Структура высокоэнергетической амплитуды упругого адрон-адронного рассеяния в дифракционной области тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.02 ВАК РФ



■г у

■ Jh'sf ■

/ з /, ¿Г- 9*3 /£/3

ОБЪЕДИНЕННЫЙ ИНСТИТУТ ЯДЕРНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ Лаборатория Теоретической Физики им. H.H. Боголюбова

О. В. Селюгин

6

i/'h

'СТРУКТУРА ВЫСОКОЭНЕРГЕТИЧЕСКОЙ АМПЛИТУДЫ УПРУГОГО АДРОН-АДРОННОГО РАССЕЯНИЯ В ДИФРАКЦИОННОЙ ОБЛАСТИ "

Специальность: 01.04.02 - теоретическая физика

Диссертация на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

президиум ВАК России

(решение от" " iO 19©г., № присудил ученую степень

наук

Началышкуправления ВАК России

Дубна - 1998 г.

ОГЛАВЛЕНИЕ

стр.

ВВЕДЕНИЕ.....................................................................................................4

ГЛАВА I. ДИНАМИЧЕСКАЯ МОДЕЛЬ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ

АДРОНОВ С УЧЕТОМ СИЛЬНЫХ ФОРМ-ФАКТОРОВ

И СПИНА ЧАСТИЦ

§ 1. Структура нуклона и адронная амплитуда

с изменением спиральности....................................................2-5

§ 2. Высокоэнергетическое упругоге Х]М-рассеяние

в случае сильных форм-факторов...........................................35

§ 3. Амплитуда с изменением спиральности мезон-нуклонного

эксклюзивного рассеяния........................................................46

ГЛАВА II. СТРУКТУРА СПИН-ЗАВИСИМОЙ АМПЛИТУДЫ

РАССЕЯНИЯ И СПИНОВЫЕ ЭФФЕКТЫ

В ОБЛАСТИ МАЛЫХ УГЛОВ

§ 1. Эффекты, определяемые вещественной частью

амплитуды рассеяния.............................................................-57

§ 2. Спиновые эффекты в упругом рассеянии

при энергиях ГШ1С..................................................................67

§ 3. Энергетическая зависимость кулон-ядерной

интерференции при малых передачах импульса.....................79

ГЛАВА III. СТРУКТУРА КВАРК-ПОМЕРОННОЙ ВЕРШИНЫ И ЭФФЕКТЫ БОЛЬШИХ РАССТОЯНИЙ

§ 1. Суперкритический померон и эйкональное представление

амплитуды рассеяния............................................................92

§ 2. Потенциал взаимодействия адронов

на больших расстояниях и его возможное проявление

при малых передачах импульса.............................................104

§ 3. Спиновые амплитуды кварк-кваркового рассеяния

в КХД диаграммах порядка а^..............................................115

ГЛАВА IV. ФАЗЫ КУЛОНОВСКОЙ АМПЛИТУДЫ И

КУЛОН-ЯДЕРНОЙ ИНТЕРФЕРЕНЦИИ В ШИРОКОЙ ОБЛАСТИ ПЕРЕДАЧ ИМПУЛЬСА

§ 1. Фаза кулоновской амплитуды во втором борновском

приближении.......................................................................126

§ 2. Полная фаза кулон-адронной интерференции в

широкой области передач импульса.....................................137

§ 3. Кулон-адронная интерференция и спиновые эффекты

в области малых и средних передач импульса....................145

ГЛАВА V. МО ДЕЛЬНО-ЗАВИСИМЫЕ КОРРЕЛЯЦИИ

ПАРАМЕТРОВ АМПЛИТУДЫ Ш-РАССЕЯНИЯ

§ 1. Структура амплитуды без переворота спина

в кулоновской области передач импульса............................156

§ 2. Определение вещественной части амплитуды без

переворота спина из данных эксперимента 11А4/2 .............167

§ 3. АКМ теорема и определение периодической структуры

из экспериментальных данных.............................................176

ГЛАВА VI ДОПОЛНИТЕЛЬНЫЕ ИДЕИ И МЕТОДЫ

ОПРЕДЕЛЕНИЯ СТРУКТУРЫ АМПЛИТУДЫ УПРУГОГО РАССЕЯНИЯ

§ 1. Новые методы определения параметров амплитуды

рассеяния без переворота спина...........................................187

§ 2. Определение структуры амплитуды рассеяния из

поляризационных измерений.................................................197

§ 3. Определение структуры амплитуды с переворотом

спина и проблема кулон-ядерного интерферометра............204

ЗАКЛЮЧЕНИЕ ...............................................................................................216

ЛИТЕРАТУРА ...............................................................................................222

ВВЕДЕНИЕ

Настоящая диссертация посвящена исследованию сильного взаимодействия адронов при высоких энергиях в дифракционной области передач импульса. Цель диссертации - разработать различные методы получения структуры амплитуды рассеяния, описывающей эти процессы; на основании имеющихся экспериментальных данных исследовать структуру и характеристики амплитуды рассеяния и дать возможные предсказания и рекомендации для будущих экспериментов на следующем поколении ускорителей УНК, HERA, RHIC, LH С.

Одним из основных положений в физике элементарных частиц является представление, что при достаточно высоких энергиях законы взаимодействия элементарных составляющих становятся достаточно простыми (например, идея великого объединения различных видов взаимодействия) и могут быть выведены из нескольких общих физических принципов. Большинство имеющихся строгих законов и ограничений на поведение амплитуды рассеяния адронов также получено в пределе сверхвысоких энергий взаимодействия [1].

Интенсивное развитие физики высоких энергий, начиная с создания ускорителя в Протвино и открытия так называемого "Серпуховского эффекта" [2], привело в настоящее время к общему мнению, что истинной теорией сильного взаимодействия является квантовая хромодина-мика (КХД), то есть квантовая теория поля, описывающая взаимодей-

ствие цветных кварков и глюонов, которая определяется соответствующим исходным калибровочно-инвариантным лагранжианом. Именно понятие цвета, введенное на основании представлений, связанных с составной кварковой моделью адронов [3, 4], позволило сформулировать КХД [5]. Различные теоретические расчеты, проведенные в рамках КХД, успешно описывают многие неупругие процессы в области малых расстояний, что соответствует большим передачам импульса, то есть области асимптотической свободы КХД [6, 7]. Это свойство КХД означает убывание инвариантного заряда с ростом С^)2, которое в одно-петлевом приближении описывается известной формулой [8]

Непосредственно из этой формулы (1) видна невозможность перехода к малым импульсам, то есть к большим расстояниям. Неприменимость теории возмущений для области малых импульсов, которую по аналогии с электродинамикой называют инфракрасной, связана с нелинейным взаимодействием безмассовых глюонов. Дополнительные трудности связны с так называемой гипотезой конфайнмента, согласно которой хромодинамические взаимодействия на больших расстояниях должны быть устроены таким образом, чтобы ни в каких экспериментальных условиях не возможно наблюдать свободные кварки или глюоны. То есть во взаимодействии адронов на больших расстояниях должна быть такая область, в которой происходит обесцвечивание первоначальных элементарных составляющих или, как в настоящее время формулируется, процесс адронизации.

Однако, в рамках релятивистской теории поля главные положения

(1)

и многие асимптотические теоремы в большой степени связаны с областью малых передач импульса и, соответственно, в основном с областью больших расстояний. Именно для этой области был получен ряд строгих теорем и ограничений для амплитуды адронного рассеяния [9]. Центральное место среди них занимает введенное в работах H.H. Боголюбова по теории дисперсионных соотношений [1, 10] представление об амплитуде рассеяния как единой аналитической функции кинематических переменных, связывающей физические процессы в разных каналах. Это представление стало базисом многих развиваемых в настоящее время теоретических и феноменологических подходов к описанию сильных взаимодействий при высоких энергиях [11, 12].

Одной из наиболее важных является теорема И.Я. Померанчука [13], доказанная на основе дисперсионных соотношений, об асимптотическом равенстве полных сечений частиц и античастиц.

что соединило аксиоматическую теорию поля и феноменологию сильных взаимодействий. Другим таким примером стал вывод, полученный М. Фруассаром и А. Мартэном [14, 15], о высоко-энергетическом ограничении на рост амплитуды рассеяния:

полученный на основе представления Мандельстама и основных положениях аксиоматической теории поля.

Существенно важным свойством амплитуды рассеяния является ее кроссинг-симметрия, вследствии чего амплитуды протон-протонного

(2)

F±(E)| < Cß:lnE

i2

(3)

и протон-антипротонного рассеяния выражаются через сумму и разность кросс-симметричной и кросс-антисимметричной части амплитуды рассеяния. На основе исследования аналитических свойств амплитуды рассеяния была разработана Редже-теория взаимодействия адронов [16], в которой крос-симметричная и крое-антисимметричная части амплитуды рассеяния можно представить в виде:

F+(E,-t = 0) = Y.CkP(cotlak)-i)Ea*-1 (4)

к 1

F-(E, —t = 0) = + (5)

к z

где а к - есть константы, соответствующих к полюсов.

Среди нашедших широкое применение в физике высоких энергий подходов необходимо выделить квазипотенциальный метод A.A. Логунова и А.Н. Тавхелидзе [17], интенсивно исследованный в ряде последующих работ [18, 19], в рамках которого имеется возможность сочетать строгость основных принципов квантовой теории поля с использованием как эмпирических, так и эвристических соображений о характере взаимодействия частиц высоких энергий. Важной проблемой в квазипотенциальном подходе является выбор квазипотенциала, дающего адекватное представление процессов сильного взаимодействия, существование которого постулируется в этом подходе. В отличии от теории с малой константой связи, где имеется регулярный метод построения локального квазипотенциала с помощью теории возмущений [20], в случае сильных взаимодействий не существует пока однозначного метода построения потенциала взаимодействия. Поэтому приходится выбирать тот или иной вид потенциала, исходя из различных

моделей адронного взаимодействия [21].

Характерной особенностью рассеяния адронов на малые углы является экспоненциальное падение амплитуды рассеяния как в области малых, так и больших передач импульса и вытекающее из этого предположение, что упругое рассеяние определяется глобальной структурой адрона [22, 23].

На квантово-полевом уровне структура адрона была рассмотрена в [24]. В этих работах, с использованием идеи об адронных возбуждениях осцилляторного типа [25, 26, 27], было показано, что экспоненциальное поведение амплитуды рассеяния соответствует , в некотором смысле, когерентному взаимодействию виртуальных мезонов, образующих "шубу" нуклона.

Представление о том, что при высокоэнергетическом рассеянии на малые углы адроны ведут себя как рыхлые протяженные объекты конечных размеров, отразилось в квазипотенциальном подходе в гипотезе о гладкости квазипотенциала взаимодействия [28, 29]. Теоретическая интерпретация и обоснование свойств гладкости квазипотенциала были рассмотрены с различных точек зрения, например, на основе условия унитарности для амплитуды двух частичного рассеяния [30], принципа автомодельности [31], метода когерентных состояний [32]. Существенное понимание физической природы гладкости взаимодействия в области высоких энергий было достигнуто с помощью метода приближения прямолинейных путей [33], формулировка которого была дана в рамках функционального интегрирования в квантовой теории поля [34].

Использование идеи о гладкости локального квазипотенциала позволило в рамках квазипотенциального метода дать качественное объяснение широкому спектру наблюдаемых закономерностей процессов сильного взаимодействия адронов при высоких энергиях [35, 36, 37].

Наличие динамического уравнения для амплитуды рассеяния позволяет в квазипотенциальном подходе найти главный асимптотический член, а также поправки к нему в различных областях передачи импульса [38, 39]. Обобщение квазипотенциального метода на случай частиц со спином [40]-[45] дало возможность эффективно применять его для изучения реальных физических систем. Используя гипотезу о существовании гладкого локального квазипотенциала, можно получить стандартное эйкональное представление для амплитуды рассеяния на малые углы, впервые предложенное в релятивистской квантовой механике [46]. Для амплитуды рассеяния при этом рассмотрении справедливо представление:

Эйконал х{р-> в (6) определяется динамикой сильных взаимодействий на больших расстояниях и непосредственно связан с квазипотенциалом:

Квазипотенциальная теория сильного взаимодействия дает возможность развить единый подход к исследованию процессов рассеяния на малые и большие углы [39, 47] на основе разделения вкладов малых

(6)

и больших расстояний в гладком локальном квазипотенциале, определенном представлением вида:

/»ОО

V(s,t=-A2)=g(s)jQ dxpt(s,x)ext. (8)

При этом для жестких процессов существенной оказывается область 0 < х < 1 ГэВ-2, а для мягких - область х > 1ГэВ~2. С помощью этого метода можно построить представление для амплитуды рассеяния [47] , которое дает возможность эффективно использовать проведенное в квазипотенциале взаимодействия разделение вкладов малых и больших расстояний и является основой изучения процессов рассеяния частиц высоких энергий в различных областях кинематических переменных.

Спиновые эффекты в адронных реакциях на больших расстояниях позволяют получить информацию о фундаментальных свойствах взаимодействия частиц, их структуре и волновых функциях. В настоящее время существуют обширные поляризационные программы на ускорителях HERA, RHIC и LHC (см. например [48, 49, 50]).

В рамках пертурбативной КХД, было показано [51], что величина анализирующей способности в адрон-адронном рассеянии должна быть порядка:

An ос mas/\fp.

где т - порядка адронной массы. Следовательно, можно ожидать достаточно большую величину анализирующей способности, по крайней мере, при средних величинах pf, при которых спин-флиповая амплитуда будет играть важную роль в дифракционных процессах.

Большинство современных концепций позволяет нам заключить что

процессы адронного взаимодействия при высоких энергиях и ограниченных передачах импульса, которые могут быть описаны с помощью померонного обмена, то есть обмена в ¿-канале частицей с нулевыми квантовыми числами и синглетной по цвету, в значительной степени определяется областью больших расстояний.

Вакуумная ¿-канальная амплитуда обычно связывается в КХД с двух-глюонным обменом [52]. Свойства бесспинового померона были проанализированы в [53] на основе модели КХД, с учетом непертур-бативных свойств теории. Отметим этот подход как стандартную померонную модель. Было предложено много различных моделей и подходов померонного обмена как, например, непертурбативный двух глюонный обмен [54], БФКЛ померон [55, 56], померон на решетке [57] и различные другие непертурбативные КХД модели. [58, 59, 60].

Структура спина померона - открытый вопрос для дифракционного рассеяния поляризованных частиц. В настоящее время обнаружено достаточно много спиновых эффектов при высоких энергиях и фиксированных передачах импульса [61, 62] и выполнено несколько исследований по извлечению величины адронной амплитуды с переворотом спина из имеющихся, вообще говоря недостаточных, экспериментальных данных по поляризационным эффектам при высоких энергиях [63, 64]. Эти исследования показывают, что отношение амплитуды с переворотом спина к амплитуде без переворота спина может быть ненезначительно и возможно слабо зависеть от энергии. Это означает, что померонный обмен приводит к определенным вкладам в спиновые эффекты. Считается, что в событиях с большой разницей по быстроте,

наблюдаемые в CERN [65] и DES Y [66], и в других дифракционных и упругих реакциях при высоких энергиях доминирует померонный обмен. Следовательно, имеется возможность, что померон имеет сложную спиновую структуру, что делает в настоящее время померон одним из популярных объектов исследования. Ожидается, что интенсивные поляризационные программы на HERA, RHIC и LHC дадут исчерпывающую информацию по исследованию спиновых эффектов в адронных реакциях [67]. Так, высоко интенсивные поляризованные протонные пучки на RHIC могут дать существенную информацию об энергетической зависимости спиновых эффектов в очень широком диапазоне энергии: от y/s = 50 (Гэв) до y/s = 500 (Гэв). Энергетическая зависимость анализирующей способности А^ и двойного спинового корреляционного параметра Д/удт, например, должна дать информацию относительно происхождения спиновых эффектов при высокой энергии.

В основном полагают, основываясь на вычислении простейших диаграмм КХД, что спиновые эффекты падают с ростом энергии пропорционально обратной степени энергии в системе центра масс, и обмен помероном не ведет к эффектам спина в дифракционном диапазоне при сверхвысоких энергиях. Вычисления полного набора спиральных амплитуд рассеяния адронов в дифракционном области взаимодействий в настоящее время не могут быть выполнены, поскольку они требуют рассмотрения конфайнмента и вкладов из многих диаграмм. Развитые полуфеноменологические модели [68]-[73] содержат ряд свободных параметров, которые, как ожидается, можно будет получить на основе будущих экспериментальных данных.

Некоторые модели предсказывают спиновые эффекты отличные от нуля при 5 —>• оо, —0 . В этих моделях амплитуды с переворо-

том спина, приводящие к слабо изменяющимся спиновым эффектам с ростом энергии, связаны со структурой адронов и их взаимодействием на больших расстояниях [68, 69]. В работе [68] спин-зависящий поме-рон конструируется в модели вращающейся материи внутри адрона. Этот подход основан на концепции адронно�