Физическая энциклопедия Том 4 - Порохов А.М.
Скачать (прямая ссылка):
>=<
иа иеупругих процессов приводит к реджевскому поведению амнлитуд упругого рассеяния и др. бинарных реакций. Соответствующая пространственно-временная картина отвечает тому, что на большом продольном расстоянии от мишени нач. частица с энергией «f » т начинает замедляться, последовательно испуская новые частнцы и резонансы. С мишенью взаимодействует ун<е медленная частица, энергия к-рой порядка ~ т (Р < 1). Ср. число п рождённых частиц логарифмически возрастает с ростом энергии: п ssyln(Sjm) (Y = [ln(l/p)]_1). Движение замедляющейся частицы в плоскости прицельного параметра представляет собой случайное блуждание с шагом « І/m. Следовательно, Ьг — ^znlm2 «s (y/m2)ln(s/s0),
в возникает отмечавшийся выше рост эфф. радиуса взаимодействия с увеличением энергии.
В релятивистской квантовой теории Полюсы Редже ве являются единств, особенкостями в /-плоскости. Анализ диаграмм Фейнмана [51 и многочастичных членов условия унитарности [6] показывает, что в /-плоскости возникают движущиеся точки ветвления, связанные с обмеком в f-какале неск. полюсами Редже, ^напр. R и п померонами (рис. 4). График, отвечающий двухред-жеонному ветвлению, соответствует двукратному перерассеяншо на составляющих адроны частицах. В ред-жеокной теории сформулированы правила вычисления таких диаграмм [7] и правила, позволяющие сопоставить с каждой диаграммой определ. класс неупругих процессов, і приводящих к возникновению её MHK-
иой части [8]. Так, двухпомероииое ветвлеййе связаио С дифракц. процессами (рис. 5, а), процессом образова-
Рис. 4.
ния двух мультипериферич. цепочек (рис. 5; 6) и эффектами поглощения в одйой мультипериферич. цепочке (рте. 5, в). Эти правила позволяют вычислять харак-їеристики процессов множеств, образования адронов, «$ли известны вклады полюсов Редже и сопровождающих их ветвлений в амплитуды упругого рассеяния ад-, ровов.
Сеченне дифракц. возбуждения одного из сталкивающихся адронов с образованием адронной системы с большой массой, M2 » S01 характеризуется диаграммой трёхпомеройного взаимодействия (рис. 6), к-рее является частным случаем трёхред-жеонного взаимодействия. Трёхред-жеониые диаграммы используются для описания инклюзивных процессов ab —* сХ при , высокой энергии в пределе, когда фейнмановская переменная х — 2ptlY~s —> 1 (здесь ри —, продольный импульс адроиа в системе центра инерции, X—совокупность ос-Рис. в. та л ьных, не регистрируемых адроиов).
© 20 Физическая энциклопедия, т. 4
При высоких энергиях наиб, существенны ветвления, связанные с обменом в /-канале Полюсом Редже данного типа аі и произвольным числом'полюсов Померан-чука. Такие ветвления имеют те Же спгнатуру, йзоспин, G-чётность, что и полюс щ, одйако, вообще говоря, ие обладают определ. чётностью. При учёте йгетвлевей в /-плоскости амплитуды рассеяния не обладают свойством факторизации. Дисперсионный метод вычисления вклада диаграмм Фейнмана, приводящих к движущимся ветвлениям [7], позволяет выразить этот вклад через упругие (рис. 7, а) и неупругне (рис. 7, б) перерассея-
P г р < ... р
Рис. 7.
ния нач. адронов. Наиб, простой вид имеет вклад полюса Померанчука и всех n-померойных ветвлений в амплитуду упругого рассеяния в т. н. эйкональном приближении, учитывающем только упругие перерассеяния:
(5)
где бр(з, Ь) — амплитуда в пространстве прицельных параметров, соответствующая обмену полюсом Померанчука. При параметризации вычета в форме “у(0)ехр(Д2*) ф-ция 6p(s, b) имеет вид
Vp(0)iKaP(0))(s/so)
CXp(O)-I
X-
16л{ й^+а^[1п (s/вр)—ijt/2] j
______________________________
4 [ Bp+“p<lnWe»)“ilc/2)]
ехр X
(6)
Imf
I
г
Учёт всех пере рассеяний особенно важен в случае, когда Д = Ctp(O) — 1 > 0, Прн очень высоких энергиях
Г
величина Tm6^(s, b) » 1 в области Ъ2 < 4a Aln2 (s Js0).
В этой области прицельных параметров амплитуда рассеяния в 6-пространстве /(s, Ь), согласно ф-ле (5), близка к г/2, что соответствует рассеянию на чёрном
шарике. При Ъ2 > 4a^Aln2(s/s0) величины бр (s, Ь) и
f(s, Ь) малы. Амплитуда рассеяния имеет вид, изображённый на рис. 8, а квадрат радиуса взаимодействия и полное сечение взаимодействия адронов растут пропорц. InVs0), т. е. максимально допустимым, согласно Фруассара ограничению, образом. В теории надкритич. померонас Д > 0 удаётся преодолеть теоретич. трудности, связанные с быстрым энергетнч. ростом кеупругих дифракц. процессов, случае ap(0) = 1.
Р. п. м. прк учёте движущихся ветвлений позволяет понять и количественно описать обширную эксперим. информацию о бинарных процессах при высоких энергиях. Недостаток метода — наличие большого числа феноменологич. параметров, характеризующих траектории и вычеты полюсов Редже. Большое число свободных параметров возникает также при описании в рамках Р. п. м. разл. характеристик процессов множественного рождения адронов, таких, как инклюзивные спект-
Aln(^fl) Рис. в.
вознннавшие
305
РЕДЖЕ
РЕДЖЕОН
ры (см.,Инклюзивный процесс), корреляции и т. д. Эти терретич. неопределенности могут быть значительно уменьшены при исио.чь зов ал ин дополнит, соображений, основанных на І/ЛҐ-разложении [где N — число цветов или типов (ароматов) кварков, т. е. N « 3] в KXД а модели кварк-глюонных струн [9]. В рамках такого подхода с полюсами р, о>, 4а, ... сопоставляются планарные диаграммы (рис. 9, д), а с полюсом Померанчука —? цилиндрические (рис. 9, б). Сплошные линии иа этих
