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MÉCANISMES DE L’INTERACTION A DEUX
CORPS A HAUTE ÉNERGIE
P. Sonderegger
To cite this version:
JOURNAL DE PHYSIQUE Colloque C 4, supplément ah no 11-12, Tome 27, Nov.-Déc. 1966, page C 4
-
1 1MÉCANISMES DE L'INTERACTION
A
DEUX CORPS A HAUTE ÉNERGIE
P. SONDEREGGER
Département de Physique des Particules Elémentaires - C.E.N., Saclay
Résumé.
-
On établit une distinction phénoménologique entre les processus diffractifs, qui com- prennent une catégorie de réactions inélastiques, et les processus d'échange. Ces derniers semblent être en excellent accord avec le modèle des pôles de Regge. D'autre part, on connaît mal la relation entre ce modèle et le mécanisme de la diffraction.Le modèle des quarks ouvre de nouvelles perspectives.
Abstract.
-
We distinguish between diffraction scattering, which includes a class of inelastic reactions, and exchange scattering. The exchange processes are in good agreement with the Regge pole model, while the connection between this model and the diffraction mechanism is still obscure.The quark model is quoted as a promising outlook.
1. Introduction. - Cet exposé est consacré essen- mécanisme des processus d'échange, apportée par tiellement à deux aspects qui se dégagent de l'étude un nombre de confirmations expérimentales écla- des résultats expérimentaux extrêmement riches qui tantes du modèle des pôles de Regge.
sont apparus a u cours de ces derniers douze mois,
Au cours de la discussion de ces deux phénomènes, dans le domaine des interactions à deux corps à haute
nous entendons souligner l'importance capitale qu'a énergie :
pris l'étude de la dépendance en énergie des sections
-
la découverte de processus quasi élastiques du efficaces, aussi bien intégrées que différentielles, àtype diffractif, à section efficace indépendante de transfert d'impulsion fixe.
l'énergie, d'une part, La figure 1 montre, à titre d'exemple type d'une
-
et d'autre part, la clarification remarquable du distribution angulaire à haute énergie, la section effi-~ t p Elostic Scattering at 3.5 BeVlc
O n + p
-
a+ p Michigana- p -TI
-
p (This Expériment) i a+ p --a+_ p CERN II n- p-
-R pi
(Baker et al.) o n - p 4 - r - p (180°) Michigan (Komianyos et al.) 1 0.1 I I 1 1.0 as 0.6 0.4 02 O -a2 - a 4 -0.6 -os-
1.0 f o 1 COS O* C I-
UiT i TTT O t -1 t,u (GeVlc)'
d
- 1 u O
FIG. 1 [l]. - Sec- tions efficaces diffé- rentielles
n i p + n + p à 3,5 GeV/c [2] [3] [4]. La courbe indi- que l'allure générale pour n + p -t n + p (deuxième maximum vers l'arrière tracé par anaIogie aux éner- gies plus élevées [16] [17]), En bas de la figure, échelles en t et
u avec les positions des singularités pro- ches.
C 4 - 12 P. SONDEREGGER cace différentielle des diffusions élastiques n f p et
n- p à 3,5 GeV/c. Celle-ci fait apparaître un pic vers l'avant, un pic, cent à mille fois plus petit, vers l'ar- rière, et en plus, sur leurs flancs, des pics ou épaule- ments secondaires. Nous ne parlerons pas ici de la région intermédiaire, dite de 900.
Pour la description de ces pics, on préfère les varia- bles invariantes à la variable cos @,, ,, : t pour le pic vers l'avant, u pour le pic vers l'arrière. Les variables s, t, u sont définies, pour une réaction 1
+
2 + 3+
4 (notre exemple : n C p + nf p), à l'aide des quadri- vecteurs pi : t = (PI - ~ 3 ) ~(=
w , . , ~
dans le canal 1+
3
-+3
+
4 (71 + 71- -,PP))
u = (PI-
P4I2 (=w,,,:
dans le canali
+
4 +3
+
2 (n- P + 71-PI)
(WC.,. = énergie totale dans le centre de masse, w,,, = w, = énergie totale de la particule incidente dans le laboratoire).
Dans ces variables, les singularités de l'amplitude de diffusion dues aux états intermédiaires physiques dans les canaux croisés ont des positions fixes (par exemple, une particule de masse M et ayant les nom- bres quantiques du canal croisé
ï
+
4 -+3
+
2, dans notre exemple le neutron, donnera lieu à un pôle de l'amplitude en u = M2). Ceci est en relation avec le fait expérimental que la position et la largeur des pics, mesurées dans les variables invariantes, sont largement indépendantes de l'énergie. Nous avons indiqué dans la figure 1 les échelles en t et en u et les positions des singularités les plus proches.Remarquons que l'exploitation pratique des seules lois de conservation et postulats bien établis pour les interactions fortes (invariance de Lorentz, C , P, T, unitarité, analyticité et symétrie de croisement) n'a guère donné de résultats quantitatifs jusqu'ici, et que l'on en est réduit à des modèles, construits de façon semi-empirique au fur et à mesure que les résultats expérimentaux arrivent, et dont on essaie tout au plus de montrer qu'ils ne sont pas en contra- diction avec les postulats de base.
(*) On constate que s est une fonction linéaire de Wlab; c'est pourquoi dans les formules asymptotiques on utilise souvent
a i a b (OU plab) à la place de s, et vice versa.
Nous allons d'abord établir une distinction phéno- ménologique entre processus de diffraction et proces- sus d'échange, pour aborder ensuite la discussion des mécanismes. Cette distinction est peut-être transitoire, mais elle paraît bien réelle dans l'état actuel de nos connaissances.
II. Situation expérimentale : deux mécanismes.
-
Les critères qui nous permettent de distinguer entre processus diffractifs et processus d'échange, ainsi que les propriétés générales des différents types de processus sont condensés dans le tableau 1.
Pour les processus diffractifs, les nombres quanti- ques dans le canal croisé sont ceux du vide. Lorsqu'il y a dissociation diffractive ('), l'une des particules qui interagissent émerge dans un état excité, mais ses nombres quantiques internes restent inchangés sauf la masse et, éventuellement, le spin et la parité. De plus, à partir des mésons pseudo-scalaires (O-), seuls les mésons de la série O-, 1+, 2-
...
peuvent être produits.Par contre, un processus d'échange est caractérisé en général par l'échange d'au moins un nombre quan- tique non banal, auquel on associe la notion d'échange d'une particule, porteuse de ce nombre quantique (parité, G-parité, spin isotopique, étrangeté, nombre baryonique). Cette notion peut être testée, en principe en vérifiant l'absence de pic lorsqu'il n'existe pas de particule ayant les nombres quantiques voulus - par exemple, il n'y aurait pas de pic en K- p - pK- vers l'arrière dans la mesure où l'on ne connaît pas de baryon d'étrangeté
+
1 [5]. La distinction entre échanges de bosons et de baryons est aisée, l'un don- nant lieu à des pics vers l'avant, l'autre, en général, a des pics vers l'arrière.La figure 2 montre les dépendances en a,,, et les distributions en t d'un échantillonnage de réactions appartenant aux différentes catégories. Deux cons- tatations se dégagent immédiatement :
- les processus diffractifs ont des sections efficaces indépendantes de l'énergie, alors que les sections efficaces des processus d'échange décroissent lorsque l'énergie augmente (et nettement plus vite pour les échanges de baryons que pour les échanges de bosons ; voir tableau 1) ;
- la situation est bien moins claire pour ce qui concerne les formes des pics; ceux-ci sont grossièrement exponentiels :
do
-
( t ) = cst. x e dtMÉCANISMES D E L'INTERACTION A DEUX CORPS A HAUTE ÉNERGIE 10
-
Q f i m b) 1 - 01- O01 - O001 - I I I I I I I 2 5 10 20 2 5 1 O 20 p,(GeVlc) O -0.5 -10 -1 5 O -0 5 -1.0 -1 5 t ( G e ~ l c ) ~FIG. 2. - En haut : Sections efficaces intégrées de quelques réactions à deux corps en fonction de I'impulsion dans le laboratoire ; en bas : leurs sections efficaces différentielles en fonction de t. Réactions diffractives (à gauche) : pp + pp [6] [7] (dajdt à 12.4 GeV/c [6]) ; yp + pp [12 (i, b]
(1 .l-5.5 GeV/c [12 b], valeurs multipliées par l/a = 137) ;
.
pp + pNTl (1 400) [SI [9] et A pp +-PNT~
(1520) [SI [IO] (da/dt à 20 Gev/c [81) ;v
n + p] -t p A: [ I l ] (8 GeV/c).Processus d'échange (à droite) :
v
ip
+ 6 n [13] (dnldt à 7 GeV/c [13 a)]) ;+
pp + ?N&(1238) [SI [14] (10 GeV/c [a]) ;
a
n- p + nq [15] (13.3 GeV/c) ; o n + p + pn + (vers i'arriere)P. SONDEREGGER
TABLEAU 1
Diagramme symbolique.
DIFFRACTION ÉCHANGE
élastique dissociative de bosons de baryons
-
-
- -Définition
.
.
. . .
. . .
Nombres quantiques ne changent N. Qu. des particules en interaction changent pas (sauf M, JP)Dépendance de l'énergie a indépendant de olab a + O lorsque o,,, + co -(1 à 2 ) -(3 à 4 )
a
-
m l a b-
a l a ba vers 10 GeV/c*
. .
. .
.
.
3-
10mb 100-
600 pb-
100 pb<
1 ~b Rayon moyen R. . .
. .
.
.
1-
1,3 f 0,9-
1,5 f 0,8-
1,3 f 1'2-
1'6 f Exemples (et N. Qu. etparticules échangées)
. .
PP + PP pp -)p ~ T ,
= il2) PP PN: = 3/2)(I ; P..) ' 7 - P -* P Tc- (B ; ~ : 3 ) (pic vers l'arrière). . .
pp + d7c' (B ; N)Y P 4 P P n P + P P ( G ;
'7-1
(pics vers l'avant et vers l'arrière)(*) a est la section efficace intégrée sur le pic ; cette notion est bien définie pour des pics de forme exponentielle.
toutefois on remarque souvent des déviations d'une ment, trente ont été mesurées à l'aide des chambres à
forme purement exponentielle pour les transferts bulles. d'impulsion très petits. Mais on est surtout embarrassé
devant la gamme assez large des largeurs de ces pics, OU, en d'autres termes, des « rayons d'interaction » R. Il ne semble pas qu'il y ait actuellement un modèle capable d'établir une systématique satisfaisante dans ce domaine, et en particulier, la notion classique de pics d'autant plus larges que la particule échangée est plus lourde, semble dépassée.
S'il est vrai que certaines réactions capitales pour l'analyse des mécanismes n'ont pu être mesurées qu'à l'aide des techniques électroniques les plus modernes, on constate d'autre part que c'est l'étude systématique des interactions à deux corps en chambre
à bulles qui a permis d'étayer la systématique du tableau 1, notamment grâce aux mesures récentes à
10 GeV/c en K- p et à 11 GeV/c en 71- p. Sur les
III. Diffraction et dissociation dilïractive.
-
Nous ne nous étendrons pas sur la diffraction dans la dif- fusion élastique, qui est un phénomène classique ))et bien connu [19]. Remarquons toutefois que seul le pic à t = O est attribué ici au mécanisme diffractif, le pic vers l'arrière et les pics secondaires (Fig. 1) étant interprétés comme des processus d'échange en raison de kur dépendance en énergie ('). Ceci impli- que une structure de la surface des particules élémen- taires suffisamment floue pour qu'il n'y ait pas de pics diffractifs secondaires, contrairement à ce qu'on observe pour les noyaux [20].
MÉCANISMES D E L'INTERACTION A DEUX CORPS A HAUTE ÉNERGIE C 4 - 15 sique atomique [21] et nucléaire [22] [23]. Nous don-
nons ici une liste des réactions connues qui semblent procéder par ce mécanisme :
Réaction Spin et parité J' de la particule qui dissocie, avant et après l'interaction
-
-PNT,
(1520)C ~ I
312-P N T ~
(1690) 181 512 +PNT,
(2190) 181 712-zf p -+ pAi [il] O- -+ 1' (ou 2-)
~ A z z (3) 1111 2- (OU 1' )
K - p - + p ~ * ( 1 3 2 0 ) [ 1 8 ] 0- + 1 + (?)
Pour chacune des particules en interaction, la charge, le spin isotopique, l'étrangeté, le nombre baryonique, et, lorsqu'il s'agit de pions, la G-parité, sont conservés. La règle P * = P(- l)j*-j où P, j, P* et j* sont la parité et le spin de la particule avant et après interac- tion, semble être vérifiée également. Elle est plausible dans le cas des mésons. Si elle semble s'appliquer également aux nucléons, c'est peut-être simplement parce qu'il n'existe pas d'isobare d'isospin
i/2
qui puisse la violer (4).Les mêmes processus ont lieu, en principe, sur les noyaux ; il s'agit alors de diffusion cohérente, ce qui donne lieu à une dépendance caractéristique de la section efficace vers l'avant [12 cl et de la largeur du pic [23] en fonction du nombre atomique A.
Du fait de leurs sections efficaces indépendantes de l'énergie, ces réactions joueront un rôle prédomi- nant aux hautes énergies. On s'attend à trouver d'autres exemples de ce mécanisme, tels zp -* nN*(i =
i/2),
ou la double production d'isobareset similaires. Soulignons enfin que ces réactions offrent une méthode intéressante de détermination du spin et de la parité des résonances produites (cf. réf. [23 a] ; essentiellement on déduit de la dépendance en énergie que la voie croisée a les nombres quantiques
(3) VU les difficultés récentes concernant le A2, nous distin-
guons dans cet exposé entre deux mésons, AZ1 avec J P G = 2 +-
et A22 avec JPG = 2- (OU I +-), les deux ayant I = 1 et M % 1 300 MeV.
(4) Les isobares Si1 et D l [24] ont pour masse N 1 700 MeV
et leur présence éventuelle dans les réactions citées serait cachée par l'isobare F I S (1690).
du vide : JPG = Of + ; l'alignement des spins ainsi
que la règle citée de la parité s'en suivent.)
Berman et Drell [25 a] avaient envisagé la possibilité de la photoproduction du p par un mécanisme dif- fractif. Mais de façon générale, si l'existence de processus de diffraction dissociative ne semble pas étonner les théoriciens, il faut bien admettre aussi que ce mécanisme et ses propriétés caractéristiques dans la physique des particules élémentaires n'avaient guère été prévus
-
sauf dans le cadre des pôles deRegge [26].
IV. Processus d'échange et pôles de Regge.
-
Une formulation quantitative de la notion d'échange de particules a été d'abord donnée par les modèles périphériques, qui se basent sur le diagramme de Feynman correspondant, et dont la version la plus récente est le modèle périphérique avec absorption [27], improprement appelé modèle d'absorption (5). Tous ces modèles prédisent des sections efficaces de la forme
m é c h et J é c h sont la masse et le spin de la particule
échangée. On remarque le terme dû au propagateur, la fonction F(t) qui varie d'une version à l'autre du modèle, et la dépendance en énergie cristallisée dans le dernier terme. L'accord avec l'expérience est excel- lent lorsqu'il s'agit d'échange de pions, et ceci jus- qu'aux détails fins des matrices densité. Par contre le modèle est clairement mis en défaut par l'expérience lorsqu'il y a échange de mésons vecteurs (où il prédit une section efficace indépendante de l'énergie) et, à
force majeure, de mésons de spin 2 ou de baryons. En général le désaccord porte sur plusieurs aspects, mais la difficulté fondamentale semble être la dépen- dance en énergie.
La notion d'échange de particule a été assouplie et rendue plus cohérente par le modèle des pôles de Regge. Pour la dérivation de ce modèle dans la diffu- sion non relativiste d'abord et relativiste ensuite nous renvoyons à une littérature assez riche [26] [28]. On aboutit à la forme générale suivante pour I'am- plitude de diffusion T(s, t)
ai(t) est la trajectoire du i-ième pôle dans le plan du moment angulaire complexe (réelle pour t
<
O),( 5 ) Cf. le a modèle à absorption forte )> utilisé par Eisenberg
Ç 4 - 16 P. SONDEREGGER Bi(t) est une fonction contenant le résidu du pôle,
un facteur de phase, et des facteurs cinématiques, et la somme s'étend sur les trajectoires associées aux différentes particules échangées. On dérive trois sortes de prédictions :
a) La trajectoire a(t), dotée de son ensemble de nombres quantiques caractéristiques, qui est une fonction essentiellement réelle et croissante avec t, a(t) N a(0)
+
af(0) t (af(0) E 1 1 ~ ; d'après Chewe t Frautschi [29]). Elle passe, pour t
>
0, par le spin physique J des particules, ou résonances dans le canal t, ayant masse M et les nombres quantiques associés à la trajectoire (spin isotopique, étrangeté, signature, etc.) :pour t
<
O elle régit la dépendance en énergie du terme correspondant dans le canal s, d'après (4). En parti- culier, la section efficace a une forme caractéristique lorsqu'il y a échange d'un seul pôle :.On reconnaît l'analogie avec la formule du modèle périphérique (3), mais la particule échangée a été
(( reggeisée » : son spin J e c h . n'est plus une constante, 2
mais est devenu une fonction de t, a(t) ; a(méch.) = Jéch.. La forme (5) donne lieu au rétrécissement (a shrin- kage ») du pic : comme af(t)
>
O, plus le transfert d'impulsion est grand, plus la section efficace décroît vite avec l'énergie (6).b) Les fonctions B(t) sont en principe arbitraires, mais on a pu prédire des zéros de certaines amplitudes lorsque a(t) passe par certaines valeurs entières (demi- entières dans le cas de baryons) [30], ce qui conduit
à la prédiction de minimums dans les sections efficaces différentielles.
c) Enfin, le modèle établit des relations entre dzffé- rentes réactions : les termes correspondant à l'échange de la même particule contiennent la même trajectoire a(?) et les fonctions B(t) sont reliées par les coefficients de SU(3).
Nous allons citer d'abord trois vérifications expé- rimentales des prédictions a) et b) jugées spectaculaires :
- La réaction d'échange de charge n- p + no n :
ici, les nombres quantiques de la voie croisée sont suffisamment restrictifs (1 = 1, JPG = 1 - + 2 3- + )Pour
qu'on ait un « cas pur » d'échange d'un seul pôle :
celui du p. Les résultats expérimentaux [31] mettent en évidence le phénomène de rétrécissement (Fig. 3)
FIG. 3. - Sections efficaces différentielles n- p + no n entre
4 et 18 GeV/c 1311 normalisées à 1 en t = O : phénomène de rétrécissement du pic.
et permettent de déduire, à l'aide de la formule ( 9 , la trajectoire a,(t) (Fig. 4) [32]. Celle-ci est une fonc- tion sensiblement linéaire de t sur un domaine où la section efficace elle-même est fortement structurée (prédiction a).
Lorsqu'on l'extrapole vers t > O, a,(t) passe par 1, le spin du p physique, près de t = mp. D'autre part,
la prédiction b) prévoit un zéro de l'amplitude de (6) Nous ne citons pas la propriété d'après laquelle le pôle retournement de spin lorsque a,(t) = 0. Cette der- avec l'intercept a(0) le plus grand domine à haute énergie : nière est grande, comme le montre la structure de I'application inconsidérée de cette prédiction aux énergies qui doldt vers t 5 O, aussi relie-t-on qualitativement le nous sont accessibles a conduit dans le passé à des confusions minimum de la section efficace en t =
-
0,6 (GeV/c)2 néfastes. A titre d'exemple, dans cette approximation la au zéro de qui a lieu à la même valeur de polarisation P du baryon de recul tend vers zéro, or on calculeaue dans la réaction K- v + W n (2 vôles) . A , à 1 000 GeVIc P - La diffusion élastique n + p et n- p vers l'arrière
MÉCANISMES DE L'INTERACTION A DEUX CORPS A HAUTE ÉNERGIE c 4 - 17
u ( G ~ V I C ) ~
FIG. 5. - d~~/du(u) pour les pics vers l'arrière des réactions n + p 4 n + p (4et 8 GeV/c) et a- p -t n- p (8 GeV/c) [16] [17].
Avec l'échelle de droite : trajectoires du nucléon et de l'isobare N3 (1238) a&) et aNt33(u), dont l'échange donnerait lieu aux pics en x + p et a- p respectivement.
FIG. 4. - En haut : section efficace différentielle n- p + no n à 6 GeV/c [31 b, cl ; courbe continue : ajustement qui utilise des résidus indépendants de t [32]. En bas : la trajectoire du p ap(t), valeurs déduites des données entre 6 et 18 GeV/c [32].
le domaine du sous-microbarn, et les données expé- rimentales [16] [171 ne permettent pas la détermination directe des trajectoires du nucléon et de ses isobares, a,(u) et aNiS3(u) ; on constate toutefois que ces données sont compatibles avec les trajectoires obtenues en extrapolant vers u N O la série des isobares connus (Fig. 6). La vérification concerne la prédiction b) :
des considérations de rapports de sections efficaces montrent que la diffusion n f p est dominée par l'échange du nucléon. Or, un zéro de l'amplitude complète d'échange de nucléon est prévu pour
vers u = - 0,2 ( G ~ V / C ) ~ , et en effet, on constate un minimum très prononcé à 4 ainsi qu'à 8 GeV/c à cette valeur de u. Par contre, aucun minimum n'est prévu ni observé pour 71- p -+ 71- p (échange de N:,) [30 cf.
- Interférence entre le terme d'échange reggéisé et les amplitudes résonnantes dans le canal direct,
FIG. 6 [33]. - Les trois trajectoires de Regge nucléoniques importantes :
1 = 312, JP = 3/2+, 712 +, 1112 +, 1512 +, 19/2+ ;
1 = 1/2,JP = 112 + (nucléon), 512 +, 912 + ? [34] ;
Z = 1/2,Jp = 312-, 712-, 1112-, 1512-. En bas à gauche : région physique pour la diffusion np vers I'arrikre, corres- pondant à u
<
(M2- ,u2)2/s.C 4 - 1 8 P. SONDEREGGER dans le domaine d'énergies intermédiaires (pion-
nucléon : environ 1 à 6 GeV/c [33] [35]). Barger et Cline [33] ont obtenu un accord remarquable (voir
FIG. 7 [33]. - La section efficace R- p + n- p à 180°
entre 1.5 et 5.3 GeV/c [4]. Courbe théorique : ajustement à un paramètre, obtenu en superposant les amplitudes résonantes à
une amplitude d'échange reggeisée [33].
Fig. 7) avec les résultats de diffusion élastique
à 1800, entre 1,5 et 5,5 GeV/c 141, après ajustement d'un seul paramètre, en sommant l'amplitude d'échange de la trajectoire du ~ 3 * 3 et les résonances n- p mises
en évidence par les sections efficaces totales, et dont les parités ont été déduites à leur tour des trajectoires de Regge de la figure 6. On a pu ainsi tester simultané- ment le comportement des trajectoires nucléoniques pour u
>
O et pour u<
0.En outre, la prédiction c) a pu être vérifiée dans un certain nombre de cas :
- Plusieurs auteurs [36] ont analysé l'ensemble des sections efficaces totales
(-
Im T(s, t = 0)) con-nues et ont montré qu'on obtient un bon accord avec l'expérience en reliant les résidus des pôles entre
eux par SU(3) exact, le « splitting )) de SU(3) étant
introduit à travers les écarts entre trajectoires, dus eux-mêmes aux différences de masses des bosons. - Phillips et Rarita [37 a, b] ont analysé l'ensemble des réactions np et Kp élastiques et avec échange de charge, et ont pu déduire un certain nombre de pré- dictions dont deux ont été confirmées par l'expé- rience : la section efficace différentielle de la réaction
n- p -+ q0 n 1151, etla polarisation en n- p 4 n- p [38].
Enfin, la dépendance en énergie de l'ensemble des réactions d'échange connues [18] est en bon accord avec l'hypothèse de l'échange des trajectoires de Regge appropriées. En particulier les trajectoires baryoni- ques se situent plus bas que les trajectoires bosoniques et ont pour la plupart a(0)
<
O, ce qui explique la rapide décroissance de processus d'échange de baryons. Quant aux échanges de bosons, une analyse fine montre que les processus avec échange d'étrangeté décroissent un peu plus vite avec l'énergie que les processus sans échange d'étrangeté. En termes de pôle de Regge, ceci correspond au fait que dans l'hy- pothèse de trajectoires parallèles (voir Fig. 8) celles associées aux K* sont situées, à t<
0, en-dessous de celles du p et du A,,. Dans la figure 8, par analogieFIG. 8. - Trajectoires de Regge des bosons, associées au nonet de JP = 2+, aux mésons vecteurs p et K* (%O), et au n.
Points expérimentaux pour t
<
O déduits de l'analyse, des réactions n- p -+ no n [32] et a- p -+ yn [37 cl.MÉCANISMES DE L'INTERACTION A DEUX CORPS A HAUTE ÉNERGIE C 4 - 19 gie : notamment, on lui attribue le fait que la moyenne
des sections efficaces de particules et antiparticules,
O + et o-, ne tende que lentement vers la valeur asymp-
totique :
où +(O) E 0,65[39] ; il se peut aussi qu'elle soit res-
ponsable, grâce à un zéro de l'amplitude de retourne- ment du spin, du deuxième maximum observé dans certains processus élastiques (cf. Fig. 1).
Quelques ombres et lacunes subsistent. La situation des dépendances en t n'est pas encore claire, bien qu'il y ait certaines indications d'après lesquelles la forme des pics serait essentiellement reproduite par les fac- teurs cinématiques qu'on peut isoler dans la formule (4) On peut en dire de même de la prédiction des matrices densité. D'autre part, la prédiction b) prévoit des zéros de la section efficace de production de
~ 3 ~
et de o :rcf p +
O N S ~
OU nf n + op, lors du passage par zéro de a,(t), ent =
-
0,6 (GeV/c)' [30 dl.Les données expérimentales sont compatibles avec la prédiction dans le premier cas [40], mais en plein désac- cord pour la production de o [41]. Certains auteurs suggèrent l'échange du méson B reggéisé dans cette réaction [42].
V. Pôles de Regge et diffraction. - Vu le succès des pôles de Regge dans le domaine des réactions inélastiques, il serait intéressant d'étendre ce modèle
à la diffusion diffractive, et d'aboutir ainsi à un modèle unifié appliquable à l'ensemble des processus à deux corps.
En fait, historiquement, ce modèle avait été conçu avant tout pour rendre compte de la diffusion élasti- que, à l'aide de la trajectoire dominante ap(t), dite de Pomeranchuk. La découverte presque simultanée du rétrécissement du pic vers l'avant en pp, et du méson fo, compatible avec le méson qui venait d'être prédit [29], conduisit au premier triomphe des pôles de Regge en 1962, éphémère puisqu'en 1963 on constatait que les pics en TC' p ne se rétrécissaient pas.
La figure 9 montre la situation des trajectoires bosoniques de la figure 8 après y avoir adjoint la trajectoire de Pomeranchuk dont le comportement, du point de vue expérimental, est plutôt incertain. Si nous pensons aujourd'hui que l'extension du
FIG. 9. - La trajectoire de Pomeranchuk dont l'allure est incertaine à l'intérieur du triangle indiqué. Le méson fo peut être associé soit à ap(t) soit à ~ l p , ( t ) . Les autres trajectoires comme
dans la figure 8.
modèle à la diffraction n'est pas tout à fait évidente, ceci tient moins aux comportements non homogènes des différents pics élastiques, qu'aux difficultés sui- vantes :
-
il n'est toujours pas clair pourquoi a,(t) passe exactement par 1 en t = O (ce qui est nécessaire pour assurer la constance, à s + co, des sections efficaces totales) ;-
le méson fo, découvert en 1962 comme un phénomène unique, est aujourd'hui un membre démocratique d'un nonet de mésons de spin 2+, et on comprend mal comment il pourrait être associéà la trajectoire éminemment privilégiée de Pomeran- chuk ; l'affiliation naturelle du fo étant la trajectoire Pt (Fig. 8) ;
-
et finalement, il n'y a aucune indication expéri- mentale en faveur d'un comportement spécifiquementà la Regge des amplitudes élastiques pour t < O (pente de la trajectoire dap(t)/dt > O, terme de retour- nement de spin non négligeable, alors qu'une ampli- tude purement diffractive est censée être indépen- dante du spin et équivaut formellement à
C 4 - 2 0 P. SONDE
x, et apt qui sont très proches et ont les mêmes nombres quantiques) en étudiant les seules distributions angu- laires. Les parties réelles vers t = O [43] et les mesures de polarisation [38] ne renseignent que sur les ter- mes d'échange [44]. Ce ne sont que les mesures des paramètres de polarisation A et R qui permettront, en
principe, d'atteindre le terme de retournement de spin associé à la trajectoire de Pomeranchuk.
Un modèle unifié mais qui donne une place privi- légiée au pôle de Pomeranchuk a été étudié par G . Cohen-Tannoudji et al. [45].
Il est certain que la trajectoire de Pomeranchuk rendrait compte à la fois de la diffusion élastique et de la dissociation diffractive, bien que des points litigieux subsistent dans la littérature [46].
VI. Conclusion et apparition du modèle des quarks. - Nous avons voulu montrer que le modèle des pôles de Regge, apparu comme deux ex machina en 1962, honni après 1963, a trouvé très récemment un nombre considérable de confirmations expérimentales dans le domaine des processus inélastiques. De plus, dans l'ensemble des interactions à deux corps, il ne subsiste pas de contradiction sérieuse avec ce modèle. Toutefois, la question de savoir dans quelle mesure et de quelle façon les pôles de Regge interviennent dans la diffusion diffractive, et élastique en particulier, reste complètement ouverte.
Nous ne terminerons pas sans dire un mot du modèle des quarks, inventé et largement utilisé dans le domaine des symétries, et étendu très récemment à la dynamique par H. J. Lipkin, L. Van Hove, J. J. J. Kokkedee et d'autres auteurs [47]. L'ingrédient crucial en est la propriété d'additivité : l'amplitude de diffusion de deux particules est obtenue en sommant les amplitudes individuelles entre les quarks qui les constituent. Dans ce modèle, le rapport des sections efficaces totales des pions et des protons est égal au rapport des nom- bres de quarks respectifs o,,/o,, = 213 (valeurs expé- rimentales : 25 mb/39 mb). Les conséquences plus élaborées comportent un certain nombre de propriétés caractéristiques du modèle des pôles de Regge. Enfin, la dissociation diffractive, ainsi que la diffraction élastique elle-même, apparaît ici de façon analogue au cas atomique (diffusion cohérente, sur les atomes du cristal) et nucléaire (diffusion cohérente sur les nucléons composant le noyau) comme un processus de diffusion cohérente sur les quarks composant les particules élémentaires, les amplitudes individuelles quark-quark étant largement indépendantes du spin et du spin isotopique.
Ainsi, il se pourrait que les symétries des particules dites élémentaires et leur structure dynamique, décrite
par les pôles de Regge, trouvent leur origine commune dans les quarks, ces particules dont on ignore jusqu'à l'existence, et qui seraient les seules particules réelle- ment élémentaires (7).
Remerciements.
L'auteur tient à exprimer sa reconnaissance à tous ceux qui ont contribué à ce travail par des discussions ou en lui communiquant dzs résultats non publiés et en particulier le Dr D. R. O. Morrison et le profes- seur L. Van Hove, à qui certaines remarques sont dues. L'auteur remercie également MM. P. Bonamy et J. Schneider pour leur aide inspirée.
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[Il Nous remercions le professeur C. T. COFHN qui a bien voulu nous autoriser a utiliser cette figure ainsi que les résultats de la référence [2] avant publi- cation.
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[5] L'existence d'un baryon d'étrangeté
+
1 est mainte- nant proposée (COOL (R. L.), GIACOMELLI (G.), KYCIA (1. F.), LEONTIC (B. A.), LI (K. K.), LUNDBY (A.) et TEIGER (J.) Phys. Rev. Letters,1966, 17, 102). S'il a l'isospin 1 = O, il ne peut pas donner lieu au pic vers l'arrière en K- p. D'autres cas test font intervenir l'échange de mésons de charge 2 ou d'étrangeté 2.
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[19] Voir p. ex. MESSIAH (A.), Mécanique Quantique,
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à section efficace indépendante de l'énergie, corres- pond à la diffusion absorptive (diffusion d'ombre résultant des processus inélastiques indépendants du spin et de l'isospin) sur une sphère de rayon R et de transparence indépendants de l'énergie.
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[31] c) SONDEREGGER (P.), KIRZ (J.), GUISAN (O.), FALK- VAIRANT (P.), BRUNETON (C.), BORGEAU (P.), STIRLING (A. V.), CAVERZASIO (C.), GUILLAUD (J. P.) YVERT (M.) et AMBLARD (B.), Phys. Let- ters 1966, 20, 75.
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[39] Voir p. ex. J. J. C. SCANIO, rapport UCRL 16766,1966. [40] Voir p. ex. Collarobation Aachen-Berlin-CERN,
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[41] Voir p. ex. ALITTI (J.), BATON (J. P.), FICKINGER (W.), NEVEU-RENÉ (N.), ROMANO (A.) et GESSAROLI (R.)
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[43] Voir p. ex. FOLEY (K. J.) GILMORE (R. S.) JONES (R. S.), LINDENBAU (S. J.), LOVE (W. A.), OZAKI (S.), WILLEM (E. H.), YAMADA (R.), YUAN (L. C. L.),
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[44] La polarisation observée en n-p + n-p a été expli-
quée quantitativement par l'interférence entre l'amplitude diffractive et la partie réelie du terme de retournement du spin dû à l'échange du p
reggeisé, par HOHLER (G.), BAACKE (J.) et G. EISEN-
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[46] Voir p. e. CONTOGOURIS (A. P.), FRAUTSCHI (S. C.) et WONG (H. S.), Phys. Rev. 1963, 129, 974. [47] LEVIN (E. M.) et FRANKFURT (L. L.), JETP Letters
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