|
|
и зада╦тся аномальными размерностями моментов. Вы-числе вле значений аномальных размерностей предсказывает, в частности, что с ростом Q2 ф-ции распределения логарифмически падают в области ^^0,2 и логарифмически возрастают в области ж<0т2. Такое поведение действительно наблюдалось экспериментально (рис. 2).
Для Г, н. п. рассеяния нейтрино (v) и антинейтрино
(vj на протоне сечения имеют вид
где Fit а, з ≈ структурные ф-ции Г. н. п. В модели пар-тонов '(в пренебрежении малым вкладом процессов с
Рис. 3. Зависимость
структурных ф-ций глубоко неупругого процесса vp-рассеянии от переменной х (данные разных эксперим. групп). J ≈
+ d + d + я ф-ция х -d); 3 ≈
0,25
0,50
0,75
.Fe
Рис. 4. Отношение структурных функций ядер железа и дейтерия, подел╦нных на соответствующие массовые числа (кружки ≈ данные НА-4 в ЦЕЫН, крестики ≈ данные СЛАН). Тонкие линии ≈ результаты расч╦тов в различных нуклоннык моделях ядра без уч╦та малонуклонных корреляций (пунктирная линия) и с его уч╦том (штриховая линия). Сплошная кривая ≈ уч╦т 2%-ного содержания эффективных нуклон-антануклонных пар,
изменением странности, пропорциональным величине sin2Gc«0,04, где 6(7 ≈ Кабиббо угол) сечения имеют вид
для сеяния
Большой интерес представляет также Г. н. п. на атомном ядре как один из осн. процессов релятивистской ядерной физики. Он да╦т не усредн╦нный по ядерному времени тяд«1/тл (где тл ≈ масса пиона), а «моментальный снимок» кварковой структуры ядра. На рис. 4 показано поведение отношения структурных ф-ций ядер железа и дейтерия (дел╦нных на соответствующие массовые числа) и сравнение их с предсказаниями стандартной теории ядра, «построенного» из нуклонов, без уч╦та и с уч╦том малонуклонных корреляций. Расхождение теории с экспериментом можно интерпретировать либо как изменение структуры нуклона внутри ядра, либо как наличие в ядре ненуклояных степеней свободы (пионов, нуклон-антинуклонных пар, многокварковых флуктонов Блохинцева).
Лит.: Д р ел л. С,, Партоны и глубоко неупругие процессы при высоких энергиях, пер. с англ., <(уФН», 1972Т т. 106, с. 331; Фейнман Р., Взаимодействие фотонов с адронами, пер. с англ., М., 1975; Окунь Л. Б., Лептоны и кварки, М., 1981; Ж а к о б М., Л а н д ш о ф ф П., Внутренняя структура протона, пер. с англ., <<УФН>>, 1981» т. 133, с. 505.
А. В. Ефремов.
Г ЛЮБО Л (глюоний) ≈ пшотетич. мезон, построенный из глюонов, подобно тому, как л- или р-мезоны построены из кварка и антикварка. Поскольку в квантовой хромо-динамике (КХД) векторные частицы ≈ глюоны присутствуют наравне с кварками, можно предполагать, что Г. существует и его спектр не беднее спектра обычных кварк-антикварковых мезонов (к в а р к о н и с в)* Глюоны характеризуются спином и цветом и не имеют др. квантовых чисел. Согласно обычным представлениям о невылетании цвета (см. Удержание цвета), все адроны можно считать сииг-летами по отношению к цве- ≈≈≈∙*≈≈ товой группе (бесцветными), поэтому разл. Г, могут от. личаться только спином и массой. С теоретич. точки зрения, идентификация ад-ронов с Г, кажется достаточ- ^
dx
[2(x,
для vp-pac-l, сеяния.
Здесь ст0=1,5'10~36£/см2, £ ≈ энергия нейтрино (антинейтрино) в ГэВ. Разная зависимость от (1≈ г/)2
у двух слагаемых позволяет различить функции d(x,Qz) от u (x, Q*) и d(x, Q*) от и (т, Q*) и делает процессы
vp- и vp-рассеяния наилучшим средством для эксперим. измерения этих ф-ций распределения. Примерный вид этих ф-ций представлен на рис. 3.
но трудной, т. к. невозмож-с но указать распады или др.
свойства Г., к-рые заведомо отличали бы его от кварко-ния с теми же квантовыми числами. Проблема усложняется тем, что в известных (наблюдавшихся) адронах заметным может быть смешивание глтоонных и кварко-вых состоянии. Вс╦ же можно ожидать наиб, интенсивного рождения Г. в тех реакциях и распадах, в к-рых на малых расстояниях образуются не кварки, а глюоны. Примерами могут служить распады тяж╦лых мезонов типа ty или Г. Так, согласно КХД, распад ^->у+Х (где 7 ≈ фотон, X ≈ адронное состояние) ид╦т через аннигиляцию пары очарованных кварка-антикварка
(с с) в два глюона (#) и фотон (рис.). В этих распадах обнаружены резонансы с массами 1440 МэВ и 1700 МэВ (i- и 6-частицы), к-рые отличаются по свойствам от известных мезонов и рассматриваются как первые кандидаты в Г.
Изучение свойств Г. может служить критичной проверкой разл. моделей адронов. Так, в пределе большого числа цветов (Л^-^оо) Г, представляет собой стабильные (с бесконечно узкой шириной) мезоны, смешивания с кварковыми состояниями нет. Относительно масс низших глюонных состояний можно получить определ. предсказания в рамках КХД с помощью числ. расч╦тов на ЭВМ. Характерный масштаб масс оказывается при этом порядка 1,5 ГэВ. Существует также предположение, что т|'-мезон с массой 960 МаВ значительно тяжелее др. псевдоскалярных мезонов (л, К, ?]) именно из-за примеси глюонного состояния в его волновой ф-ции, несмотря на то, что эта примесь невелика. Если верна последняя точка арения, то следует ожидать, что характерный масштаб масс Г. заметно больше, чем квар-
ковых резонансов.
Лит.; В а Й н ш т е Й н А. И. и др., Квантовая хромодина-мика и масштабы адронных масс, <<ЭЧАЯ», 1982, т. 13, с. 542.
В. И. Захаров.
2
2
с;
499
32*
")
}
