Структура высокоэнергетической амплитуды упругого адрон-адронного рассеяния в дифракционной области

Настоящая диссертация посвящена исследованию сильного взаимодействия адронов при высоких энергиях в дифракционной области передач импульса. Цель диссертации — разработать различные методы получения структуры амплитуды рассеяния, описывающей эти процессына основании имеющихся экспериментальных данных исследовать структуру и характеристики амплитуды рассеяния и дать возможные предсказания и рекомендации для будущих экспериментов на следующем поколении ускорителей УНК, HERA, RHIC, LH С.

Одним из основных положений в физике элементарных частиц является представление, что при достаточно высоких энергиях законы взаимодействия элементарных составляющих становятся достаточно простыми (например, идея великого объединения различных видов взаимодействия) и могут быть выведены из нескольких общих физических принципов. Большинство имеющихся строгих законов и ограничений на поведение амплитуды рассеяния адронов также получено в пределе сверхвысоких энергий взаимодействия [1].

Интенсивное развитие физики высоких энергий, начиная с создания ускорителя в Протвино и открытия так называемого «Серпуховского эффекта» [2], привело в настоящее время к общему мнению, что истинной теорией сильного взаимодействия является квантовая хромодина-мика (КХД), то есть квантовая теория поля, описывающая взаимодействие цветных кварков и глюонов, которая определяется соответствующим исходным калибровочно-инвариантным лагранжианом. Именно понятие цвета, введенное на основании представлений, связанных с составной кварковой моделью адронов [3, 4], позволило сформулировать КХД [5]. Различные теоретические расчеты, проведенные в рамках КХД, успешно описывают многие неупругие процессы в области малых расстояний, что соответствует большим передачам импульса, то есть области асимптотической свободы КХД [6, 7]. Это свойство КХД означает убывание инвариантного заряда с ростом С^)2, которое в одно-петлевом приближении описывается известной формулой [8].

Непосредственно из этой формулы (1) видна невозможность перехода к малым импульсам, то есть к большим расстояниям. Неприменимость теории возмущений для области малых импульсов, которую по аналогии с электродинамикой называют инфракрасной, связана с нелинейным взаимодействием безмассовых глюонов. Дополнительные трудности связны с так называемой гипотезой конфайнмента, согласно которой хромодинамические взаимодействия на больших расстояниях должны быть устроены таким образом, чтобы ни в каких экспериментальных условиях не возможно наблюдать свободные кварки или глюоны. То есть во взаимодействии адронов на больших расстояниях должна быть такая область, в которой происходит обесцвечивание первоначальных элементарных составляющих или, как в настоящее время формулируется, процесс адронизации.

Однако, в рамках релятивистской теории поля главные положения.

1) и многие асимптотические теоремы в большой степени связаны с областью малых передач импульса и, соответственно, в основном с областью больших расстояний. Именно для этой области был получен ряд строгих теорем и ограничений для амплитуды адронного рассеяния [9]. Центральное место среди них занимает введенное в работах H.H. Боголюбова по теории дисперсионных соотношений [1, 10] представление об амплитуде рассеяния как единой аналитической функции кинематических переменных, связывающей физические процессы в разных каналах. Это представление стало базисом многих развиваемых в настоящее время теоретических и феноменологических подходов к описанию сильных взаимодействий при высоких энергиях [11, 12].

Одной из наиболее важных является теорема И. Я. Померанчука [13], доказанная на основе дисперсионных соотношений, об асимптотическом равенстве полных сечений частиц и античастиц. что соединило аксиоматическую теорию поля и феноменологию сильных взаимодействий. Другим таким примером стал вывод, полученный М. Фруассаром и А. Мартэном [14, 15], о высоко-энергетическом ограничении на рост амплитуды рассеяния: полученный на основе представления Мандельстама и основных положениях аксиоматической теории поля.

Существенно важным свойством амплитуды рассеяния является ее кроссинг-симметрия, вследствии чего амплитуды протон-протонного.

2).

F±(E)| < C?:lnE i2.

3) и протон-антипротонного рассеяния выражаются через сумму и разность кросс-симметричной и кросс-антисимметричной части амплитуды рассеяния. На основе исследования аналитических свойств амплитуды рассеяния была разработана Редже-теория взаимодействия адронов [16], в которой крос-симметричная и крое-антисимметричная части амплитуды рассеяния можно представить в виде:

F+(E,-t = 0) = Y. CkP (cotlak)-i)Ea*-1 (4) к 1.

F-(E, —t = 0) = + (5) к z где, а к — есть константы, соответствующих к полюсов.

Среди нашедших широкое применение в физике высоких энергий подходов необходимо выделить квазипотенциальный метод A.A. Логунова и А. Н. Тавхелидзе [17], интенсивно исследованный в ряде последующих работ [18, 19], в рамках которого имеется возможность сочетать строгость основных принципов квантовой теории поля с использованием как эмпирических, так и эвристических соображений о характере взаимодействия частиц высоких энергий. Важной проблемой в квазипотенциальном подходе является выбор квазипотенциала, дающего адекватное представление процессов сильного взаимодействия, существование которого постулируется в этом подходе. В отличии от теории с малой константой связи, где имеется регулярный метод построения локального квазипотенциала с помощью теории возмущений [20], в случае сильных взаимодействий не существует пока однозначного метода построения потенциала взаимодействия. Поэтому приходится выбирать тот или иной вид потенциала, исходя из различных моделей адронного взаимодействия [21].

Характерной особенностью рассеяния адронов на малые углы является экспоненциальное падение амплитуды рассеяния как в области малых, так и больших передач импульса и вытекающее из этого предположение, что упругое рассеяние определяется глобальной структурой адрона [22, 23].

На квантово-полевом уровне структура адрона была рассмотрена в [24]. В этих работах, с использованием идеи об адронных возбуждениях осцилляторного типа [25, 26, 27], было показано, что экспоненциальное поведение амплитуды рассеяния соответствует, в некотором смысле, когерентному взаимодействию виртуальных мезонов, образующих «шубу» нуклона.

Представление о том, что при высокоэнергетическом рассеянии на малые углы адроны ведут себя как рыхлые протяженные объекты конечных размеров, отразилось в квазипотенциальном подходе в гипотезе о гладкости квазипотенциала взаимодействия [28, 29]. Теоретическая интерпретация и обоснование свойств гладкости квазипотенциала были рассмотрены с различных точек зрения, например, на основе условия унитарности для амплитуды двух частичного рассеяния [30], принципа автомодельности [31], метода когерентных состояний [32]. Существенное понимание физической природы гладкости взаимодействия в области высоких энергий было достигнуто с помощью метода приближения прямолинейных путей [33], формулировка которого была дана в рамках функционального интегрирования в квантовой теории поля [34].

Использование идеи о гладкости локального квазипотенциала позволило в рамках квазипотенциального метода дать качественное объяснение широкому спектру наблюдаемых закономерностей процессов сильного взаимодействия адронов при высоких энергиях [35, 36, 37].

Наличие динамического уравнения для амплитуды рассеяния позволяет в квазипотенциальном подходе найти главный асимптотический член, а также поправки к нему в различных областях передачи импульса [38, 39]. Обобщение квазипотенциального метода на случай частиц со спином [40]-[45] дало возможность эффективно применять его для изучения реальных физических систем. Используя гипотезу о существовании гладкого локального квазипотенциала, можно получить стандартное эйкональное представление для амплитуды рассеяния на малые углы, впервые предложенное в релятивистской квантовой механике [46]. Для амплитуды рассеяния при этом рассмотрении справедливо представление:

Эйконал х{р-> в (6) определяется динамикой сильных взаимодействий на больших расстояниях и непосредственно связан с квазипотенциалом:

Квазипотенциальная теория сильного взаимодействия дает возможность развить единый подход к исследованию процессов рассеяния на малые и большие углы [39, 47] на основе разделения вкладов малых.

6) и больших расстояний в гладком локальном квазипотенциале, определенном представлением вида:

ОО.

V (s, t=-A2)=g (s)jQ dxpt (s, x) ext. (8).

При этом для жестких процессов существенной оказывается область 0 < х < 1 ГэВ-2, а для мягких — область х > 1ГэВ~2. С помощью этого метода можно построить представление для амплитуды рассеяния [47], которое дает возможность эффективно использовать проведенное в квазипотенциале взаимодействия разделение вкладов малых и больших расстояний и является основой изучения процессов рассеяния частиц высоких энергий в различных областях кинематических переменных.

Спиновые эффекты в адронных реакциях на больших расстояниях позволяют получить информацию о фундаментальных свойствах взаимодействия частиц, их структуре и волновых функциях. В настоящее время существуют обширные поляризационные программы на ускорителях HERA, RHIC и LHC (см. например [48, 49, 50]).

В рамках пертурбативной КХД, было показано [51], что величина анализирующей способности в адрон-адронном рассеянии должна быть порядка:

An ос mas/fp. где т — порядка адронной массы. Следовательно, можно ожидать достаточно большую величину анализирующей способности, по крайней мере, при средних величинах pf, при которых спин-флиповая амплитуда будет играть важную роль в дифракционных процессах.

Большинство современных концепций позволяет нам заключить что процессы адронного взаимодействия при высоких энергиях и ограниченных передачах импульса, которые могут быть описаны с помощью померонного обмена, то есть обмена в ¿—канале частицей с нулевыми квантовыми числами и синглетной по цвету, в значительной степени определяется областью больших расстояний.

Вакуумная ¿—канальная амплитуда обычно связывается в КХД с двух-глюонным обменом [52]. Свойства бесспинового померона были проанализированы в [53] на основе модели КХД, с учетом непертур-бативных свойств теории. Отметим этот подход как стандартную померонную модель. Было предложено много различных моделей и подходов померонного обмена как, например, непертурбативный двух глюонный обмен [54], БФКЛ померон [55, 56], померон на решетке [57] и различные другие непертурбативные КХД модели. [58, 59, 60].

Структура спина померона — открытый вопрос для дифракционного рассеяния поляризованных частиц. В настоящее время обнаружено достаточно много спиновых эффектов при высоких энергиях и фиксированных передачах импульса [61, 62] и выполнено несколько исследований по извлечению величины адронной амплитуды с переворотом спина из имеющихся, вообще говоря недостаточных, экспериментальных данных по поляризационным эффектам при высоких энергиях [63, 64]. Эти исследования показывают, что отношение амплитуды с переворотом спина к амплитуде без переворота спина может быть ненезначительно и возможно слабо зависеть от энергии. Это означает, что померонный обмен приводит к определенным вкладам в спиновые эффекты. Считается, что в событиях с большой разницей по быстроте, наблюдаемые в CERN [65] и DES Y [66], и в других дифракционных и упругих реакциях при высоких энергиях доминирует померонный обмен. Следовательно, имеется возможность, что померон имеет сложную спиновую структуру, что делает в настоящее время померон одним из популярных объектов исследования. Ожидается, что интенсивные поляризационные программы на HERA, RHIC и LHC дадут исчерпывающую информацию по исследованию спиновых эффектов в адронных реакциях [67]. Так, высоко интенсивные поляризованные протонные пучки на RHIC могут дать существенную информацию об энергетической зависимости спиновых эффектов в очень широком диапазоне энергии: от y/s = 50 (Гэв) до y/s = 500 (Гэв). Энергетическая зависимость анализирующей способности А^ и двойного спинового корреляционного параметра Д/удт, например, должна дать информацию относительно происхождения спиновых эффектов при высокой энергии.

В основном полагают, основываясь на вычислении простейших диаграмм КХД, что спиновые эффекты падают с ростом энергии пропорционально обратной степени энергии в системе центра масс, и обмен помероном не ведет к эффектам спина в дифракционном диапазоне при сверхвысоких энергиях. Вычисления полного набора спиральных амплитуд рассеяния адронов в дифракционном области взаимодействий в настоящее время не могут быть выполнены, поскольку они требуют рассмотрения конфайнмента и вкладов из многих диаграмм. Развитые полуфеноменологические модели [68]-[73] содержат ряд свободных параметров, которые, как ожидается, можно будет получить на основе будущих экспериментальных данных.

Некоторые модели предсказывают спиновые эффекты отличные от нуля при 5 —>• оо, —0. В этих моделях амплитуды с переворотом спина, приводящие к слабо изменяющимся спиновым эффектам с ростом энергии, связаны со структурой адронов и их взаимодействием на больших расстояниях [68, 69]. В работе [68] спин-зависящий поме-рон конструируется в модели вращающейся материи внутри адрона. Этот подход основан на концепции адронной токовой плотности [74]. Модель [69] рассматривает вклад «морской» пары кварк-антикварка во взаимодействие адрона на больших расстояниях.

Это представление может быть связано со спиновыми эффектами, определяемыми вкладами высших порядков по ас, в пертурбативном подходе КХД. В рамках КХД анализа при фиксированных передачах импульса было показано, что различные вклады, определяемые глю-онной лестницей [70] и кварковыми петлями [71], могут привести к амплитуде с переворотом спина, возрастающей как 5 в пределе 5 —> оо. Дополнительные спин-флиповые вклады к кварк-померонной вершине могут быть связаны с инстантонами (см. например [72, 73]).

При высокой энергии двухчастичная амплитуда, определяемая по-меронным обменом, может быть написана в форме:

Т{8^ = гз1Р{811)У1:1}111Р®У^1Р. (9).

1Р ($,£) есть функция, определяемая померонным обменом, со слабой энергетической зависимостью ~ (1п в)" и — померон-адронная вершина. Даже пертурбативные вычисления померонной амплитуды соответствующей структуры достаточно сложны и, кроме того, для области передач импульса порядка 1 ГэВ2 требуют оценки величины непертурбативных вкладов. Вычисления амплитуды (9) в непертурба-тивной двух-глюонной модели обмена [53] и в модели БФКЛ померона [55, 56] показывают, что померонные связи имеют простую форму:

У&р = Рннр I1*• (10).

В этом случае померонный вклад ведет к слабой энергетической зависимости дифференциального сечения с параллельными и антипараллельными спинами и уменьшению их разницы обратно пропорционально степени 5. Следовательно, спиновые эффекты будут подавлены степенным образом по в.

Ситуация существенно изменяется, когда рассматриваются вклады кварковых и глюонных петель на больших расстояниях, которые ведут к сложной структуре спина померона. Как упомянуто выше, эти эффекты могут быть определены адронной волновой функцией для померон-адронной связи или добавлением глюонной петли для кварк-померона связи. В результате, появляются спиновые асимметрии, которые имеют слабую энергетическую зависимость при в —>¦ со.

Проблема определения величины адронной амплитуды с переворотом спина оказалась тесно связанной с выдвинутым проектом по определению поляризации ускорительного пучка поляризованных протонов по эффекту кулон-ядерной интерференции. Эта проблема имеет очень важное значение для всей спиновой программы по упругим и глубоко неупругим спиновым эффектам, так как для их определения мы в первую очередь должны знать величину поляризации первичного пучка, Так как адроны являются заряженными частицами, то кроме сильных взаимодействий имеются также вклады электромагнитного взаимодействия [75]. Эффект кулон-ядерной интерференции [76, 77, 78], в частности, используется для определения вещественной части адрон-ной амплитуды без переворота спина. При интерференции кулоновской и ядерной амплитуды возникает дополнительная фаза. Эта фаза, приближенно вычисленная в [79], в дальнейшем оценивалась в диаграммном подходе [80, 81] и эйкональном приближении [82]. Знание этой фазы при больших передачах импульса может позволить оценить эффекты кулон-ядерной интерференции в области дифракционного минимума, где по предварительной оценке [83] они могут быть не малы. Однако, использование этого метода кулон-ядерной интерференции затрудняет также возможное наличие дополнительного вклада от адронной амплитуды с переворотом спина, величина и энергетическая зависимость которой при малых передачах импульса и высоких энергиях неизвестна. Это вызвало ряд работ, в которых сделаны попытки оценить этот возможный дополнительный вклад из имеющийся экспериментальной информации. При этом возникает существенный вопрос об энергетической зависимости различных частей адронной амплитуды рассеяния при разных передачах импульса и изменении фаз кулон-ядерной интерференции и собственно адронной амплитуды рассеяния.

Эти эффекты необходимо учитывать и при так называемом «без^мо-дельном» извлечении основных параметров амплитуды упругого рассеяния из экспериментальных данных. Фактически, в таком подходе, как правило, используются те или иные теоретические предположения о поведении различных частей амплитуды рассеяния с изменением передачи импульса. При этом часто такой анализ одних экспериментальных данных опирается на те или иные базовые величины, полученные в другом эксперименте.

Так например, при получении величины р (отношения реальной части амплитуды рассеяния без переворота спина к ее мнимой части) в 11А4/2 эксперименте величина полных сечений бралась из другого эксперимента, проводившегося на десять лет раньше, что в частности и определило достаточно малую величину полученного р{/~8 = 540 ГэВ). Таким образом возникает чрезвычайно важная проблема: с одной стороны, определить, какие получаемые из экспериментальных данных базовые величины являются истинно «экспериментальными», а какие — теоретически зависимыми и насколькос другой стороны, требуется разработка новых методик получения необходимой информации, максимально не зависящех от теоретических предположений. Повышение точности измерений в будущих экспериментах при наличии новых методик обработки информации позволит исследовать тонкие асимптотические эффекты, как, например, наличие осцилляций и оддеронного вклада при малых передачах импульса в будущих экспериментальных программах.

Первая глава диссертации посвящена формулировке динамической модели взаимодействия адронов с учетом сильных форм-факторов и построению амплитуды рассеяния без переворота и с переворотом спина для упругого адрон-адронного рассеяния и реакции перезарядки. В рамках динамической модели с учетом взаимодействия на больших расстояниях вычислены спин-флиповые амплитуды мезон-нуклонного и нуклон-нуклонного упругого рассеяния. В этих вычислениях проведен последовательный учет вкладов нуклона и Азз-изобарного состояния в й-канале, разница и сумма которых во многом определяют величину амплитуды с переворотом спина для упругих нуклон-ну к лонных, мезон-нуклонных реакций и для реакции перезарядки, соответственно. Учет сильных форм факторов в соответствующих вершинах и преда-симптотических вкладов позволил корректно описать в рамках единой модели дифференциальные сечения и спиновые эффекты упругих адрон-адронных реакций 7Г4 ТУ —> 7r+~N, К+~ N —)• N, NN NN и реакции перезарядки л~р —> 7г°п. Учет вклада вторичных реджионов в реакции перезарядки привел к адекватному описанию поляризации с, так называемым, «двойным нулем». Получены предсказания для дифференциальных сечений и спиновых эффектов для высоких энергий. Рассмотрена зависимость различных частей полученной амплитуды рассеяния от переданного импульса. Проведен анализ для поведения наклона амплитуды рассеяния и дифференциальных сечений в зависимости от передачи импульса. Показано, что в области энергии рассеяния 1-ТэВ эйконал достигает своего унитарного предела на малых прицельных расстояниях, что приводит к изменению динамики адронного взаимодействия. Получены соответствующие предсказания для упругого протон-протонного рассеяния при энергии ЬНС.

Во второй главе рассматриваются следствия для протон-протонного и протон-антипротонного рассеяния, вытекающие из структуры амплитуды рассеяния, полученной в рамках разработанной модели. Так, рассмотрена зависимость различных физических эффектов от вещественной части амплитуды рассеяния без переворота спина. На основе модельного анализа амплитуды высокоэнергетического протон-протонной и протон-антипротонного рассеяния получено объяснение поведения дифференциальных сечений и поляризации в области диффракционной структуры. Показано, что различие в поведении сечений в области дифракционного минимума в протон-протонном и протон-антипротонном рассеянии при л/з = 9.78СеУ и у/в = 52.8СеУ объясняется различным поведением вещественной части амплитуды рассеяния, связанного с вкладом вторичных реджионов в этих реакциях. Получены предсказания для ряда новых эффектов, зависящих от поведения вещественной части амплитуды рассеяния по Ь и 5. Так, предсказывается эффект существенно разной поляризации в области дифракционного минимума для этих реакций при Р^ = 100ОеУ и приблизительно одинаковой поляризации при Рх > 5000еУ. Предсказываются достаточно большие спиновые эффекты при сверхвысоких энергиях приблизительно одинаковые для протон-протонного и протон-антипротонного рассеяния.

Исследовано влияние существующего спин-зависимого померонного вклада в дифференциальные сечения с параллельными и антипараллельными спинами сг (^) и сг (^), их возможными величинами и зависимостью энергии. Оцениваются возможные статистические ошибки для реального физического эксперимента в области энергии 11Н1С. Показано, что такой эффект спинового вклада будет не мал и вполне измерим с достаточно не высокими статистическими ошибками при передачах импульса ~ 2ч-3(Гэв)2. Эти измерения способны дать информацию относительно связи померона и структуры адрон-адронной амплитуды рассеяния.

На базе анализа низко-энергетических экспериментальных данных с использованием феноменологической структуры амплитуды рассеяния, полученной при pi = 6 ГэВ/с, и модельной амплитуды высокоэнергетического рассеяния получена амплитуда рассеяния, описывающая экспериментальные данные по поляризации в области сравнительно низких энергий рассеяния б < < 200 ГэВ/с. Исследован вклад протон-протонной амплитуды с переворотом спина в кулон-ядерную интерференцию в области малых передач импульса 10~4 < t <0.1 ГэВ2. Получены предсказания для возможного вклада адрон-ной амплитуды в кулон-ядерную интерференцию при высоких энергиях и энергетические зависимости отдельных частей амплитуды рассеяния при различных передачах импульса. Определена величина и энергетическая зависимость дополнительного вклада адронной амплитуды с переворотом спина в кулон-ядерную интерференцию, знание которой необходимо при проектировании интерферометра для измерения поляризации пучка.

В третьей главе диссертации в рамках эйконального приближения получена взаимно однозначная связь между значением эйконала при нулевых прицельных параметрах и отношением упругих к полным сечениям. При исследовании скорости роста полных сечений был выполнен анализ энергетической зависимости померона и эйконализиро-ванного померона. На основе анализа данных CDF коллаборации был показан рост интерсепта суперкритического померона в области энергий SPS по сравнению с областью энергий ISR. Было показано, что интерсепт эйконализированного померона примерно в два раза превышает интерсепт померона, что, в принципе, дает возможность для согласования большого интерсепта, получаемого в КХД расчетах, с наблюдаемым на эксперименте. Показано, что данные CDF коллабо-рации по отношению упругих сечений к полным подтверждают большое полное сечение около 80 мб при л/s = 1800 ГэВ, полученное этой же коллаборацией. Показано, что эйконализация померона приводит к существенному уменьшению интерсепта затравочной померонной амплитуды.

Исследовано влияние различных потенциалов, резко меняющих свое поведение на определенном, достаточно большом расстоянии. Показано, что такие потенциалы могут приводить к осцилляциям с большой частотой и зависящим от q периодом при малых переданных импульсах. Проведенный анализ экспериментальных данных с учетом вклада таких потенциалов позволил получить параметры потенциала и описать имеющиеся осцилляции в дифференциальных сечениях.

Выполнен анализ спиновой структуры амплитуды кварк-кваркового рассеяния при высоких энергиях и передачах импульса t >1 ГэВ2. Показано, что в КХД диаграммах порядка cvf глюонные вклады приводят к спин-флиповой амплитуде, растущей пропорционально s. Это означает существование спиновых эффектов при высоких энергиях в реакциях, определяемых померонным обменом. Найденная амплитуда с переворотом спина Tf составляет несколько процентов амплитуды без переворота спина.

В четвертой главе диссертации разработан метод вычисления фазы кулоновской амплитуды во втором Борновском приближении с учетом форм фактора взаимодействующих частиц. Показано, что точные вычисления фазы с монопольным форм фактором, использованным ранее, отличаются от расчетов [82]. Вычисленная фаза кулоновской амплитуды с дипольным форм фактором существенно изменяет поведение фазы кулон-ядерной амплитуды, особенно в области Щ > 0.05(ГэБ~2). Полученные результаты дают возможность определения вещественной части амплитуды рассеяния в диффракционной области передач импульса без использования дополнительных предположений о поведении амплитуды рассеяния. Получено эйкональное представление для полной кулон-ядерной фазы, являющейся аналогом формулы ^/ез^Уеппе, но позволяющее вычислять кулон-ядерную фазу во всей диффракционной области взаимодействия адронов.

Эти расчеты позволили уточнить форму поляризации в области малых передач импульса и впервые получить величину и энергетическую зависимость анализирующей способности А^ и спинового корреляционного параметра А^^ в области дифракционного минимума, обусловленные кулон-ядерной интерференцией. Эти вычисления особенно важны для будущих экспериментов на ускорителях НЕЛА-]Ч, ЫН1С, ьнс.

В пятой главе диссертации рассмотрены вопросы определения полных сечений — <7ш, наклона дифференциальных сечений — Б, отношения вещественной части амплитуды рассеяния к ее мнимой частир. фазы кулон-ядерного рассеянияср. Показана возможность вычисления формы мнимой части амплитуды рассеяния в зависимости от пол}г-ченных экспериментальных данных. На этой основе рассматривается соответствие гипотезы об экспоненциальном поведении мнимой части амплитуды рассеяния базовым параметрам упругого рассеяния, полученным в экспериментальных работах по упругому протон-протонному и протон-антипротонному рассеянию. Показано, что в значениях базовых параметров, полученных во многих работах на основе анализа экспериментальных данных, имеется существенная неопределенность. Анализ экспериментальных данных основанный на предлагаемой методике дал в некоторых случаях существенно отличные значения рассматриваемых величин. Это ставит вопрос о правильности существующих анализов экспериментальных данных на основе дисперсионных соотношений.

При анализе данных UA4/2 коллаборации при у^ = 5461 ['эБ было открыто новый эффект — уменьшение наклона дифференциальных сечений в кулоновской области передач импульса. Показано, что этот эффект может быть объяснен наличием вклада спиновой амплитуды. Было также найдено, что значение р в этом эксперименте равно 0.19 ± .04, что существенно отличается от значения полученного при анализе этого эксперимента членами коллаборации UA4/2.

Показано, что высокоточные данные dN/dt UA4/2 коллаборации при y/s = 541 Гэ В:' совместимы с предсказаниями of Auberson — Ki-noshita — Martin (АКМ) типа осцилляций в области очень малых передач импульса. Эти осцилляции являются периодическими по с соответствующим периодом ~ 2 • 10~2 ГэВ. Предложен метод, позволивший показать статистически достоверное наличие такой периодической части амплитуды рассеяния в существующих экспериментальных данных. Проанализированы следствия присутствия такой осциллирующей части для определения вещественной части амплитуды рассеяния без переворота спина.

В шестой главе диссертации предложены новые идеи для разработки методов анализа экспериментальных данных с целью получения параметров амплитуды упругого рассеяния, таких как полное сечение и величина вещественной части амплитуды рассеяния. Так, показана возможность получения из специфических свойств базового уравнения для дифференциальных сечений величины вещественной части амплитуды рассеяния в узкой области переданного момента для протон-протонного рассеяния при высоких энергиях и для протон-антипротонного рассеяния при низких энергиях. Предложен новый метод для определения величины полных сечений на основе анализа поведения реальной части амплитуды рассеяния. На базе этих методов получено с высокой точностью полное сечение протон-антипротонного рассеяния при = 540 ГэВ'.

На основе анализа формы поляризации получена новая связь полных сечений и положения максимума поляризации. Это может позволить получать величину полных сечений адронного рассеяния без знания значений светимости и нормализационных коэффициентов. Предложены новые методы определения структуры амплитуды без переворота спина в области малых передач импульса.

Показана возможность получить ограничения величины амплитуды с переворотом спина из экспериментальных данных по дифференциальным сечениям упругого адрон-адронного рассеяния и вычислены возможные величины. Соответствующие оценки подтверждают ире" дыдущий анализ экспериментальных данных при л/з = 540 ГэВ и возможный вклад амплитуды с переворотом спина.

Исходя из полученных формул для поведения наклона дифференциальных сечений упругого адронного рассеяния получены оценки на возможный вклад от амплитуд с переворотом спина в дифференциальные сечения в области малых переданных импульсов, что позволяет определить величину спиновой части амплитуды рассеяния в случае, когда эта часть не мала без учета кинематического фактора у/Щ.

Получены соотношения для коэффициентов мнимой и вещественной части амплитуды с переворотом спина и предложен новый метод определения этих коэффициентов из измерения анализирующей способности при плохом знании величины поляризации пучка, что позволяет определить величину спиновой части амплитуды рассеяния в случае, если эта часть мала без учета кинематического фактора ^¿-Щ.

В заключении суммированы основные результаты, полученные в диссертационной работе.

Заключение

.