Ядерные эффекты в реакциях рождения при высоких энергиях тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

Государственный научный центр Российской Федерации «ИНСТИТУТ ЯДЕРНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ РОССИЙСКОЙ АКАДЕМИИ НАУК»

На правах рукописи

АКУЛИНИЧЕВ Сергей Всеволодович

Ядерные эффекты в реакциях рождения при высоких энергиях

(01.04.16 — физика ядра и элементарных частиц)

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Москва-1997

Работа выполнена в Отделе теоретической физики Государственного научного Центра Российской Федерации «Институт ядерных исследований РАН»

Официальные оппоненты:

доктор физнко-математических наук В.В.Буров

доктор физико-математических наук А.Б.Курепин

доктор физико-математических наук Р.Н.Фаустов

Ведущая организация:

Научно-исследовательский институт ядерной физики МГУ

Защита диссертации состоится" 24 " 1997 г.

часов на заседании Диссертационного ёовета Д 003.21.01 ГНЦ РФ "Институт ядерных исследованийРАН" (117312 Москва, проспект 60-летия Октября, дом 7а).

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Государственного научного Центра Российской Федерации "Институт ядерных исследований РАН".

Автореферат разослан2С ¿МРГА 1997 г.

Ученый секретарь Совета кандидат физико-математических наук

Б.А.Тулупов

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность проблемы. В настоящее время, после периода относительно независимого развития физики элементарных частиц и физики ядра, наблюдается активное сближение по ряду направлений этих двух областей физики. В целом ряде экспериментов на ведущих ускорителях высокой энергии исследовались или предполагается исследовать эффекты, относящиеся как к физике элементарных частиц, так и к ядерной физике. Первым таким эффектом, получившим широкую известность, стал так называемый ядерный ЕМС-эффект, обнаруженный в начале 80-х годов. Суть эффекта в том, что структурные функции ядер не равны простой суперпозиции структурных функций свободных нуклонов даже после учета фермиевского движения нуклонов. В экспериментах были обнаружены существенные различия (до 20%) ядерных и нуклонных структурных функций в области средних и больших значений бъеркеновской скейлинговой переменной х. Этим была впероые показана нетрнвиальность кварк-глюонной структуры ядер по сравнению со свободными нуклонами. Изучение различных аспектов кварковых и глюонных распределений в ядрах активно продолжается в настоящее время. Например, с целью установления природы ядерного экранирования в глубоконеупругом рассеянии (ГНР) лептонов исследуются структурные функции (СФ) ядер при малых значениях х. Сейчас твердо установлено, что ядерные взаимодействия приводят к заметным изменениям кварк-глюонных свойств ядер по сравне-

нию со свободными нуклонами. Изучение природы этих изменений важно, во-первых, для более глубокого понимания свойств .ядерной материи. Стандартная нуклон-мезонная модель ядер не отражает ряд важных свойств ядер, проявляющихся на малых расстояниях. Например, в соответствии с этой моделью обменные мезонные поля должны были бы приводить к наличию в ядрах дополнительных антикварков по сравнению с системой свободных нуклонов. Однако данные для реакции Дрелла-Яна на ядрах показали, что .в ядрах отсутствует предсказываемое нуклон-мезонной моделью количество дополнительных антикварков. В то же время в реакциях электророждения и адророждения 3/ф—частиц на ядрах получены указания на возможное присутствие в ядрах дополнительных глюонов, что никак не вписывается в нуклон-мезонную модель ядра.

Однако значение различных кварк-глюонных эффектов в ядрах далеко не ограничивается рамками ядерной физики. Среди приоритетных экспериментов при высоких и сверхвысоких энергиях значительное место отводите* экспериментам с участием ядер. Физические проблемы, которые могут исследоваться в этих экспериментах, относятся к наиболее важным проблемам квантовой хромодинамики (КХД) и Стандартной модели (СМ) сильных и электрослабых взаимодействий. Среди этих проблем можно выделить следующие: С?2—эволюция кварковых и глюон-ных СФ нуклонов и мезонов вне массовой поверхности, механизм адро- и- электророждения тяжелых кваркониев, возможное наличие в нуклонах виртуальных кварк-антикварковых конфигура-

ций высших ароматов и, наконец, возникновение кварк-глюонной плазмы. Последняя проблема является сейчас одной из наиболее актуальных в физике высоких энергий. Перечисленные проблемы могут быть достаточно полно решены только при учете влияния ядерной среды на кварк-глюонные свойства адронов и их решение требует выхода за рамки стандартной КХД. Стандарт я.,-,г-применение теоретико-полевых методов, разработанных в КХД, затруднено в данном случае наличием большого числа взаимодействующих частиц. Строгое решение методами теории возмущений задачи об одновременном взаимодействии нуклонов ядра как с налетающими частицами, так и с соседними нуклонами является формально правильным подходом, но сопряжено с большими техническими трудностями. К тому же два следующих аспекта делают этот путь еще менее привлекательным для высокоэнергетических реакций на ядрах. Во-первых, при таком подходе трудно использовать уже накопленную информацию о свойствах ядер и по-существу пришлось бы заново решать не только задачу о взаимодействии сталкивающихся частиц, но и задачу о связанном состоянии многотельной системы. Во-вторых, в рассматриваемых реакциях энергии взаимодействия нуклонов ядра с налетающими частицами и с соседними нуклонами мишени различаются на порядки величины. Поэтому при расчете этих двух типов взаимодействия требуются совершенно различные приближения и подходы. В частности, при высоких энергиях КХД предполагает ослабление взаимодействия в силу асимптотической свободы, что не имеет места для взаимодей-

ствий между ядерными нуклонами. С другой стороны, малость энергии взаимодействия нуклонов ядра между собой позволяет воспользоваться нерелятивисткими приближениями при расчете ядерной части задачи. Таким образом, использование ядер в реакциях рождения прл. высоких энергиях требует разработки новых теоретических подходов, совмещающих методы КХД с методами ядерной физики.

Цель диссертации состояла в разработке и применении новых подходов к расчету ядерных эффектов в реакциях электророждения и адророждения (реакции Дрелла-Яна и рождение тяжелых кваркониев) на ядрах при высоких энергиях, опирающихся на методы ядерной физики и методы КХД.

Научная новизна. В диссертации изложены новые подходы к расчету ядерных СФ и учету взаимодействий быстрых парто-нов с ядерной средой. Впервые были получены выражения для СФ внемассовых ядерных нуклонов, содержащие функциональную зависимость от известных ядерных характеристик.

Было показано, что ядерные взаимодействия нуклонов приводят к перемасштабированию их структурных функций по бъер-кеновской скейпинговой переменной х, причем усредненная величина этого перемасштабирования в любой системе отсчета определяется средней энергией отделения нуклонов ядра. Было также показано, что учет квантовых поправок по кварк-глюонному взаимодействию приводит в ядерной среде к изменению шкалы

<?2-эволюции нуклонных СФ. Этот эффект можно приближенно представить в виде перемасштабирования зависимости нуклонных СФ в ядерной среде, причем усредненная величина изменения масштаба определяется средней энергией отделения нуклона и фермпевским импульсом для соответствующего ядра. Таким образом, была впервые показана связь параметров х и л характеризующих свойства нуклонов на малых расстояниях,

со стандартными ядерными характеристиками, определяемыми взаимодействиями на больших расстояниях.

На основе этого было получено новое объяснение ЕМС-' эффекта в ГНР пептонов на ядрах и достигнуто качественное согласие с экспериментальными данными. Данное объяснение ЕМС-эффекта, в отличии от многих других подходов, опирается лишь на хорошо установленные свойства ядерной среды п квар-ковые свойства нуклонов. Этот подход позволил получить правильную зависимость ядерных СФ от атомного номера и других параметров реакции и описать ядерные СФ в широком диапазоне скейлинговой переменной от х ~ 0.3 до х > 1. Разработанная техника расчета СФ позволяет учитывать ядерные эффекты во всех жестких процессах при высоких энергиях.

В реакциях Дрелла-Яна и адророждения тяжелых кваркониев на ядрах было показано, что "взаимодействия быстрых начальных партонов с ядерной средой вносят существенный вклад в наблюдаемое ядерное подавление сечений этих процессов. Тем самым было установлено, что строгая факторизация сечений жестких процессов нарушается в Ядерной среде. Были получены эмпири-

ческие оценки нарушения факторизации сечений адророждения на ядрах и предложена модель, описывающая ядерные эффекты в этих реакциях за счет поглощения налетающих партонов в ядерной среде. Используя эту модель и перемасштабированные ядерные СФ, удалось описать с использованием минимума свободных параметров сечения широкого класса реакций электро-и адророждения на ядрах. Из анализа данных на основе предложенного подхода были получены указания на возможное присутствие в ядрах дополнительных глюонов, переносящих часть импульса ядра.

Практическая ценность. Изложенный в диссертации подход широко применяется в настоящее время для расчета ядерных СФ. Используемое в данном подходе перемасштабирование структурных функций внемассовых нуклонов приводит к наблюдаемому на эксперименте изменению ядерных структурных функций, получившему общепринятое название "эффекта ядерной связи" в глубоконеупругом рассеянии пептонов. Учет этого эффс^га в различных жестких процессах уже стал стандартной операцией при обработке экспериментальных данных и поиске других эффектов, связанных с наличием ядерной среды. Например, учет эффекта ядерной связи является необходимой операцией при анализе данных для реакций Дрелла-Яна и рождения тяжелых кваркониев в области средних значений переменной х.

Полученное на основе метода ренормгруппы согласованное описание х— и <52-перемасштабирования структурных функций

связанных нуклонов позволяет детально исследовать распределения не только кварков и антикварков, но и глюонов в ядрах. Последнее обстоятельство особенно важно в связи с тем, что адро-рождение с участием ядерных глюонов являются важнейшим каналом в реакциях с тяжелыми ионами высокой энергии.

Разработанный метод расчета ядерных структурных функций позволяет глубже исследовать фундаментальный вопрос о структуре ядерных межну к лонных полей. В качестве этих полей могут выступать как мезоны, так и неадронизованные кварк-антикварковые пары и глюоны. Было показано, что первая возможность качественно согласуется с данными для рассеяния К"1"—мезонов на ядрах, тогда как проведенный анализ реакций Дрелла-Яна и рождения тяжелых кваркониев на ядрах свидетельствует в пользу глюонных межнуклонных полей в ядрах. Установление структуры межнуклонных ядерных связей явилось бы фундаментальным результатом для ядерной физики.

Предложенная модель ядерного подавления адророждения при высоких энергиях за счет поглощения в ядерной среде начальных быстрых партонов, в совокупности с ядерным перемасштабированием распределений партонов ядра-мишени, позволила впервые единым образом объяснять ядерные эффекты в целом ряде реакций с различными налетающими и регистрируемыми частицами. Совместный анализ этих реакций дал указания на нарушение КХД факторизации для ядерных мишеней. Эти указания важны для уточнения пределов применимости методов КХД. Кроме того, данная модель предполагает наличие механизма

ядерного подавления рождения чармониев и других тяжелых кваркониев, не связанный с наличием кварк-глюонной плазмы. Учет этого эффекта очень важен для поиска истинных указаний на кварк-глюонную плазму.

Апробация диссертации. Результаты диссертации докладывались на научных семинарах Отдела теоретической физики ИЯИ РАН, Лаборатории теоретической физики ОИЯИ, теоретического отдела ЦЕРН, Центра теоретической физики Масса-чусетского технологического института (США), Института теоретической физики им. Нильса Бора (Дания), Института ядерной физики им. Макса Планка (Гейдельберг, Германия), Физического факультета Техасского А&М Университета (Колледж-Стэйшн,США), Физического факультета Университета Сиэтла (США). Физического факультета университета Перуджи (Италия), теоретического отдела ЦЕРНа (Швейцария), на Международных семинарах "Кварки" 1984-94 годов, на Международном симпозиуме "Слабые и электромагнитные взаимодействия ь ядрах" (Гейдельберг, Германия, 1986), на VIII Международном' семинаре по проблемам физики высоких энергий (Дубна, 1986), на XI Международной конференции Частицы и Ядра (Киото, Япония, 1987), на XIII Международной конференции Частицы и Ядра (Перуджа, Италия, 1994),

Структура диссертации. Диссертация состоит из введения, 3 глав основного текста, содержащих 11 параграфов, заключения

и списка литературы.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ Во введении обсуждается актуальность диссертации, формулируются цели раРоты и кратко изложены ее содержание и основные результаты. Проводится также краткий сравнительный анализ других подходов к расчету ядерных эффектов в реакциях рождения при высоких энергиях.

Глава 1 посвящена разработке метода расчета ядерных СФ и его применению к электророждению на ядрах. Задачей было получение выражений для СФ ядерных внемассовых нуклонов, которые, были бы совместимы с требованиями релятивистской инвариантности, с партонной моделью и качественно отражали бы влияние ядерной среды в любой системе отсчета. Важность последнего обстоятельства связана с тем, что обычно партонная модель обосновывается свойствами кварковых полей в системе бесконечного импульса, в то время как различные нерелятивистские ядерные модели формулировались в'лабораторной системе. Одной из целей разработки данного подхода было описание ЕМС-эффекта в ГНР на ядрах. Поэтому данная глава содержит основные результаты расчетов и сравнение с экспериментом.

В первом параграфе, носящем общетеоретический характер, изложены элементы теории ГНР, используемые в диссертации. Здесь приведены теоретико-полевые основы партонной модели и необходимые сведения о методе ренормгруппы.

Во втором параграфе получено конволюционное уравнение

для ядерной СФ, в котором корректно учтены внемассовые эффекты для ядерных нуклонов. Рассмотрение проводится в рамках релятивистски инвариантных методов теории поля и используется импульсное приближение по нуклонам ядра. В этом приближении амплитуда рассеяния виртуального фотона на ядре имеет вид

1 Т*(РА, д) = -г' / Т»(р, д)С(РА,р),

где ТД- амплитуда рассеяния фотона на нуклоне и (?— пропа-гатор нуклона в ядерной среде. В данном уравнении подразумевается взятие следа по изоспиновым и лоренцевым индексам. Действуя проекционными операторами на фотон-ядерную амплитуду, получено следующее конволюционное уравнение для ядерной СФ

Р2А(х) = / ¿гЫ^Оф), где лоренц-инвагшантная функция распределения нуклонов /дг имеет вид

/ / ч - [ ¿4Р г/ Ар<1>Мр>рл)я» Мр,Ра) = /&ехр(-гр£) < РА\Щ)Ъф{ЩРА > .

Здесь ф - спинорный оператор нуклонного поля. В этих выражениях опущены вклады антинуклонов ядра, которыми можно принебречь в большинстве случаев. Функция /^(г) нормирована условием

I йг!и{г) = А

и в системе бесконечного импульса (СБИ) она имеет смысл распределения нуклонов ядра по относительному продольному им-

пульсу Ащ)Р'ац. В силу релятивистской инвариантности /лг(-г), можно использовать любую систему отсчета для расчета этой функции. .Наиболее целесообразно рассчитывать /лг(~) в системе покоя ядра, в которой можно использовать нерелятивистские приблткения и хорошо извест""у^ информацию о свойствах ядер. В этой системе получено уравнение

* ( \ Г аР (л 2'" - ' Л|2г( т+ег -рг)

где использовано обозначение д = (<70; 0,0, дз). В этом выражении ФАР) (А ~ > " нерелятивистсткие амплитуды

перехода из основного состояния ядра А в состояние г ядра (А-1) с энергией возбуждения (—6,). Положительная величина (—£,-) приближенно равна энергии отделения нуклона. Амплитуды ф, нормированы условием

и вычисляемы в различных ядерных моделях. Качественное поведение ядерных СФ можно увидеть, раскладывая функцию распределения нуклонов f^(z) в^. "качения г = 1 и оставляя несколько первых моментов этой функции,

т от-

Второй член в правой части этого уравнения имеет отрицательный знак и качественно воспроизводит роль связанности ядерных нуклонов.

В третьем параграфе получены выражения для ядерных СФ с использованием формализма, основанного на динамике свето-

вого фронта (ДСФ). Важность сравнительного анализа результатов использования этого формализма связана с тем, что наиболее распространенное обоснование партонной модели ГНР получено именно в формализме ДСФ. В этом формализме роль сохраняющегося З-импульса играет оператор Р = (Р+, Р\, Рг), который в данном случае относится к подгруппе стабильности группы Пуанкаре. Роль четвертой компоненты 4-импульса в данном случае" играет оператор

Р- = (М* + Р? + Р?)/Р+,

где М - массовый оператор. Оператор Р_ является вполне определенной величиной только для свободных частиц, когда собственное значение массового оператора совпадает с массой частицы. Однако для приближенного описания глубоконепругого рассеяния достаточно знать лишь компоненту Р+, поскольку структурные функции в пределе бесконечно больших переданных импульсов выражаются через собственное значение именно оператора Р+. Данное'свойство формализма ДСФ отражено в следующей конволюционной форме структурной функции

Е({х) = /dzfi(z)F2вф, ¡¿(г) = {¿3Р5(г - Р+/Р?)рАв(Р),

где Рв(Р) - нормированное распределение по величине 3-импульса £ конституэнтов В в адронной системе А. Когда роль конституентов играют точечные невзаимодействующие партоны а адронной системой является свободный нуклон, из данного уравнения получается стандартный результат для СФ нуклона в импульсном приближении. В более общем случае, данное кон-

волюционное уравнение позволяет связать ядерные и нуклонные структурные функции. Представление ДСФ применимо в любой системе отсчета, в том числе- в системе покоя ядра-мишени. В этой системе отсчета, если принебречь поправками порядка 0\рр/{туА)2} (рр- фермиевский импульс), для не слишком легких ядер можно использовать Р± и . Это приближение позволяет перейти от_цмпульсов ДСФ к наблюдаемым нерелятивистским ядерным характеристикам. В этом случае, если принебречь различием между энергиями связи соседних ядер, ядерная и ну-клонная структурные функции в представлении ДСФ в области средних значений х оказываются связанными соотношением

Г2а(х) ~ А^Г< г >= 1 - е/шдг,

I ч 2 х

где е - средняя энергия отделения нуклона. Точно такое же приближенное выражение для ядерной структурной функции в области малых и средних значений х было получено в предыдущем параграфе и без использования формализма ДСФ.

В четвертом параграфе анализируются результаты использования полу энного метода расчета ядерных СФ. На эти результаты влияют такие факторы, как нормировка функции распределения нуклонов /лг(^) (проблема потоковых факторов в конво-люционном уравнении), выбор ядерной модели и ф2—эволюция нуклонных СФ за счет квантовых поправок по кварк-глюонному взаимодействию. Два последних фактора рассмотрены во второй главе диссертации, а в данном параграфе рассмотрена проблема потоковых факторов и приведены результаты расчетов с использованием оболочечной модели ядра.

Потоковым фактором называется множитель (1 — в выражении для функции распределения нуклонов /лг(.г). Несколько лет назад имела место дискуссия по поводу этих факторов и рядом авторов утверждалось, что потоковый фактор существенно ослабляет роль связанности ядерных нуклонов в ГПР на ядрах. Функция распределения нуклонов без потоковых факторов имеет '

ВИД

Раскладывая /лг(2) вблизи г = 1, получаем для ядерной СФ следующее выражение

т ¿т от

Неучет потокового фактора привел к появлению дополнительного третьего члена в правой части это'го выражения. Однако этот член не зависит от величины < е >, которая определяет вклад связанности нуклонов в ядерную СФ. С точностью до членов порядка < е > /т и < р2 > /т2 потоковый фактор влияет лишь на вклад фермиевского движения нуклонов, пропорциональный < р2 >. Кроме того, потоковый фактор не сказывается на нормировке функции распределения нуклонов, так как в системе покоя ядра

Приведенные результаты расчетов показывают, что действительно потоковый фактор не сказывается на подавлении ядерных СФ, вызванном связанностью ядерных нуклонов и пропорциональном < б >. Это подавление достигает 15% в средних и

тяжелых ядрах и растет с ростом атомного номера, воспроизводя наблюдаемое в ЕМС эффекте поведение ядерных СФ. Вклад фер-миевского движения имеет обратный знак и приводит к резкому росту отношения R(x) = F^(x)/AF2I(x) при х 1. Анализ, проведенный в данном паратпафе, показывает, что пере^асшта-бирование нуклонных СФ в ядерной среде, определяемое величиной < z > и рассчитанное в рамках оболочечной модели ядра, качественно объясняет значительную часть ЕМС-эффекта. Однако более детальное объяснение данных потребовало дальнейшего развития предложенных методов, которому посвящена следующая глава диссертации.

Во Второй главе проводится развитие предложенных методов в трех направлениях: используется более реалистическая ядерная модель, рассматривается роль обменных ядерных полей и учитывается Q2—эволюция нуклонных СФ, связанная с квантовыми поправками по кварк-глюонному взаимодействию.

В пятом параграфе для расчета функции /n(z) используется более реалистическая ядерная модель с нелокальным и зависящим от энергии массовым оператором нуклонов. 3 мидель воспроизводит свойства ядер, наблюдаемые в реакциях (е,е'р). Используя спектральную функцию S(p, б), функцию распределения можно переписать в виде

г dpde т + е-рз

J {¿л) ш т

Спектральная функция может быть выражена через мнимую

часть нуклонного пропагатора,

5(р,е) = -21тв{р,р,е).

В свою очередь, пропагатор С является решением уравнения Дайсонп. которое в координатном представлении имеет вид

¿771 * |

где М-массовый оператор нуклонов. Оболочечная модель, использованная в первой главе, соответствует локальному независящему от энергии массовому оператору Мцн{г, г*, е) = 5(г— г')У(г). В общем случае массовый оператор нелокален, зависит от энергии и имеет мнимую .часть. Параметры такого массового оператора были подобраны по данным (е, е'р)— реакций. В этом случае спектральная функция принимает вид

где и Г; являются решениями уравнения на собственные

значения в координатном представлении

+ /= (ВД - гТ;(е)/2)^(г,е).

Было показано, что результаты расчетов ядерных СФ с такой спектральной функцией лучше согласуются с данными, хотя и остается некоторое расхождение в области больших значений х. Кроме того, в пятом параграфе рассмотрена ядерная модель с жестким импульсным распределением нуклонов, связанным с короткодействующими корреляциями нуклонов. Показано, что в этом случае хорошо воспроизводится поведение ядерных СФ в кинематически запрещенной области х > 1. При этом не делалось

специально« подгонки к данным, а использовалось импульсное рапределение нуклонов из ранее предложенных ядерных моделей.

В шестом параграфе рассмотрен возможный вклад в ядерные СФ обменных мезонных полей. В этом параграфе для выхода за рамки импульсного приближения по нуклонам использована мезон-нуклонная теория, основанная на эффективном лагранжиане с элементарными нуклонными и мезонными полями. В этой модели, количество дополнительных мезонов в ядрах определяется из ряда правил сумм, которые в свою очередь следуют из соотношения

< >= 2рмр» для тензора энергии импульса ядра. Например, в приближении со статичными пионами получена следующая оценка числа дополнительных пионов на один нуклон ядра ц- < б >

п-.т <

и- < т >

ц~1<е> Ц<Т>' где ц-химический потенциал ядра и < Т >-средняя кинетическая энергия нуклонов. Из этого соотношения для тяжелых ядер получается оценка п^ ~ 0.12. В данном параграфе впервые показано, что такое число дополнительных пионов могло бы объяснить наблюдаемое на эксперименте аномальное увеличение сечений рассеяния К+—мезонов промежуточных энергий на ядрах. Однако этому эффекту есть и другие объяснения, не предполагающие наличие дополнительных пионов в ядрах.

Был рассчитан вклад дополнительных мезонов в ядерные СФ. Этот вклад сосредоточен в области х < 0.2 и растет при х —> 0.

Однако в этой области имеет место сильное ядерное экранирование сечения ГНР, что затрудняет экспериментальное обнаружения возможного пионного вклада. Проблема структуры обменных ядерных полей обсуждается также в третьей главе. . В седьмом параграфе с использованием аппарата реноры-группы и операторного разложения исследуется влияние ядерной среды на квантовые 4 " -рдвкп по кварк-глюонному взаимодействию. Общее представление амплитуды рассеяния фотона с импульсом q на адроне с импульсом р имеет вид

I,] я .

где ¡х- масштабный параметр, д(ц)- перенормнрованная константа связи, Ср'- вильсоновский коэффициент для оператора г со спином у и О,— соответствующий приведенный матричный элемент. Как известно, вся непертурбативная информация об адроне содержится в приведенных матричных элементах, тогда как вильсоновские коэффициенты не зависят от мишени. Таким образом, зависимость амплитуды от мишени возникает в двух местах: в фактор»- \ 'т1; ~ ч2у и в Первая зави-

симость была нами учтена с помощью х—перемасштабирования ядерных структурных функций, рассмотренного в первой главе. Этот эффект не связан с квантовыми поправками и не зависит от <32. Вторая зависимость амплитуды от свойств адрона целиком определяется квантовыми поправками на масштабе, характеризующем взаимодействие кварков и глюонов в адроне. Показано, что изменение этого масштаба для ядерных нуклонов по сравнению со свободными нуклонами определяется величиной

/

а = у/р^/тм- Это перемасштабирование имеет динамический характер , поскольку оно связано с динамикой кварк-глюонных взаимодействий и с <52—эволюцией нуклонных СФ. Два указанных типа перемасштабирования формально независимы и для их учета следует использовать внемассовое значение 4-им.пульса р для ядерных нуклонов как в факторах (2рд/—д2)-*, так и в выражении для а. Тогда окончательное конволюционное уравнение для ядерной структурной функции с учетом ее С}2- эволюции можно записать в виде

я2) = / е©2), у = е = ,-*.(<>/«.»■>,

7 у ■ пгмд0

где /(р)—нормированное распределение нуклонов ядра по 4-импульсу р. В качестве структурной функции может быть использовано Я* хГ^ или соответствующее глюонное распределение. Данное уравнение для ядерной структурной функции позволяет исследовать широкий класс различных реакций рождения на ядрах. Численный анализ показал, что оба типа перемасштабирования в ядрах имеют сравнимый эффект. Рассмотренное в данном параграфе перемасштабирование С}2—эволюции улучшает согласие расчетов с данными и в совокупности с другими рассмотренными эффектами позволяет вполне удовлетворительно описывать ядерный ЕМС-эффект при различных значениях <32.

Третья глава посвящена исследованию ядерных эффектов в реакциях рождения лептонов и адронов налетающими адронами с энергией в несколько десятков или сотен Гэв. К наиболее важным реакциям этого типа относятся реакция Дрелла-Яна (ро-

ждение лептонных пар) и рождение 3Ц>- и Т—мезонов. Реакция Дрелла-Яна с налетающими протонами позволяет измерять распределение антикварков в мишени, поэтому эта реакция важна, например, для определения возможного вклада виртуальных обменных мезонов. Реакции рождения тяжелых кваркониев, и в особенности- частиц, вызывают сейчас повышенный инте-

рес в связи поиском кварк-глюонкой. плазмы. При расчете сечений в данной главе используются ядерные СФ, полученные в предыдущих главах.

В восьмом параграфе исследованы КХД ограничения на ядерные эффекты в адророждении при высоких энергиях. Эти ограничения связаны с факторизацией сечений жестких процессов в КХД. Факторизация сильных взаимодействий предполагает, что с ростом 0? сечение любого процесса становится зависящим лишь от универсальной структурной функции мишени. В случае так называемой сильной факторизации, для сечения любого процесса можно записать

1 Х2

где индексы 1 и 2 относятся к мишени и налетающей частице, /¿(ж,) является универсальным распределением партонов в соответствующем адроне и функция Н, не зависящая о.т участвующих адронов, описывает жесткую динамику партон-партонных взаимодействий. Однако более аккуратное исследование пределов применимости гипотезы факторизации показало, что для ядерных мишеней некоторые взаимодействия начальных партонов с ядерной средой могут давать непренебрежимый эффект.

В девятом параграфе предлагается модель, в которой взаимодействия начальных партонов с ядерной средой имеют вид поглощения этих партонов. В этом случае можно говорить о слабой факторизации, когда сечение процесса становится пропоциональ-ным вместо /1(3:1) произведению F(xj, A)fi(xi), где дополнительный фактор Fi(xi, А) описывает поглощение начальных партонов в ядерной среде и зависит от атомного номера. Для поглощающего фактора в реакции рождения кваркониев на ядрах в случае ядра с резким краем была получена следующая эйкональная форма

<Т/ ~ <7abs(2l) Cabs Cf

где cabSj = 2pcrafcs,/fi,i: p и Ra - ядерные плотность и радиус, aabs 11 aj - сечения поглощения на одном нуклоне в начальном и конечном состоянии. Сечение сгаь3 относится к одному налетающему партону определенного сорта (кварку или глюону), а Of - к рожденному кваркониевому состоянию. Было показано, что для рождения тяжелых кваркониев протонами важны два элементарных жестких подпроцесса: слияние глюонов и кварк-антикварковая аннигиляция. Требуемые для расчета свободные параметры a3ahs, описывающие поглощение партонов в начальном состоянии, были зафиксированы лишь для одного сорта партонов (глюонов) и для одного типа налетающих адронов (протонов). Затем все остальные параметры модели вычислялись для других партонов или других налетающих частиц и не менялись в зависимости от их энергии. Таким образом, в данной модели был использован минимум свободных параметров для описания ши-

рокого класса различных реакций адророждения. Были расчи-таны сечения рождения //•¡/»-мезонов протонами с энергиями 800 и 200 Гэв и пионами с энергией 200 Гэв. Исследована зависимость сечений рождения от различных скейлинговых переменных и получено качественное согласие с данными, причем одновременно в различных переменных. Это является несомненным указанием на правдоподобность предложенного механизма адророждения в ядрах. Была показана несовместимость экспериментальных данных с некоторыми альтернативными моделями.

В одиннадцатом параграфе исследованы ядерные эффекты в рождении лептонных пар пионами и протонами (реакция Дрелла-Яна). В этой реакции доминирует элементарный подпроцесс кварк-антикварковой аннигиляции и для фактора поглощения было получено выражение

гт=+а+СаЬ$) -1].

Поскольку пионы содержат валентные антикварки, то в этом случае сечение должно быть приближенно пропорциональным распределению кварков в мишени. В случае справедливости сильной факторизации должна была бы наблюдаться пропорциональность сечений данного процесса и глубоконеупругого рассеяния лептонов (для не слишком малых значений а^)- Поэтому реакция Дрелла-Яна с пионами является хорошей проверкой справедливости гипотезы сильной факторизации и долгое время считалось, что данные свидетельствуют в пользу этой гипотезы. Нами были проанализирована зависимость от различных кинематических переменных сечений рождения пионами на ядрах. Проведен-

ное сравнение с данными показало, что гипотеза сильной факторизации не совместима с имеющимися данными. Особенно наглядно об этом свидетельствуют зависимости сечений от г2 и от безразмерной массы рожденной лептонной пары (у/х^х^). Из данных следует, что одного лишь изменения ядерной СФ (ЕМС-эффекта) явно недостаточно для описания наблюдаемых эффектов. Постольку в реакции рождения лептонов отсутствуют взаимодействия в конечном состоянии, дополнительные ядерные эффекты могут быть вызваны лишь взаимодействиями партонов в начальном состоянии. Существует два основных возможных механизма такого нарушения факторизации: механизм постепенной потери энергии партонами в ядерной среде и предложенный нами механизм поглощения начальных партонов. Значительно лучшее согласие с данными показала предложенная нами модель поглощения,. причем без введения новых параметров по сравнению с реакцией рождения тяжелых кваркониев. Во всех наследованных зависимостях сечений от кинематических переменных величина теоретической ошибки х2 в предложенной модели не превысила 2, а в нсксгор?.г~-' '.лучаях даже была меньше 1. В реакции рождения лептонных пар протонами доминирующим элементарным подпроцессом является аннигилляция налетающих кварков и антикварков мишени. Поэтому данная реакция позволяет исследовать антикварковый состав мишени. В частности, эта реакция с ядерными мишенями позволяет проверить гипотезу о наличиии дополнительных обменных пионов в ядерной среде. Были рассчитаны сечения рождения лептонов протонами с энергией 800

Гэв в зависимости от х^, хр и атомного номера. В расчетах не вводилось никаких новых параметров по сравнению с другими процессами. Рассчитанная Х2~зависимость сечений без дополнительных обменных мезонов очень хорошо согласуется с данными (х2 — 0-7), причем правильно отражена и А-зависимость сечений. Зависимость рассчитанных сечений от хр несколько хуже согласуется с данными, но также качественно воспроизводит наблюдаемое поведение сечений. Результаты расчетов не оставляют места для сколько-нибудь значительного количества дополнительных антикварков, предполагаемых в нуклон-мезонных моделях ядра. Этот результат свидетельствует в пользу того, что ядерные взаимодействия на коротких расстояниях могут иметь другое более сложное описание. Например, с помощью механизма глюонного обмена.

В заключении суммируются полученные результаты и делаются обобщающие выводы.

НА ЗАЩИТУ ВЫДВИГАЮТСЯ СЛЕДУЮЩИЕ РЕЗУЛЬТАТЫ:

1. Развит новый метод расчета ядерных структурных функций, учитывающий внемассовые поправки по нуклонам ядра. В древесном приближении по кварк-глюонному взаимодействию метод сводится к перемасптабированию структурных функций по скейлинговой переменной х. Метод использует только известные ядерные характеристики.

2. Исследована зависимость результатов метода от системы отсчета и от формы конволюционного уравнения. Показана нечувствительность внемассовых эффектов к выбору системы отсчета или виду конволюционного уравнения. Однако последний фактор сказывается на вкладе фермиевского движения.

3. Проведен расчет ядерных структурных функций с использованием различных ядерных моделей и получена количественная зависимость результатов расчета от вида массового оператора нуклонов в ядре.

4. Получено описание ядерного ЕМС-эффекта в глубоконе-упругом рассеянии лептонов для широкой области ядер. Сделаны оценки для ядерной структурной функции в кш:с.иа±ически запрещенной области х > 1.

5. Получены выражения и численные оценки для возможного вклада обменных мезонов в электророждение и в рассеяние .К"1"—мезонов промежуточной энергии на ядрах.

6. С использованием формализма ренормгруппы, впервые получено самосогласованное выражение для ядерных структурных, учитывающее квантовые поправки по кварк-глюонному вза-

имодействию. Результат выражен в виде перемасштабированию <32—эволюции нуклонных структурных функций в ядерной среде. Величина этого перемасштабирования зависит лишь от известных ядерных характеристик.

7. Вычислены кварковые и глюонные распределения в ядрах и показано, что перемасштабирования по я; и по (З2 нуклонных

. £тг>};ктурных функций в ядерной среде имеют сравнимый численный эффект и оба должны учитываться при описании экспериментальных данных.

8. Предложена новая модель для описания ядерных эффектов в адророждении, учитывающая поглощение быстрых начальных партонов. Показана совместимость этой модели с КХД ограничениями.

9. Исследовано адророждение тяжелых кваркониев на ядрах и показано, что значительный вклад в ядерное подавление этого процесса вносят взаимодействия начальных партонов с ядерной средой. С использованием минимума свободных параметров, получено качественное описание этой реакции для различных энергий <л различных налетающих частиц.

10. Р.ассчитаны сечения реакции Дрелла-Яна на ядерных мишенях с учетом поглощения начальных партонов и ядерного перемасштабирования структурных функций. Для большого числа функциональных зависимостей сечений и для различных налетающих частиц получено качественное согласие с экспериментом без использования новых параметров.

11. Показано нарушение факторизации сечений жестких про-

цессов в ядерной среде за счет взаимодействий в начальном состоянии. Получены указания на то, что часть ядерного импульса могут переносить дополнительные обменные глюоны.

Основное содержание диссертации опубликовано в статьях:

1. С.В.Акулиничев, Г.М.Ваградов и А.А.Гой. Теоретико-полевое описание пион-ядерного рассеяния. Теор. Мат. Физ. 44 (1980) 373-380.

2. С.В.Акулиничев, Г.М.Ваградов и А.А.Гой. Полумикроскопическая теория неупругого пион-ядерного рассеяния. Ядерная физика 37 (1983) 1451-1460.

3. С.В.Акулиничев, Г.М.Ваградов и С.А.Кулагин. Ядерные эффекты в глубоконеупругом рассеянии лептонов. Письма в ЖЭТФ 42 (1985) 105-107.

4. S.V.Akulinichev, S.A.Kulagin and G.M.Vagradov. Deep inelastic scattering from nuclei. Niels Bohr Institute preprint NBI-85-20 (1985), 21 p.

5. S.V.Akulinichev, S.A.Kulagin and G.M.Vagradov. The role of nuclear binding in deep inelastic lepton-nucleus scattering. Phys.Lett. 158B (1985) 485-488.

6. S.V.Akulinichev, S.A.Kulagin and G.M.Vagradov. Nuclear effects in deep inelastic scattering. J.Phys.Gll (1985) L245-L249.

7. S.V.Akulinichev, S.Shlomo, S.A.Kulagin and G.M.Vagradov. Lepton-nucleus deep inelastic scattering. Phys.Rev.Lett. 55 (1985) 2239-2241.

8. S.V.Akulinichev, F.A.Gareev, G.S.Kazacha, S.A.Kulagin and G.M.Vagradov. The EMC-effect and structure of nuclei. JINR preprint E2-86-61, Dubna (1986), 12p.

9. G.M.Vagradov, S.A.Kulagin, S.V.Akulinichev, F.A.Gareev, G.S.Kazacha and J.S.Vaagen. Discussion of the EMC-effect in terms of information from knock-out reaction. Physica Scripta 34 (1986) 508-512.

10. S.V.Akulinichev and S.Shlomo. Nuclear effects in electropro-duction. Phys.Rev. C33 (1986) 1551-1552.

11. S.V.Akulinichev and S.Shlomo. Nuclear binding effect in deep inelastic scattering. Phys.Lett. 234B (1990) 170-174.

12. S.V.Akulinichev and S.Shlomo. Do quarks fuse in nuclei? Cyclotron Institute preprint 91-23, Texas A&M University, College Station (1991), 15p.

13. S.V.Akulinichev. Pion contribution to K+—nucleus scattering. Phys.Rev.Lett. 68 (1992) 290-293.

14. S.V.Akulinichev. Light front dynamics and the binding correction. Cyclotron Inalllute preprint 93-06, Texas A&M University, College Station (1993), 9p.

15. S.V.Akulinichev. Suppression of hadroproduction in nuclei. Z.Phys. A349 (1994) 185-188.

16. S.V.Akulinichev. Rescaling of nuclear structure functions. Phys.Lett. B357 (1995) 451-455.

17. S.V.Akulinichev. Nuclear suppression of hadroproduction. Phys.Rev.C53 (1996) 2401-2409.