Дифракция адронов при высоких энергиях

Дифракция адронов при
высоких энергиях:
новые результаты
и
старые проблемы
В. А. Петров
ИФВЭ, Протвино
ДИФРАКЦИЯ
Электроны
Рентгеновские лучи
Дифракция протонов на ядрах
Дифракция протонных волн
Постоянство сечений( 1962 г.)
Рост сечений (1971)
Полные сечения растут
до бесконечности?
История : Гейзенберг (1952)
Eint ~ Ee - μb
E/2
b
E/2
b < (π/μ)log (E/μ )
σ ≈ (π/μ2)log2 (E/μ)
История : Фруассар (1961) – Мартен (1966)
σtot ≤ (4π/μ2)log2 (E/μ)
ОБЛАСТЬ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ
PA
PB
ОБЛАСТЬ
ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ
Δ xL ≥
√s/2√‹t2›−‹t›2
Из соотношения неопределённостей Гейзенберга:
Δx Т ~ RТ ≥ 1/√‹-t› > 1ферми
ΔxL ≥ √s/2√‹t2›−‹t›2 ~104 ферми на LHC
Дифракция - физика больших расстояний
Рост продольных расстояний в дифракционных процессах тормозного
излучения: Ландау-Померанчук(1953)
Символ «реджевской эпохи»
T ≈ β(t)
α(t)
s
Редже -траектории
α(t) при m2= t<0?
Редже-траектории в КХД при
больших t («малые расстояния»)
Следствия из αΡ(t→ - ∞) = 1
Малые t (« большие расстояния»)
αΡ(0) = 1 + g23ln2/π2
(Липатов, 1975; .......)
αΡ(0) = 1 + g23ln2/π2 (1 - 5 g2/π2)
( Липатов-Фадин,
Камичи-Чиафалони, 1998)
Проблема:
ренорминвариантность и
Померон
αΡ(0) = 1 + g23ln2/π2 (1 - 5 g2/π2)
αΡ(t; μ2, g2) = Φ [(t /μ2)expK(g2)]
d K(g2) /dg2 = β(g2)
αΡ(0; μ2, g2) = Φ (0)
Если αΡ(t) аналитична в t =0,
αΡ(t) = αΡ(0) + α'Ρ(0) t + ... ,то
α'Ρ(0) ~ exp (1/β0g2)
Аргументы неприменимы в конечной (без перенормировки заряда ) теории
Нереджевские подходы:рациональное
унитарное
.
представление для S-матрицы
Однозначное соответствие:
1  iU ( s, b)
S ( s, b) 
1  iU ( s, b)
= i ( 1 – e 2iδ(s, b) )/2
Im U ( s, b)
 ( s, b) 
| 1  iU ( s, b) |2
-1
U- матрица: σtot~log2s, σ el ~log2s, σ inel ~ logs, σ el /σ tot →l
S U
1

Эйконал:
σ el /σ tot →l/2
Релятивистское обобщение уравнения Гайтлера для
радиационного затухания
A.A.Логунов, В. И. Саврин, Н.Е. Тюрин, О.А. Хрусталёв (1971).
«Отражательное» рассеяние и обширная феноменология
(упругое рассеяние, множественное рождение, космческие
лучи) С.М.Трошин, Н.Е. Тюрин (1975-2008).
0
Безмассовая КХД
Единственный массовый параметр Λ КХД «скрыт» в
бегущей константе αs(μ2).
Размерная трансмутация ( Коулмен-Вайнберг, 1973):
Физические массы 2 ~ μ2exp(-K(αs)) ≠0
dK(αs)/dαs =β(αs).
Ренорминвариантность амплитуды:
T(s,0) = F [(s/μ2)expK(αs)]= F [Z].
Предел свободных полей:
lim T (αs→0) = 0.
K (αs→0 ) ≈ 1/β0αs ► Z→∞
T( s →∞) → 0.
σtot → 0?
Где изучают и собираются изучать
дифракционные процессы?
• Tevatron (antip-p) 1.8 TeV
• HERA (γ*-p) ≤ 300 GeV
• RHIC (p-p)
70 – 500 GeV
(центральное дифракционное рождение глюболов)
• LHC: (p-p) 14 TeV
TOTEM (полные и упругие диф.сечения)
CMS( центральная дифракция, вкл. рождение
ATLAS (центральная дифракция, вкл. рождение
Хиггса)
ALICE ( центральное рождение, поиск Оддерона)
Хиггса)
ПРОБЛЕМЫ
1. Не построена модель, удовлетворяющая всем общим
принципам
2. Получение из КХД траекторий Редже как аналитических функций
t, «сшитых» с областью спектроскопии
3. Каким образом траектории Редже связаны с амплитудой?
4. Как влияет конфайнмент на механизм дифракционных
процессов?
5. .........
6. .........
7. .........