партоны

ПАРТОНЫ (от лат. pars, род. падеж partis - часть) - общее название составляющих адрона, проявляющихся в процессах с большой передачей импульса (в жёстких процессах), а также в множественных процессах. Модель П. предложена Р. Фейнманом (R. Feynman) в 1969 для объяснения различия в характере поведения сечений высокоэнергетич. упругого рассеяния и глубоко неупругого рассеяния электрона на протоне набольшие углы: упругий процесс происходит как на протяжённом объекте, а глубоко неупругий - как на точечном. Фейн-ман объяснил это различие, предположив, что протон состоит из точечных частиц - П., к-рые проявляются во взаимодействиях лишь при больших переданных импульсах (т. е. на малых расстояниях). Дальнейшее изучение партонной модели и сопоставление её предсказаний для жёстких процессов с экспериментом позволило отождествить П. с кварками и глюонами, взаимодействие к-рых описывается квантовой хромодинамикой (КХД). Согласно кварковой модели, адрон состоит либо из трёх кварков, либо из кварка и антикварка. В квантовой теории поля из-за эффекта поляризации вакуума каждый кварк (антикварк) окружён облаком глюонов и кварк-антикварковых пар. Вследствие этого релятивистский адрон в модели П. представляется как когерентная совокупность бесконечного числа кварков, антикварков и глюонов. При этом разность чисел кварков и антикварков каждого типа (аромата), т. е. число валентных кварков, конечна и определяет аддитивные квантовые числа адрона (электрич. заряд, странность, барионное число и т. д.). Так, протон содержит два валентных u-кварка, один валентный d-кварк, а также море кварк-антикварковых пар (т. н. морских кварков и антикварков) и глюонов.
Каждый нач. адрон участвует в реакциях лишь одним, активным. П., несущим (приближённо, с точностью до M²/Q², где М - масса адрона, а Q² М² _ квадрат характерной передачи 4-импульса в жёстком процессе) нек-рую долю х продольного 4-импульса р адрона (используется система единиц, в к-рой с = 1). Т. о., 4-импульс k партона равен: k = хр + k_Т, где k_Т - поперечная составляющая 4-имнульса П. [(pk_T)= 0]. Плотность числа П. сорта а в адроне А наз. функцией распределения f_а/А(х). Рассеянные, активные, П. и непровзаимодействовавшие "остатки" нач. адронов (совокупность пассивных П., или П--спектаторов, от англ. spectator - наблюдатель) превращаются в струи адронные, имеющие тот же импульс, ср. электрич. заряд, барионное число и др. сохраняющиеся квантовые числа (за исключением цвета ),что и породивший их П. (или остаток адрона). Плотность распределения числа адронов А в струе по долям z продольной компоненты 4-импульса (относительно 4-импульса исходного партона а)описывается функцией фрагментации D_A/а(z).
Напр., глубоко неупругий процесс рассеяния электрона на протоне выглядит в модели П. след. образом. Электрон с 4-пмпульсом l упруго рассеивается на П. с 4-импульсом хр и приобретает 4-импульс l' (рис. 1; - виртуальный фотон). Далее рассеянный П. и пассивный остаток протона превращаются в две адронные струи, одна из к-рых летит в направлении виртуального фотона, а другая - в направлении первичного протона.

Рис. 1.

Т. к. соударение упругое, то массы начального и конечного П. равны, т. е. (q + хр)²= х²р², где q =l' - l - переданный нартону 4-импульс. Отсюда следует, что рассеивающийся электрон взаимодействует только с П., несущим долю х импульса, равную х = Q²/2(pq), где Q² = - q². Если f_a/p(x)- число таких П. сорта а в протоне р, a e_a - заряд партона а (в единицах элементарного электрич. заряда), то дифференц. сечение глубоко неупругого рассеяния (ГНР) равно:

где ~ - сечение упругого рассеяния электрона на точечной частице ( = ¹/₁₃₇ - постоянная тонкой структуры). Т. о., структурные функции ГНР в модели П., в отличие от формфакторов упругого рассеяния, зависят только от отношения Q²/2pq.
Аналогично ГНР рассматриваются и др. жёсткие процессы, напр. рождение пары мюонов с большой относит. энергией в адрон-адронном соударении, А + В + + X, где X - совокупность вторичных адронов (рис. 2, а)или рождение адрона (С) с большим поперечным относительно оси соударения импульсом, А + В С + X (рис. 2, б; g - глюон). Сечение каждого из них определяется ф-циями распределения П. в исходных адронах А и В и ф-цией фрагментации рассеянного П. в конечный адрон С, к-рые не зависят от вида процесса, и сечениями партонных подпроцессов - аннигиляцией П. и (морского) антипартона в пару в первом случае и П--партонным рассеянием - во втором. Т. о., модель П. даёт возможность установить связь между сечениями разл. процессов.

В качестве иллюстрации на рис. 3 приведено сравнение распределений антикварковв протоне, полученных из процессов ГНР нейтрино на протоне и рождения пары. Модель П. используется также для феноменологич. описания инклюзивных сечений рождения мезонов М с малыми поперечными импульсами в области фрагментации и пионизации множественных процессов. В качестве подпроцессов используется реакция слияния кварка (или антикварка) фрагментирующего адрона с антикварком (кварком) из моря второго адрона (рис. 4, а)или из вакуума (рис. 4, б), а дифференц. сечение пропорц. распределению кварков в фрагментирующем адроне в первом случае и произведению соответствующих распределений - во втором. Сам же подпроцесс слияния характеризуется нек-рой феноменологич. константой.

Рис. 4.

Равенство аддитивных зарядов адрона и его импульса сумме зарядов и продольных составляющих импульсов П. и аналогичное равенство для адронов партонной струи приводит для ф-ций распределения и фрагментации к зарядовым и импульсным правилам сумм:

где с_а(С_А) - величина сохраняющегося заряда (электрич. заряда, барионного числа и др.) партона а (адрона А), а суммирование производится по всем сортам П. и антипартонов (адронов и антиадронов).
Поведение ф-ций распределения кварков-П. в области малых х может быть связано с поведением полных сечений фотопоглощения виртуального-кванта на адроне при большой полной энергии в системе центра инерции и определяется в Редже полюсов методе обменом реджеоном для валентных кварков-П. q_V, т. е. для комбинации распределений, и обменом помероном для морских П., т. е. для комбинации O(х)= f_q/A(x) - q_V(x)(совпадающей с плотностью распределения виртуальных пар кварк-антикварк) и глюонов. Вследствие этого указанные комбинации ведут себя в пределе х0 соответственно каки 1/х. В др. пределе x 1 оно связано со степенью убывания формфактора адрона с ростом Q²и, согласно кваркового счёта правилам (см. также Автомодельная асимптотика ),определяется числом n_пасс пассивных кварков-П.:

f(x)~ (1 - x)^{2nпасс-1.}

Напр., для распределения валентных u-кварков в протоне это даёт u_V(x)~ (1 - х)³ (п_пасс= 2), а для морских кварков и антикварков О(х)~ (1 - х)⁷ (п_пасс= 4). Аналогичные предельные поведения с заменой х на z справедливы и для ф-ций фрагментации.
Наилучшим процессом для эксперим. измерения кварк-партонных распределений является ГНР нейтрино и антинейтрино, к-рые взаимодействуют с разными кварками: нейтрино с d- и-кварками, антинейтрино с и и. Эти распределения для валентных и-кварков хи_V(х)и морских антикварков ) в протоне показаны на рис. 5, а. Видно, что импульсный спектр морских кварков мягче спектра валентных кварков; это качественно согласуется с использовавшимся ранее представлением о нуклоне, как о состоящем из центр. ядра (керна), окружённого облаком мезонов. На рис. 5(б) показано отношение распределений dV(x)/u_V(x). Сплошные линии - простейшие параметризации этих распределений:

Из этих данных видно, что валентные кварки несут ок. 35% полного импульса протона, морские - ок. 10%. Остальные 55% приходятся на долю глюонов. Непосредственно распределение глюонов измеряется в процессе рождения тяжёлых кваркониев (например, J/-частицы) в ГНР (рис. 6) и имеет вид xg(x)3,3(1-x)⁵.

Рис. 5.

Рис. 6.

Для измерения распределения П. в других (нестабильных) частицах используется процесс рождения мюонных пар (рис. 2, а).
Для измерения ф-ций фрагментации наиб. подходящим процессом считается рождение адронных струй в процессе е+е^--аннигиляции.
Модель П. для жёстких процессов получила теоретич. обоснование и уточнение в КХД, где она является следствием свойства факторизации сечений жёстких процессов. Уточнения сводятся к слабой (логарифмич.) зависимости ф-ций распределений и фрагментации от Q², к-рая определяется ур-ниями эволюции КХД, к учёту убывания константы взаимодействия кварков-П. от Q² и к отходу от точечности П., т. е. к учёту неупругих подпроцессов и радиационных поправок по теории возмущений КХД.
Ур-ния эволюции приводят к росту структурных ф-ций с увеличением Q² в области малых х, х < 0,2, при этом ср. доля импульса валентных кварков уменьшается, а ср. доли импульса морских кварков и глюонов стремятся к пост. значениям, равным 3n_f /(16 + 3n_f)и 16/(16 + 3n_f), где n_f - число ароматов кварков. Суммарная же доля импульсов всех П. [соотношения (2)] и их суммарные заряды [соотношения (1)] не зависят от Q². Эти изменения ф-ций распределения и фрагментации подтверждаются экспериментально.
Т. о., модель П. к кон. 1980-х гг. является как основой приложения КХД к жёстким процессам, так и основой мн. феноменологич. моделей взаимодействия адронов.

Лит.: Фейнман Р., Взаимодействие фотонов с адронами, пер. с англ., М., 1975; Клоуз Ф., Кварки и партоны, пер. с англ., М., 1982; Радюшкин А. В., Анализ жестких инклюзивных процессов в квантовой хромодинамике, "ЭЧАЯ", 1083, т. 14, с. 58; Волошин М. Б., Тер - Мартиросян К. А., Теория калибровочных взаимодействий элементарных частиц, М., 1984.

А. В. Ефремов.

   <<      Предметный указатель      >>