Изучение явлений из области непертурбативной КХД в столкновениях адронов и тяжелых ионов

В 1964 году Гелл-Манн [1] и Цвейг [2] выдвинули идею, что все многообразие элементарных частиц, открытых к этому времени, может быть получено всего лишь с помощью нескольких фундаментальных конститу-ентов, получивших название «кварки». На сегодняшний день насчитывается шесть различных видов или «ароматов» кварков, а именно up, down, strange, charmed, top и bottom кварки. Чтовы избежать нарушения принципа Паули в случае с ^" -гипероном, все три странных кварка которого должны одновременно находиться в S-состоянии, была предложена еще одна квантовая степень свободы, именуемая «цветом». Согласно кварковой теории мезон состоит из кварк-антикварковой пары, так что цвета кварка и антикварка нейтрализуют друг друга, в то время как барион состоит из трех кварков, чьи цвета (красный, желтый и зеленый) должны в комбинации давать бесцветное белое состояние. Частицы, отвечающие за перенос цветового заряда между кварками, называются «глюонами». В квантовой электродинамике (КЭД) электрически заряженные фермионы взаимодействуют посредством обмена безмассовым электрически нейтральным бозоном (фотоном). В теории сильных взаимодействий взаимодействие между кварками (фермионы) осуществляют восемь безмассовых, но зато имеющих цветовой заряд глюонов (бозоны), с константой сильного взаимодействия asПоэтому теория сильных взаимодействий называется квантовой хромодинамикой (КХД).

Точечно-подобные частицы внутри протонов были обнаружены в экспериментах по глубоконеупругому рассеянию электронов на протонах в SLAC (Stanford, California) в 1968. Фейнман назвал эти частицы «партонами» [3], и только через несколько лет непрерывных исследований свойств этих объектов гипотеза об идентичности партонов кваркам и глюонам стала реальностью.

В отличии от КЭД, в КХД константа сильного взаимодействия, а^, возрастает для больших расстояний и уменьшается для малых, на которых кварки становятся квази-свободными. Поэтому для «жестких» процессов (или для процессов с большим переданным квадратом импульса С]2) константа связи ах (с?2) = АЦ4<�З2/Л2) ' здесь п/ - число ароматов и Л является свободным параметром теории) меньше единицы, и поэтому применима теория возмущений. С другой стороны очевиден тот факт, что основной вклад в сечение неупругого рассеяния, например адрон-адронных взаимодействий, дают процессы с малыми (З2, именуемые «мягкими» процессами. Динамика множественного рождения частиц в мягких адронных соударениях интенсивно исследовалась в течение последних 25 лет. Большинство экспериментов было выполнено с помощью пузырьковых камер, поэтому лишь малая часть заряженных частиц, а именно протоны с импульсом Раъ < 1.2 СеУ/с, были идентифици-рованны по плотности ионизации их треков. Информация о нейтральных частицах также ограничена. Статистика для эксклюзивных каналов реакций, в которых известны природа и импульсы всех частиц в конечном состоянии, обычно не очень высока в экспериментах на пузырьковых камерах (см. [/]), хотя и предоставляет очень интересную информацию не имеющую теоретического количественного описания на сегодняшний день. Таким образом, для изучения инклюзивных реакций необходимо разработать специальные алгоритмы для разделения спектров заряженных частиц.

Изучение инклюзивных процессов в адрон-адронных взаимодействиях при не очень высоких энергиях уже предоставило экспериментальное доказательство того, что асимптотическое поведение спектров вторичных адронов подчиняется неким общим закономерностям, вытекающим из довольно общих принципов [3, 4].

В настоящее время мы имеем достаточно большое количество экспериментальных данных по множественному рождению частиц в адрон-адронных взаимодействиях, для описания которых неприменима пертурбативная КХД ввиду отсутствия процессов с большими переданными импульсами. Поэтому описание мягких процессов может быть проведено только в рамках феноменологических моделей, делающих конкретные предположения о механизме адронизации кварков, конфайнменте и субпроцессах между кон-ституентами. Развитие моделей мягких взаимодействий, использующих кварк-партонное описание адронных столкновений, в особенности Лунд-ской модели [5] или модели кварк-глюонных струн (МКГС) [6], предоставляет важную информацию о роли различных партонных механизмов в динамике множественного рождения частиц в мягких адронных взаимодействиях. Так например монте-карловская модель ун-та г. Лунд РШТЮР [7], которая успешно описывает мягкие процессы для ряда реакций, не может адекватно описать характеристики ]эр-аннигиляции, которая ответственна за большую часть различий в распределениях частиц по множественности и в инклюзивных спектрах мезонов в рр и рр взаимодействиях [I, V).

Хорошо известно, что сечение процесса рр аннигиляции падает с ростом энергии сталкивающихся частиц пропорционально й-½, и поэтому изучать аннигиляцию при 32 СеУ/с гораздо удобнее, чем при более высоких энергиях. Одним из распространенных методов исследования аннигиляции является метод субтракции (вычитания), в котором данные, полученные для рр взаимодействиях, вычитаются из соответствующих данных, полученных для рр взаимодействий. Применение этого метода, однако, основано на предположении об эквивалентности неаннигиляционных процессов в рр взаимодействиях процессам в рр взаимодействиях. Это предположение не является очевидным. Более того, существует ряд моделей подобных МКГС, например модель дуальной топологической унитаризации ОТ11 [8], в которых процессы обсуждавшиеся выше описываются по-разному. По этой причине сравнительный анализ выхода заряженных и незаряженных странных частиц в рр ж неаннигиляционных рр взаимодействиях может оказаться решающим для проверки теоретических моделей. К сожалению, эксперименты проводимые на пузырьковых камерах предоставляют главным образом информацию об инклюзивном образовании частиц в адрон-адронных взаимодействиях, и отсутствие полной идентификации барионов как в рр так ив рр эксперименте при 32 ОеУ/с не позволяет провести подобный сравнительный анализ напрямую. Возможным является сравнение инклюзивных и полуинклюзивных спектров барионов в рр взаимодействиях с комбинированными спектрами барионов и антибарионов в рр взаимодействиях, подобно сравнению спектра протонов с объединенным спектром протонов и антипротонов.

Другой феноменологический подход для описания множественного рождения частиц в адронных или ядерных взаимодействий известен как гидродинамическая модель Ландау [9, 10]. В рамках этой модели на первом этапе два сталкивающихся протона (или ядра), сжатые в системе центра масс на лоренц-фактор 7 = у^^тп, проникают друг в друга, создавая зону горячей ядерной материи в области перекрытия. Получившаяся в результате нагрева материя рассматривается как кипящая жидкость спонтанно возникающих и аннигилирующих адронов. Вторая стадия расширения происходит в соответствии с законами релятивистской гидродинамики. Предсказывая и описывая многие особенности, как, например, независимость среднего поперечного импульса < Рт > от энергии сталкивающихся частиц, или универсальность Р^-распределений вторичных частиц в диапазоне Рт < 1 GeV/c, который содержит более 95% общего числа частиц, рожденных в реакции, гидродинамическая модель продолжает давать правильные предсказания даже при низких энергиях, где среднее число вторичных частиц < п > «4−5 [11].

Подобная термодинамическая трактовка содержит один очень важный факт, впервые отмеченный Хайгедорном при анализе спектра масс известных к тому времени адронов. Он открыл, что ядерная материя не может существовать в прежней форме при температурах выше определенной, так называемой температуры Хайгедорна. Выше этой температуры материя должна переити в новую фазу, в которой конституентные кварки становятся свободными. Дальнейшее сжатие должно привести к образованию кварк-глюонной плазмы (QGP), где субстанция именуемая «конституентные кварки» плавится и любой из кварков и глюонов, принадлежавших «конституентному кварку» (или инстантону), получает возможность свободно перемещаться по всему объему. Этот процесс становится возможным при энергиях в лабораторной системе выше пороговой энергии деконфайн-мента [II].

EqL «7⁸ GeV/nucleon, которая относительно мала! Например, рр и рр взаимодействия при 32 GeV/c лежат внутри указанного интервала энергии. Температура перехода также не очень высока, 150-ь220 MeV, и мы опять имеем дело с непер-турбативным КХД-явлением.

Наличие даже небольшого количества QGP может существенно повлиять на динамику расширения системы. Фазовый переход типа QGP —у адроны обладает рядом особенностей, которые должны быть тщательно изучены. Одним из таких вопросов является динамика фазового перехода. Если этот переход является переходом первого рода, то надо принять во внимание и рассмотреть: а) нуклеационныи механизм, ответственный за появление новой фазы, и темп нуклеацииЬ) процесс роста новой фазы вплоть до момента окончания процесса конверсии одной фазы в другуюс) различные схемы пространственно-временной эволюции системы как целого.

Следующие главы диссертации содержат обзор вопросов, перечисленных выше. Исследования основаны на результатах и выводах, изложенных в работах [I — VIII].

Основные результаты проведенного нами исследования показывают, что:

А) Топологические и инклюзивные сечения частиц в событиях с идентифицированным протоном являются практически одинаковыми в рр и рр взаимодействиях;

B) Нет никакой разницы между спектрами идентифицированных протонов (Р1аЬ <1−2 СеУ/с) в рр ж рр взаимодействиях при 32 СеУ/с;

C) Инклюзивные и полуинклюзивные спектры остальных заряженных частиц, которые были отнесены к пионам, также демонстрируют одинаковое поведение в обоих случаях;

Б) Инклюзивные спектры нейтральных странных частиц совпадают в пределах ошибок.

Полученные результаты свидетельствуют в пользу предположения об одинаковом характере множественного рождения частиц в рр и неаннигиляци-онных рр взаимодействиях.

Одним из следствий данной эквивалентности должно быть также одинаковое поведение спектров протонов в рр взаимодействиях и комбинированного спектра протонов и антипротонов в рр взаимодействиях. Подобная проверка может стать решающей также и для любой теоретической модели, поскольку хорошо известно, что некоторые из них успешно описывают, например, данные по аннигиляции, но не могут удовлетворительно воспроизвести неаннигиляционные рр взаимодействия и рр взаимодействия (кварк-фрагментационная модель [43, 44]). Подробное исследование этой проблемы, сравнение инклюзивных спектров заряженных частиц в рр ж рр столкновениях при 32 СеУ/с, равно как и результаты предсказаний МКГС для обеих реакций, будет представлено в следующих разделах диссертации.

2.2 Множественность заряженных частиц в рр и рр взаимодействиях.

2.2.1 Форма распределений по множественности.

Воспроизведение правильной формы распределений по множественности заряженных частиц, полученных в результате столкновений при высоких энергиях, является основной проверкой для любой теории, претендующей на описание множественного рождения частиц. Ряд теоретических моделей, базирующихся главным образом на предположении о большом количестве независимых рассеивающих центров в адронных соударениях, предсказывает, что распределение по множественности заряженных частиц должно описываться распределением Пуассона [45]. В качестве рассеивающих центров могут быть выбраны, например, морские кварк-антикварковые пары либо партоны [3]. Обозначим вероятность рождения пары заряженных пионов в некоторой области (центре) как р, тогда д = 1 — р будет вероятностью того, что подобная пара отсутствует. Предположим, что вероятность р одинакова для всех центров и что механизм рождения пар в каждом центре не зависит от процессов, происходящих в соседних центрах. Тогда вероятность Р (^) того, что з пар будут созданы в системе, имеющей N центров, определяется биномиальным распределением:

If now N —"¦ оо and Np —"• Л, a finite constant, lim P (j) = A’exp (-A)/j! (2.2).

N oo.

Np^X т. е. распределением Пуассона [45].

В другой модели [46] использование центральной предельной теоремы приводит к следующим выражениям для множественностей заряженных.

2.1) частиц в адронных соударениях при высоких энергиях:

Р U) = exp{-(j — m)2/2(j2} Ё.

2.3) где = Еехр {-U-m)2/2a2}.

2.4) з> о, а о и т являются параметрами модели. Эти уравнения не исключают, однако, выбора распределения Пуассона в качестве асимптотического случая для описания распределений по множественности [46].

Заметные отклонения распределений по множественности от пуассонов-ского распределения отмечались в работах [47, 48]. В статье [II] также показано, что форма распределения по множественности заряженных частиц в неупругих рр и рр взаимодействиях при рассматриваемых энергиях, как впрочем и в недифракционных событиях, не описывается простым распределением Пуассона. Полученные распределения по множественности шире, чем пуассоновское распределение.

В работе [49] бозе-эйнштейновские флуктуации были предложены в качестве основного источника уширения распределений по множественности. В простейшем случае, для которого п одинаковых бозонов, рожденных в одном событии, распределены среди к элементарных ячеек фазового пространства с одинаковой a priori вероятностью для каждой ячейки, распределение заселенности каждой ячейки будет задаваться отрицательным биномиальным распределением в форме: где < щ >=< п > /к для всех ячеек. Для к = 1 распределение (2.5) переходит в распределение Бозе-Эйнштейна для отдельной ячейки, в то время как для к п > распределение (2.5) переходит в пуассоновское распределение [49].

Рп (< п >, к) п + к-1)! <�щ>п п (к — 1)! (<Пг>+ 1) п+к п.

2.5).

Как показано в статье [II], отрицательное биномиальное распределение хорошо описывает распределения по множественности заряженных частиц в рр и рр взаимодействиях при 32 СеУ/с. Моменты распределений по множественности, Сч =< пч > / < п записываются аналитически в терминах параметров < п > и к :

В/ < п >)2 =< п >-1 +к~г — В = (< п2 > - < п >2)½ (2.6).

С2 = 1+ < п ¦. (2.7).

Значения параметров, полученных для распределений (2.5) показаны на рис. 2.4 вместе с данными для более высоких энергий [50]. Их энергетическая зависимость соответствует росту вероятности р с ростом энергии. Сумма (< п >-1 +&-1), которая есть не что иное, как — 1, также представлена на данном рисунке.

Рис. 2.4 Энергетическая зависимость С2 — 1 = (-О/ < п±- >)2 (обозначена +) и параметров к~ 1 (открытые кружки) и п~1 (полные кружки) отрицательного биномиального распределения для распределений по множественности в рр и рр взаимодействиях, кривые 1,2 и 3 соответственно. Стрелкой указаны точки, соответствующие данному эксперименту.

Гипотеза фейнмановского скейлинга [3] для инклюзивных реакций в адронных соударениях вызвала многократные попытки получить дальнейшие следствия этого принципа, в частности, для распределений по множественности [51, 52]. Работа [52] была весьма популярной в связи с предсказанием так называемого «KNO-скейлинга» в распределениях по множественности в адронных соударениях при высоких энергиях. Основным предположением данной работы являлось предположение о достижении скейлингового режима при стремлении квадрата полной энергии системы, s, к бесконечности, так что распределение по множественности.

ЗД = ^ (2−8) tot (s) где О.

52]. Полученная асимптотическая зависимость имеет вид.

Pn (s) = —Ф (—M + О, (2.9) п> <п>) <п>2) 4 у где t/j (z), z = п/ < п > зависят от s только через свои аргументы. В.

53] для рр взаимодействий в интервале Рь = 12-^300 GeV/c применимость KNO распределений была показана в терминах переменной z' = (п±- — а)/< п±- — а >, здесь, а = 0.9 ± 0.1 является числом лидирующих частиц. Распределение ip (z') =< п±- — а > сГпР±/аЫс1 ПРИ 32 GeV/c находится в хорошем согласии с аппроксимацией [53] ф'{х') = az'^-V exp (-^'7) (2.10) с параметрами, а = 2.76, b = 0.758 и у = 1.8886. В работе [53] было также отмечено, что энергетическая зависимость средней множественности в реакциях с импульсом налетающего адрона до 300 GeV/c может быть с достаточной степенью точности аппроксимирована степенным законом Я = у/в — та — тъ (СеУ): п-а >= 1.35д0'57, (2.11) и показатель степени 0.57 очень близок к показателю степени 0.5, предсказываемому гидродинамической моделью Ландау.

В работе [54] А. Кайдалов и К. Тер-Мартиросян, анализируя множественное рождение частиц в померонных ливнях, предсказали существенное нарушение К1ЧО скейлинга при энергиях 8Р8-коллайдера. Действительно, заметный рост функции Сч и, соответственно, нарушение К1ЧО скейлинга наблюдалось в данных при 540 СеУ [50]. Трактовка померона как кварк-глюонного струно-подобного объекта [54] привела к созданию МКГС [6] и ее монте-карловской версии [32, 31]. Сравнение предсказаний этой модели с данными, полученными для рр и рр взаимодействий в широком диапазоне импульсов налетающей частицы от 12 до 100 СеУ/с, показало, что модель успешно описывает распределения по множественности и инклюзивные спектры частиц, имеющих различную природу [32, 31].

2.2.2 Корреляции по множественности заряженных частиц в передней и задней полусферах в СЦМ.

Проблема корреляций по множественности является очень важной и интересной, поскольку наблюдались значительные положительные корреляции данного типа в рр ж рр взаимодействиях при у/в > 20 СеУ [55, 56, 57], в то время как, например, в процессе е+е~ аннигиляции подобные корреляции отсутствуют [58]. Происхождение корреляций по множественности оказывается одним из основных тестов для многих моделей множественного образования частиц в адронных взаимодействиях. Для получения корреляционных данных и для правильного учета ошибок в определении топологических сечений для рр и рр столкновений использовался принцип симметрии начального состояния системы, с помощью которого устанавливалась зависимость < пр > от пвИменно, распределения числа частиц в задней полусфере пв = та для данного числа заряженных частиц п±- = п должны быть симметричны по отношению к величине пв = п±-/2 = п/2. Обозначим сг^ измеренное сечение событий с множественностью п, причем т частиц из них летят в заднюю полусферу. Предположим далее, что существует вероятность Р для каждой частицы из задней полусферы оказаться частицей, летящей в переднюю полусферу. В этом случае мы можем составить систему из п + 1 уравнений с n/2 + 1 неизвестными, связывающую экспериментальные сечения с истинными сечениями <7^: п п V^ (/^т—к г}т—к (¦ Г>к ~п к = Ъ Ст F I1 — Р) > т=к, & = 0,1, 2,., п/2 — 1 (2.12) n/2—1.

-.

Значения величин дгг1п были найдены из (2.12) методом наименьших квадратов. Найденные сечения <7Пв, п± — Для событий с числом частиц в задней полусфере равным пв и заданной множественностью п±позволяют установить наличие корреляций.

Yp-F °пв, п± Y (n± пв) (пв) = - = -. (2.13).

2^1апР, п± 2~/°пв, п± п±п±

Па рис. 2.5(а),(Ь) представлены экспериментальные зависимости < пр > {Р'в) 1 полученные с помощью уравнения (2.13), для неупругих и отдельно для недифракционных событий. Вместе с экспериментальными данными показаны предсказания модели Lund (версия 5.2) и МКГС для рр взаимодействий и МКГС для рр взаимодействий.

Согласие с экспериментальными результатами наблюдается только для модели кварк-глюонных струн. Распределения по величине пв в МКГС и в эксперименте показаны на рис. 2.6(а),(Ь) при различных п±-.

Рис. 2.5(a) — < riF > как функция (пв) в МКГС (сплошная кривая) и в Lund модели (пунктирная кривая) в сравнении с экспериментальными данными для неупругих (сплошные кружки) и недифракционных (открытые кружки) рр взаимодействий при 32 GeV/c.

8 I * 9 ё Ю В.

Рис. 2.5(Ь) — < пр > как функция (пв) в МКГС (сплошная кривая) в сравнении с экспериментальными данными для неупругих (сплошные кружки) и недифракционных (открытые кружки) рр взаимодействий при 32 СеУ/с.

Рис. 2.6 Распределения частиц, испущенных в заднюю полусферу, при фиксированной множественности заряженных частиц п±как функция барионной множественности в рр взаимодействиях (а) и рр interactions (b). Экспериментальные данные представлены пунктирными кривыми, а результаты расчетов по МКГС — сплошными линиями. Проставленные рядом с каждой кривой числа обозначают заданную множественность заряженных частиц.

Таким образом, в адроииых столкновениях при 32 GeV/c распределения по величине пв уже биномиального (иногда, впрочем, они довольно близки) распределения для всех п±-. Никакого уширения данного распределения, характерного для адронных взаимодействий при более высоких энергиях [59], не наблюдается.

Анализ показывает, что наблюдаемые положительные корреляции по множественности в различных полусферах при энергии данного эксперимента не являются истинными корреляциями, возникающими благодаря особому механизму образования частиц, но напротив, возникающими как следствие наложения разных событий, соответствующих различным механизмам взаимодействия с разной средней множественностью вторичных частиц. Наиболее четкое проявление этого эффекта заключается в присутствии в спектре рр взаимодействий аннигиляционных рр событий, сечение которых составляет до 17% от полного неупругого сечения сг^е1. Аннигиляция приводит к значительно большему корреляционному коэффициенту в рр взаимодействиях по сравнению с рр взаимодействиями и с оценками, полученными экстраполяцией энергетической зависимостью корреляционного параметра, найденного при более высоких энергиях [59].

2.3 Инклюзивные спектры заряженных частиц.

Восстановление инклюзивных спектров заряженных частиц во всей кинематически разрешенной области фазового пространства позволяет нам вычислить некоторые важные характеристики образования частиц. Кроме того, выделение спектра ./^-мезонов в рр взаимодействиях представляет особый интерес, поскольку обычно заряженные каоны не включаются в статистическую процедуру разделения спектров [IV, V]. Инклюзивное сечение отрицательных каонов, полученное методом статистической сепарации в рр взаимодействиях при 32 ОеУ/с, равно, а к- = 1.58 ±0.3 тЬ. Этот результат находится в соответствии с оценкой (сгк-)рр • 100% «5%, полученной из анализа данных по выходу К0 и.

Инклюзивные одночастичные распределения обычно исследуются в терминах следующих кинематических переменных: переменная Фейнмана, хр = 2Р^т'/л/з ,.

Тогда инвариантное сечение, используемое обычно для физической интерпретации данных в физике высоких энергий, будет: быстрота, и квадрат поперечного импульса, тинвариантное х распределение (х = хр).

Р (ж) =.

7Хл/в.

Е* ^Р.

1х (Щ т ' двойное дифференциальное сечение р|) = 2 тт^/в распределение по быстроте в СЦМ.

П, #а 2 к? хс1РГт и распределение по Ру у*.

1(7 I о у*<1Р$ш т '.

2.14).

2.15).

2.16).

2.17).

Р} ¦/ йР^&у*.

Символ * использован для обозначения величин в СЦМ. Инклюзивные и полу-инклюзивные инвариантные распределения Р (ж) показаны на рис. 2.7 для протонов (рр) и протонов с антипротонами (рр).

10* п*"2: г в г.

• • ¦

1 и «ъ 1.

ГЧТГГЧ1*'Т г" ТУ'"" Г*" *.

1. -р (рр).

ПА"="о11 ор+р (рр) I 8 Г $ 0.

ПШиЩЦПИНииНЦЧ Щ|Щ1111|"|1|1Н1ПН.

11 14 II I 1111 НИ щщщ||||, 111. Щ||Ш11,ш иишшищип.

0.

1.0. .5 1.0. .5 1.0. .Б 1. 0. .2 .4, 6 .8 1. X.

Рис. 2.7 Инклюзивные и полу-инклюзивные распределения ршр + рврр ж рр взаимодействиях. Гистограммой показан спектр антипротонов, предсказываемый МКГС для рр столкновений.

Гистограмма, приведенная на этом рисунке, показывает предсказания МКГС для объединенного спектра р + р в рр столкновениях. Данное распределение, так же как и остальные распределения, имеющие отношение к выходу заряженных барионов в обоих экспериментах, представленные в работе [V], ясно показывает, что инклюзивные спектры протонов в рр и протонов плюс антипротоны в рр взаимодействиях, соответственно, совпадают в пределах погрешности данных во всей кинематически разрешенной области фазового пространства. Данный вывод означает, в частности, что процесс фрагментации протона идет на валентном дикварке протона-мишени.

На рис. 2.8 показаны инклюзивные? а/?у* распределения заряженных мезонов в рр взаимодействиях при 32 СеУ/с вместе с предсказаниями модели кварк-глюонных струн. 0 1ТГГГП '1' ' п 1111- г*гг птгт1! I ' ч I I п гт 0 -3|.А.Л,"ШН |,|""1 >"|") &bdquo-|,|,|&bdquo-М,., 1, I I I I I I I I I I I I I 1 I 1 ' 11)11 1.1.

— 4−2 0 2 4.

У*.

Рис. 2.8 Распределения заряженных мезонов по быстроте в СЦМ в рр взаимодействиях. Гистограммами показаны предсказания МКГС, а сплошными кривыми — результаты аппроксимации данных гауссовским распределением (2.17).

Следует отметить, что МКГС воспроизводит форму и интегральное сечение инвариантных распределений заряженных частиц очень хорошо. Сплошными кривыми, наложенными на этих рисунках на распределения заряженных мезонов, показаны результаты аппроксимации последних гаус-совским распределением, а у* Лехр У 2.

2 В.

2.18).

Фитирующие параметры приведены в Таблице 2.

Заключение

и выводы.

Непертурбативные явления играют важную роль в физике высоких энергий. Они становятся существенными даже на расстояниях много меньше И ~ 1 /га, где, как предполагается, должна работать теория возмущений. Поэтому как теоретические, так и экспериментальные исследования явлений, динамика взаимодействия которых не описывается методами пертур-бативной теории, являются крайне интересными. Хотя о существовании сложной структуры адронов стало известно достаточно давно, все еще не существует единого подхода к описанию мягких адрон-адронных взаимодействий. Поэтому изучение мягких адронных процессов и сравнение полученных данных с предсказаниями различных полу-феноменологических моделей, использующих определенные предположения о динамике партон-ных взаимодействий, помогает выявить вклад различных партонных подпроцессов в механизм множественного рождения частиц. Модель кварк-глюонных струн, например, хорошо описывает инклюзивные распределения частиц в адронных столкновениях в довольно широком диапазоне энергий, поэтому дальнейшее использование этой модели для более подробного анализа, как-то корреляционные явления, образование резонансов и т. д., было бы желательно для лучшего понимания динамики адронных взаимодействий на кварк-партонном уровне.

Хорошо известно, что адроны являются бесцветными объектами из-за конфайнмента кварков. Цветовой деконфайнмент и восстановление кираль-ной симметрии являются чрезвычайно интригующими явлениями, которые могут происходить при больших плотностях энергии, полученных либо нагреванием (высокие температуры), либо сжатием (высокие барионные плотности). Открытие кварк-глюонной плазмы является главной целью будущих коллайдеров, Relativistic Heavy Ion Collider (RHIC, BNL) и Large Hadron Collider (LHC, CERN). В связи с этим изучение аспектов адрониза-ции плазмы, основывающееся на применении теории нуклеации к фазовому переходу первого рода QGP —адроны, позволяет выявить некоторые особенности данного процесса, которые могут быть использованы для экспериментального обнаружения QGP. Применимость макроскопического описания к ядро-ядерным столкновениям, равно как и сравнение с различными моделями, основанными либо на гидродинамике (модели релятивистской жидкости), либо на микроскопическом описании адронных и партонных взаимодействий (LUND, МКГС, RQMD, партон-каскадная модель и т. д.), остаются важными вопросами заслуживающими дальнейшего изучения.

Перечень главных результатов, представленных в диссертации.

1) Основными методическими результатами являются:

• Создание автоматической системы обработки данных на базе измерительно-вычислительного комплекса НИИЯФ МГУ. Создана полная инклюзивная лента суммарных результатов Data Summary Tape рр эксперимента при 32 GeV/c.

• Предложен модифицированный метод статистического разделения спектров заряженных частиц для симметричных систем сталкивающихся частиц. Применение данного метода позволило выделить спектр К~ мезонов в рр взаимодействиях при 32 GeV/c. Величина инклюзивного дифференциального сечения К~ мезонов при данной энергии равняется сгк- = 1.58 ± 0.30 mb.

2) Основные физические результаты полученные при изучении явлений из области непертурбативной КХД в адронных взаимодействиях и столкновениях тяжелых ионов могут быть сформулированы следующим образом:

• Исследование рр и неаннигиляционных рр взаимодействий при 32 GeV/c было проведено для событий с идентифицированными протонами. Сравнение этих процессов показывает, что полу-инклюзивные и инклюзивные спектры как нейтральных, так и заряженных частиц совпадают в пределах ошибок измерений. Полученные данные свидетельствуют в пользу гипотезы об одинаковом характере рр и неаннигиляционных рр процессов взаимодействия.

• Предыдущий вывод подтверждается также сравнением полу-инклюзивных и инклюзивных спектров протонов (в рр столкновениях) с комбинированным спектром протонов и антипротонов (в рр столкновениях), которые совпадают опять-таки в пределах погрешности измерений.

• Распределения по множественности заряженных частиц в обоих экспериментах удовлетворительно описываются отрицательным биномиальным распределением. Отнормированные моменты распределений по множественности, определяемые коэффициентами отрицательного биномиального распределения, < п > и к, оказались не зависящими от энергии, что свидетельствует об отклонении от КГТО скейлинга в областях малых и очень высоких энергий. В терминах переменной г' = (п±- — а)/ < п±- — а > форма К1Ю распределения для рр аннигиляции (а = 2) близка к неупругим рр взаимодействиям (ск = 1).

• Положительные корреляции по множественности частиц в передней и задней полусфере в СЦМ найдены в обоих экспериментах. Они возникают, главным образом, как результат сложения событий, отвечающих разным механизмам взаимодействия с различными средними множественностями вторичных частиц, например процессу рр аннигиляции. Эти данные хорошо описываются моделью кварк-глюонных струн.

• При энергиях данных экспериментов не достигнут скейлинговый режим в инвариантных хи^{-распределениях} как для заряженных, так и для странных нейтральных частиц.

• Было проведено изучение полу-инклюзивных и инклюзивных спектров заряженных частиц во всей кинематически доступной области фазового пространства. Показано, что МКГС предоставляет хорошее количественное описание данных обоих экспериментов.

• С другой стороны, многие предсказания гидродинамической модели остаются в силе при данной энергии. Инвариантное Р|-распределение заряженных мезонов в рр и рр взаимодействиях удовлетворительно описывается зависимостью от поперечной массы, а их распределения по быстроте — распределением Гаусса. Суммарные (?7У/.