книги из ГПНТБ / Мурзин В.С. Множественные процессы при высоких энергиях

Эти данные представлены на рис. 7.25. Во всех случаях наблюда­ емая вторичная частица и мишень одинаковы, однако поведение им­ пульсных спектров различно. Первые три реакции дают хорошее со­ гласие распределений, но реакция 4 заметно выпадает из общей зако­ номерности. Импульсное распределение лг-мезонов в реакцию ур —

— лг такое же, как и для реакции 4. Различия поведения реакций 1—3 и 4 связаны с общим вопросом о приближении к области скейлинга. Ряд соображений о причинах возникновения раннего скейлинга обсуждается в лекции Чана [73]. Как показано в гл. 4, мюллерреджевское расссмотрение приводит к асимптотическому предель­ ному поведению структурных функций в предположении решающе­ го вклада обмена полюсом Померанчука. При рассмотрении прибли­ жения к асимптотическому пределу следует учитывать и другие реджевские траектории. Можно ожидать (см. § 8.3), что в области фрагментации приближение к пределу будет происходить по закону (ім (t, M 2/s)s~ 1/2, где f)M—вычет в главном полюсе р-траектории. При энергиях 10—30 Гэв вклад члена, зависящего от s, вообще говоря, велик. Однако при некоторых условиях вклад этого второго члена

отрицательных пионов в ур-столкновении (проинтегрировано по всем уг- (а) и для отрицательных пионов в я^-столкновении (б).

269

может оказаться малым. Эти условия пытаются находить из анало­ гии с поведением полных сечений [73]. Можно сформулировать сле­ дующее эмпирическое правило: если квантовые числа двух сталки­ вающихся частиц а и b таковы, что в прямом канале реакции резо­ нансы не образуются (экзотическая реакция), то сечение сгпшш (ab) в первом приближении не зависит от энергии. Примерами таких ре­ акций могут служить рр- и рп-столкновения. По-видимому, в этих случаях вклад реждевского члена, зависящего от энергии (т. е. ßM), равен нулю. Примером неэкзоттеской реакции (в s-канале име-

Рис. 7.25. Спектр продольных импульсов при фрагмен­ тации мишени для разных налетающих частиц.

ются резонансы) может служить яр-столкновение. Сечение сгполн это­ го процесса продолжает падать до значительно больших энергий, чем для рр-столкновений.

Используя аналогию между полным и одночастичным инклюзив­ ным сечениями, можем обобщить приведенное выше эмпирическое

правило. Если квантовые числа системы частиц abc в инклюзивной реакции ab с + X экзотические (т. е. в канале с недостающей массой Мх нет резонансов), то структурная функция не должна за­ висеть от энергии. Это правило является первым приближением и справедливо, лишь когда 11 \ < 1 (Гэв/с)2 [73]. Существуют и исклю­

чения из правила, например, когда квантовые числа Ьс экзотиче­ ские. В связи с этим предлагались различные уточнения упомяну­ того эмпирического правила*.

270

(7.36) экзотические, то для них можно ожидать раннего скейлинга.

в области фрагментации при двух энергиях — 6 и 22 Гэв. Для пер­ вой (экзотической) реакции сечения в области фрагментации совпа­

22 Гэв/с. Эта же величина для второй (неэкзотической) реакции равна 0,449 + 0,22 и 0,335 + 0,017 для 6 и 20 Гэв/с соответствен­ но. Таким образом, в этой работе, а также и в некоторых других подтверждается, что в экзотических реакциях сечения не зависят от энергии, тогда как в неэкзотических заметно меняются с энергией.

7.5.4.Распределения продольного импульса

всистеме налетающей частицы

Если обратиться к изучению сечений в системе, в которой поко­ ится налетающая частица, то можно получить новые данные, каса­ ющиеся фрагментации частиц различной природы, тогда как выбор мишеней в L-системе ограничен.

Рис. 7.26. Нормированное сечение образования лг-мезонов в системе налетающей частицы для раз­ личных первичных частиц.

На рис. 7.26 представлены результаты измерения сечений обра­ зования я _-мезонов в системе налетающей частицы (обозначим эту

271

систему символом «-}-») для различных первичных частиц, кото­ рые в данном случае можно рассматривать как мишени [44]. Все сечения существенно различаются, поскольку мишени различны.

Рис. 7.27. Сечение образования яг мезона в области фрагмен­ тации я+ мезона в реакции п+р-+я~Х для разных энергий.

На рис. 7.27 показано сечение образования лг-мезонов в обла­ сти фрагментации я +-мезона при разных энергиях [22]. Величина

0 ,4 Гэв/с

dzo

F(Pl\) = I dp{f dp2x dpi (7.37)

О

272

(Е+, pi_ — в системе налетающей частицы), характеризующая нор­ мированное сечение в области фрагментации, существенно разли­ чается при энергии 7 и 18,5 Гэв. В первом случае это сечение равно

0,0088 rh 0,0003, а во втором — 0,0055 + 0,0003.

Таким образом, в области фрагментации налетающей частицы скейлиноговое поведение до 18 Гэв не наступает.

§ 7.6. К О Э Ф Ф И Ц И Е Н Т НЕУПРУГО СТИ И О С О Б ЕН Н О С Т И ЕГО РА СП РЕД ЕЛ ЕН И Я

Коэффициент неупругости на протяжении ряда лет интенсивно изучался в экспериментах с космическими лучами. Этот параметр непосредственно связан с энергией сохранившегося нуклона и опре­ деляет долю энергии, затраченную первичным нуклоном на обра­ зование новых частиц.

В симметричных столкновениях коэффициент неупругости — инвариант лоренцевских преобразований. Рассматривают полный коэффициент неупругости:

где Еі — энергии всех вторичных частиц (кроме сохранившегося или перезарядившегося нуклона);

вениям. В L-системе импульс одного из вторичных нуклонов мал по сравнению с Ер.

Различают еще и парциальный коэффициент неупругости как

Однако существование избыточного заряда в начальном состоянии (например, в pp-столкновении) приводит к отклонениям от этого правила.

В каждом отдельном случае доля энергии, передаваемая от­ дельным сортам частиц, может флюктуировать очень сильно. Экспе­ риментально это установлено для а яо и а я±. В какой мере коррелированы между собой а я_ и а я+, неизвестно.

Сохранение адронов после взаимодействия дает возможность формально ввести коэффициенты неупругости и в яр-столкновениях:

273.

невозможно решить вопрос, какой из вторичных пионов сохранив­ шийся или перезарядившийся.

Поскольку роль двойной перезарядки я - -> я+, по-видимому,

где Е0п- — начальная энергия пиона (в^Дсистеме). В пион-нук- лонных столкновениях иногда исследуют также коэффициент не­ упругости нуклона. Для это­

го вычисляют

в яр-и pp-столкновениях протекают по-разному, то и распределе­ ние а ло в этих процессах существенно различается. Это иллюстри­ руется рис. 7.28, на котором показано распределение а л» в рр-

неупругости может дать дополнительную информацию о процессах

274

В инклюзивных опытах для вычисления парциальных и полных коэффициентов неупругости можно использовать формулы (7.38)— (7.42).

В космических экспериментах часто изучается зеркальный коэф­ фициент неупругости, так как для его вычисления не требуется знать энергию первичной частицы (см. [П.1]).

Основным, твердо установленным фактом является постоянство (с точностью ~10%) коэффициента неупругости в рр- и р-ядерных столкновениях в интервале энергий от 10 до 103 Гэв (см. [П.1]). Этот вывод согласуется с независимостью спектров протонов от энер­ гии*, отмеченной ранее.

Другая проблема, которая до сих пор не решена, это вопрос о зависимости коэффициента неупругости от атомного номера ядрамишени. Существуют противоречивые данные, одни из которых утверждают наличие слабой зависимости (медленнее, чем Л0,15) [77], другие не обнаруживают такой зависимости [78, 79]. Если зависи­ мость Кр от А отсутствует, то это потребует введения совершенно новых идей в модели столкновения нуклонов с ядром. В ряде работ высказывалось по этому поводу предположение о том, что после столкновения нуклон некоторое время не может взаимодействовать

Недавно спектры различных частиц были исследованы в опытах

и свидетельствует о некоторой зависимости КР от Л.

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1.Копылов Г. И. Основы кинетики.ГМ., «Наука», 1970.

2.Балдин А. М. и др. Кинематика ядерных реакций. М., Атомиздат, 1968.

3.Feynman R. Р. Phys. Rev. Lett., 1969, v. 23, p. 1415.

4.Kato S. Nuovo cimento, 1972, v. 10A, p. 48.

5.Krish A. D. Phys. Rev. Lett., 1963, v. 11, p. 217.

6.Krish A. D. Phys. Rev., 1964, v. 135B, p. 1456.

7.Krish A. D. Phys. Rev. Lett., 1967, v. 19, p. 1149.

8. Chou T., Yang C. Proc. Conf. on High Energy Phys. and Nucl. Structure. North Holland, Amsterdam, 1967, p. 348.

9.Honecker R. e. a. Nucl. Phys., 1971, v. 32, p. 141.

10.Zieminski A. Nucl. Phys., 1969, v. B14, p. 75.

11.Лебедев A. M., Славатинский С. А. Препринт ФИАН, 1973.

12.Акимов В. H. и др. «Изв. АН СССР. Сер. физ.», 1971, т. 35, с. 2017.

13.Akimov V. N. е. a. Proc. of the XV Int. Conf. on High Energy Phys., Kiev, 1972, S12—4.

14.Van Hove L. Phys. Lett., 1969,V . 28, p. 429; Nucl. Phys., 1969, V . 9, p . 331.

15.Матвеев В. А., Мурадян P.M., Тавхелидзе A. H. Препринт ОИЯИ

E2—6638, Дубна, 1972.

* На самом деле существуют небольшие различия спектров и, следо­ вательно, небольшие изменения коэффициентов неупругости.

275

16.Benecke J. e. а. Phys. Rev., 1969, v. 188, p. 2159.

17.Hagedorn R., Ranit J. Nuovo cimento, Suppl., 1968, v. 6, p. 169.

18.Беленький C. 3., Ландау Л. Д. «Успехи физ. наук», 1955, т. 56, с. 309.

19.Фейнберг Е. Л. «Успехи физ. наук», 1971, т. 104, с. 539.

20.Friedländer Е. М. Nuovo cimento, 1966, v. 41, р. 418.

21.Law М. Е. е. a. Compilation of Data on Inclusive Reactions, LBL—80, 1972.

22.Ratner L. G. e. a. Rep. Roshester Conf. on High Energy Phys., 1971; Phys. Lett., 1972, V . 38B, p. 260.

23.Akerlof C. W. e. a. Phys. Rev., 1971, v. D3, p. 645.

24.Day J. L. e. a. Phys. Rev. Lett., 1969, v. 23, p. 1055.

25.Hoang T. F., Rhines D., Cooper W. A. Phys. Rev. Lett., 1971, v. 27, p. 1681.

26.Moffeit К- C. e. a. Phys. Rev., 1972, v. D5, p. 1603; Swanson W. P. e. a. Phys. Rev. Lett., 1971, v. 27, p. 1472.

27.Foster M., Cole J., Kim E. Phys, Rev., 1971, v. 27, p. 1312.

28.Gensh V., Schreiber H. Prepr. Inst, für Hochenergiephysik DAW, Berlin, DDR, 1971.

29.Abolins M. A. e. a. Phys. Rev. Lett., 1970, v. 25, p. 126.

30. Berger E. L., Oh B. Y., Smith G. Phys. Rev. Lett., 1972, v. 28, p. 322.

31.Sims W. H. e. a. Vanderbilt Univ. Preprint, 1972.

32.Antony R. W. e. a. Phys. Rev. Lett., 1971, v. 26, p. 38.

33.Smith D., Sprafka R., Anderson J. Phys. Rev. Lett., 1969, v. 23, p. 1064.

34.Фоломешкин В. H. «Ядерная физика», 1972, т. 15, с. 383.

35.Bertin А. е. a. Phys. Rev. Lett., 1972, ѵ. 42В, p. 493.

36.Banner M. e. a. Proc. XVI Int. Conf. High Energy Phys., Batavia, 1972.

37.Chan Hong-Mo., Loskewicz Y., Allison W. Nuovo cimento, 1968, v. 57A, p. 93.

38.Bartch J. Nucl. Phys., 1969, v. Bll, p. 373.

39.Bigi A. Proc. X Int. Conf. on High Energy Phys. at CERN, Geneva, 1962, р. 247.

40.Allaby J. V. e. a. Rep. at IV Int. Conf. on High Energy Collisions, Oxford, 1972.

41.Morrison D. Rep. at IV Int. Conf. on High Energy Collisions, Oxford, 1972.

42.Славатинский С. А. «Тр. Физ. ин-та АН СССР», 1970, т. 46, с. 40.

43.Ерофеева И. Н. и др. «Письма ЖЭТФ», 1969, т. 9, с. 390.

44.Alston—Garnjost М. е. a. Phys. Lett., 1972, ѵ. 39В, р. 402.

45.Абдурахимов А. У. и др. Препринт ОИЯИ, 1973 (в печати).

46.Chan Hong-Mo. е. a. Phys. Rev. Lett., 1971, v. 26, p. 672.

47.Erinhorn M. B. Phys. Lett., 1972, v. 37B, p. 292.

48.Elbert J. W. Phys. Rev., 1971, v. D3, p. 2043.

49.Michejda L. Rep P. No. 1325 /VI/pk. Warzawa, 1971.

50.Aachen — Berlin — Bohn — CERN — Cracow — Heidelberg — Warsaw Collaboration. Rep. at IV Int. Conf. on High Energy Collisions, Oxford, 1972.

51.Allaby J. V. e. a. CERN Report 70—12, Geneva, 1970.

52.Anderson E. e. a. Phys. Rev., 1967, v. 19, p. 198.

53.Mück M. e. a. Report DESY F — 1 — 72/1, 1972.

54.Morrison D. CERN/D Ph II Phys. 72—19, 1972.

55.Диденко Л. А. и др. «Изв. АН СССР. Сер. физ.», 1973, 37 (в печати).

56.Гайтинов А. Ш. Диссертация, Алма-Ата, 1972.

57.Lai S. е. a. Proc. Int. Conf. Cosmic Rays., Jaipur, 1964, v. 5, p. 260.

58.Daniel R. R. e. a. Nuovo cimento, Suppl., 1963, v. 1, p. 1169.

59.Галстян Д. А., Жданов Г. Б., Третьякова М. И. «Ж- эксперим. и теор. физ.», 1966, т. 51, с. 417.

60.Азимов С. А. и др. В сб.: Взаимодействия частиц высоких энергий с нук­ лонами и ядрами. Ташкент, «ФАН», 1972, с. 85.

61.Böggild Н. е. a. Nucl. Phys., 1971, v. В27, р. 285.

62.Шляпников А. В. и др. Phys. Lett., 1972, ѵ. 39В, р. 279.

63.Friedländer Е. М. е. a. Nucl. Phys., 1963, v. 40, р. 13.

64.Жданов Г. Б. и др. «Изв. АН СССР. Сер. физ.», 1971, т. 35, с. 2076.

65. Мурзин В. С., Сарычева Л. И. «Изв. АН СССР. Сер. физ.», 1969, т. 33,

с. 1454.

276

Г л а в а 8

КОРРЕЛЯЦИОННЫЕ ЭФФЕКТЫ

§ 8.1. П Р О Б Л Е М А КОРРЕЛЯЦИЙ

В проблеме корреляций можно выделить два аспекта. Во-первых, значительную информацию о процессах, происходя­

щих при множественном рождении, дает изучение корреляций меж­ ду различными параметрами одной частицы. Сейчас известно, что часть таких корреляций содержит динамические эффекты (напри­ мер, корреляции р_L и р \|).

Во-вторых, корреляционные свойства проявляются в распреде­ лениях и обычно связываются с невозможностью факторизации распределений. Иногда такая факторизация может быть обуслов­ лена независимостью параметров, например р± и р\\ (исследуется одночастичное распределение по двум параметрам), в других слу­ чаях, когда рассматривают факторизацию двухчастичного распреде­ ления по какому-либо одному параметру (например, распределение по быстроте двух различных частиц в инклюзивном опыте), неза­ висимостью частиц.

Изучение двухчастичных распределений в инклюзивных опытах увеличивает количество информации. Например, интерес к функции С2 [см. формулу (4.25)] обусловлен тем, что различные модели пред­ сказывают заметно разную зависимость С2 от s. Полностью некор­ релированные модели (с пуассоновским распределением множествен­ ности) дают С2 = 0, мультипериферические модели С2 ~ Ins, диф­

ракционная модель С2 ~ Y s и т. д.

Можно рассмотреть все усложняющиеся этапы инклюзивных

278