Бурное развитие физики сильных взаимодействий за последние два десятилетия обязано, главным образом, введению в субъядерную физику концепции цветового квантого числа и развитию на ее основе квантовой хромодинамики КХД. На сегодняшний день основным счетным аппаратом, который позволяет получать количественные результаты в рамках КХД, является теория возмущений. Благодаря свойству асимптотической свободы, константа кварк — глюонного взаимодействия логарифмически уменьшается на малых расстояниях, и тем самым с увеличением передаваемых импульсов между цветными объектами применимость методов теории возмущений в КХД становится все более обоснованной [1, 2, 3, 4, 5].
Процессами с большими передаваемыми импульсами или жесткими процессами является е+е~ - аннигиляция в адроны, глубоконеупругое рассеяние пептонов на адронах, а также инклюзивное рождение адро-нов с большими поперечными импульсами и лептонных пар ДреллаЯна в адрон — адронных взаимодействиях.
В описании таких процессов КХД достигла заметных успехов. В рамках логарифмического приближения КХД получены также эволюционные уравнения Алтареди — Паризи [б], которые позволяют следить за изменением кварковых и глюонных распределений в адронах при изменении квадрата передаваемого адрону четырех — импульса. Однако необходимо отметить, что в процессах с большими передачами импульса КХД описывает только определенный подпроцесс, а именно, пептонкварковое или кварк — кварковое взаимодействие всего жесткого процесса, в то время как наблюдаемыми объектами являются конечные адронные состояния.
Процесс перехода кварков и глюонов в адроны или адронизация кварков и глюонов является мягким процессом, так как не сопровождается большими передачами импульса. Проблема адронизации кварков и глюонов тесно связана с проблемой удержания цветных объектов в ограниченных объемах и не может быть решена в рамках теории возмущений КХД. Таким образом, даже при описании жестких процессов КХД сталкивается с определенными трудностями.
Более сложными и не поддающимися анализу в рамках КХД представляются мягкие адрон — адронные взаимодействия. В этом случае не только адронизация образованных в процессе взаимодействия кварков и глюоннов является мягким процессом, но и сам процесс взаимодействия сопровождается небольшими передачами импульса, т. е. является мягким процессом. Процессы именно такого типа дают подавляющий вклад в полное сечение адрон — адронного взаимодействия [7, 8].
Интерес к изучению мягких адрон — адронных процессов, характеризующихся малыми поперечными импульсами рожденных частиц, связан с попыткой описания этих процессов на основе кварк — пар-тонной структуры адронов. Для описания таких процессов разработаны ряд моделей рекомбинационного типа, в которых устанавливается связь между функциями распределения кварк — партонов начального адрона и инклюзивными сечениями образования быстрых или лидирующих адронов в областях фрагментации взаимодействующих адронов [7, 8, 9].
Основанием для такого подхода послужил экспериментальный факт приблизительного подобия функции распределения валентных кварков протона, определенных из глубоконеупругих лептонных процессов, и инклюзивных спектров его фрагментации в тг1- мезоны [10]. Последние, согласно этим моделям, образуются в результате рекомбинации быстрого валентного кварка и малоэнергичного антикварка из состава начального протона. Вероятность рекомбинации определяется рекомбинационной функцией, которая выбирается феноменологически.
11, 12, 13, 14] или выражается через функции распределения составляющих валентных кварков или валонов в конечном адроне [15, 16, 17].
Одно из основных предположений, которые делаются в рекомбина-ционных моделях, состоит в том, что в мягких столкновениях валентная часть структурной функции начального адрона не претерпевает значительных изменений (в акте взаимодействия принимают участие мягкие глюоны [18, 19]). Что касается распределения морских парто-нов, то они могут претерпевать изменения (например, превращения части глюонного моря в кварк — антикварковое вследствие КХД процессов (7—Однако в рамках рекомбинационных моделей эти изменения практически не сказываются на виде инклюзивных спектров конечных адронов во фрагментационной области, но влияют на их абсолютный выход [13, 14].
Характерной чертой рекомбинационной модели является допущение, что из родительского адрона в регистрируемый адрон переходит фиксированное число партонов (два — в случае образования мезонов и три — в случае образования барионов или антибарионов), суммарный продольный импульс которых и определяет продольный импульс конечного адрона. Противоположный с этой точки зрения подход развит в рамках аддитивной кварковой модели [20, 21], согласно которой в адр оно образовании принимают участие целые кластеры партонов — составляющие кварки (валентный кварк со своей «шубой» морских партонов) — при этом доля моря начального адрона, привносящая продольный импульс в конечный адрон, приблизительно равна ~ А^/А где Му — число валентных кварков в начальном адроне, Nу — число валентных кварков, общих для начального и конечного адронов.
В многопартонной рекомбинационной модели [9, 22, 23] развивается более общий случай перехода из начального в конечный адрон произвольного числа партонов. В модели вводится параметр Ж, означающий вероятность морскому партону начального адрона войти в состав моря регистрируемого. Сравнение предсказаний модели с экспериментальными данными позволяет определить значения этого параметра для различных процессов, в зависимости от числа валентных кварков, общих для начального и конечного адронов, и тем самым получить новую информацию о механизме адронообразования при малых поперечных импульсах.
Итак, рекомбинационные модели устанавливают связь между функциями распределения кварк — партонов начального адрона и инклюзивными спектрами, образованных адронов в области фрагментации, и поэтому позволяют получать информацию о функциях распределения кварков и глюонов в адронах. Такой способ получения информации о структурных функциях адронов является очень ценным в случаях, когда экспериментальные измерения распределения партонов (в особенности морских) затруднены, как в случае 7Ги Кмезонов.
В настоящей диссертационной работе на основе анализа инклюзивных спектров мезонов и мезонных резонансов в областях фрагментации К±— мезонов, определены функции распределения как валентных, так и странных морских кварков в К^- мезонах [26].
Как отмечалось, зависимость структурных функций от значения квадрата переденного адрону четырех — импульса О1 определяется уравнениями Алтарелли — Паризи [6]. В диссертационной работе не рассматривается зависимость распределения партонов от С}2, т.к. анализируются только мягкие адронные взаимодействия с целью определения зависимости структурных функций от фейнмановской переменной х = ?>ц/р, где р — импульс начального адрона, рц — продольная составляющая импульса вторичного адрона в системе центра масс адрон — адронного взаимодействия. По этой причине полученные функции распределения партонов следует рассматривать как распределения при небольших значениях СЦ2 ~ 1ГэВ2.
Если перейти от рассмотрения лидирующего адрона к группе адронов в областях фрагментации, то возникает естественно вопрос о свойствах лидирования таких групп адронов. Можно ожидать, что лидирующий адрон и несколько ближайших к нему по быстроте адронов могут образовать группу адронов или струю, которая также будет обладать свойством лидирования. При этом, имеется в виду, что характеристики такой группы адронов как целого, будут определяться функцией распределения и квантовыми числами кварка, который фрагмен-тирует в эту группу частиц или струю. С другой стороны естественно ожидать, что при увеличении числа частиц в лидирующей группе адронов, свойства лидирования такой группы адронов могут теряться. Такие представления могут быть обоснованы в рамках струнных моделей множественного образования адронов, в которых полагается, что после формирования лидирующего адрона происходит формирование ближайшего к нему по быстроте адрона и т. д. пока волна адронизации не доходит до самых медленных адронов (ссылки на работы, в которых рассматриваются различные механизмы адронизации кварков, можно найти в [27]).
Исходя из сказанного, можно определить спектаторную адронную струю в мягких процессах, как группу адронов, которая обладает свойством лидирования, т. е. несет информацию относительно кварка из состава фрагментирующего адрона.
Для адронных струй, в отличие от лидирующих адронов, такие характеристики как масса и заряд струи, а также множественность частиц в струе не являются фиксированными величинами. Естественно ожидать, что помимо инклюзивных спектров адронных струй, свойства лидирования струй должны проявляться также и в распределениях по этим величинам.
Для выделения адронных струй в многочастичных конечных состояниях необходимо иметь алгоритмы по поиску и реконструкции адронных струй. В диссертационной работе предложен новый бинарный.
Валгоритм по поиску и реконструкции адронных струй, в которое как мера близости между частицами г и к используется расстояние Ьцц между этими частицами в 4-мерном пространстве скоростей [28] Переменные Ъ{к, предложенные А. М. Балдиным, позволяют изучат! особенности адронных и ядерных взаимодействий в четырехмерное пространстве скоростей. Помимо Валгоритма, на основе величин Ъи построены также Апалгоритм [29] и бинарный Вкалгоритм [30]. Н< вдаваясь в детальное обсуждение Апалгоритма, отметим лишь, чт (А2, Аз, ., Ап — алгоритмы основаны на минимизации функционалы А2, Аз, ., Ап, определенных на множестве всевозможных разбивши множества частиц в конечном состоянии на две, три, п — групп ча стиц [29]. При этом, для построения любого из функционалов А4, А3 ., Ап используется информация относительно всех адронов, включен ных в анализ.
Алгоритм А2 успешно применялся для выделения мезонных струй I нуклонных кластеров в широком энергетическом интервале как в ад ронных, так и в ядерных взаимодействиях. При этом были обнару жены свойства универсальности адронных струй в мягких, жестких I кумулятивных процессах [31].
Недостатком Апалгоритма является то, что для анализа событий < большой множественностью частиц ему требуется время на нескольк* порядков больше, чем Валгоритму. Например, при анализе со бы тия с 10 частицами А2- алгоритм тратит на два порядка больше вре мени чем Валгоритм, и эта разница увеличивается экспоненциальн< с увеличением числа частиц, включенных в анализ. Более того, пр] п > 2 время, которое необходимо Апалгоритму для анализа со бы тия, также увеличивается экспоненциально с увеличением п. Данно обстоятельство делает практически невозможным использование Ап-алгоритма для анализа событий с множественностью частиц больш нескольких десятков.
Относительно Вкалгоритма [30] отметим, что будучи бинарным алгоритмом, он обладает всеми преимуществами Валгоритма, однако логическая схема Вкалгоритма заметно отличается от логики Валгоритма, которая, в свою очередь, построена в полной аналогии с логической схемой алгоритма коллаборации JADE [32, 33, 34]. Вопрос о том, к каким отличиям при поиске и реконструкции струй это может привести, является предметом отдельного исследования.
На основе анализа экспериментальных данных по множественному рождению частиц в тг~ри 7Г~Свзаимодейсвиях при импульсе тг~-мезона 40ГэВ/с показано, что адронные струи, выделенные Валгоритмом, обладают свойством лидирования и, следовательно, несут информацию о кварке, вследствие фрагментации которого они родились.
Диссертация состоит из введения, четырех глав и заключения. Во введении обосновывается актуальность проделанных исследований, сформулированы цели диссертационной работы, научная новизна и практическая ценность полученных результатов, приведено краткое содержание диссертации.
Заключение
.
К защите представлены следующие основные результаты диссертационной работы:
1. Описаны инклюзивные спектры как мезонов, так и мезонных ре-зонансов из различных мультиплетов в области фрагментации К^ мезонов в К^рвзаимодействиях при высоких энергиях в рамках многопартонной рекомбинационной модели образования адронов. При описании хзависимости инклюзивных спектров используется информация только о функциях распределения валентных кварков и морских партонов в К±— мезонах, а для относительного выхода мезонов из различных мультиплетов получена эмпирическая формула.
2. Определены параметры распределения странных морских кварков и антикварков в Кмезоне по инклюзивным спектрам мезонных резонансов в мягких К±рвзаимодействиях. Для храспределения странных морских партонов получено ss (z) ~ (1 — x) Us, где ns = 4.8 ± 1.0, а для фактора подавлености странных морских партонов в Кмезоне по отношению к не странным морским пар тонам найдено значение As = 0.42 ± 0.02.
3. Получено эмпирическое выражение для рождения мезонов из различных мультиплетов:
A (J, L, 5- М) = (2J +1)G (L)F (M), где G (0) = 1 и G (1) = а = 0.28 ± 0.02 — фактор подавлености мезонов из мультиплета с Рволной по отношению к мезонам из мультиплета с Sволной. Показано, что эта вероятность не зависит от суммарного спина S кварк — антикварковой пары в мезоне. Для функции F (M") при значениях масс тги Кмезонов получено F (Mr) = (5 ± 0.5)F (M0), F (MI{) = (3 ± 0.5)F (M0) и F (M0) =.
0.29±0.02 при Mq ~ 1 ГэВ. Показано, что с уменьшением массы рожденного мезона относительный вклад в инклюзивный спектр от прямого рождения увеличивается т.к. Ар (Мж)/Av (Mq) = 1.7± 0.2, Ар (Мх)/Av (Mq) = 1 ± 0.2 и Ар/Ау = 1/3 при одинаковых значениях масс псевдоскалярного и векторного мезонов.
4. Предложен новый Валгоритм для поиска и реконструкции ад-ронных струй в многочастичных конечных взаимодействия между лептонами, адронами и ядрами. В качестве меры близости между прекластерами г и к использованы величины bik, т. е. расстояние между прекластерами % и к в 4-х мерном пространстве скоростей. На основе анализа данных по тт~ри тт~Свзаимодействиям при 40ГэВ/с, сформулированы критерии для определения значения параметра обрезания bcut бинарного Валгоритма, одновременное выполнение которых гарантирует разделяемость струй как в пространстве скоростей, так и в фазовом пространстве частиц, образующих струи. Показано что включение в анализ по поиску струй протонной компоненты струи совместно с мезонной компонентой улучшает характеристики выделяемых спектатор-ных струй, т. е. приближает их к значениям, ожидаемым в рамках кварк — партонных представлений о структуре адронов. При этом значение параметра обрезания алгоритма bcut практически не меняется, и остается в пределах 10 < bcut < 20.
5. Выделены две спектаторные или мягкие КжЬ струи, состоящие из тт±— мезонов и протонов (смешанные струи), в тт~ри 7т~Свзаимодействиях и исследованы их свойства. Характеристики R (L) струй в одноструйных и двухструйных событиях отличаются менее чем на (10−15)% при bcut = 10, т. е. одноструйные события это события, где вторая «невидимая» струя состоит из нейтральных частиц и не более чем из одной заряженной частицы (7г±— мезона или протона).
6. Найдено, что выделенные Валгоритмом струи в ir~pвзаимодействиях обладают свойством лидирования. В областях фрагментации 7г~- мезона и протона размеры струй в пространстве скоростей, их поперечные импульсы и множественность частиц в них одинаковы, в то время как заряды струй, распределения по доли продольного импульса и по массе струй зависят от кваркового состава фрагментирующего в струю адрона. В распределениях по массе струй обнаружены структуры, связанные с фрагментирую-щим в струю адроном. В области фрагментации протона в распределении по массе L струй с зарядом Qi = 0 и +2 обнаружены максимумы, которые вероятно связаны с Д° (р7г~) и Д++ (ртг+) ре-зонансами, соответственно, а при Qi = ±1 обнаружены максимумы, которые, возможно, связаны с Д*(1600) резонансом: при Ql = +1 состояние Д*+(1600) —>¦ (р7г+7г~), а при QL = -1 состояние Д*-(1600) (ртг-тг-).
7. Показано, что выше приведенные особенности, т. е. свойства лидирования и резонансная внутренняя структура струй, обнаруживаются только у струй, выделенных Валгоритмом. Струи, выделенные JADEалгоритмом, не обладают ни одним из этих свойств.
Составившие диссертацию работы [23, 25, 26, 35, 36] докладывались на сессиях отделения ядерной физики АН СССР (1986, 1987, 1988 гг.), на международных конференциях, на семинарах ЕрФИ и НЭКО ЛВЭ.
В заключение хочу выразить благодарность за предоставленную возможность проведения исследований в ЛВЭ А. М. Балдину, А. И. Малахову, моему научному руководителю А. А. Кузнецову.
Приношу свою благодарность Р. Г. Бадаляну, Г. Р. Гулканяну за помощь в работе и многочисленные обсуждения.
Выражаю благодарность Г. А. Вартапетяну, К. Ш. Егияну за предоставленную возможность провести исследования, вошедшие в диссертацию, С. Г. Матиняну за интерес к работе и поддержку.
Хочу выразить благодарность интернациональному коллективу 2-метровой пропановой камеры за предоставление экспериментального материала и полезные обсуждения.
