов, полученных в первых измерениях спиновых структурных функций нуклона, делает продолжение исследований особенно актуальным. Поскольку в экспериментах с рассеянием пептонов прямому измерению подвергалась лишь заряженная, кварковая компонента нуклонной структуры, наибольший интерес связан теперь с измерением поляризационного состояния глю-онов.

В разделе 3.2 рассматривается парное рождение J|■ф мезонов. При этом особое внимание уделяется состоянию поляризации всех участ-

cos6, цЬ

l.OOOE-O« -

Рис. 7. Угловые распределения З/ф частиц, рожденных в слиянии поляризованных глюонов при энергии \/1 — 14 ГэВ. Штриховая кривая показзывает вклад глюонов с одинаковыми спирал ьностяыи; пунктирная кривая - вклад глюонов с противоположными спиральностями; сплошная кривая - суммарное сечение.

cos в

вующих в реакции частиц. Одновременная регистрация обеих частиц конечного состояния позволяет полностью восстановить кинематику партонного подпроцесса, а тем самым провести более детальный анализ механизмов рождения. Присутствие в конечном состоянии лишь двух частиц, к тому же с точно определенными квантовыми числами, повышает роль правил отбора по спину, цвету и зарядовой четности. Тем самый усиливается избирательность процесса по отношению к возможным механизмам рождения и к квантовому состоянию исходных партонов, в частности к их состоянию поляризации. Последнее обстоятельство особенно важно, так как принципиально открывает доступ к прямому измерению поляризационных функций распределения глюонов в поляризованных нуклонах.

Раздел 3.3 посвящен введению в так называемую модель цветных октетов. Соответствующий ей партонный механизм имеет принципиальное значение для рождения Р-волновых мезонов. Согласно этой модели, рождение Р-волновых кварковых состояний может происходить несколькими путями. Один из них - когда в столкновении двух глюонов непосредственно рождается кварковая пара с подходящими для мезона

1.000Е-08 :

1.000Е-09 :

1.000Е—10 -1-1-'-

-1 -0.5 О 0.5 1

¿а(Иод{М^), цЬ 1.000Е-03

Рис. 8. Спектры инвариантных масс пар фф , рожденных в рр и ер столкновениях благодаря различным механизмам. 1- рр через д + д ф + Ф, 2 -РР, д + 9-+(Р)1 + (Р)и

3-рр, д + 9-*(Р) 1+ ($).,

4- рр, д + 9 (5)а + (5)в,

5-ер, 7 + 3 -+ (Я)» + (5)8,

6-ер, д+д ф + ф (неточечное взаимодействие фотона).

веУ

квантовыми числами, т.е. синглетная по цвету и с равным единице спиновым моментом. Вероятность такого способа рождения определяется производной от волновой функции мезона в начале координат |Фр(0)|2. При другом способе рождения в столкновении глюонов возникает сначала октетная по цвету пара в ¿^-волновом состоянии. Затем путем испускания мягкого глюона она превращается в синглетную по цвету Р-волновую пару. Заметим, что вследствие большой массы тяжелых кварков скорость их относительного движения в связанном состоянии должна быть существенно нерелятивистской, а сама связанная система быть сравнительно компактной. В этих условиях должна хорошо работать техника мультипольного разложения, как для классического излучения. В качестве малого параметра разложения в описываемом формализме используется скорость относительного движения кварков V. Решение нерелятивистского уравнения Шредингера показывает, что величина |Ф^(0)|2 для 5-волновых состояний имеет порядок О (у3), а |Фр(0)|2 для Р-волновых состояний - порядок О (у5). Излучение мягкого глюона рассматривается в таком подходе как обыкновенный ди-польный переход, превращающий 5-состояние в Р-состояние (или на-

оборот) и имеющий порядок малости 0(v2). Из приведенных оценок следует, что синглетный и октетный механизмы имеют одинаковый порядок малости ~ v5. Оба эти механизма учитываются в диссертации при расчетах сечений.

В разделе 3.4 представлены оригинальные количественные результаты, относящиеся к рождению Хс пар в адрон-адронных, лептон-адронных и фотон-фотонных реакциях. Отмечается, что на уровне партонных подпроцессов в механизме октетного рождения присутствуют вклады, не убывающие с ростом партонной энергии у/5. Эти вклады обусловлены специфическими диаграммами Фейнмана, запрещенными по сохранению цвета в случае синглетного механизма.

В разделе 3.5 провсдится сопоставление вкладов в рождение пар J/ф мезонов, обусловленных прямым механизмом (рассмотренным в разделе 3.2), и радиационным распадом пар Хс - Указывается, что полное сечение процесса определяется прямым механизмом, однако в области больших инвариантных масс пар фф доминирует вклад распада ХсХс-

Четвертая глава диссертации посвящена неупругому рождению J/ф и Т мезонов в адрон-адронных реакциях при высоких энергиях. Раздел 4.1 имеет вводный характер. Разделы 4.2 и 4.3 посвящены оригинальным результатам.

В разделе 4.1 описывается современное состояние теории и разъясняется актуальность проблемы в связи с обнаружением катастрофических разногласий между предсказаниями традиционной партонной модели и результатами измерений на Тэватроне (различие выражается множителем 30-50 в оценках сечения).

В разделе 4.2 предлагается оригинальная модель рождения тяжелых векторных мезонов. Основное предположение модели состоит в том, глюон в любом из сталкивающихся адронов, прежде чем вступить во взаимодействие, может превратиться в пару тяжелых кварков, причем эта вновь возникшая кварковая пара предполагается компактной, так что она ведет себя кале цельный связанный объект, а не как два независимых кварка. Разумеется, эта пара кварков должна нести квантовые числа глюона, то есть быть векторным цветным октетом. При столкновении протонов виртуальная октетная по цвету пара сс, присутствующая в одном из протонов, может рассеяться на глюоне из другого протона, обесцветиться благодаря этому взаимодействию и

превратиться в реальную ф частицу: (сс)в + д —* ф + д. Вероятность превращения глюона в компактную кварковую пару есть модельный параметр. Гипотеза о возможности такого превращения глюона аналогична идее векторной доминантности для обычного фотона, и потому мы назовем ее гипотезой " глюонной векторной доминантности". Так же как в случае векторной доминантности у фотонов, глюонная векторная доминантность обусловлена эффектами сильных взаимодействий, не поддающихся описанию на языке теории возмущений и потому учитываемых только на феноменологическом уровне. Феноменологический параметр, задающий вероятность превращения глюона в компактную кварковую пару, или, пользуясь другими словами, константу связи калибровочного бозона с векторным мезоном, определяет плотность квар-ковых пар в сталкивающихся адронах.

В разделе 4.3 проводится сопоставление предсказаний предложенной в диссертации модели с экспериментальными данными, полученными в ер и рр пучках. Обсуждаются основные закономерности поведения сечений. В области больших поперечных импульсов форма рх спектра рожденных частиц нечувствительна ни к параметру инфракрасного обрезания, ни к выбору функции распределения октетных кварковых пар (за исключением экзотической модели внутреннего чарма). Предсказания модели находятся в устойчивом согласии с экспериментальными данными. В пределе стремящихся к нулю поперечных импульсов сечения рождения .//^ и Т уменьшаются как следствие вымирания моря тяжелых кварков при малых ф2. Это свойство остается еще незамеченным в распределениях 3(ф частиц, поскольку экспериментальные данные ограничены областью рх > 4 ОеУ, но уже начинает проявляться в рождении Т . В области малых, но не исчезающих рг теоретичесие результаты чувствительны к выбору модельных функций распределения и, в особенности, к параметру инфракрасного обрезания. Применимость теории возмущений для расчета матричных элементов процесса перерассеяния в этой области сомнительна, так что и к достигнутому согласию с экспериментом не следует относиться чрезмерно серьезно. Очевидно во всяком случае, что модель не вступает с экспериментом в конфликт.

Применительно к рождению 1/ф в электрон-протонных столкновениях было рассмотрено три вклада. Первый из них обусловлен рассеянием октетной кварковой пары на (виртуальном) фотоне: (сс)в + 7 —+

B^da/dpt, nb/GeV

0.01

1.000e-03

1.000e-04

1.000Е-03

2 3 4 5 8 7 8

» 10 11 12 1» 11 is

Pi, GeV '

da I dp,, nb/GeV

o.oi

Рис. 9.Распределение J/xf> частиц, рожденных в pp столкновениях при энергии >/J = 1.8 TeV, по поперечному импульсу. Предсказания модели глюонной векторной доминантности при различной параметризации плотности очаг ровалных октетных кварко-вых пар: а — подобно распределению морских очарованных кварков в наборе GRV; Ь — подобно распределению глюо-нов в наборе GR.V, уменьшенному в 100 раз; с - подобно "внутреннему чарму" в модели Бродского. □ - экспериментальные данные CDF.

Рис. Ю.Распределение Т частиц, рожденных в рр столкновениях при энергии у/з = 1.8 TeV, по поперечному импульсу. Предсказания модели глюонной векторной доминантности при различной параметризации плотности прелестных октетных кварховых пар: а — подобно распределению морских прелестных кварков в наборе GRV; b - подобно распределению глюонов в наборе GRV, уменьшенному в 400 раз. □ - экспериментальные данные CDF.

Рп GeV

20

ф + д. Второй вклад обусловлен неточечным взаимодействием фотона. Образование 3/ф частиц происходит в соответствии с "глюонной" схемой, причем начальный глюон присутствует в "неточечном" фотоне, а октетная кварковая пара - в протоне. Третий вклад также обусловлен процессом рассеяния на глюоне, но теперь октетная кварковая пара присутствует в "неточечном" фотоне, а глюон - в протоне. При этом сечение рассеяния октетной пары на точечном фотоне оказывается сильно подавленным вследствие цветовой структуры матричных элементов, и доминируют вклады " нетачечного" фотона, однако и они составляют лишь незначительную часть экспериментально измеренного сечения. Последнее характеризуется величиной порядка десяти нанобарн, в то время как вклад механизма глюонной векторной доминантности не превышает ста пикобарн. Учитывая, что вклад глюонной векторной доминантности в адророждение 3/ф превышает вклад синглетного механизма в 30 раз, малость аналогичного вклада в электророждение 3[ф выглядит далеко не тривиальным, хотя и счастливым обстоятельством. Успешно описывая экспериментальные данные по адророждению 3/ф , предложенная модель не нарушает согласия с экспериментом, достигнутого в рамках традиционной модели цветных синглетов в случае электророждения 3/ф .

Пятая глава диссертации посвящена неупругому лепторождению 3/ф мезонов при высоких энергиях. Этот процесс давно обсуждается в литературе как способ прямого измерения функций распределения глюонов в нуклоне. Раздел 5.1 имеет вводный характер. Разделы 5.2 и 5.3 посвящены оригинальным результатам.

В разделе 5.1 описываются современные представления об эволюции глюонных распределений и о динамических механизмах, приводящих к появлению у глюонов поперечного импульса. Соответствующие глю-онные распределения называются деколлинеарными, а теоретический подход к их описанию - полужестким.

В разделе 5.2 рассматривается обобщение механизма фотон-глюон-ного слияния на случай неколлинеарных глюонных распределений. Наиболее существенное отличие полужесткого подхода от традиционной партонной модели состоит в сходе начальных глюонов с массовой поверхности. Как следствие, поляризационные матрицы плотности виртуальных глюонов приобретают продольные и времениподоб-ные компоненты.

da/dpr, nb/GeV

doh=o/dpr, nb/GeV 1

10 -2

10

у*- ^

э 1 1 Тч

г 11

п..1м 1 1 1 1 1 1 1 I 1 Г-М 1 М ! l"Vi Г II 1 1 1 1

0 1 2 3 4 pj-, GeV 8

Рис. 11. Сравнение трех подходов к рождению J/ф частиц в условиях коллавдера HERA ер = 300 GeV), 0.4 < z < 0.8. Сплошная линия - полужесткий подход с точными матричными элементами в лептонной вершине (внемассовые глюоны и вне-массовые фотоны); штриховая линия - коллинеарное приближение для глюонов с точными матричными элементами в лептонной вершине (безмассовые глюоны и внемассовые фотоны); пунктирная линия - коллинеарное приближение для глюонов и для фотонов (безмассовые глюоны и безмассовые фотоны).

В разделе 5.3 обсуждаются возможные проявления полужесткого подхода, доступные для экспериментального наблюдения. Наиболее ярким из сигналов могло бы служить состояние поляризации J/ф мезонов (измеряемое через угловые распределения распадных лептонов). В коллинеарном подходе поляризация J/ф мезонов почти полностью поперечна, тогда как в полужестком подходе значительная доля J/ф мезонов обладает продольной поляризацией, наследуемой от виртуальных глюонов. Роль внемассовости начальных глюонов в наибольшей степени проявляется в распределениях по поперечному импульсу, так как глюонная виртуальность пропорциональна поперечному импульсу глюона: т? = — Щ./(\ — ж). В противоположность традиционной партонной модели, полужесткий подход предсказывает, что доля продольно поляризованных J/ф мезонов возрастает с ростом рт- Отклонения от традиционной партонной модели становятся заметными уже при рт > 3 GeV, а при рт > 6 GeV продольная поляризация становится преобладающей. Качественные различия в предсказаниях полужесткого подхода и традиционной партонной модели связаны с различным происхождением поперечного импульса J/ф частиц. В традиционной партонной модели этот импульс практически полностью обусловлен жестким партонным взаимодействием (т.е. свойствами фотон-глюонного слияния), тогда как вклад поперечного импульса фотона мал, а у глюона его нет вовсе. Напротив, в полужестком подходе вклад поперечного импульса начального глюона велик. Распределения по другим кинематическим переменным, как, например, быстрота у или степень неупругости z, не обнаруживают сильной чувствительности к глюон-ной виртуальности.

Приложение содержит наиболее громоздкие формулы, необходимые при расчетах, но необязательные для понимания качественной стороны диссертации.

Приложение А содержит партонные матричные элементы процессов инклюзивного рождения Вс и В* мезонов, Есс, Hje и Ни барионов.

Приложение Б содержит партонные матричные элементы процессов парного рождения кваркониев в синглетной и октетной моделях.

В заключении формулируются основные достижения диисертаци-онной работы и положения, выносимые на защиту.

1. С применением новой вычислительной методики рассчитаны сечения процессов рождения Вс и В* мезонов, а также Есе , Ньс и Еы, ба-рионов в адрон-адронных и фотон-фотонных столкновения* в низшем (четвертом) порядке теории возмущений. Результаты расчетов совпав дают с результатами, независимо полученными другими авторами'. Вычисленные значения сечений позволяют планировать поиски два?-жды тяжелых мезонов и барионов на Тэватроне и их детальное изучение в условиях LHC.

2. Впервые рассчитаны сечения рождения Вс и В* мезонов, а также Есс , Ehe и Еьь барионов в лептон-адронных столкновениях. Вычисления проведены в низшем (четвертом) порядке теории возмущений. Вследствие малой величины полученных сечений обнаружение дважды тяжелых адронов на действующем ер коллайдере HERA следует признать невозможным. Поиск дважды тяжелых адронов предпочтительнее вести на адронных коллайдерах.

3. Впервые рассчитаны сечения процессов парного рождения Вс и В* мезонов в адрон-адронных и фотон-фотонных столкновениях. Вычисления проведены в низшем (четвертом) порядке теории возмущений. Показано, что отношение сечений рождения превдоскалярных и векторных мезонов сильно отличается от предсказаний, основанных на подсчете числа спиновых степеней свободы, стремясь вблизи энергетического порога к нулю в случай фотон-фотонных и к единице в случае адрон-адронных взаимодействий. При возможности экспериментальной идентификации превдоскалярных и векторных состояний процесс может рассматриваться как чувствительный тест квантовой хромоди-намики.

4. В рамках полуфеноменологических механизмов возбуждения аромата и партонных ливней впервые оценены вклады высших порядков теории возмущений в процессы рождения Вс и В* мезонов, а также Есс , Еьс и Ни барионов в адрон-адронных, лептон-адронных и фотон-фотонных столкновениях. Показано, что вклады механизмов возбуждения аромата и партонных ливней сопоставимы по величине с вкладом

низшего порядка теории возмущений, но приводят к иной топологии события.

5. Впервые рассчитаны дифференциальные сечения рождения пар .мезонов в адрон-адронных столкновениях с явным учетом различных „состояний поляризации участвующих частиц. Обнаружена сильная чувствительность,как полного сечения, так и угловых распределений рожденных мезонов к состоянию поляризации начальных глюонов. Указанная зависимость принципиально открывает доступ к прямому измерению поляризационных функций распределения глюонов в поляризованных нуклонах. В отношении полных сечений подтверждены результаты, независимо полученные другими авторами.

6. Впервые рассчитаны дифференциальные сечения рождения пар Хс мезонов в адрон-адронных, лептон-адронных и фотон-фотонных столкновениях с учетом вкладов синглетного и октетного механизмов. Показано, что октетный механизм является доминирующим в области больших инвариантных масс ХсХс паР- Процесс может рассматриваться как чувствительный тест октетной модели.

7. Предложена новая оригинальная модель адроиного рождения одиночных J]■ф и Т мезонов, объясняющая всю совокупность имеющихся экспериментальных данных.

8. Впервые рассчитаны дифференциальные сечения рождения Jf■ф мезонов в лептон-адронных столкновениях с явным учетом различных состояний поляризации участвующих частиц. Обнаружена сильная зависимость поляризации рожденных J|■ф мезонов от степени виртуальности начальных глюонов. Процесс может рассматриваться как чувствительный тест полужесткого подхода (ВРКЬ) к партонным эволюционным уравнениям.

Основные результаты диссертации были доложены на международных конференциях по физике высоких энергий [9]-[16] и опубликованы в журнальных статьях [1]-[8].

Значение диссертации не исчерпывается приведенными результатами. Созданные в процессе работы над диссертацией программы сохраняют открытым путь к дальнейшим исследованиям. К настоя-

щему времени они нашли свое применение в коллаборациях ATLAS, COMPASS, HERMES, Hl, ZEUS и додолжают использоваться самим автором. Программы могут быть получены у автора путем непосредственного обращения к нему. ,, v ,, ,

Автор считает своей приятной обязанностью поблагодарить коллектив лаборатории Электронов Высоких Энергий й его руководителя А.А.Комара за благожелательную и дружественную атмосферу, способствующую творческой работе. : -

Автор приносит свою искреннюю благодарность руководству Пражского института физики и администрациям международных- нау-чных центров DESY и CERN за многократно оказанное ему гостеприимство. Автор признателен организационным комитетам конференций, упомянутых под номерами [9]-[16], за финансовую поддержку. ' '

Список публикаций по материалам диссертации

1. S.P. Baranov. Single and pair production of B^ mesons in pp, ep and 77 collisions И ЯФ. 1997. T. 60. С. 1459.

2. S.P. Baranov. Production of doubly flavored baryons in pp, ep and.77 collisions // Phys. Rev. D. 1996. V. 54. P. 3228.

3. S.P. Baranov. Pair production of B^ mesons in pp and 77 collisions If Phys. Rev. D. 1997. V. 55. P. 2756.

4. S.P. Baranov. Semiperturbative and nonperturbaative production of hadrons with two heavy flavors // Phys. Rev. D. 1997. V. 56. P. 3046.

5. S.P. Baranov, H. Jung Double J/ф production - a probe of gluon polarization // Z. Phys. C. 1995. V. 66. P. 647.

6. S.P. Baranov. Pair production of Xc states at collider energies // ЯФ. 1997. T. 60. C. 986.

7. S.P. Baranov. Gluon vector dominance - a possible solution of J/ф surplus puzzle // Phys. Lett. B. 1996. V. 388. P. 366.

8. S.P. Baranov. Probing the BFKL gluons with J/ф leptoproduction // Phys. Lett. B. 1998. V. 428. P. 377.

Введение.

1. Рождение частиц с двумя тяжелыми кварками в низшем порядке теории возмущений

1.1 Введение

1.2 Механизмы рождения. Модель цветных синглетов

1.3 Техника вычислений: метод ортогональных амплитуд.

1.4 Поведение партонных сечений

1.5 Полные сечения рождения и инклюзивные спектры дважды тяжелых мезонов и барионов

1.6 Парное рождение Вс и В* мезонов

1.7 Заключительные замечания.

2. Вклады высших порядков теории возмущений в рождение частиц с двумя тяжелыми кварками.

2.1 Введение

2.2 Феноменологические подходы к учету вкладов высших порядков: механизмы возбуждения аромата и партонных ливней.

2.3 Поведение партонных сечений возбуждения аромата.

2.4 Рождение частиц в рр и ер столкновениях.

2.5 Рождение частиц в 77 столкновениях

2.6 Рождение частиц в партонных ливнях

2.7 Заключительные замечания.

3. Парное рождение чармониев

3.1 "Спиновый кризис" партонной модели

3.2 Парное рождение Jj-ф частиц как способ исследования функции распределения поляризованных глюонов.

3.3 Р-волновые состояния и модель цветных октетов

3.4 Парное рождение состояний в рр и 77 столкновениях.

3.5 Заключительные замечания.

4, Адронное рождение J/У частиц при высоких энергиях

4.1 "Тэватронный кризис" партонной модели.

4.2 Модель глюонной векторной доминантности .!.

5. Лептонное рождение J/ф частиц при высоких энергиях

5.1 Типы эволюционных уравнений для структурных функций нуклона

5.2 Лепторождение J/ф частиц в полужестком подходе.

5.3 Поляризация J/^ частиц как индикатор внемассового состояния глюонов в адронах

Согласно установившейся терминологии, к числу тяжелых относятся с, b и t кварки. Открытие первой частицы, содержащей тяжелый (очарованный) кварк, состоялось в 1976 году и было расценено как выдающееся событие, достойное присуждения Нобелевской премии. Следует сказать, что необходимость присутствия четвертого (после u, d тл s) кварка в теоретических схемах ощущалась к тому времени достаточно остро, причем по нескольким практически не связанным друг с другом причинам (как, например, для объяснения сохранения аромата в нейтральных токах или, с чисто теоретической стороны, для сокращения так называемых Адлеровских аномалий). Существование очарованного кварка счастливо замыкало изящные теоретические построения. Открытие следующего, прелестного кварка Ь произвело относительно меньшую сенсацию поскольку укладывалось в уже устоявшуюся систематику кварков и лептонов. Фундаментальная роль третьего кварк-лептонного поколения связывается главным образом с возможностью естественного введения параметров, ответственных за несохранение комбинированной CP четности.

Со времени описываемых открытий интерес к тяжелым кваркам несколько переместился. Первоначально основное значение тяжелых кварков виделось, разумеется, в самом факте их существования. В дальнейшем, по мере того, как частицы, содержащие тяжелые кварки, становились все более привычными объектами в экспериментальных лабораториях, они стали в большей степени рассматриваться как средство изучения других явлений природы. Здесь достоинства тяжелых кварков проявляются по меньшей мере в двух отношениях. С одной стороны, большие значения их масс оправдывают применение целого ряда расчетных теоретических методов, а следовательно обеспечивают возможность ясной теоретической интерпретации полученных результатов. К упомянутым расчетным методам относятся квантовая хромодинамика, понимаемая в смысле теории возмущений, нерелятивистские потенциальные модели адронов, эффективная теория тяжелых кварков. С другой стороны, тяжелые кварки (и содержащие их адроны) удобны для экспериментальной идентификации. Особая роль принадлежит знаменитому J/ф мезону благодаря его двухлептонному распаду, обеспечивающему выделение практически чистого сигнала. Не случайно именно с J/ф мезоном связываются надежды на наиболее точное измерение одного из углов в "треугольнике унитарности" в распаде В0 —¥ J/ф + Не случайно с J/ф мезоном связаны едва ли не самые неожиданные экспериментальные результаты последних лет, выразившиеся в так называемом "Тэватронном кризисе" партон-ной модели.

Процессы рождения тяжелых кварков традиционно рассматриваются как возможные "тесты квантовой хромодинамики". С этой же точки зрения можно рассматривать и рождение дважды тяжелых адронов, т.е. адронов, содержащих два тяжелых кварка. Ради ясности следует сказать, что под "тестированием КХД" в данном случае понимается не столько проверка хромодинамических правил Фейнмана как таковых (в их справедливости уже вряд ли можно сомневаться), сколько установление пределов применимости теории возмущений, то есть исследование вопроса о том, насколько полно то или иное наблюдаемое явление описывается с помощью теории возмущений. Особенность процессов рождения дважды тяжелых адронов состоит в их чувствительности именно к высшим порядкам теории возмущений. Так, в случае рождения одной пары тяжелых кварков низшим неисчезающим порядком является второй; в литературе известен также полный расчет дифференциальных сечений в третьем порядке. На этом доступный для использования ряд теории возмущений обрывается ввиду непроходимой сложности вычислений. В то же время в случае рождения дважды тяжелых адронов низшим неисчезающим порядком является уже четвертый. Расчеты в точном пятом порядке представляется невозможными из-за технических сложностей, однако приближенные оценки вкладов пятого и более высоких порядков можно получить в рамках полуфеноменологических подходов.

Актуальность. Задача выяснения механизмов рождения дважды тяжелых адронов вообще и, в частности, проверка применимости к таким процессам теории возмущений весьма актуальна. Правомочность отношения к КХД как к исчерпывающе полному и точному методу еще не получила окончательного подтверждения даже в сравнительно хорошо разработанном случае рождения однократно тяжелых адронов. Ответ скорее положительный, нежели отрицательный, однако ощущается необходимость учета вкладов высших порядков. Технические сложности требуют привлечения специальных методов ресуммирования. Вопрос о качестве получаемых приближений нуждается в дальнейшем исследовании. Возможность количественного описания всех известных экспериментальных данных остается проблематичной. Теоретические подходы к рождению дважды тяжелых адронов находятся в еще менее разработанном состоянии, и по-существу их история еще только начинается. Многие из рассмотренных в диссертации процессов никогда не рассматривались в литературе.

Цель работы. Цель работы состоит в теоретическом изучении возможных механизмов рождения дважды тяжелых адронов в адрон-адронных, лептон-адронных и фотон-фотонных реакциях.

Научная новизна. Многие из рассмотренных в диссертации процессов (в частности, все процессы, вызванные лептон-адронными столкновениями и приводящие к появлению Нсс , и "Вьь барионов или Вс и В* мезонов, а также процессы парного рождения Вс и В* мезонов и процессы парного рождения Р-волновых состояний кваркониев в глюон-глюонном и фотон-фотонном слиянии) никогда прежде не рассматривались. В некоторых других процессах анализу подвергаются ранее не исследовавшиеся свойства (чувствительность сечения парного рождения Jf-ф частиц к состоянию поляризации исходных парто-нов, чувствительность состояния поляризации рожденных Jji\) частиц к степени виртуальности исходных фотонов и глюонов). Для процесса адронного рождения Jпредложена новая оригинальная модель. Для вычисления сечений процессов рождения Есс , Ej}C и Зьь барионов и Вс и В* мезонов в фотон-фотонном и глюон-глюонном слиянии применен новый независимый расчетный способ.

Практическая ценность. Помимо чисто академического интереса к механизмам рождения тяжелых и дважды тяжелых адронов, оценки соответствующих сечений важны для планирования будущих экспериментов, нацеленных на обнаружение и изучение свойств этих адронов либо физических явлений, с ними связанных. Напомним, что до сих пор не открыт ни один дважды тяжелый барион (Scc , Е/,с или Нм ), а из мезонов хорошо изученными можно считать только семейства J ftp и Т . Вс мезон зарегистрирован в рр столкновениях на Тэватроне, но сечение его рождения пока не измерено. Делом будущего остается и изучение его каналов распада.

Содержание работы.

Первая и вторая главы диссертации посвящены теоретическому анализу процессов рождения Вс и В* мезонов и Есс , и "Ец барионов в адрон-адронных, лептон-адронных и фотон-фотонных столкновениях.

В третьей главе изучаются процессы парного рожения J/ф и Хс мезонов. Одновременная регистрация обеих частиц конечного состояния позволяет полностью восстановить кинематику партонного подпроцесса,. а тем самым провести более детальный анализ механизмов рождения. Кроме того, присутствие в конечном состоянии лишь двух частиц, к тому же с точно определенными квантовыми числами, повышает роль правил отбора по спину, цвету и зарядовой четности. Тем самым усиливается избирательность процесса по отношению к возможным механизмам рождения и к квантовому состоянию исходных партонов, в частности к их состоянию поляризации. Последнее обстоятельство особенно важно, так как принципиально открывает доступ к прямому измерению поляризационных функций распределения глюонов в поляризованных нуклонах. Напомним, что в ранее осуществленных экспериментах с рассеянием лептонов прямому измерению подвергалась лишь заряженная, кварковая компонента нуклонной структуры. Разумеется, однозначная интерпретация измерений возможна только при надежно установленом механизме рождения Jj-ф частиц. К настоящему моменту эту задачу еще нельзя считать завершенной.

Четвертая глава диссертации посвящена непругому рождению J/-0 и Т мезонов в адрон-адронных реакциях при высоких энергиях. Выяснение механизма адронного рождения «//?/> частиц приобрело особенную актуальность в связи с обнаружением катастрофических разногласий между предсказаниями традиционной партонной модели и результатами измерений на Тэватроне (различие выражается множителем 30-50 в оценках сечения). В диссертации, в качестве альтернативы к так называемой октетной модели, предложена оригинальная модель рождения тяжелых векторных мезонов.

Что лее касается фотон-адронных реакций, то, напротив, традиционная синглетная модель (она же - модель фотон-глюонного слияния) находится в хорошем согласии с экспериментальными данными, и механизм неупругого фоторождения J/ф мезонов можно полагать установленным. В этом случае детальное изучение особенностей рождения J/ф частиц способно принести новую информацию уже о самой структуре взаимодействующих начальных частиц. Процесс неупругого фоторождения J/-0 давно обсуждается в литературе как способ прямого измерения функций распределения глюонов в нуклоне. В пятой главе настоящей диссертации рассматривается новый поворот этой темы, связанный с введением в партонную модель " неколлинеарных" глю-онных распределений. Отмеченный подход, известный в литературе под названием "полужесткого", учитывает наличие у глюонов динамически приобретенного поперечного импульса а также сход глюонов с массовой поверхности. В диссертации рассматриваются экспериментальные проявления внемассовости глюонов, которые могли бы дать непосредственное свидетельство в пользу правильности полужеского подхода.

Диссертация заканчивается заключением, где в кратком виде излагаются основные выводы. Наиболее громоздкие формулы, необходимые при расчетах, но необязательные для понимания качественной стороны дела, вынесены в приложение.

Апробация работы и публикации. Результаты диссертационной работы обсуждались на семинарах ФИАН, НИИЯФ МГУ, ИФ-ВЭ, Пражского института физики и международных научных центров DESY и CERN, а также докладывались на международных конференциях по физике высоких энергий (Гамбург 1993, 1996 и 1998; Брюссель 1995 и 1998; Монреаль 1996; Росток 1997; Стара Лесна 1998) и были опубликованы в трудах этих конференций. Кроме того, по материалам диссертации опубликовано 8 статей в реферируемых журналах.

Основные результаты диссертации были доложены на международных конференциях по физике высоких энергий [160]-[167] и опубликованы в журнальных статьях [168]-[175].

Значение диссертации не исчерпывается приведенными результатами. Созданные в процессе работы над диссертацией программы сохраняют открытым путь к дальнейшим исследованиям. К настоящему времени они нашли свое применение в коллаборациях ATLAS, COMPASS, HERMES, HI, ZEUS и подолжают использоваться самим автором. Программы могут быть получены у автора путем непосредственного обращения к нему.

Автор считает своей приятной обязанностью поблагодарить коллектив лаборатории Электронов Высоких Энергий и его руководителя А.А.Комара за благожелательную и дружественную атмосферу, способствующую творческой работе.

Автор приносит свою искреннюю благодарность руководству Пражского института физики и администрациям международных научных центров DESY и CERN за многократно оказанное ему гостеприимство. Автор признателен организационным комитетам конференций, упомянутых под номерами [160]-[167], за финансовую поддержку.

Заключение

1. С.-Н. Chang and Y.-Q. Chen // Phys. Rev. D. 1993. V. 48. P. 4086.

2. A.B. Бережной, A.K. Лиходед и M.B. Шевлягин // ЯФ. 1995. Т. 58. С. 730.

3. С.Р.Слабоспицкий // ЯФ. 1995. Т. 58. С. 1061.

4. С.-Н. Chang, Y.-Q. Chen, G.-P. Han and H.-T. Jiang // Phys. Lett.1. B. 1995. V. 364. P. 78.

5. A.B. Бережной, A.K. Лиходед и О.П. Ющенко // ЯФ. 1996. Т. 59.1. C. 742.

6. A.V. Berezhnoy, V.V. Kiselev and A.K. Likhoded // Z. Phys. A. 1996. V. 356. P. 79; A.B. Бережной, В.В. Киселев и A.K. Лиходед // ЯФ. 1997. Т. 60. С. 353.

7. К. Kolodziej, A. Leike and R. Riickl // Phys. Lett. B. 1995. V. 355. P. 337.

8. M. Masetti and F. Sartogo, hep-ph/9503491.

9. A.V. Berezhnoy, A.K. Likhoded and M.V. Shevlyagin // Phys. Lett.

10. B. 1995. V. 342. P. 351; A.B. Бережной, A.K. Лиходед и M.B. Шевлягин // ЯФ. 1995. Т. 58. С. 1883.

11. К. Kolodziej, A. Leike and R. Riickl // Phys. Lett. B. 1995. V. 348. P. 219.

12. A.V. Berezhnoy, V.V. Kiselev and A.K. Likhoded // Phys. Lett. B. 1996. V. 381. P. 341; A.B. Бережной, B.B. Киселев и A.K. Лиходед // ЯФ. 1996. Т. 59. С. 2032.

13. B.B. Киселев, A.K. Лиходед и А.В. Ткабладзе // ЯФ. 1987. Т. 46.1. C. 934.

14. М. Lusignoli, М. Masetti and S. Petrarca // Phys. Lett. B. 1991. V. 266. P. 142.

15. Б. Braaten, К. Cheung and T.C. Yuan // Phys. Rev. D. 1993. V. 48. P. 5049.

16. K. Cheung // Phys. Rev. Lett. 1993. V. 71. P. 3413.

17. A.F. Falk, M. Luke, M. Savage and M. Wise // Phys. Rev. D. 1994. V. 49. P. 555.

18. V.V. Kiselev, A.K. Likhoded and M.V. Shevlyagin // Phys. Lett. B. 1994. V. 332. P. 411.

19. A.B. Бережной, B.B. Киселев и A.K. Лиходед // ЯФ. 1996. Т. 59. С. 909.

20. A.B. Бережной, B.B. Киселев, A.K. Лиходед и А.И.Онищенко // ЯФ. 1997. Т. 60. С. 2048.

21. Н. Krasemann // Z. Phys. С. 1979. V. 1. Р. 189.

22. G. Guberina, J. Kuhn, R. Peccei and R. Ruckl // Nucl. Phys. B. 1980. V. 174. P. 317.

23. E.L. Berger and D. Jones // Phys. Rev. D. 1981. V. 23. P. 1521.

24. E. Бюклинг и К. Каянти // Кинематика элементарных частиц, М., Мир, 1975.

25. R.E. Prange // Phys. Rev. 1958. V. 10. P. 240.

26. А.С. Hearn // REDUCE user's manual, Prepr. Utah Univ. Utah: Rand Publ., 1984. CP78 Rev. 4/84.

27. P.De Causmacker, R. Gastmans, W. Troost and T.T. Wu // Phys. Lett. B. 1981. V. 105. P. 215 // Nucl. Phys. B. 1982. V. 206. P. 53.

28. R. Kleiss and W.J. Stirling // Nucl. Phys. B. 1985. V. 262. P. 235.

29. K. Hagivara and D. Zeppenfeld // Nucl. Phys. B. 1986. V. 274. P. 1.

30. E.N. Argures, C.G. Papadopoulos and S.D.P. Vlassopoulos // Phys. Lett. B. 1990. V. 237. P. 581.

31. J.F. Gunion and Z. Kunszt // Phys. Lett. B. 1985. V. 159. P. 167.

32. K. Kolodziej and M. Zralek // Phys. Rev. D. 1991. V. 43. P. 3619.

33. V. Barger, A.L. Stange and R.J.N. Phillips // Phys. Rev. D. 1991. V. 44. P. 1987.

34. C. Quigg and J.L. Rosner // Phys. Rep. 1979. V. 56. P. 167.

35. V.V. Kiselev // Nucl. Phys. B. 1993. V. 406. P. 340.

36. Y.-Q. Chen and Y.-P. Kuang // Phys. Rev. D. 1992. V. 46. P. 1165; С. H. Chang and Y.-Q. Chen // Phys. Rev. D. 1992. V. 46. P. 3845 // Phys. Lett. B. 1992. V. 284. P. 127.

37. D.P. Stanely and D. Robson // Phys. Rev. D. 1980. V. 21. P. 3180.

38. Б. Eichten and F. Feinberg // Phys. Rev. D. 1981. V. 23. P. 2724.

39. S. Godfrey and N. Isgur // Phys. Rev. D. 1985. V. 32. P. 189.

40. C.C. Герштейн и др. // ЯФ. 1988. Т. 48. С. 515.

41. W. Kwong and J.L. Romer // Phys. Rev. D. 1991. V. 44. P. 212.

42. C. Itoh et a I // Nuovo Cimento. 1992. V. 105A. P. 1539.

43. B.B. Киселев, A.K. Лиходед и A.B. Ткабладзе // ЯФ. 1993. Т. 56. С. 128.

44. W.Y. Keung and I.J. Muzinich // Phys. Rev. D. 1983. V. 27. P. 1518.

45. H. Jung, D. Kriicker, C. Greub and D. Wyler // preprint DESY 93-072 (1993).

46. E. Bagan, H.G. Dosch, P. Gosdzinsky, S. Narison and J.-M. Richard // Z. Phys. C. 1994. V. 64. P. 57.

47. BCDMS Collab., A.C. Benvenuti et a J. // Phys. Lett. B. 1989. V. 223. P. 485 // Phys. Lett. B. 1990. V. 237. P. 592.

48. NMC Collab., P .Amaudruz et a 1. // Phys. Lett. B. 1992. V. 295. P. 159.

49. HI Collab., I. Abt et a 1. // Nucl. Phys. B. 1993. V. 407. P. 515.

50. ZEUS Collab., M. Derrick et a 1. // Phys. Lett. B. 1993. V. 316. P. 412.

51. M. Gliick, Е. Reya and A. Vogt // Z. Phys. C. 1992. V. 53. P. 127 // Phys. Lett. B. 1993. V. 306. P. 391.

52. A.D. Martin, W.J. Stirling and R.G. Roberts // Phys. Lett. B. 1993. V. 306. P. 145 // Phys. Lett. B. 1993. V. 309. P. 492.

53. CTEQ Collab., J. Botts et a 1. // Phys. Lett. B. 1993. V. 304. P. 159.

54. C. Bourrely, J. Softer, F.M. Renard and P. Taxil // Phys. Rep. 1989. V. 177. P. 326.

55. C.F. Weizsacker // Z. Phys. C. 1934. V. 88. P. 612E.J. Williams // Phys. Rev. D. 1934. V. 45. P. 729.

56. P. Nason, S. Dawson and R.K. Ellis // Nucl. Phys. B. 1988. V. 303. P. 607 // Nucl. Phys. B. 1989. V. 327. P. 49.

57. W. Beenakker, W.L. van Neerven, R. Meng, G.A. Schuler and J. Smith // Phys. Rev. D. 1989. V. 40. P. 54// Nucl. Phys. B. 1991. V. 351. P. 507.

58. M. Mangano, P. Nason and G. Ridolfi // Nucl. Phys. B. 1992. V. 373. P. 295.

59. L.V. Gribov, E.M. Levin and M.G. Ryskin // Phys. Rep. 1983. V. 100. P. 1.

60. E.M. Levin and M.G. Ryskin // Phys. Rep. 1990. V. 189. P. 267.

61. T. Sjostrand // Computer Phys. Comm. 1994. V. 82. P. 74. Long write-up: PYTHIA 5.7 and JETSET 7.4 Physics and Manual, CERN-TH. 7112/93.

62. G. Marchesini and B. Webber // Nucl. Phys. B. 1988. V. 310. P. 461.

63. V.V. Kiselev, A.K. Likhoded and M.V. Shevlyagin // Z. Phys. C. 1994. V. 63. P. 77.

64. Notes Hl-5/96-480, Hl-11/96-502; preprint DESY 97-089.

65. E. Witten // Nucl. Phys. B. 1976. V. 104. P. 445 // Nucl. Phys. B. 1977. V. 120. P. 189.

66. W.A. Bardeen and A.J. Buras // Phys. Rev. D. 1979. V. 20. P. 166.

67. M. Gliick and Б. Reya // Phys. Lett. B. 1979. V. 83. P. 98.

68. M. Gliick, E. Reya and A. Vogt // Phys. Rev. D. 1992. V. 46. P. 1973.

69. A.P. Martynenko and V.A. Saleev // Phys. Rev. D. 1996. V. 54. P. 1891.

70. Particle Data Group, Rewiew of Particle Properties // Phys. Rev. D. 1994. V. 50. P. 1173 // Eur. Phys. J. C. 1998. V. 3. P. 1.

71. S.Y. Hsueh et al. // Phys. Rev. D. 1988. V. 38. P. 2056.

72. J. Bjorken // Phys. Rev. D. 1970. V. 1. P. 1376.

73. EMC Collab., J. Ashman et al // Phys. Lett. B. 1988. V. 206. P. 364 // Nucl. Phys. B. 1989. V. 328. P. 1.

74. A.V. Efremov and O.V. Teryaev // Dubna report JINR-E2-88-287 (1988).

75. G. Altarelli and G. Ross // Phys. Lett. B. 1988. V. 212. P. 391.

76. R.D. Carlitz, J.D. Collins and A.H. Miiller // Phys. Lett. B. 1988. V. 214. P. 299.

77. J. Kodaira et al. // Phys. Rev. D. 1979. V. 20. P. 627 // Nucl. Phys. B. 1979. V. 159. P. 99.

78. S.A. Larin, F.V. Tkachev and J.A.M. Vermaseren // Phys. Rev. Lett. 1991. V. 66. P. 862; S.A. Larin and J.A.M. Vermaseren // Phys. Lett. B. 1991. V. 259. P. 245; S.A. Larin // Phys. Lett. B. 1994. V. 334. P. 192.

79. J. Ellis and M. Karliner // Phys. Lett. B. 1995. V. 341. P. 397 // Phys. Lett. B. 1996. V. 366. P. 268.

80. SMC Collab., B. Adeva et al. // Phys. Lett. B. 1993. V. 302. P. 533; D. Adams et al. // Phys. Lett. B. 1994. V. 329. P. 399 // Phys. Lett. B. 1994. V. 336. P. 125 // Phys. Lett. B. 1995. V. 357. P. 248 // Phys. Lett. B. 1997. V. 396. P. 338.

81. E142 Collab., P.L. Anthony et al. // Phys. Rev. Lett. 1993. V. 71. P. 959 // Phys. Rev. D. 1996. V. 54. P. 6620.

82. Е143 Collab., К. Abe et al. // Phys. Rev. Lett. 1995. V. 74. P. 346 // Phys. Rev. Lett. 1995. V. 75. P. 25 // Phys. Rev. Lett. 1996. V. 76. P. 587.

83. E154 Collab., K. Abe et al. // Phys. Rev. Lett. 1997. V. 79. P. 26.

84. HERMES Collab., K. Ackerstaff et al. // Phys. Lett. B. 1997. V. 404. P. 383.

85. F.E. Close and R.G. Milner // Phys. Rev. D. 1991. V. 44. P. 3691.

86. L.L. Frankfurt et al. // Phys. Lett. B. 1989. V. 230. P. 141.

87. R. Ball, S. Forte and G. Ridolfi // Phys. Lett. B. 1996. V. 378. P. 255.

88. T. Gehrmann and W.J. Stirling // Phys. Rev. D. 1996. V. 53. P. 6100.

89. M. Gliick, E. Reya, M. Stratmann and W. Vogelsang // Phys. Rev. D. 1996. V. 53. P. 4775.

90. M.A. Doncheski and C.S. Kim // Phys. Rev. D. 1988. V. 49. P. 4463.

91. M.A. Doncheski and R.W. Robinett // Phys. Lett. B. 1990. V. 248. P. 188.

92. K. Sridhar // Phys. Lett. B. 1992. V. 289. P. 435.

93. A.P. Contogouris, S. Papadopoulos and B. Kamal // Phys. Lett. B. 1990. V. 246. P. 523.

94. J.P. Guillet // Z. Phys. C. 1988. V. 39. P. 75.

95. P. Kalyniak, M.K. Sundaresan and P.J.S. Watson // Phys. Lett. B. 1989. V. 216. P. 397.

96. R.M. Godbole, S.Gupta, K.Sridhar // Phys. Lett. B. 1991. V. 255. P. 120.

97. K. Sridhar and E. Leader // Phys. Lett. B. 1992. V. 295. P. 283.

98. A.V. Batunin and S.R. Slabospitsky // Phys. Lett. B. 1987. V. 188. P. 269.

99. J.L. Cortes and B. Pire // Phys. Rev. D. 1988. V. 38. P. 3586.

100. R.W. Robinett // Phys. Rev. D. 1991. V. 43. P. 113.

101. E.L. Berger and J.W. Qiu // Phys. Rev. D. 1989. V. 40. P. 778.

102. H.Y. Cheng and S.N. Lai // Phys. Rev. D. 1990. V. 41. P. 91.

103. A.P. Contogouris and S. Papadopoulos // Phys. Lett. B. 1991. V. 260. P. 204.

104. E.L. Berger, E. Braaten and R.D. Field // Nucl. Phys. B. 1984. V. 239. P. 52.

105. M.A. Doncheski and R.W. Robinett // Phys; Rev. D. 1992. V. 46. P. 2011.

106. C. Coriano and L. Gordon // Phys. Rev. D. 1996. V. 54. P. 781.

107. M.A. Doncheski, R.W. Robinett and L. Weinkauf // Phys. Rev. D. 1991. V. 44. P. 2717.

108. Z. Kunszt // Phys. Lett. B. 1983. V. 218. P. 243.

109. S.P. Fraser, S.T. Fraser and R.W. Robinett // Phys. Rev. D. 1995. V. 51. P. 6580.

110. M. Stratmann and W. Vogelsang // Phys. Lett. B. 1992. V. 295. P. 277.

111. Workshop on the prospects of Spin Physics at HERA. DESY, Zeuthen (1995).

112. Deep Inelastic Scattering off Polarized Targets: Theory Meets Experiment. DESY, Zeuthen (1997).

113. B. Humpert and P. Mery // Z. Phys. C. 1983. V. 20. P. 83 // Phys. Lett. B. 1983. V. 124. P. 265.

114. R.E. Ecclestone and D.M. Scott // Z. Phys. C. 1983. V. 19. P. 29.

115. M. Drees and K. Grassie // Z. Phys. C. 1985. V. 28. P. 451.

116. R. Baier and R. Riickl // Phys. Lett. B. 1980. V. 102. P. 364 // Z. Phys. C. 1983. V. 19. P. 251.

117. B. Humpert // Phys. Lett. B. 1987. V. 184. P. 105.

118. R. Gastmans, W. Troost and T.T. Wu // Phys. Lett. B. 1987. V. 184. P. 257 // Nucl. Phys. B. 1987. V. 291. P. 731.

119. G.T. Bodwin, E. Braaten and G.P. Lepage // Phys. Rev. D. 1992. V. 46. P. 1914.

120. G.T. Bodwin, E. Braaten, T. Yuan and G.P. Lepage // Phys. Rev. D. 1992. V. 46. P. 3707.

121. E. Braaten and T.C. Yuan // Phys. Rev. Lett. 1993. V. 71. P. 1673 // Phys. Rev. D. 1994. V. 50. P. 3176.

122. G.T. Bodwin, E. Braaten and G.P. Lepage // Phys. Rev. D. 1995. V. 51. P. 1125 // Phys. Rev. D. 1997. V. 55. P. 5855(E).

123. E. Braaten and S. Fleming // Phys. Rev. Lett. 1995. V. 74. P. 3327.

124. K. Hagivara, A.D. Martin and A.W. Peacock // Z. Phys. C. 1986. V. 33. P. 135.

125. В.Г. Картвелишвили и C.M. Эсакия // ЯФ. 1983. Т. 38. С. 722.

126. В.В. Киселев, А.К. Лиходед, С.Р.Слабоспицкий и А.В. Ткабладзе // ЯФ. 1989. Т. 49. С. 1681.

127. I.F. Ginzburg, S.L. Panfil and V.G. Serbo // Nucl. Phys. B. 1987. V. 284. P. 685 // Nucl. Phys. B. 1988. V. 296. P. 569.

128. R. Vogt and S.J. Brodsky // Phys. Lett. B. 1995. V. 349. P. 569.

129. R. Vogt // Nucl. Phys. B. 1995. V. 446. P. 159.

130. NA3 Collab., J. Badier et al. // Phys. Lett. B. 1985. V. 158. P. 85.

131. CDF Collab., F. Abe et al., // Phys. Rev. Lett. 1992. V. 69. P. 3704 // Phys. Rev. Lett. 1993. V. 71. P. 2537 // Phys. Rev. Lett. 1995. V. 75. P. 1451 // Phys. Rev. Lett. 1997. V. 79. P. 578.

132. F.E. Close // Phys. Lett. B. 1995. V. 342. P. 369.

133. D.P. Roy and K. Sridhar // Phys. Lett. B. 1995. V. 345. P. 537.

134. P. Cho and M. Wise // Phys. Lett. B. 1995. V. 346. P. 129.

135. P.R. Page // Nucl. Phys. B. 1995. V. 446. P. 159.

136. M. Cacciari, M. Greco, M.L. Mangano and A. Petrelli // Phys. Lett. B. 1995. V. 356. P. 553.

137. P. Cho and A.K. Leibovich // Phys. Rev. D. 1996. V. 53. P. 150 // Phys. Rev. D. 1996. V. 53. P. 6203.

138. B. Cano-Coloma and M.A. Sanchis-Lozano // Phys. Lett. B. 1997. V. 406. P. 232 // Nucl. Phys. B. 1997. V. 508. P. 753.

139. M. Cacciari and M. Kramer // Phys. Rev. Lett. 1996. V. 76. P. 4128.

140. P. Ко, J. Lee and H.S. Song // Phys. Rev. D. 1996. V. 54. P. 4312.

141. HI Collab., S. Aid et al. // Nucl. Phys. B. 1996. V. 468. P. 3 // Nucl. Phys. B. 1996. V. 472. P. 3.

142. ZEUS Collab., J. Breitweg et al. // Z. Phys. C. 1997. V. 76. P. 599.

143. M. Kramer // Nucl. Phys. B. 1996. V. 459. P. 3.

144. S.J. Brodsky // Phys. Lett. B. 1980. V. 93. P. 451.

145. S. Catani, M. Ciafoloni and F. Hautmann // Phys. Lett. 1990. V. 242B. P. 97// Nucl. Phys. B. 1991. V. 366. P. 135.

146. J.C. Collins and R.K. Ellis // Nucl. Phys. B. 1991. V. 360. P. 3.

147. E.A. Кураев, JI.H. Липатов и B.C. Фадин // Письма в ЖЭТФ. 1977. Т. 45. С. 199.

148. Я. Балицкий и Л.Н.Липатов // ЯФ. 1978. Т. 28. С. 822.

149. Е.М. Левин, М.Г. Рыскин, Ю.М. Шабельский и А.Г. Шуваев // ЯФ. 1991. Т. 53. С. 1059 // ЯФ. 1991. Т. 54. С. 1420.

150. М.Г. Рыскин, Ю.М. Шабельский и А.Г. Шуваев // ЯФ. 1996. Т. 59. С. 521; M.G. Ryskin, Yu.M. Shabelski and A.G. Shuvaev // Z. Phys. C. 1996. V. 69. P. 269.

151. V.A. Saleev and N.P. Zotov // Mod. Phys. Lett. 1994. V. A 9. P. 151 // Mod. Phys. Lett. 1996. V. A 11. P. 25.

152. J.R. Forshaw and R.G. Roberts // Phys. Lett. B. 1994. V. 335. P. 494.

153. B.H. Грибов и Л.Н. Липатов // ЯФ. 1972. Т. 15. С. 438.

154. G. Altarelli and G. Parisi // Nucl. Phys. B. 1977. V. 126. P. 298.

155. Ю.Л. Докшицер // Письма в ЖЭТФ. 1977. Т. 46. С. 641.

156. J. Blumlein // preprint DESY 95-121 (1995).

157. M.G. Ryskin and Yu.M. Shabelski // Z. Phys. C. 1994. V. 61. P. 517.

158. J.A.M. Vermaseren // Symbolic Manipulations with FORM, published by CAN (Computer Algebra Nederland), Kruislaan 413, 1098, SJ Amsterdaam 1991, ISBN 90-74116-01-9.

159. G.P. Lepage // J. Сотр. Phys. 1978. V. 27. P. 192.

160. S.P. Baranov // Production of B^ mesons in pp and ep collisions. Proc. of the workshop "Future Physics at HERA", DESY, Hamburg, 1996.

161. S.P. Baranov // Production of doubly flavored baryons in pp, ep and 77 collisions. Proc. 2nd Int. Conf. on Hyperons, Charm and Beauty hadrons, Montreal 1996; // Nucl. Phys. B. 1997. V. 55A. P. 33.

162. S.P. Baranov // Semiperturbative and nonperturbative production of hadrons with two heavy flavours. Proc. IVi/l Int. Workshop "Progress in Heavy Quark Physics", Rostock 1997.

163. S.P. Baranov, H. Jung // Workshop on progresses in QCD, Hamburg 1993. DESY report 93-048.

164. S.P. Baranov // Pair production of Xc states at collider energies. Proc. Int. EPS Conf. on High Energy Physics, Brussels 1995.

165. S.P. Baranov // Inelastic J/ф leptoproduction as a probe of noncollinear parton evolution. Proc. Int. Conf. on Deep Inelastic Scattering, Brussels 1998.

166. S.P. Baranov // JBFKL a Monte Carlo generator for J/ф meson production by off-shell partons. HERA Monte-Carlo workshop, Hamburg 1998.

167. S.P. Baranov // Probing the BFKL gluons with J/ф leptoproduction. Proc. Int. Conf. on Hadron Structure, Stara Lesna (Slovakia) 1998.

168. S.P. Baranov. Single and pair production of ВM mesons in pp, ep and 77 collisions // ЯФ. 1997. T. 60. C. 1459.

169. S.P. Baranov. Production of doubly flavored baryons in pp, ep and 77 collisions // Phys. Rev. D. 1996. V. 54. P. 3228.

170. S.P. Baranov. Pair production of В^ mesons in pp and 77 collisions // Phys. Rev. D. 1997. V. 55. P. 2756.

171. S.P. Baranov. Semiperturbative and nonperturbaative production of hadrons with two heavy flavors // Phys. Rev. D. 1997. V. 56. P. 3046.

172. S.P. Baranov, H. Jung Double J/ф production a probe of gluon polarization // Z. Phys. C. 1995. V. 66. P. 647.

173. S.P. Baranov. Pair production of %c states at collider energies // ЯФ. 1997. T. 60. C. 986.

174. S.P. Baranov. Gluon vector dominance a possible solution of J/ф surplus puzzle // Phys. Lett. B. 1996. V. 388. P. 366.

175. S.P. Baranov. Probing the BFKL gluons with J/ф leptoproduction // Phys. Lett. B. 1998. V. 428. P. 377.1. О 35/1 -z-oy