О
X
в КХД должны быть иротюрц. ln(Qz/A2)4 как видно из выражения (11). Точка пересечения прямых с осью Q* определяет величину Л2 (для сксйлинга Бь╦ркена эти прямые должны быть горизонтальными}.
Отклонения от правил кваркового счета, предсказываемые КХД, наблюдаются также в процессах рождения в адрошшх соударениях пар u"fu~ с большой инвари-
ij
антной массой, М└ + _ = (
1-31
Р'* р -Т -X *W- бЗГэВ
OLS =СОЛ31
V' V ^
4-импулъсы ыюонон, а также в инклюзивных процессах рождения иконов и фотонов с большим поперечным (по отношению к оси соударения нач. адро-нов) импульсом k-f (рис. И; А-п и fc ≈ энергия и импульс фотона). Эти отклонения вызваны не только зависимостью от Ь? ф-ций распределения, но и зависимостью ос5(&7') (пунктирная кривая на рис. 11 отвечала бы пост, величине а^)-
Большая работа была проведена по расч╦там в
струя
а
Ч
струя
Рис. 11. Зависимость (а) сечения рождения фотона в процессе
p-j-p-»-7-rX от поперечного импульса k-r- Диаграмма (б)
изображает механизм этого процесса в КХД.
КХД ширин адронных и лептоппых распадов и расщепления уровнен в кваркониях (напр., но вычислению разности масс Г- и TJ^-, а также J/ty- и 1]с-мезонов). Эти системы играют для проверки КХД такую же роль, как атом водорода для квантовой механики в период е╦ становления. Здесь также наблюдается неплохое количеств, согласие теоретич. расч╦тов с экспериментом (особенно с уч╦том глюонных радиац. поправок). Особо следует отметить распад тяж╦лой Г-частицы в адроны. Согласно КХД, этот процесс ид╦т через аннигиляцию пары ЬЬ в три глюона, превращающихся затем в три
адронные струи (рис. 12). Такие адронные струи с предсказанным угл. распределением действитель-| ж но наблюдались экспери-1 5: ментально. Это рассмат-g" ривается как эксперим* подтверждение существо-вания векторных глюонов. Векторный характер глюо-Распад Г-частицы в на отч╦тливо проявляет-
Рис. 14.
адронные струи.
в процессе аннигиляции
ся также в угл. распределении адронных струй е~ в три струи (рис. 13), а также в корреляциях между вторичными частицами, сопровождающими рождение адрона с большим поперечным импульсом в адрон-адронных соударениях. В последнем процессе наблюдается проявление ещ╦ одного характерного элемента КХД ≈ прямого глюон-глюонного взаимодействия. Оно сказывается в большом росте сечения процесса с ростом энергий (в системе центра масс) <?ц м_ при фиксированном k? (рис. 14), а также в сравнительно большой величине отношения сечений рождения в протон-протонных столкновениях 31 0 К ~- и л~-мезонов с большими поперечными импульсами
(в отсутствие глюон-глккшного рассеяния К~-мсзоиы могли бы рождаться только за сч╦т т. н. морских квар-
ков-аитикварков s и и, кол-во к-pu.v незначительно). Убывание эфф, заряда as(Q) с ростом Q, полученное и,ч процесса аннигиляции с J е~ ≈*- 3 струи, показано на
D.2
Jo ич
С
Ю
25ГэВ<£цм<36ГэБ
Векторным глюсн
Сиалнрчый глюон \
1 Г I !
0.2 0,4 cos О
G
0,6
Рис. 13* График (а) углового распределения струй в событиях тр╦хструнной аннигиляции с^е~ в адроны. Диаграмма (б) изображает механизм этого процесса в КХД. 9 ≈ угол между струями с наибольшим и следующим по величине суммарными импульсами (в системе отсч╦та, в которой струи с наибольшим и наименьшим импульсами летят в противоположные стороны). Сплошная и пунктирная: линии ≈ теоретические предсказания дли векторного и скалярного глюонов.
рис. 15. Т. о., осн. качеств, особенности КХД ≈ векторный характер глюонов, глюон-глюонное взаимодействие и асимптотик, свобода ≈ находят подтверждение в эксперименте, хотя убывание эфф. заряда as (Q) с ро-
Рис. 14. Графики (а) зависимости сечений рождения л°-м:езоноа от поперечного
импульса в рр- и рр-соударениях
при двух аначе-
МГ"|-'.\ .=∙ . └nv * _«.«г.в ниях энергии в
системе центра
масс £ц м . Точки и кружки ≈ экспериментальные данные. Три пунктирные кривые показывают теоретические вклады, связанные с подпроцессами нвирк-антикваркового
<qq), квари-глю-онного (gg) и глю-он-глюонного (gg) рассеяний, соот-сетстпующие диаграммам б, и и г
ю
-23
са т
10
-31
10
-33
£ц,м.=63ГэВ
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
) 2
|
4
|
6
|
а
*г, ГзВ
|
ю дл:1
|и Га В кри
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
а сплошная PI ≈ их суммарное значение.
jwwrf
в
стом Q нельзя пока считать достаточно ч╦тко установленным.
Следует также отметить, что извлекаемый из разных измерении параметр Лд1 оказывается различным
(рис. 16) (значок MS указывает на усеч╦нную схему размерной регуляризации) . Его среднемировое значение составляет 160(100) МэВ; наиб, точное значение 120(45} МэВ получено из ширины уровня Г-мезонов. Кроме того, эксперим. значения сечений многих процессов (напр., рождения мтоонных пар или частиц с большим поперечным импульсом) получаются в 2≈ 2,5 раза большими (т, н. Я-фактор) теоретич. предсказаний, основанных па партоиных подпроцессах в низшем порядке теории возмущений КХД. Эти расхождения свя-
