Главная > Физика > Теория кварков (Коккедэ Я.)
<< Предыдущий параграф
Следующий параграф >>
<< Предыдущий параграф Следующий параграф >>
Макеты страниц

§ 2. Процессы множественного рождения

В заключение несколько слов о неаннигиляционных процессах рождения, таких, как

включающих большое количество образовавшихся частиц (большие множественности). В рамках предположения аддитивности эти процессы множественного рождения в частном случае -рассеяния описываются левой частью диаграммы фиг. 12, б. На этой диаграмме волнистые линии соответствуют частицам, образованным при столкновении кварка с кварком или кварка с антикварком.

В процессе столкновения взаимодействующие кварки могут, конечно, изменить свой заряд и (или) странность. Мы пренебрегаем резонансными эффектами.

Некоторые качественные черты рассматриваемых процессов следуют из этой модели вполне естественно [203]. Исходим из равномерного распределения энергии среди начальных кварков в системе центра масс. Ясно, что две конечные частицы, которые возникают из рекомбинации кварков мишени с двумя налетающими кварками, будут обладать гораздо большей энергией, чем любая из

образовавшихся частиц (волнистые линии). Следовательно, факт появления так называемых «частиц-лидеров», быстрых в систекге центра масс и несущих относительно большую долю кинетической энергии, естественно вытекает здесь из аддитивности. Отметим, что в этой картине заряд и (или) странность частиц-лидеров могут отличаться от соответствующих величин налетающей частицы только на одну единицу. Кроме того, модель предсказывает

где — степень неупругости столкновения , т. е. доля имеющейся кинетической энергии, переходящая в рождение частиц. Максимальное значение этой величины получается в том случае, когда в соответствующем процессе рождения при столкновении кварка с кварком или антикварком степень неупругости равна 1. Поэтому в предположении статистической картины указанного процесса мы ожидаем, что это значение достигается в пределе очень больших энергий. Данные по космическим лучам не противоречат результату, выражаемому формулами (8.8) [206].

Эту модель можно использовать для того, чтобы связать многопионные сечения рождения, индуцируемые в пион-нуклонных и нуклон-нуклонных соударениях [203—205]. В явном виде

где число образовавшихся пионов, о — сечения для частиц с нулевым зарядом и изоспином. При выводе этого соотношения предполагается, что 1) интегралы перекрытия слева и справа не зависят от индексов кварков и адронов (см. гл. 17, § 1), 2) вероятность перехода является некогерентной суммой всех возможных индивидуальных кварк-кварковых вкладов и 3) эти последние при данном одинаковы для всех и -взаимодействий. Тогда множитель 3/2 в (18.9) обусловлен тем, что в -рассеянии имеются девять членов, а в -рассеянии их шесть.

Чтобы получить из (18.9) соотношения между реакциями с определенными зарядовыми конфигурациями,

предположим, что все зарядовые конфигурации, допускаемые законом сохранения изоспина, распределены статистически в канале рождения частицы; тогда статистический вес каждой конфигурации вычисляется из коэффициентов Клебша — Гордона для изоспина.

Фиг. 16. Проверка соотношения типа (18.9) при 1 — измеренные значения а — предсказания о из а — предсказания а из а

Анализ различных многопионных экспериментов, по-видимому, подтверждает это предположение [207]. Таким способом из (18.9) получаем соотношения типа

Оказывается, что измеренные сечения великолепно согласуются с этими соотношениями в области

если сравнить сечения реакций, индуцируемых и при импульсах в лабораторной системе, находящихся в отношении как это предложено в гл. 14. Это ясно видно из фиг. 16 и 17, взятых из статьи Затца [204].

Фиг. 17. Проверка соотношения типа (18.9) при

1 — измеренные значения а — предсказания а из а — предсказания а из а

Необходимые пояснения даны в подписях к этим фигурам. Ожидается, что соотношения такого типа имеют смысл только далеко за порогом рождения рассматриваемых каналов.

Объединяя эту модель с моделью фоторождения, описанной в гл. 17, § 4, мы приходим к соотношениям между сечениями при высоких энергиях для процессов типа , где X — любое допустимое многопионное состояние адронов [205]. Здесь также наблюдается замечательное согласие с имеющимися данными.

<< Предыдущий параграф Следующий параграф >>
Оглавление