ГЛУБОКО НЕУПРУГИЕ ПРОЦЕССЫ

ГЛУБОКО НЕУПРУГИЕ ПРОЦЕССЫ

       

(глубоко неупругое рассеяние), процессы с участием лептонов и адронов при высокой энергии, в к-рых как передача импульса лептонов, так и общая полная энергия вторичных адронов в системе их центра инерции (в ед. с=1) значительно больше характерной энергии покоя адронов (= 1 ГэВ). Г. н. п. играют важную роль в исследовании структуры адронов и в выяснении динамики вз-ствия на малых расстояниях. (см. ПАРТОНЫ).

Физический энциклопедический словарь. — М.: Советская энциклопедия. Главный редактор А. М. Прохоров. 1983.

ГЛУБОКО НЕУПРУГИЕ ПРОЦЕССЫ

(глубоко неупругое рассеяние) - инклюзивные процессы взаимодействия лептонов и адронов, при к-рых как квадрат передачи 4-импульса лептоном, так и квадрат суммарной полной энергии вторичных адронов в системе их центра инерции значительно превышают характерную энергию покоя адронов 1 ГэВ (используется система единиц, в к-рой =с=1). Благодаря большой передаче импульса Г. н. п. (вследствие неопределённостей соотношения )играют важную роль в исследовании структуры адронов и ядер и выяснении динамики взаимодействия на малых расстояниях.

Сечение Г. н. п. рассея ния, напр. электронов (или мюонов на протоне (рис. 1), е+Р->е'+Х, где е и е' - начальный и конечный электроны, р - протон, а X -совокупность конечных адронов, характеризуется тремя переменными, в качестве к-рых можно выбрать модуль квадрата передачи 4-импулъса лептоном: Q²=-(l'-l)²=(l'-l)²-(l₀'-l₀)² (где l, l₀ и l', l₀' -соответственно импульсы и энергии е и е') и скалярные произведения 4-импульсов протона ( р )и начального (l) в конечного (l') лептонов: s=2(pl), t=2(рl'). (В системе покоя протона они равны: , , где и -энергия начального и конечного лептонов, -угол их рассеяния, т- масса протона.) В области sm² дифференц. сечение имеет вид

где -дифференц. сечение рассеяния электрона на точечном протоне (т. н. моттовское рассеяние), -тонкой структуры постоянная, , a F₁ = F _Т, F₂ и F₂/x- -F₁ = F_L- структурные функции Г. н. п., или глубоко неупругие формфакторы протона. F _Т и F_L связаны с полными сечениями поглощения соответственно поперечно (T )и продольно (L )поляризованного виртуального фотона .

Область кинематически допустимых параметров определяется неравенствами , , при этом величина х имеет смысл мин. массы мишени (в единицах массы протона), на к-рой кинематически возможна данная передача импульса. В частности, при x=l происходит упругое рассеяние на большой угол, т. е. с большой передачей импульса (см. Формфактор, Автомодельная асимптотика), а область представляет собой реджевскую область фотопоглощения, где квадрат массы виртуального фотона много меньше его энергии, точнее (см. Редже полюсов метод). Вместо переменной t часто используют безразмерную величину , имеющую смысл доли потерянной лептоном энергии в системе покоя протона. Выражение для сечения при этом принимает вид

В 1968 на линейном ускорителе электронов в Стан-форде было обнаружено, что формфакторы Г. н. п. рассеяния электронов на протонах, в отличие от формфакторов упругого рассеяния, в области ГэВ ² почти не зависят от Q², как если бы электрон рассеивался на нек-ром точечноподобном объекте, находящемся внутри протона. Это явление было названо скейлингом Бьёркена по имени Дж. Бьёркена (J. Bjorken), предсказавшего его в 1969 на основе алгебры токов. (Ещё раньше возможность такого поведения обсуждалась M. А. Марковым в 1964.) Скейлинг Бьёркена объясняется т. н. партонной моделью (см. Партоны), согласно к-рой нуклон состоит из точечно-подобных составляющих - партонов, несущих долю х полного импульса протона. Кроме того, было установлено, что отношение (равное отношению полных сечений поглощения продольно и поперечно поляризованных виртуальных фотонов протоном, ) мало так, как если бы преобладали партоны со спином ¹/₂.

Эти свойства находят естеств. объяснение в квантовой хромодинамике (КХД), где в качестве партонов выступают кварки (а также антикварки) и глюоны, к-рые благодаря свойству асимптотической свободы в области 1 ГэВ ² выглядят почти как свободные (точечные) частицы. При этом кварк не может поглотить продольно-поляризованный фотон вследствие невозможности переворота спина кварка без изменения его импульса. Глюоны же могут взаимодействовать с фотоном только через процесс рождения из вакуума пары кварк-антикварк, к-рый подавлен малой величиной цветового эффективного заряда. В результате и (т. к. ) , а структурные ф-ции выражаются в старшем, логарифмич. приближении через ф-ции распределения кварков q(x,Q²)[и антикварков ]:

где e_q - электрич. заряд кварка q (в единицах абс. величины заряда электрона). С учётом только лёгких кварков и антикварков для ер-рассеяния

Соответствующие ф-ции распределения для нейтрона отличаются заменой , т. к. благодаря изотопич. инвариантности распределение d -кварков в нейтроне такое же, как распределение u -кварков в протоне.

Рис. 2. Зависимость структурной Функции F₂ в глубоко неупругих процессах mp-рассеяния ( а) и -рассеяния ( б) от Q² при разных значениях х (разные точки - результаты различных экспериментальных групп).

Экспериментальные измерения Г. н. п. на протоне и нейтроне позволили заключить, что на долю и- и d-кварков приходится только около 50% полного импульса протона. Остальные 50% приходятся в основном на долю глюонов (s-кварки уносят лишь около 2% полного импульса).

Рис. 3. Зависимость структурных ф-ций глубоко неупругого процесса -рассеяния от переменной х (данные разных эксперим. групп). 1 - ф-ция . 2- ф-ция ; 3 - ф-ция

Рис. 4. Отношение структурных функций ядер железа и дейтерия, поделенных на соответствующие массовые числа (кружки- данные НА-4 в ЦЕРН, крестики- данные СЛАК). Тонкие линии - результаты расчётов в различных нуклонных моделях ядра без учёта малонуклонных корреляций (пунктирная линия) и с его учётом (штриховая линия). Сплошная кривая - учёт 2%-ного содержания эффективных нуклон-антинуклонных пар.

Однако слабое логарифмич. убывание с ростом Q² приводит в КХД к слабой зависимости функций распределения от Q², причём изменение моментов функций распределения

определяется уравнениями ренормализационной группы и задаётся аномальными размерностями моментов. Вычисление значений аномальных размерностей предсказывает, в частности, что с ростом Q^z ф-ции распределения логарифмически падают в области х0,2 и логарифмически возрастают в области x<0,2. Такое поведение действительно наблюдалось экспериментально (рис. 2). Для Г. н. п. рассеяния нейтрино и антинейтрино на протоне сечения имеют вид

где - структурные ф-ции Г. н. п. В модели пар-тонов (в пренебрежении малым вкладом процессов с изменением странности, пропорциональным величине 0,04, где - Кабиббо угол )сечения имеют вид

Здесь =1,5*10^-38/см ², -энергия нейтрино (антинейтрино) в ГэВ. Разная зависимость от (1-y)² у двух слагаемых позволяет различить функции от и от и(x, Q² )и делает процессы - и -рассеяния наилучшим средством для эксперим. измерения этих ф-ций распределения. Примерный вид этих ф-ций представлен на рис. 3.

Большой интерес представляет также Г. н. п. на атомном ядре как один из осн. процессов релятивистской ядерной физики. Он даёт не усреднённый по ядерному времени (где - масса пиона), а "моментальный снимок" кварковой структуры ядра. На рис. 4 показано поведение отношения структурных ф-ций ядер железа и дейтерия (делённых на соответствующие массовые числа) и сравнение их с предсказаниями стандартной теории ядра, "построенного" из нуклонов, без учёта и с учётом малонуклонных корреляций. Расхождение теории с экспериментом можно интерпретировать либо как изменение структуры нуклона внутри ядра, либо как наличие в ядре ненуклонных степеней свободы (пионов, нуклон-антинуклонных пар, многокварковых флуктонов Блохинцева).

Лит.: Дрелл С., Партоны и глубоко неупругие процессы при высоких энергиях, пер. с англ., "УФН", 1972, т. 106, с. 331; Фейнман Р., Взаимодействие фотонов с адронами, пер. с англ., M., 1975; Окунь Л. Б., Лептоны и кварки, M., 1981; Жакоб M., Ландшофф П., Внутренняя структура протона, пер. с англ., "УФН", 1981, т. 133, с. 505.

А. В. Ефремов.

Физическая энциклопедия. В 5-ти томах. — М.: Советская энциклопедия. Главный редактор А. М. Прохоров. 1988.