WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

загрузка...
   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 |

Получены также различные дифференциальные распределения и показано, в частности, что в рамках подхода КХМР сильно нарушена cos2 зависимость по углу между выходящими протонами, которая возникает в одноступенчатой реакции. Реальный эксперимент поможет осуществить выбор не только между различными моделями, лежащими в основе дифракционных процессов, но и значительно сузить набор допустимых НиГФуР, поставив ограничения на соответствующие дифференциальные распределения.

Итак, впервые проведены расчеты, учитывающие конечные виртуальности глюонов в амплитуде инклюзивного и дифракционного рождения скалярного бозона Хиггса в протон-протонных взаимодействиях. Численный эффект оказался довольно малым (порядка 1 %), и должен учитываться лишь в будущих экспериментах с высокой статистикой [17].

В третьей главе – “Эксклюзивное рождение скалярного c(0++) мезона” – проведен детальный расчет дифракционного образования c(0++) мезона в протон-антипротонных и протон-протонных соударениях. Дифракционная компонента этого процесса вычислена нами в подходе КХМР, развитому в работах [11,24]. Единственным естественным жестким масштабом рассматриваемого процесса при вычислении полного сечения является масса кваркония, как было впервые предложено в рамках подхода КХМР. Нами обнаружена довольно сильная зависимость интегрального сечения от этого масштаба. Это означает, что большая часть сечения приходит из непертурбативной области малых поперечных импульсов глюонов.

Однако в дифференциальных распределениях по поперечному импульсу мезона жестким масштабом является его поперечная масса, поэтому при незначительной массе мезона большая величина его поперечного импульса приобретает смысл нового масштаба факторизации процесса [16].

В сравнении с оригинальными расчетами КХМР мы учли виртуальности глюонов в диаграмме жесткого подпроцесса и вычислили соответствующий матричный элемент. В данной главе показано, что включение глюонных виртуальностей уменьшает сечение в 2 – 5 раз в зависимости от кинематической области и используемых НиГФуР. Неопределенность в трактовке непертурбативной области и в выборе масштаба факторизации в асимметричных НиГФуР дополнительно увеличивает общую неопределенность сечения в 2 – 3 раза.

Некоторые другие НиГФуР, широко используемые в литературе, были также применены для вычисления распределений по фейнмановской переменной xF и быстроте мезона y, по квадратам передач 4-импульсов (tи t2), а также по относительному азимутальному углу между конечными протонами. Кроме того, проанализированы корреляции по t1 и t2.

Результаты довольно сильно зависят от выбора НиГФуР. Это связано со значительной чувствительностью сечения рассматриваемой реакции к непертурбативной области очень малых глюонных поперечных импульсов.

Таким образом, измерение дифференциальных распределений может быть весьма полезным при тестировании непроинтегрированных распределений в этой области.

Для полноты изложения вычислено также сечение в подходе с померонпомеронным взаимодействием реджевского типа. Получены сечения того же порядка величины, что и в КХД подходе. Однако корреляционные функции по азимутальному углу для двух подходов сильно отличаются.

Вычислены также дифференциальные распределения для фотонфотонного слияния. Этот вклад оказался довольно малым (доли нанобарна). Соответствующие дифференциальные распределения растут при очень малых величинах t1 и/или t2, в отличие от дифракционных распределений. Корреляции по азимутальному углу также отличаются: cos для -механизма и более сложная форма для дифракционной компоненты вследствие петлевого интегрирования в формуле для амплитуды.

Выполнены также вычисления распределений d/dxF, d/dy и полных сечений для энергий RHIC и БАК. Сравнивая эти результаты с результатами для Теватрона, мы приходим к заключению, что только измерения при различных энергиях смогут наложить существенные ограничения на выбор допустимых НиГФуР.

Таким образом, эксклюзивное дифракционное рождение c(0++) мезона в протон-протонных соударениях последовательно рассмотрено в рамках КХД факторизации с использованием мультиреджевского предела КХД и методов нерелятивисткой КХД. Вклад малых поперечных импульсов глюонов в амплитуду дифракционного рождения тяжелых кваркониев оказывается существенным. Установлено, что учет глюонных виртуальностей уменьшает сечение дифракционного рождения в 2 – 5 раз в зависимости от кинематической области и используемых НиГФуР [10].

В четвертой главе – “Дифракционное образование псевдоскалярного мезона” – впервые проанализировано эксклюзивное рождение мезона в протон-протонных столкновениях pp p p при высоких энергиях в формализме непроинтегрированных глюонных распределений. Существующие модели НиГФуР предсказывают сечение, которое по величине много меньше сечения, полученного WA102 коллаборацией при энергии в системе центра масс W = 29.1 ГэВ. Это может быть сигналом о присутствии нелидирующих реджеонов при энергиях эксперимента WA102 или указанием на существенную модификацию НиГФуР в непертурбативной области очень малых поперечных импульсов. Эксперименты по эксклюзивному центральному рождению на RHIC, Тэватроне и БАК существенно помогли бы в решении этой проблемы.

Хорошее описание данных WA102 по полному сечению может быть достигнуто при помощи НиГФуР, полученного гауссовым сглаживанием коллинеарных глюонных распределений с довольно малой величиной параметра ширины 0 0.2-0.3 ГэВ, явно указывая на непертурбативный эффект.

Если параметр 0 зафиксирован по экспериментальному значению полного сечения, то одновременно мы получаем хорошее описание данных распределения d/dxF в окрестности |xF | < 0.2. Этого невозможно достичь при реджевском описании процесса (с помощью померонного обмена) [25], которое приводит к слишком резкому пику при xF 0. Однако, подход КХМР дает слишком асимметричное (около = /2) распределение по относительному азимутальному углу между конечными протонами по сравнению с данными WA102. Эта модель дает определенные предсказания при больших энергиях, где вклад нелидирующих реджеонов пренебрежимо мал.

Экспериментальные данные при различных энергиях взаимодействия могли бы проверить эти выводы и пролить свет на динамику образования мезона.

Вследствие петлевого интеграла в амплитуде дифракционный механизм приводит к ощутимым отклонениям от sin2 -зависимости (предсказываемой в моделях с однократным слиянием двух векторных объектов). Полученная зависимость сечения от фейнмановской переменной xF несколько круче зависимости, экспериментально наблюдаемой WA102 коллаборацией.

Модель с слиянием приводит к сечению порядка долей нанобарна при энергии WA102 W = 29.1 ГэВ, т.е. менее 1 % от измеренного сечения. Такой механизм может быть важен только при экстремально малых передачах квадрата 4-импульса. К тому же он может интерферировать с КХД механизмом, что напоминает известную кулоновскую интерференцию в упругом рассеянии заряженных адронов.

Наконец, представлены результаты для эксклюзивного дифракционного рождения c мезона. Получены похожие сечения, как в случае образования. Как и ожидалось, результаты также сильно зависят от выбора НиГФуР.

Итак, впервые проанализировано дифракционное рождение мезона в протон-протонных столкновениях. Хорошее описание данных WAпо полному сечению достигнуто при помощи НиГФуР, полученного гауссовым сглаживанием коллинеарных глюонных распределений с довольно малой шириной 0 0.2 - 0.3 ГэВ, явно указывая на непертурбативный эффект.

В пятой главе – “Дифракционное рождение аксиальновекторного c(1++) и тензорного c(2++) мезонов” – впервые получена КХД амплитуда эксклюзивного дифракционного рождения аксиально-векторного c(1++) и тензорного c(2++) мезонов. Вычислены соответствующие дифференциальные сечения, которые сравниваются с результатами для c(0++). Получены аналитические выражения для соответствующих вершинных функций gg c(1++) и gg c(2++), проверены их асимптотические свойства.

Вершина взаимодействия ggc(1+) исчезает в пределе реальных глюонов (так называемая теорема Ландау-Янга). Согласно теореме ЛандауЯнга [26, 27] симметрии относительно пространственного вращения и инверсии запрещают распад частицы спина 1 на две реальные векторные частицы (на два фотона или глюона). То же справедливо и для слияния двух реальных глюонов. Для виртуальных глюонов таких симметрийных ограничений не существует. Этот факт был рассмотрен ранее при изучении инклюзивного рождения c(1++) мезона [28, 29]. В случае эксклюзивного рождения c(1++) обнаруженный эффект также требует участия виртуальных глюонов (с неисчезающими поперечными импульсами).

Величина сечения оказывается очень чувствительной к выбору НиГФуР, в отличие от формы распределений. Также проанализирована зависимость сечений от энергии. Предсказанное интегральное сечение рождения c(1++) (полученное из “голой” амплитуды без учета поправок на поглощение) имеет величины при энергиях Тэватрона от долей нанобарна до нескольких нанобарн, в зависимости от модели НиГФуР. Это на два порядка величины меньше, чем соответствующие сечения для рождения c(0++) мезона [10], что является прямым следствием теоремы Ландау-Янга. Однако, поскольку бренчинги радиационного распада BR(c(1++) J/ + ) BR(c(0++) J/ + ), можно ожидать заметный сигнал в канале J/ + – соответствующий сигнал от c(1++) оказался лишь в несколько раз меньше, чем от c(0++). Такая ситуация резко отличается от инклюзивного рождения P-волнового кваркония, где сигнал (в канале J/ + ) c(1++) мезона много больше, чем соответствующий сигнал для c(0++) мезона. Более того, сигнал от c(2++) мезона оказался доминирующим и даже превышает вклад c(0++).

Мы вычислили дифференциальные сечения для различных спиновых поляризаций c(1++) и c(2++). Интегральное сечение для поляризации = ±1 ( = ±2 в случае c(2++)) приблизительно на порядок величины больше, чем сечение для = 0 поляризации. Вклад 00 члена довольно мал и его, вероятно, очень трудно идентифицировать экспериментально.

Отношение сечений слабо зависит от НиГФуР, но достаточно сильно зависит от t1 и t2. Аналитически предсказан кинематический эффект усиления максимальной спиральности в сечении и спиральных амплитудах.

В добавление к этому мы проанализировали угловое распределение J/ для распада c(1++) J/ + в системе покоя c(1++). Такие распределения могут быть, в принципе, измерены на Тэватронe, давая возможность провести независимую проверку обсуждаемого дифракционного КХД механизма.

Таким образом, установлено, что вклад состояний с высшим спином заметен. В случае дифракционного рождения c(1++) обнаруженный эффект имеет чисто виртуальную природу, указывая на нарушение теоремы Ландау-Янга глюонными виртуальностями [18]. Сигнал от радиационного распада c(2++) мезона оказался доминирующим и превышает вклад c(0++).

В шестой главе – “Аналитическая теория возмущений в спин-зависимом глубоко-неупругом рассеянии” – впервые обсуждается влияние сингулярностей в коэффициентных функциях на предсказания для непертурбативных элементов коллинеарной факторизации – вкладов операторов высшего твиста в операторном разложении для моментов спин-зависимых структурных функций. Дело в том, что разделение пертурбативной и непертурбативной физики может отличаться при использовании различных модификаций теории возмущений. Мы провели систематическое сравнение вкладов операторов высшего твиста, извлеченных из точных данных лаборатории им. Джефферсона (JLab, США) по правилу сумм Бьеркена в рамках обычной теории возмущений и АТВ.

Замечено, что константа связи КХД s в “представлении знаменателя” оказывается более предпочтительной в области малых Q [30]. Кроме того, наблюдается некоторая дуальность между высшими порядками теории возмущений и вкладами операторов высшего твиста так, что высшие порядки как бы “впитывают” в себя часть вкладов высших твистов, перемещая границу применимости пертурбативной КХД между пертурбативными и твистовыми вкладами к более низким Q.

Такая ситуация еще более существенна в АТВ, в которой сходимость ряда пертурбативных поправок и ряда твистов намного лучше. В то время как вклад твиста-4 по величине оказался больше в АТВ, чем в стандартной теории возмущений, последующие вклады существенно меньшие и быстро убывают. Это может быть следствием того, что АТВ “вбирает” в себя некоторую часть непертурбативной динамики, описываемой высшими твистами, что является второй причиной сдвига границы применимости пертурбативной КХД к более низким значениям Q. Как основной результат, удовлетворительное описание экспериментальных данных вниз вплоть до Q QCD 350 МэВ достигается одновременным учетом аналитических пертурбативных вкладов и высших твистов (см. Рис. 2).

Рис. 2: Лучшие 1, 2, 3-параметрические фиты данных JLab и SLAC по правилу сумм Бьеркена, вычисленные с двухпетлевой константой связи s в “представлении знаменателя” (сплошные линии) и в форме 1/L-разложения из PDG (штриховые линии), а также в трехпетлевой АТВ (штрих-пунктирные линии) при фиксированном мировом среднем значении QCD.

В рамках АТВ с помощью правила сумм Герасимова-Дрелла-Хирна (ГДХ) [31] осуществлена процедура гладкого продолжения функции p-n(Q2) в Q2 = 0. Показано, что точка “сшивки” пертурбативного и непертурбативного режимов в АТВ QАТВ QCD, т.е. находится существенно ниже, чем полученная в рамках стандартной теории возмущений QP T 1 ГэВ.

В некотором смысле естественно, что главной причиной столь значительного продвижения вниз по Q является исчезновение нефизических сингулярностей из ряда теории возмущений. Замечено, что свободная от сингулярностей АТВ и КХД модель Симонова для “замороженной” константы связи очень близки в области Q 400 МэВ. В свете этих результатов было бы очень интересно исследовать соотношение между пертурбативной и непертурбативной физикой также и на других низкоэнергетических экспериментальных данных.

Итак, аналитическая теория возмущений впервые применена для извлечения вкладов операторов высшего твиста из низкоэнергетических прецизионных экспериментальных данных по правилу сумм Бьеркена лаборатории им. Джефферсона (США). Достигнуто хорошее описание данных вплоть до низких передач импульса Q QCD 350 МэВ [19].

В заключении кратко сформулированы полученные в диссертации результаты, которые и выносятся на защиту.

На защиту выдвигаются следующие результаты:

1. Впервые проведены расчеты, учитывающие конечные виртуальности глюонов в амплитуде инклюзивного и дифракционного рождения скалярного бозона Хиггса в протон-протонных взаимодействиях.

Численный эффект оказался довольно малым (порядка 1 %), и должен учитываться лишь в будущих экспериментах с высокой статистикой [17].

Pages:     | 1 || 3 |






© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»