ГЛУБОКО́ НЕУПРУ́ГИЕ ПРОЦЕ́ССЫ

ГЛУБОКО́ НЕУПРУ́ГИЕ ПРОЦЕ́ССЫ (глу­бо­ко не­уп­ру­гое рас­сея­ние), про­цес­сы взаи­мо­дей­ст­вия леп­то­нов и ад­ро­нов при вы­со­кой энер­гии, в ко­то­рых пе­ре­да­ча им­пуль­са леп­то­ном и сум­мар­ная пол­ная энер­гия вто­рич­ных ад­ро­нов в сис­те­ме их цен­тра инер­ции зна­чи­тель­но пре­вы­ша­ют ха­рак­тер­ную энер­гию по­коя ад­ро­нов (1 ГэВ; в сис­те­ме еди­ниц $\hbar =1$, $c=1$, $\hbar$ – по­сто­ян­ная План­ка, $c$ – ско­рость све­та).

Се­че­ние Г. н. п. рас­сея­ния, напр. элек­тро­нов на про­то­не, $e+p→e′+X$ ($e$ и $e′$ – на­чаль­ный и ко­неч­ный элек­тро­ны, $p$ – про­тон, $X$ – со­во­куп­ность ко­неч­ных ад­ро­нов), ха­рак­те­ри­зу­ет­ся тре­мя пе­ре­мен­ны­ми, в ка­че­ст­ве ко­то­рых мож­но вы­брать: 1) мо­дуль квад­ра­та пе­ре­дан­но­го леп­то­ном (в дан­ном слу­чае элек­тро­ном) че­ты­рёх­мер­но­го им­пуль­са, $Q^2$; 2) ми­ним. мас­су ми­ше­ни (в еди­ни­цах мас­сы про­то­на), на ко­то­рой воз­мож­но уп­ру­гое рас­сея­ние с пе­ре­да­чей им­пульса, $x=Q^2/2m(E-E′)$, где $m$ – мас­са про­то­на, $E$ и $E′$ – энер­гии на­чаль­но­го и ко­неч­но­го элек­тро­нов; 3) до­лю по­те­рян­ной леп­то­ном энер­гии в сис­те­ме по­коя про­то­на, $y=(E-E′)/E$.

В 1968 на ли­ней­ном ус­ко­ри­те­ле в Стан­фор­де (штат Ка­ли­фор­ния) бы­ло об­на­ру­же­но, что струк­тур­ные функ­ции Г. н. п. рас­сея­ния элек­тро­нов на про­то­нах, в от­ли­чие от форм­фак­то­ров уп­ру­го­го рас­сея­ния, в об­лас­ти $Q^2>1$ ГэВ² поч­ти не за­ви­сят от $Q^2$, как ес­ли бы элек­трон рас­сеи­вал­ся на не­ко­то­ром то­чеч­ном объ­ек­те внут­ри про­то­на. Это яв­ле­ние бы­ло на­зва­но скей­лин­гом Бьёр­ке­на по име­ни Дж. Бьёр­ке­на

, пред­ска­зав­ше­го его в 1967. Скей­линг Бьёр­ке­на объ­яс­ня­ет­ся т. н. пар­тон­ной мо­де­лью, со­глас­но ко­то­рой ну­клон со­сто­ит из то­чеч­но­по­доб­ных со­став­ляю­щих – пар­то­нов

 >>

, не­су­щих до­лю $x$ пол­но­го че­ты­рёх­мер­но­го им­пуль­са про­то­на. В кван­то­вой

 >>

хро­мо­ди­на­ми­ке (КХД) в ка­че­ст­ве пар­то­нов вы­сту­па­ют квар­ки, ан­ти­квар­ки и глюо­ны, ко­то­рые в об­лас­ти $Q^2>1$ ГэВ² вы­гля­дят поч­ти как сво­бод­ные (то­чеч­ные) час­ти­цы.

Экс­пе­рим. из­ме­ре­ния Г. н. п. на ну­кло­нах по­зво­ли­ли за­клю­чить, что на до­лю $u$- и $d$-квар­ков при­хо­дит­ся ок. 50% пол­но­го им­пуль­са про­то­на. Ос­таль­ные 50% не­сут в осн. глюо­ны. Экс­пе­ри­мен­ты на по­ля­ри­зо­ван­ных ми­ше­нях по­ка­зы­ва­ют, что вклад спи­нов квар­ков в спин ну­кло­на со­став­ля­ет все­го лишь 20–30%, ос­таль­ное при­хо­дит­ся на до­лю глюо­нов и ор­би­таль­но­го мо­мен­та. Рас­чё­ты в КХД пред­ска­зы­ва­ют, что с рос­том $Q^2$ струк­тур­ные функ­ции ло­га­риф­ми­че­ски умень­ша­ют­ся в об­лас­ти $x>0,1$ и ло­га­риф­ми­че­ски воз­рас­та­ют в об­лас­ти $x<0,1$. Та­кое по­ве­де­ние на­блю­да­ет­ся экс­пе­ри­мен­таль­но.

Г. н. п. рас­сея­ния на атом­ном яд­ре пред­став­ля­ет со­бой один из осн. про­цес­сов ре­ля­ти­ви­ст­ской ядер­ной фи­зи­ки

. Он да­ёт «мо­мен­таль­ный сни­мок» квар­ко­вой струк­ту­ры яд­ра, ука­зы­ваю­щий на на­ли­чие в яд­ре не­ну­клон­ных сте­пе­ней сво­бо­ды (пио­нов, мно­го­квар­ко­вых флук­то­нов Бло­хин­це­ва).