Множинні процеси
 
а б в г д е ж з и й к л м н о п р с т у ф х ц ч ш щ ъ ы ь э ю я
 

Множинні процеси

Множинні процеси, народження великого числа вторинних сильно взаємодіючих часток ( адронів ) в одному акті зіткнення часток при високій енергії. М. п. характерні для зіткнення адронів, проте в окремих випадках вони спостерігаються і при зіткненнях інших часток, якщо їх енергія достатня для народження декількох адронів (наприклад, при електронних зіткненнях на прискорювачах з зустрічними пучками). При зіткненнях адронів з енергією вище декілька Гев М. п. домінують над процесами одиночного народження мезонів і пружного розсіяння часток. Вперше М. п. спостерігалися в космічних променях, проте ретельне їх вивчення стало можливим після створення прискорювачів заряджених часток високих енергій. В результаті досліджень взаємодії часток космічних променів з енергією до 10 6 —10 7 Гев в лабораторній системі координат, а також часток від прискорювачів з енергією до ~ 10 3 Гев (зустрічні пучки) виявлені деякі емпіричні закономірності М. п.

загрузка...

  З найбільшою вірогідністю в М. п. народжуються найлегші адрони — nі-мезоні, що становлять 70—80 % вторинних часток. Значну долю складають також До-мезони і гіперони (~ 10—20 %) і нуклон-антінуклонниє пари (порядка декілька відсотків). Багато хто з цих часток виникає від розпаду тих, що народжуються резонансів .

  Вірогідність зіткнення, супроводжуваного М. п. (ефективний переріз М. п.), при високих енергіях майже не залежить від енергії часток, що стикаються (міняється не більше ніж на декілька десятків відсотків при зміні енергії зіткнення в 10 4 разів). Приблизна постійність перетину М. п. привела до моделі «чорних кульок» для опису процесів зіткнення адронів. Згідно цієї моделі, при кожному зближенні адронів високої енергії на відстані, менші радіусу дії ядерних сил, відбувається непружний процес множинного народження часток; пружне розсіяння при цьому носить в основному дифракційний характер (дифракція хвиль де Бройля часток на «чорній кульці»). Ця модель зіграла важливу роль в розвитку теорії сильних взаємодій (зокрема, у встановленні теореми Померанчука про рівність ефективних перерізів взаємодії часток і античасток при гранично високих енергіях). З іншого боку, згідно квантової теорії поля, можливе повільне зростання перетину М. п. із збільшенням енергії Е , не швидше, ніж ln 2 Е (теорема Фруассара).

  Число часток, що народжуються в різних актах зіткнення адронів певної енергії, сильно варіює і в окремих випадках виявляється дуже великим ( мал. 1 ). Середнє число вторинних часток <n> (середня множинність) повільно зростає із зростанням енергії зіткнення Е і практично не залежить від типа адронів, що стикаються ( мал. 2 ). При існуючій точності вимірів залежність <n> від енергії однаково добре описується як логарифмічною, так і статечною (типа E v ; v < 1 ) функцією від енергії, що утрудняє вибір між різними теоретичними моделями М. п., пророчими різних типів цієї залежності. Середня множинність багато менше максимально можливого числа вторинних часток, яке визначається умовою, що вся енергія зіткнення в системі центру інерції (с. ц. і.) часток, що стикаються, переходить в масу спокою вторинних часток. Так, при зіткненні протонів з енергією 70 Гев (від прискорювача Серпуховського) з протонами мішені могло б народжуватися до 70 p-мезонів, насправді ж середня множинність заряджених часток при цій енергії складає 5—6 часток. Це означає, що на створення маси спокою вторинних часток йде лише невелика частина енергії зіткнення, тобто енергія витрачається головним чином на повідомлення овной частини часток великої кінетичної енергії, що генеруються (великого імпульсу). В той же час характерною емпіричною закономірністю М. п. є те, що поперечні (до осі зіткнення) компоненти р ^ імпульсів вторинних часток, як правило, малі. Середнє значення р ^ ; складає приблизно 0,3—0,4 Гев/с і майже постійно в дуже широкої області енергій. Тому вторинні частки вилітають різко направленими потоками, що звужуються у міру зростання енергії, уздовж напряму руху часток, що стикаються (у с. ц. і. — вперед і назад, в лабораторній системі — по напряму руху налітаючої частки).

  Вивчення М. п. дуже істотно для з'ясування структури адронів і побудови теорії сильних взаємодій. В цьому відношенні особливе значення мають закономірності, встановлені при вивченні спеціального класу М. п., — т.з. інклюзівних процесів, коли з великого числа М. п., адронів «а» і «b», що відбуваються при зіткненнях, відбираються події з народженням певної частки «с» незалежно від того, які ін. частки (X) і в якій кількості супроводжують народження частки «с». На важливість вивчення інклюзівних процесів вказав в 1967 А. А. Логунов, що встановив на основі квантової теорії поля граничні закони зростання їх перетину із зростанням енергії (аналогічні теоремі Фруассара). При експериментальному дослідженні інклюзівних процесів на прискорювачі (1968) і порівнянні отриманих даних Серпуховськом з результатами дослідів при нижчих енергіях був виявлений своєрідний закон подібності в мікросвіті — т.з. масштабна інваріантність, або ськейлінг (scaling). Масштабна інваріантність полягає в тому, що вірогідність народження «інклюзівной» частки «с» з певним значенням подовжнього імпульсу p L , (проекції імпульсу на напрям руху часток, що стикаються) є при різних енергіях зіткнення універсальною функцією від змінної Х = p L /p макс , де р макс — максимально можливе (при даній енергії) значення подовжнього імпульсу частки «с» ( мал. 3 ). Т. о., подовжні імпульси вторинних часток зростають пропорційно енергії зіткнення. Вказівки на існування такого роду залежності виходили раніше при вивченні космічних променів. Вона витікала з того факту, що енергетичний спектр вторинної компоненти космічних променів майже точно повторює форму енергетичного спектру первинної компоненти (Р. Т. Зацепін і ін.). Масштабна інваріантність має глибокий фізичний сенс. Пояснення її на основі модельних уявлень про складену будову адронів було запропоноване в 1969 Р. Фейнманом . (У 1963 на можливість такої закономірності вказував американський фізик До. Уїлсон.)

  Експериментальні дані показують, що масштабна інваріантність спостерігається при зіткненнях не лише елементарних часток, але і атомних ядер при релятивістських енергіях.

  Через відсутність повної і послідовної теорії сильних взаємодій для пояснення емпіричних закономірностей, виявлених в М. п., використовуються різні теоретичні моделі. У статістіко-гідродінамічніх моделях [розвинених в роботах Ст Гейзенберга, Е. Фермі, Л. Д. Ландау (1949—53) і ін.] передбачається, що для сильно взаємодіючих часток протягом короткого часу зіткнення встигає встановитися статистична рівновага між частками, що утворилися в результаті зіткнення. Це дозволяє розрахувати багато характеристик М. п., зокрема середню множинність, яка повинна зростати з енергією по статечному закону Е n з показником міри n < 1 (у теорії Фермі — Ландау n = 1 / 4 ). У іншому класі моделей (італійські фізики Д. Аматі, С. Фубіні, А. Стангелліні і ін., радянські фізики Е. Л. Фейнберг, Д. С. Чернавський і ін.) вважається, що народження вторинних часток відбувається в «периферичних» або «мультіперіферічеських» взаємодіях адронів що виникають в результаті обміну між ними віртуальним p-мезоном або іншою часткою. З кінця 60-х рр. для теоретичного аналізу М. п. широко використовується уявлення про те, що сильна взаємодія при високих енергіях здійснюється шляхом обміну особливим станом — «реджеоном», що є як би струменем часток з монотонно змінним від частки до частки імпульсом (див. Сильні взаємодії ). Ці вистави (розвинені, зокрема, радянськими фізиками Ст Н. Грібовим, К. А. Тер-Мартіросяном і ін.) дозволяють кількісно пояснити багато закономірностей М. п. Згідно з «мультіперіферічеським» моделями і моделлю «реджеонов», середня множинність повинна зростати пропорційно логарифму енергії зіткнення.

 

  Літ.: Мурзін Ст С., Capичева Л. І., Множинні процеси при великих енергіях, М., 1974 (у пресі); Білий С. З., Ландау Л. Д., Гідродинамічна теорія множинного утворення часток, «Успіхи фізичних наук», 1955, т. 56, ст 3, с. 309; Фейнберг Е. Л., Множинна генерація адронів і статистична теорія, там же, 1971, т. 104, ст 4, с. 539; Feynman R., Very high-energy collisions of hadrons, «Physical Review Letters», 1969, v. 23, р. 1415; Ежела Ст Ст [і ін.]. Інклюзівниє процеси при високих енергіях, «Теоретична і математична фізика», 1973, т. 15 № 2; Тер-Мартіросян До. А., Процеси утворення часток при високій енергії, в кн.: Матеріали 6-ої зимової школи по теорії ядра і фізиці високих енергій, ч. 2, Л., 1971, с. 334; Розенталь І. Л., Множинні процеси при великих енергіях, «Природа», 1973 № 12.

  С. С. Герштейн.

Мал. 3. Графік, що ілюструє масштабну інваріантність в інклюзівном процесі р+р®p, - +Х (р — протон, p - — негативний p-мезон, Х — сукупність останніх адронів, що народилися в реакції). Залежність величини (2/p) xds/dx, пропорційною диференціальному перерізу народження p, - -мезона ds/dx, від х= р L / p мaкс ; експериментальні дані при різних енергіях зіткнення з точністю до помилок виміру укладаються в універсальну залежність від х. Різними значками помічені дані, зіткнення, що відносяться до різних енергій (імпульсам), в лабораторній системі; крапки при 1500, 1100, 500, 270 Гев / з отримані в дослідах на прискорювачі із зустрічними пучками в ЦЕРНе, при 70 Гев / з — в радянсько-французькому експерименті в Серпухове.

Мал. 1. Фотографія множинного народження заряджених часток, отримана в жідководородной бульбашковій камері «Мірабель», поміщеною в пучок p-мезонів з енергією 50 Гев на прискорювачі Серпуховськом.

Мал. 2. Середнє число вторинних заряджених часток n з як функція кінетичної енергії Q часток, що стикаються, в системі їх центру інерції. Різними значками позначені результати, що відносяться до розсіяння p ± -, К ± -мезонов і протонів на нуклонах.