Автореферат (1150717), страница 2
Текст из файла (страница 2)
Представляет интерес дальнейшее его сравнение с вершинами для перехода между произвольными числами реджеонов, построенными в дисперсионном подходе [13]. Это может дать ключ к обобщению на случай столкновенийядро-ядро.Апробация работыРезультаты данной работы докладывались на научной школе в Тренто (ECT*Doctoral Training Program, 2014, Italy) и на международных конференциях"Nucleus 2015"и "MQFT-2015".ПубликацииОсновные результаты работы опубликованы в четырех статьях[1–4] в журналах, входящих в базы данных Web of Science и Scopus.Личный вклад автораСодержание диссертации и основные положения, выносимые на защиту, отражают персональный вклад автора в опубликованные работы. Все основныерезультаты получены диссертантом либо лично, либо в неразделимом соавторстве.Структура и объем диссертацииДиссертация состоит из введения, обзора литературы,4глав, и библиогра8фии.
Общий объём диссертациивключая2992страницы, из нихрисунка. Библиография включает3383страницы текста,наименования на2страницах.Содержание работыВо Введении обоснована актуальность диссертационной работы, сформулирована цель и аргументирована научная новизна исследований, показанапрактическая значимость полученных результатов, представлены выносимыена защиту научные положения.Первая глава, в которой приводится обзор литературы, посвящена реджеизации частиц и описывает необходимые для этого условия.
Приведеныполученные в допущении реджеизации вершины Липатова и Бартельса. Введен эффективный лагранжиан Липатова, и включено изложение его свойств,наиболее важными из которых в рамках этой работы являются локальностьпо быстротам и полюсные особенности индуцированных вкладов.Эффективный лагранжиан имеет вид:ℒ = ℒ ( + )+)︁(︁2 2 Tr (+ (+ + + ) − + )⊥ − + (− (− + − ) − − )⊥ + ,где(1)∞∑︁11± (± ) = − ±± * 1 =(−) ± (±−1 ± ) ±=0= ± − ± ±−1 ± + 2 ± ±−1 ± ±−1 ± + −...,где- глюонное, аные компоненты(2)- реджеонное поле (причем имеются только продоль± = 0 ± 3 ,а⊥ ≡ 0).накладываются кинематические условияПри этом на реджеонное поле+ − = 0и− + = 0.Действие Липатова предполагается локальным по быстроте [14], то естьоно описывает взаимодействие реальных и виртуальных частиц с близкими9быстротами = 12 | −+ | ,а взаимодействие между группами частиц с существенно различными быстротами осуществляется только реджеонным обменом.
Более подробно, глюоны с быстротами, значения которых находятся впределах[ − /2, + /2],джеонное поле ,описываются обычным глюоным полем .Ресоответствует виртуальным реджеизованным глюонам вперекрестном канале. Соединенные пропогатором реджеона части диаграммсущественно различаются по значению быстрот, таким образом группируя частицы. Эффективный лагранжиан описывает взаимодействие глюонов внутри таких групп, также как обычный, содержащийся в нём лагранжиан КХДℒ ,и их взаимодействие с реджеонами. В выбранной калибровке+ = 0 ,вершины существенно упрощаются.В данную главу включен раздел о методе Глаубера, описывающий механизм использования в приложениях полученных в этой работе вершин.Во второй главе, используя формализм Липатова, описанный в первойглаве, рассматривается амплитуда рождения типа, изображенного на рисунке3.
Её знание необходимо для вычисления второй части вклада в инклюзивноесечение рождения глюона. Здесь рассмотрены вершины эффективного действия и пропагаторы кварка-снаряда, доказано их восстановление при условии отбрасывания полюсных слагаемых вершин.В этой главе вычисляется амплитуда рождения реального глюона с импульсомпри столкновении кварка с импульсоммя реджеонами с импульсами , = 1, 2, 3,посредством обмена тревзаимодействующими с кварками-мишенями. В мультиреджевской кинематике для реального глюона вцентральной области выполняется+ =√√ ≈ +′ >> + ≈ + >> + ≈ 0, >> − ∼ − >> − = −−′ ≈ 0, − = 0,√⊥′ = −⊥ ∼ ⊥ ∼ ⊥ << , ⊥ = 0,(3)10123kkpkpk3k2k1pk3k24k1k3k2k15kkppk3k2k1k3k2k1Рис. 3.
Диаграммы R→RRRP эффективной вершиныгде′- импульс снаряда после рассеяния, апульс. В этой кинематике222 2 ≈ ⊥, ≈ ⊥ . = − ′переданный имКварки считаем безмассовыми.В рамках мультиреджевской кинематики оказывается, что от пропагаторовкварков и промежуточного глюона должны учитываться только дельтафункциональные части.Центральное место занимает нахождение вершины R→RRRP испускания глюона при расщеплении реджеона на три. Была продемонстрированапоперечность найденной вершины R→RRRP. Было показано, что в сумме всечлены с особенностями в виде главных значений по продольным импульсам,происходящие из индуцированных вкладов, объединяются с -образными особенностями в оставшихся вкладах с перерассеянием снаряда, восстанавливаяв последних фейнмановские пропагаторы.Найденная амплитуда может быть использована для расчёта инклюзивного сечения рождения глюонной струи на двух нуклонах в дейтроне илиядре.
В частности, в третьей главе расмотрено применение полученнойамплитуды в инклюзивном сечении рождения глюона на двух бесцветных11мишенях (нуклонах). Инклюзивное сечение рождения глюона на составныхобъектах, ядре или дейтроне, получится сверткой с ядерным или дейтроннымфактором, как описано в третьем разделе первой главы, посвященом методуГлаубера. При этом, в глауберовском приближении, нужно оставить толькочлены, содержащиес(− ), где − есть импульс, переданный одной из мишеней+ = ⊥ = 0.Инклюзивное сечение рождения глюона получается фиксацией одногоиз глюонов в промежуточном состоянии в условии унитарности для упругой амплитуды. Нетривиальная часть инклюзивного сечения представляетсядвумя вкладами, показанными на Рис. 4 и соответствующими фиксациямипромежуточного глюона внутри входящего померона (Рис. 4,A) или в самойтрехпомеронной вершине (Рис.
4,B). Инклюзивное сечение рождения глюона из померона было изучено давно и хорошо известно. В связи с этим, насв первую очередь интересует только рождение глюона из трехпомероннойвершины. Поскольку эта вершина относится к фиксированной быстроте и невключает эволюцию по ней, вклад от нее может изучаться в низшем порядкетеории возмущений. Более того, по этой же причине можно в качестве мишеней выбрать просто кварки, наложив условие бесцветности для их переходапри взаимодействии.ABРис. 4. Испускание глюона из верхнего померона (A) и трехпомеронной вершины (B)В рамках этого приближения инклюзивное сечение может быть разделено на три части в зависимости от того, какие кварки мишеней населяютпромежуточные состояния (Рис.
5). Обычным образом обозначим промежуточные состояния в соотношении унитарности разрезом в-канале.Тогда12разрез может вообще не проходить через мишени (“дифракционный разрез“,Рис. 5,A), может проходить только через одну из мишеней (”одиночный разрез“, Рис. 5,B) или может проходить через обе мишени (”двойной разрез“, Рис.5,C).
Вклад от двойного разреза требует знания только вершины→ибыл уже вычислен ранее в работе [15]. В данной главе рассмотрен одиночныйразрез, который использует вершину→ ,построенную в предыдущейглаве.ABCРис. 5. Дифракционный (A), одиночный (B) и двойной (C) разрезы амплитуды, дающиевклад в инклюзивное сечение рождения глюонаВ четвёртой главе приведено сравнение результатов расчета амплитуд, полученных в рамках подхода КХД и эффективного действия Липатова.Глава содержит следующие разделы, включающие данное сравнение. Вразделах 1 и 2 рассматривается рассеяние на двух центрах без (раздел 1), атакже с (раздел 2) глюонным излучением, а в разделах 3 и 4 изучено рассеяние на трех центрах без (раздел 3) и с (раздел 4) глюонным излучением.Эта глава включена в данную работу, чтобы представить наиболее полное обоснование для выбраного предписания полюса, для полюсов возникающих в подходе эффективного действия.
Для всех рассмотренных в этой главепроцессов рассеяния доступен к использованию сильно упрощающий расчетыметод. Технически было бы очень полезным, если такое свойство соблюдалосьпри расчетах любых процессов.→RRP,В пятой главе получена полная вершина RRвклад которойстроится как сумма четырех диаграмм, показанных на рис.
6, с последую13щей симметризацией по реджеонам, прикрепленных к снаряду (верх на рис.6), и по реджеонам, прикрепленных к мишени (низ на рис. 6). Вершина может быть использована для расчетов инклюзивных сечений глюонной струи встолкновениях пары нуклонов снаряда с парой нуклонов мишени, а также дифракционной глюонной струи в дейтрон-протонных столкновениях. Вершинатрансверсальна в соответствии с калибровочной инвариантностью.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
