множественные процессы

МНОЖЕСТВЕННЫЕ ПРОЦЕССЫ - рождение большого числа вторичных адронов в одном акте взаимодействия частиц при высокой энергии. M. п. особенно характерны для столкновений адронов, и при энергиях выше неск. ГэВ они доминируют над процессами одиночного рождения частиц. M. п. наблюдаются и в соударениях др. частиц: в процессах аннигиляции электронов и позитронов в адроны и в глубоко неупругих процессах взаимодействия лептонов с нуклонами. Впервые M. п. наблюдались в космических лучах; детальное их исследование началось после создания ускорителей заряж. частиц высоких энергий. Наиб, полно они изучены в т. н. мягких адроп-адронных взаимодействиях, в к-рых характерные поперечные к оси соударений импульсы вторичных частиц не превышают 1 ГэВ [1, 2]. Исследование M. п. существенно для выяснения структуры адронов и построения теории сильного взаимодействия. Особенно важно установление осн. закономерностей переходов кварков н глюонов в адроны, к-рые определяются неизвестным пока механизмом удержания (конфайнмента) кварков в квантовой хромодинамике (КХД) (см. Удержание цвета).

Из-за большого числа вторичных частиц (большой множественности)осн. метод изучения M. п.- инклюзивный (см. Инклюзивный процесс)[3]. Исследуются характеристики процессов: в зависимости от энергии и типа первичных (а, b) и вторичных (c₁, с₂) частиц (X - совокупность остальных, не регистрируемых частиц). По этим процессам получены данные вплоть до полной энергииГэв в системе центра инерции (с. ц. п.).

Состав и множественность вторичных адронов. В мягких адронных соударениях среди вторичных долгожи-вущпх частиц , к-рые регистрируются эксперим. установками, доминируют пионы. Их доля несколько уменьшается от 0,9 до ~ 0,8 при увеличении энергиидо 540 ГэВ. В этом же интервале энергий доля К-мезонов растёт от 0,06 до 0,12, а доля барио-нов и антибарионов - от 0,04 до 0,09. Вместе с тем эти долгоживущие адроны частоявляются продуктами распадов короткоживущих резонансов. Выделение этих состояний крайне сложно при большой множественности. Состав их в первом приближении соответствует рождению адронов изотопическими мультиплетами (за исключением странных и очарованных частиц). С увеличением поперечных импульсов вторичных частиц до 5-10 ГэВ и в е⁺е^- -аннигиляции доля пионов уменьшается до 0,55, а доля К-мезонов и пар нуклон - антинуклон увеличивается соответственно до 0,27 и 0,18. Cp. множественность пионов медленно растёт с увеличением энергии, в то время как и растут значительно быстрее, что связано с открытием новых каналов их образования - антибарион).

Распределения адронов по поперечному импульсу. Одной из главных закономерностей M. н. является относительно небольшая величина поперечных импульсов вторичных частиц. Cp. поперечный импульс вторичных адронов значительно меньше их полного импульса и очень медленно растёт с энергией (используется система единиц, в к-рой скорость света с= 1); напр., он увеличивается от 0,360(10) ГэВ при до 0,420(30) ГэВ при . Поэтому вторичные частицы вылетают резко направленными и сужающимися по море роста энергии потоками вдоль направления движения сталкивающихся частиц - т. н. струями адронными (в с. ц. и.- вперёд p назад, в лаб. системе - по направлению движения налетающей частицы). При высоких энергиях с небольшой вероятностью рождаются также адроны с большими значениями в виде адронных струй, вылетающих под большими углами к оси столкновения. При этом поведение по из экспоненциального становится степенным В модели партонов оно определяется сечением упругого рассеяния на большие углы составляющих адронов - кварков и глюонов [1].

Адронные струи в M. и. наблюдаются и в е⁺е^--анни-гиляции, когда образуется пара из кварка и антикварка, к-рые затем фрагментируют в адропы. В этих процессах поперечный импульс адронов относительно оси струй также мал ГэВ]. Cp. поперечный импульс адронов практически не зависит от их массы. Прямые измерения резонансов (R)показали, что ГэВ в широком интервале
энергий. В то же время для долгоживущих частиц растёт с увеличением массы адрона. Это связано не с динамикой рождения адронов в M. п., а с кинематикой распадов резонансов на пионы и К-мезоны.

Распределение резонансов по описывается ф-лой:

где для и др.резонансов с массами <2 ГэВ (N - полное число наблюдённых резонансов). Инклюзивное сечение образования долгоживущих частиц и резонансов с массами т от 0,14 ГэВ -мезон) до 3,1 ГэВ i-частица) хорошо аппроксимируются выражением:

где- инклюзивное сечение- энергия, p - импульс частицы), в зависимости от типа адронов.

Примерно такие же распределения адронов по поперечным импульсам относительно оси струй получены в глубоко неупругих процессах и в -аннигиляции.

Постоянство этих характеристик вторичных адронов и небольшая величина их ср. поперечного импульса в разл. M. п. широко используются во всех теоретич. моделях и с точки зрения совр. представлений связываются с размерами области удержания кварков и глюонов

Распределения адронов но продольным переменным (х, у). Характеристики M. п. в зависимости от или продольной быстроты изучены в широком интервале энергийГэВ]. Здесь и

- соответственно энергия, продольный импульс и угол вылета адрона в с. ц. и. Одна из важных закономерностей M. п.- масштабная инвариантность - закон подобия в микромире, заключающийся в том, что вероятность рождения "инклюзивной" частицы с с определ. значением продольного импульса при разных энергиях столкновения является универсальной ф-цией от переменной пригде р_макс- максимальновозможное (при данной энергии) значение частицы с [4]. T. о., продольные импульсы вторичных адронов растут пропорц. энергии столкновенияВ партонной модели это свойство является естественным, причём поведение по х определяется структурной функцией фрагментирующего адрона (т. е. исходного адрона с тем же направлением импульса) (см. Кваркового счёта правила). Первые указания на масштабную инвариантность были получены при изучении взаимодействия космических лучей, однако как закономерность она была установлена в экспериментах на Серпуховском ускорителе для отношения выходов и(1968). Масштабная инвариантность наблюдается также при аннигиляциив адроны и в глубоко неупругих процессах. Её теоретич. интерпретация даётся в рамках партонной модели [P. Фейн-ман (R. Ph. Feynman), 1969] [4].

Наряду с постоянством выхода частиц в области фрагментации, было установлено, что в центр, области инклюзивные сечения образования адронов в M. и. растут с увеличением энергии. Напр., при нормированное инклюзивное сечение увеличивается пропорц.что и обеспечивает рост полной ср. множественностиi.

Корреляции в рождении адронов в M. п. изучены в широкой области энергий с помощью корреляционных функций

где - полное неупругое сечение взаимодействия первичных частиц, a у₁, у₂ - продольные быстроты вторичных инклюзивных частиц. Были обнаружены сильные положит, корреляции при разности быстрот инклюзивных частиц (близкодействующие корреляции), особенно для частиц с разными зарядами. При относительно малых множественностях они в осн. объясняются интенсивным рождением лёгких резонансов, распадающихся на 2-3 долгоживущих адрона. При больших множественностях (п > 10) они связаны с распадом более тяжёлых резонансов или др. короткоживущих состояний - кластеров (файрболов) [5].

При высоких энергияхвсё более отчётливо проявляются и корреляции между множественностями частиц, летящих вперёд и назад в с. ц. и. Они имеют дальнодействующий характер: чем больше рождается частиц, летящих вперёд, тем больше их летит и назад. Такие корреляции характеризуют процесс в целом. Механизм этих корреляций обычно связывают с увеличением (с ростом энергии) числа промежуточных партонных "лесенок" в модели мультипериферического взаимодействии, что и приводит к сильным корреляциям по множественности типа "вперёд - назад".

Отмеченные особенности M. п. практически одинаковы в мягких и жёстких процессах соударения частиц высоких энергий. Это означает, что процесс перехода партонов (кварков и глюонов) в адроны слабо зависит от способа их образования и имеет универсальный характер, к-рый, вероятно, определяется свойствами вакуума KХД.

Перечисленные закономерности M. п. сначала описывались в рамках мультипериферич. моделей [5]. После открытия партонов кинематика M. п. широко использовалась при создании феноменологич. кварк-глюонных моделей M. п., в к-рых учитывались известные характеристики кварков и глюонов [6, 7]. Нек-рые черты одночастичных инклюзивных процессов в интервале энергий ГэВ удовлетворительно описываются в модели кварк-глюонных струн [6] и в аддитивной кварковой модели [7]. Параметры в этих моделях находятся из сравнения их с экспериментом. Вычисление значений этих параметров в рамках КХД пока невозможно из-за сильного взаимодействия кварков на

больших расстояниях. Вместе с тем описание многочисл. данных по M. п. с помощью этих моделей даёт возможность найти структурные элементы будущей теории сильного взаимодействия.

Лит.: 1) Гришин В. Г., Инклюзивные процессы в адрон-ных взаимодействиях при высоких энергиях, M., 1982; 2) Mур-зин В. С., Сарычева Л. И., Взаимодействия адронов высоких анергий, M., 1983; 3)Logunov A. A., Mеstviri-schvili M. A., Nguen Vam Hieu, Препринт ИФВЭ 67-49-К, Серпухов, 1967; Логунов A. А., Mествиришвили M. А., Петров В. А., Инклюзивные процессы и динамика сильных взаимодействий, "ЭЧАЯ", 1983, т. 14, в. 3, с. 493; 4) Фейнман Р., Взаимодействие фотонов с адронами, пер. с англ., M., 1975; 5)Фейнберг E. Л., Термодинамические файрболы, "УФН", 1983, т. 139, с. 3; Андреев И. В., Дрёмин И. M., Механизмы процессов множественного рождения, там же, 1977, т. 122, с. 37; 6) Кайда-лов А. Б., Тер-Мартиросян К. А., Множественное рождение адронов при высоких энергиях в модели кварк-глю-онных струн. Сравнение с экспериментом, "ЯФ", 1984, т. 40, с. 211; 7) Анисович В. В. и др., Аддитивная кварковая модель и процессы множественного рождения адронов, "УФН", 1984, т. 144, в. 4, с. 553. В. Г. Гришин.

   <<      Предметный указатель      >>