ПАРТОНЫ

(от лат. pars, род. падеж partis — часть), составляющие адронов, проявляющиеся в процессах с большой передачей четырёхмерного импульса, в частности в глубоко неупругих процессах.

В модели П. считается, что адрон участвует в реакциях лишь нек-рой своей частью (партоном), несущей долю x четырёхмерного импульса (4-им-пульса) адрона Р, т. е. Рпартона= xРадрона. В первом приближении П. рассматриваются как точечные ч-цы, испытывающие только упругие соударения. Напр., глубоко неупругое рассеяние эл-на на протоне выглядит след. образом. Эл-н с 4-импульсом р упруго рассеивается на П. с 4-импульсом хР и приобретает 4-импульс р' (рис. 1). Далее рассеянный П. и «пассивный» остаток протона снова превращаются в адроны, образующие две адронные струи. Согласно закону сохранения 4-импульса, импульс рассеянного П. равен q+хР, где q = р-р' — передача 4-импульса от эл-на к протону. Т. к. масса П. равна хМ, где М — масса протона, то (q+xP)2=x2M2c4. Отсюда следует, что

эл-н взаимодействует только с теми П., к-рые несут долю импульса х =-q2/2(Pq). Если число таких П. сорта а обозначить через Fa(x), то сечение глубоко неупругого рассеяния будет равно:

ds/dq2dx=SaFa(x)(ds/dq2)a+e®a'+e' (1)

где ds/dq2 (благодаря точечности П.) определяется ф-лой Мотта ds/dq2=е2aћ/сq4 (еa — электрич. заряд П. сорта а). Т. о., формфактор глубоко неупругого рассеяния, определяемый как множитель при ф-ле Мотта, оказывается независящим от q2. Это св-во сечения глубоко неупругого рассеяния было названо скейлингом Бьёркена (см. МАСШТАБНАЯ ИНВАРИАНТНОСТЬ).

Широкое распространение получила гипотеза, отождествляющая П. с кварками и глюонами. Существует неск. косвенных эксперим. указаний в пользу этой гипотезы, однако прямые доказательства (измерения ср. электрич. и ср. барионного зарядов адронных струй) пока отсутствуют. Комбинируя сечения глубоко неупругого рассеяния в пучках нейтрино и антинейтрино, к-рые взаимодействуют с разными кварками (vm+р®m-+X, v=m+р ® m++ X), можно получить распределения по импульсам всех кварков и антикварков по отдельности (рис. 2). Оказалось, что суммарный импульс всех кварков и антикварков в протоне составляет ок. 50% импульса протона, т. е. половина его импульса связана с нейтральными составляющими, названными глюонами.

Рис. 2. Распределение кварков N(x) и антикварков N=(x) в протоне.

Аналогично в модели П. рассматриваются и др. процессы с большой передачей 4-импульса: рождение в адрон-адронных соударениях пары m+m- с большой относит. энергией, рождение адронов с большим поперечным импульсом и т. д. Сечение каждого из них определяется (подобно (1)) распределением П. в адроне, к-рое не зависит от типа процесса, и сечением партонного подпроцесса, к-рое вычисляется. Это позволяет установить связь между разл. процессами.

Партонная модель получила в 70-х гг. обоснование в рамках квант. теории поля. Она оказалась связанной с достаточно быстрым убыванием эффективного заряда при уменьшении расстояния (r): Gэфф(r)<�С/ln(r0/r), где С и r0 — нек-рые константы. Такое поведение характерно для теорий с размерной константой связи (g)=см-1 (в ед. ћ=1, с=1). Для теорий с логарифмич. убыванием эфф. заряда (асимптотическая свобода в квантовой хромодинамике) в ф-циях распределения остаётся слабая зависимость от q2, нарушающая скейлинг Бьёркена. При этом оказывается, что число «медленных» П. (z<-1) с ростом q2 должно возрастать, а число «быстрых» (х=1) — убывать. Подобная тенденция в поведении ф-ций распределения наблюдается экспериментально.