Угловое условие для матричных элементов электромагнитного тока дейтрона Текст научной статьи по специальности «Физика»

УДК 539.128.2, 539.171.016

Ф.Ф. Павлов, Я.А. Бердников

УГЛОВОЕ УСЛОВИЕ ДЛЯ МАТРИЧНЫХ ЭЛЕМЕНТОВ ЭЛЕКТРОМАГНИТНОГО ТОКА ДЕЙТРОНА

Для правильного пространственно-временного описания релятивистских эффектов в дейтроне в настоящее время используются известные методы динамики на световом фронте, в которых показывается, что при вычислении матричных элементов электрон-дейтронного рассеяния нужно использовать плюсовый компонент электромагнитного тока дейтрона J+ в системе бесконечного импульса. В такой системе вклад данного компонента пропорционален импульсу дейтрона Рв, а переданный импульс является поперечным с точностью 1/Рв. При этом вклады так называемых трансформационных диаграмм ^-диаграмм; диаграмм, обратных по времени), при которых возникают виртуальные пары, будут сильно подавлены. Вычисление матричных элементов основывается на пространственно-временной картине рассеяния фотонов на ядрах при высоких энергиях, предложенной В.Н. Грибовым [1], на так называемом релятивистском импульсном приближении, в котором амплитуды рассеяния входят на массовой поверхности. В данном подходе вершинная часть амплитуды однократного электрон-дейтронного рассеяния выражается в двухнуклонном приближении через амплитуду перехода дейтрона в протон-нейтро -ную пару и амплитуду взаимодействия этой пары с виртуальным фотоном. При этом в системе бесконечного импульса дейтрона процессы рассеяния идут упорядоченно во времени: быстрый дейтрон сначала распадается на свободные быстрые протон и нейтрон, которые в силу соотношения неопределенности будут существовать большое время, за которое виртуальный фотон успеет провзаимодействовать со свободным нуклоном. С другой стороны, вклад процесса, когда фотон сначала переходит в нуклон-антинуклонную пару, а потом антинуклон взаимодействует с дейтроном, исчезает в системе бесконечного импульса, так как неопределенность энергии АЕ рождения вирту-

альной пары возрастает с импульсом Рв, а время образования At « Н / АЕ стремится к нулю.

Целью данной работы является исследование поведения углового условия Грача — Кондратюка в зависимости от величины квадрата переданного импульса с использованием матричных элементов плюсового компонента электромагнитного тока дейтрона. Для достижения результата используются развитые ранее методы релятивистской теории поля в переменных светового конуса. Техника светового конуса обычно используется в физике высоких энергий для выделения ведущего вклада в разложении амплитуды рассеяния по обратным степеням энергии. В данной работе волновая функция дейтрона аппроксимируется только протон-нейтронным фоковским состоянием, и дейтрон представляется как суперпозиция двухнуклонных фоковских состояний с инвариантной массой, зависящей от относительного импульса нуклонов. Кроме того, вектор поляризации продольного состояния протон-нейтронного фоковского состояния неизбежно зависит от инвариантной массы протон-нейтронной пары, так как условие поперечности векторов поляризации дейтрона надо накладывать на уровне фоковских компонент, и значит они должны зависеть от инвариантной массы фоковской компоненты.

Электромагнитные форм-факторы дейтрона

Рассмотрим треугольную фейнмановскую диаграмму процесса однократного электрон-дейтронного рассеяния (см. рис. 1 на с. 100).

Дейтрон как частица со спином £ = 1 с позиций построения диаграммы Фейнмана есть массивный векторный мезон. Однако, в отличие от привычных диаграмм в квантовой электродинамике (КЭД) или теории слабого взаимодействия, когда в электрослабой вершине рождается фермион и поглощается антифер-мион (или рождается антифермион и поглоща-

ется фермион), в дейтрон-протон-нейтронной вершине поглощение дейтрона сопровождается рождением двух фермионов: протона и нейтрона.

Тогда при использовании принципов написания дисперсионных интегралов и стандартных правил Фейнмана матричный элемент плюсового компонента дейтронного тока

J+ |р) в переменных светового конуса можно представить в следующем виде [2]:

(2л)4 i (р\ - т2 + iв)х

М J»=(-•)! ^

х/ (- ръ + т )• / (г ^р)*)х - т2 + /в) х

х/( р2 + т) ■ Ю+ • /(р1 + т)|

2 2 х(р1 - т + /в)

1

й гй 2 к

2 (2л) г2(1 - г)

Х X ФхД"(Р2^Ю+и(Р1,

(1)

й (Р1, у)^^ рз, X)

(м2 - м2

Б

)

(2)

а в конечном состоянии —

V (рз, х)г (Р2,ц)

(мм2 - м\)

(3)

(

гр =

Ур-

(р - Рз); М + 2т

л

Gs (М2) +

( М2 - 4т2 4

М + т , ч Ур^-^ (Р1" Рз )р

GD(М2); (4)

полная вершинная функция в конечном состоянии —

(

Г „ =

^ М2 - 4т2

-Уа+"

( Р2 - Р3 ){ М + 2т

М + т

\

Gs (М2) +

2

(Р2 " Р3 )0

GD (М2), (5)

22 где Gs Б (М ), Gs Б (М ) — скалярные волновые функции дейтрона для S- и Б-волнового состояния в начальном и конечном состояниях, соответственно; М2 — квадрат инвариантной массы протон-нейтронной пары с импульсами рх и р3 на массовой поверхности в начальном состоянии; М - квадрат инвариантной массы протон-нейтронной пары с импульсами р2 и р3 на массовой поверхности в конечном состоянии [2];

М 2 =( Р1 + Рз )" =

22 2 к2 + т

г I1 - г)'

где полная волновая функция двухнуклонных фоковских состояний в начальном состоянии следует выражению

М =( Р2 + Рз ) =

22 2 к2 + т

г I1 - г) '

(6) (7)

при этом относительный поперечный импульс к (каппа) для конечного состояния двух нуклонов выражается как [2]

к = к + (1 - г) Q .

(8)

Плюсовый компонент вершины взаимодействия нуклона с фотоном имеет вид

2т

(9)

(здесь использованы обозначения, идентичные обозначениям статьи на с. 99 — 110 настоящего выпуска); МБ = 1875,6 МэВ/с2 — масса дейтрона.

Полная вершинная функция перехода дейтрона в протон-нейтронную пару в начальном состоянии имеет следующий вид[2 — 4]:

Используя формулу

[й (Р2)°куй(р№у = -2т/ [й (Р2)Ук"(Р1)] +

+ [й(Р2)м( Р1)]/( Р1к + Р2к ), (10)

2 2 2 2 при условии, что р1 = т и р2 = т , плюсовый

компонент вершины мы можем представить в

виде

4

+ ЯК"(Л++ Р2+) . (11)

В работе [2] представлены зависимости матричных элементов J+ |р) для спиральных состояний поляризаций дейтрона в начальном (р = ±1, 0) и конечном (р' = ±1, 0) состояниях

как (+1|J+1+1), (+1J+1-1), (+1|J+|0) , (0 J+ 0 от величины квадрата переданного импульса Q2, с использованием CD-боннской волновой функции дейтрона.

Как известно, ковариантное разложение матричного элемента дейтронного тока р'| Jk |р) имеет вид [5 — 10]:

р1 Jk |Р) = {(Р + Р)к (Я {о2 )£хР

2М2

(о2 )оаор

плюсового компонента дейтронного тока соотношениями:

+1|J+ 1+1) = 2Р+ (О1 ) + (Q2)); (13) (1J+ 0 = -2Р+Л/2^(^ (О2)-

-л^ (о2 )+2 ^(О2)); (14)

(1 J+|-l) = -2Р+Л^2 (О2); (0 J+ 0 = 2 Р+(-(1 - 2Ло ) ^ (О2 )-

(О2) + 2Цов1(О2)) , (15)

где цв =

О2

4М

2

(О2 )(Ор ЕаЛ ~Оа gpk , (12)

где О — 4-вектор переданного импульса. Напомним, что в системе Брейта компоненты 4-вектора переданного импульса О равны

О+ = о, = О, О, = 0 [2].

Здесь сразу же следует обратить внимание на то, что в таком разложении 4-векторы поляризации дейтрона и являются внешними и, следовательно, выносятся из-под интеграла в выражении (1).

Напомним, что в нашем формализме дейтрон рассматривается как суперпозиция двухну-клонных фоковских состояний с инвариантной массой, зависящей от относительного импульса протон-нейтронной пары. Соответственно, условие поперечности векторов поляризации надо накладывать на уровне фоковских компонент, и они будут зависеть от инвариантной массы фоковской компоненты. Тем не менее, рассмотрим разложение (12) и оценим угловое условие, с учетом вычисленных в работе [2] матричных элементов.

Как нетрудно заметить, ковариантные

форм-факторы дейтрона О2) , Р2 (О ) и 01(О2) связаны с матричными элементами

Физические форм-факторы дейтрона (зарядовый Яек, квадрупольный Яц и магнитный Ят) связаны с ковариантными форм-факторами дейтрона , Я2 и G1 с помощью линейных комбинаций [5 — 9]:

2

(16)

(17)

(18)

Рек + 3 Пп J +

+ ^(1 + Пп)Я -2^3nGl; ря +(1 + ^)Я -Gl; 1

Я -_

т П-

л/1 + ГП

В частности, полное сечение рассеяния на неполяризованном дейтроне имеет вид:

1

ипро1

2|(+1 JJ+1)|2 + 2\(+1 JJ-^|2 +

+4|(+1|J+10)|2 + |( 0 J+10)|'

(19)

Следует отметить, что разложение (12) определено для фиксированной массы дейтрона Мп, в то время как в данном формализме используются инвариантные массы протон-нейтронной пары (6) и (7) для продольных 4-векторов поляризаций [2]. Поэтому матричный элемент плюсового компонента дейтронного тока (1)

1

3

такому условию не удовлетворяет и угловое условие требует более усовершенствованного выражения. Подробнее вопрос о применимости разложения (12) рассмотрен в Приложении.

Угловое условие

Данное условие характеризует запрет переходов /+|р) с изменением спиральности дейтрона на 2 в спиральном базисе в брейтов-ской системе, и матричные элементы должны обнуляться при р' - р = ± 2 [6 — 8].

Матричный элемент плюсового компонента дейтронного тока (1) определяет четыре независимых функции от Q2:

(+1| /+|-1), (+1|J+10) и (0 J+ 0, в то время как матричный элемент должен выражаться через три форм-фактора дейтрона: зарядовый, магнитный и квадрупольный. Это означает, что должно существовать дополнительное уравнение. Данное уравнение, называемое угловым условием Грача — Кондратюка, имеет стандартный, традиционно приводимый в литературе вид [5 - 11]:

A(Q ) = (1 + 2Пв )(+1| J+|+1) + +(+i| J+ |-i) +i| j+ 0 -

-(0 J+ 0 = 0. (20)

Нормируем выражение (20) следующим образом:

SQ2) =

2 ч A(Q2)

4N '

(21)

где

N =

(1 + 2Пв) +1 J+|+1

+

+[(+1 J+|-l) ]2 + 8Лд [(+1J+ 0 ]2 +

+[(0 J+ 0 ]2.

(22)

На рисунке приведен график зависимости величины 2) по модулю от квадрата переданного импульса Q2, на котором хорошо видно нарушение углового условия. Также видно,

что значение величины 2) минимально и

Зависимость величины 2) от квадрата переданного импульса Q2

близко к нулю. Нарушение углового условия связано со многими факторами, и они подробно рассматриваются в литературе [5 — 11]. Например, оно связано с выбором спиральностей дейтрона р и р', так как вклады виртуальных пар могут быть разными для продольных и поперечных поляризаций дейтрона. Так, в системе бесконечного импульса 4-вектор поляризации Vпропорционален Р+ при Р ^ да , поэтому вклады виртуальных пар могут не скомпенсироваться ввиду расходящегося поведения 4-векторов поляризации и

V . Поэтому в некоторых работах было предложено отказаться от использования матричного элемента (0|3 |0) [8, 11].

Спиральные состояния для протон-нейтронной пары в переменных светового конуса

Для нахождения решения углового условия рассмотрим систему Брейта, в которой = 0. Тогда 4-импульс двухнуклонных фоковских состояний в пространстве-времени Минковского с одной временной и тремя пространственными компонентами будет выражаться как

Р = (Ро, Рх, Р2,Рз) = (Ро, Рх, 0, 0), (23)

или в формализме светового конуса с плюсовой, минусовой и поперечными компонентами —

P =( P+, P_, Pi, P2 ) =

P+,

M 2P

, Px, 0

, (24)

2

где в данном выражении квадрат поперечной массы

M2 = M2 + pX .

(25)

V'(у) =( 0, 0, 1, 0); V'(z) =(0, 0, 0, 1);

V'(x) = — (Px, M,, 0, 0), Mv x 1 '

или в формализме светового конуса — V'(у) =( 0, 0, 0, 1);

V'(z) =1 , --^, 0, 0 I; 1л/2 л/2 J

1 ( P P

V'(x) = — , , M,, 0

m 42 1

11

(26)

(27)

(28)

(29)

(30)

(31)

V'(z)=1т2- 0 01;

11

V'(X) =

MM

& Т2 M^ • 0

где

Mj2 = M2 + PX.

P =

P.. Mi, ^

2P.

V"(x) _

M,

v AM± 2P4

P^-^, M±, 0

M

V"(y) = (0, 0, 0, 1);

(36)

(37)

(38)

V"(z) _

(

v ML

m±

2P

, 0, 0

Выберем 4-векторы поляризации двухнуклонных фоковских состояний в пространстве-времени Минковского с одной временной и тремя пространственными компонентами в виде

После преобразования Лоренца вдоль оси г Vх) и V^ приобретают временные компоненты и отличные от нуля плюсовые компоненты. Удобно для поперечного состояния выбрать базис, в котором V"(х^ не имеет плюсового компонента (калибровка светового конуса). Для этого осуществим линейные преобразования над V"(х^ и V^ в виде

V(x) = V "(x) cos a + V "(z)

sin a;

V(z) =_v"(x)sina + V"(z) cos a ,

"(z),

(40)

где cos a = M / ML , sin a = -Px / ML .

Тогда 4-векторы поляризации для двухну-клонных фоковских состояний будут иметь вид

V( x) =

(

0, —, 1, 0 P.

V (z) = J_

M

M+P¿ P

-' + ' ~ т. '

2P^

i

(41)

(42)

Аналогично для конечного состояния в формализме светового конуса

V'(у) =( 0, 0,0, 1);

V у

При переходе к спиральному представлению

(32)

(33)

(34)

(35)

Перейдем в систему, где Рг ф 0 . Осуществим Лоренц-преобразование по оси г с у-фактором 42р+ / М1. Тогда

V (Р=±1)=-^ (±V(x} + iV <"))

(43)

4-векторы поляризации для двухнуклонных фоковских состояний будут иметь следующий вид:

( /_ Гп=+п\ Л

v (p=±1) =

0,

( Pl-^Ч)

, e

,(р=±1)

V (Р=0)= V (z )= J_ M

P+,

-M2 + P¿ P

2P,

±

(44)

. (45)

Таким образом, мы получили 4-векторы поляризации в калибровке светового конуса [5, 12], которые использовались при вычислении матричного элемента (1).

Теперь угловое условие можно переписать в несколько ином виде. Если использовать в матричном элементе (1) 4-векторы поляризации двухнуклонных фоковских состояний Vу ^

и Vв начальном состоянии (29), (30) и V и V,(г) в конечном (32), (33), то угловое условие должно иметь следующий вид:

ги+ \г) = \у

(46)

Данное выражение для углового условия обсуждалось в работе [10], но в ней использовался «внешний» вектор продольной поляризации, определенный для фиксированной массы дейтрона Мв. Данное угловое условие можно выразить через матричные элементы, приведенные в работе [2] с помощью преобразований (37) — (40), причем нужно всюду использовать инвариантные массы протон-нейтронной пары в начальном (6) и конечном (7) состояниях.

Итак, в данной работе исследовано поведение углового условия Грача — Кондратюка. Матричные элементы электромагнитного тока дейтрона необходимы в первую очередь для вычисления электромагнитных форм-факторов дейтрона, которые выражаются через матричные элементы, и для дальнейшей оценки релятивистских поправок к магнитному и квадрупольному моментам дейтрона. Построено последовательное релятивистское описание дейтрона, в частности показан рецепт релятивизации волновой функции дейтрона, обсуждается построение спиновых волновых функций — векторов поляризации протон-нейтронной пары в переменных светового конуса. Волновая функция дейтрона аппроксимируется только протон-нейтронным фоковским состоянием. Не исключена вероятность, что на очень малых межнуклон-ных расстояниях вместо двух нуклонов придется рассматривать шестикварковое состояние, хотя однозначных экспериментальных указаний на такой шестикварковый кластер нет. Поэтому также представляется возможным описание дейтрона с учетом кварковых степеней свободы, чему посвящено обширное количество публикаций. Тем не менее, следует исчерпать возможности двухнуклонного приближения, особенно с релятивистским рассмотрением области больших относительных импульсов в дейтроне.

Приложение

Вычисление шпура матричного элемента плюсового компонента дейтронного тока

В работе [2] вычисление фейнмановского шпура (1) осуществлялось с помощью очень удобного метода суммирования по спираль-ностям. Теперь непосредственно вычислим шпур в выражении (1). Вынесем 4-векторы поляризации начального и конечного дейтрона

и из-под шпура (1) и рассмотрим выражение

8р{гр (-pз + т )г;(p2 + т)х

^ + F2)у+ -(Pl++ Р2+)^(А + m)J . (47) Представим выражение (4) для Гр в виде

(Pl - Pз )р

=

р -Г1Ур+Г2-

где введем обозначения

(48)

2 М2 - 4m2 2 Г1 = Gs (М ) +---GD(М ); (49)

4

Gs(М2) + (М + m)GD(М2) .(50)

М + 2т

Аналогично, выражение (5) для Га представим в виде

Г2 =-

Г а =Г3 Уа+Г^

( Р2 " Р3 )0

(51)

где

_2 ММ1 - 4т2 ~2 Г3 = Gs(М2) +-GD(ММ2); (52)

2 ^ (М2) + (М + m)GD (М2). (53)

Г4 = —

ММ + 2m

Тогда вычисление шпура даст следующий результат:

^Г^ {^[^(М2 + М2 +Q2) --2Q2 (^ + F2)] + QаQp [-4(^ + F2) + 4^ ]} +

2

2

+2(F+F2)\m q gp+- m q ga+

Г1Г3 +

+ft« p3P^+ {^Г^ + - z\%m2Fi +

m

+F2(M2 - M2 -Q2)

Г1Г4 +

2

+—z m

8m2F1 + F2(M2 - M2 -Q2)

Г2Г3 +

16m2 zF1 + 2(1 - 2z )Q 2(F1 + F2) -

Г1Г4k

-2zF1 (M2 + M2 - Q2 )] Г2Г4 } + +P Рз<Д{"4№ + ^2)Г1Гз -2m2 (F1 + F2) - zM 2F2

+P+ p3PQa{4(F1 + F2)r1r3 +

2m2(F1 + F2) - zM 2F2"

+gp+p3a {-2(F1 + F2)(M2 -M2-Q)Г3Г1 -

-2m(F1 + F2)(M2 - M2 -Q2)r4r1} + +ga+p3P {"2(F1 + F2KM2 - M2 -Q2)r1r3 -

2_ m

2

+—

m

Г2Г3 k

-2m(F1 + 2 -M2-О2)Г2Гз}. (54)

Далее можно разложить 4-вектор О3 по 4-векторам (P + P), О и поперечному вектору Л± : p3 = +P) + bО + Л± . В силу того, что

PV= 0 , можно отбросить слагаемые, содержащие P.

В случае M = M интегрирование по Л± давало бы нуль и вклады, содержащие Л± , можно было отбросить, что позволяло бы свести выражение (54) к разложению (12). Возникающие выражения типа Л1а Л1р отличны от нуля и разлагаются по тензорным произведениям 4-век-торов ^ +P), О и метрическому тензору gap .

С помощью дальнейших громоздких вычислений, которые выходят за рамки данной работы, можно получить полное разложение шпура в амплитуде (1) по внешним структурам.

Отметим ряд особенностей полученного выражения (54). Видно, что его нельзя свести к виду (12), поскольку в нашем формализме мы рассматриваем переход составной системы с массой M (6) в составную систему с массой М (7), которые различны (M ф ) и не совпадают с массой дейтрона MD. Например, вместо разностей вида Оa gp+ -Оp ga+ в разложении (12) возникают со-

22 множители вида М Оa gp+ _ M Оp ga+ в выражении (54).

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1. Gribov, V.N. Space-time description of the hadran interaction at high energies [Электронный ресурс] / V.N. Gribov // arXiv:hep-ph/0006158v1.

2. Павлов, Ф.Ф. Вычисление матричных элементов электромагнитного тока дейтрона в переменных светового конуса [Текст] / Ф.Ф. Павлов // Научно-технические ведомости СПбГПУ. Физико-математические науки.- 2012.- № 3. - С. 99-110.

3. Павлов, Ф.Ф. Расчет спин-зависимой структурной функции дейтрона в переменных светового конуса [Текст] / Ф.Ф. Павлов // Научно-технические ведомости СПбГПУ. Физико-математические науки.- 2012.- № 1 (141).- С. 118-128.

4. Ivanov, I.P. Diffractive production of S and D wave vector mesons in deep inelastic scattering [Электронный ресурс] / I.P. Ivanov // arXiv: hep-ph/9909394.

5. Choi, H.-M. Electromagnetic structure of the p meson in the light-front quark model [Text] / Ho-Meoyng

Choi, Chueng-Ryong Ji // Phys. Rev. D.- 2004.- Vol. 70.-P. 053015-1 - 053015-14.

6. Grach, I.L. Electromagnetic form-factor of deu-teran in relativistic dynamics. Two nucleon and six quark components [Text] / I.L. Grach, L.A. Kondratyuk // Sov. J. Nucl. Phys.- 1984.- Vol. 39.- P. 198 - 205.

7. Kondratyuk, L.A. Relativistic correction to the deuteron magnetic moment and angular condition [Text] / L.A. Kondratyuk, M.I. Strikman // Nuclear Physics A.-1984.-Vol. 426.- P. 575-598.

8. Ковдратюк, Л.А Релятивизм нуклонов и многоквар-ковые кластеры [Текст] / Л.А Кондратюк, М.Ж. Шма-тиков // Матер. XVIII Зимней школы ЛИЯФ. Физика атомного ядра.- 1983.-Т 18.-Часть. 3.-С. 107-171.

9. Bakker, B.L.G. Frame dependence of spin-one angular conditions in light front dynamics [Text] / B.L.G. Bakker, Chueng-Ryong Ji // Phys. Rev. D.-2002.- Vol. 65.- P. 073002-1-073002-13.

10. Frankfurt, L.L. Deuteron form factors in the light-cone quantum mechanics «good» component approach [Text] / L.L. Frankfurt, T. Frederico, M. Strikman // Phys. Rev. C.- 1993.- Vol. 48.- P. 2182-2189.

11. Choi, H.-M. Light-front quark-model analysis of the rho-meson electromagnetic form factors [Text] /

Ho-Meoyng Choi, Chueng-Ryong Ji // Few-Body Systems.- 2005.- Vol. 36.- P. 61 - 67.

12. Brodsky, S.J. Quantum chromodynamics and other field theories on the light cone original research article [Text] / S.J. Brodsky, P. Hans-Christian, S.S. Pin-sky // Phys. Rep.- 1998.- Vol. 301.- P. 229-486.

УДК 539.125.17; 539.126.17

Я.А. Бердников, А.Е. Иванов, В.Т. Ким, Д.П. Суетин

ЯДЕРНЫЕ ЭФФЕКТЫ В АДРОН-ЯДЕРНЫХ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯХ

ПРИ ВЫСОКИХ ЭНЕРГИЯХ

Исследование столкновений частиц высоких энергий с ядрами позволяет получить информацию об особенностях механизма взаимодействия партонов с ядерной материей. К таким особенностям можно отнести процессы многократного перерассеяния пар-тонов и их энергетические потери в ядерной среде.

Анализируя особенности взаимодействия партонов в ядре, можно выделить так называемые мягкие и жесткие процессы, которые различают по величине переданного импульса. Для мягких процессов переданный импульс меньше 1 ГэВ/с, для жестких — 1 ГэВ/с.

При высокоэнергетических столкновениях адронов с ядрами в общем случае механизм взаимодействия может быть представлен как совокупность мягких перерассеяний партонов налетающего адрона в ядерной материи. После мягких процессов происходит жесткое столкновение налетающего партона с партоном ядра мишени с образованием вторичных частиц, среди которых могут быть адроны, лептоны и гамма-кванты.

Эти вторичные частицы, в свою очередь, могут участвовать в процессах, как правило, мягкого перерассеяния в ядре ввиду относительно малой вероятности повторного жесткого взаимодействия.

Мягкие перерассеяния вторичных лептонов и гамма-квантов, ввиду малого сечения взаимодействия, не могут оказывать заметного влияния на механизм взаимодействия адронов с ядрами, в то время как учет мягких перерассеяний вторичных адронов абсолютно необходим для понимания особенностей адрон-ядерных взаимодействий.

При высокоэнергетических столкновениях лептонов с ядрами механизм взаимодействия может быть несколько проще по сравнению с адрон-ядерным, поскольку в данном случае в силу малого сечения лептон-нуклонного взаимодействия лептоны приходят к жесткому столкновению, не участвуя в процессах многократного перерассеяния. В то же время как вторичные адроны, рожденные в лептон-ну-клонном взаимодействии, они могут перерассеиваться в мягких процессах и, следовательно, заметно влиять на механизм реакции в целом.

Таким образом, информацию о роли процессов мягкого перерассеяния партонов и их энергетических потерь в ядерной материи удобно получать из исследования трех независимых процессов взаимодействия:

лептон-ядерного с рождением адронов (мягкое перерассение партонов и их энергетические потери после жесткого столкновения);