Содержание к диссертации
Введение
1 Обзор теоретических моделей и экспериментальных результатов по интерференционным корреляциям частиц 10
1.1 Общий формализм 13
1.2 Теоретические модели интерференционных корреляций . 20
1.2.1 Модели с гауссовым пространственно-временным распределением источников 20
1.2.2 Струнная модель Андерсона-Хофмана 26
1.3 Обзор экспериментальных данных 28
2 Методика эксперимента 35
2.1 Пузырьковая камера ЖВК-205 ИТЭФ 35
2.1.1 Основные элементы двухметровой криогенной пузырьковой камеры ИТЭФ 35
2.1.2 Система измерений и обработки результатов 38
2.1.3 Условия отбора исследуемых реакций 38
2.2 Пузырьковая камера HBC-2m CERN 39
2.3 Спектрометр ЭКСЧАРМ 40
2.3.1 Нейтронный пучок 40
2.3.2 Основные элементы магнитного спектрометра ЭКСЧАРМ 41
2.3.3 Система запуска установки (триггер) 46
2.4 Краткие выводы 47
3 Корреляции пионов с малым относительным мипульсом в адронных взаимодействиях при промежуточных энергиях 49
3.1 Параметризация и переменные 51
3.2 Корреляции тождественных пионов 54
3.3 Исследование влияния кулоновского взаимодействия в конечном состоянии и эффекта лидирования на корреляционную функцию пионов 59
3.4 Использование моделей FRITIOF и MSDM для изучения корреляций пионов 61
3.5 Сравнительный анализ корреляционных функций для пар тождественных и нетождественных пионов 63
3.6 Краткие выводы 64
4 Исследование пространственно-временных характеристик об ласти рождения Л-гиперонов в нейтрон-углеродных взаимо действиях. 78
4.1 Параметризации и переменные 78
4.2 Отбор событий 80
4.3 Монте-Карло моделирование 87
4.4 Корреляции тождественных Л-гиперонов 92
4.5 Основные результаты 99
Заключение
- Модели с гауссовым пространственно-временным распределением источников
- Основные элементы двухметровой криогенной пузырьковой камеры ИТЭФ
- Исследование влияния кулоновского взаимодействия в конечном состоянии и эффекта лидирования на корреляционную функцию пионов
- Монте-Карло моделирование
Введение к работе
Актуальность проблемы
Двухчастичные корреляции тождественных частиц являются эффективным инструментом, позволяющим совместно с исследованием одночастичных спектров извлекать геометрические и динамические характеристики области рождения частиц, что важно для понимания механизма адронизации кварков и представляет интерес в связи с разработкой методов поиска кварк-глюонной плазмы. Более того, корреляции, обусловленные сильным и куло-новским взаимодействием в конечном состоянии, также позволяют получить подобную информацию при изучении не только тождественных, по и нетождественных частиц.
За последние годы накоплен большой объем экспериментальных данных по двухчастичным корреляциям тождественных пионов. Существуют результаты по корреляции разноименно заряженных пионов, позволяющие исследовать кулоновское взаимодействие в конечном состоянии. Данные же по корреляциям пар, состоящих из заряженных и нейтральных пионов, дающие возможность исследовать сильное взаимодействие в конечном состоянии, практически отсутствуют. В ситуации, когда теоретические предсказания о величине и характере этого взаимодействия носят противоречивый характер, представляется актуальным получение экспериментальных результатов по корреляциям пар, состоящих из заряженных и нейтральных пионов, с систематическим учетом кинематических эффектов и влияния резонансов.
Существенный интерес представляет зависимость размеров области рождения от сорта частиц. Так в соответствии с предсказаниями КХД фазовый
переход в процессе формирования наблюдаемых состояний должен приводить к различию в длительности испускания частиц в зависимости от их странности, а также к изменению соотношений между поперечными и продольными размерами области рождения. Сравнение экспериментальных данных о зависимости размеров области эмиссии от массы испускаемых частиц с предсказаниями существующих моделей адронного рождения позволяет исследовать область их применимости.
Таким образом представляется актуальным дополнительно к имеющимся данным по корреляциям пионов и каонов получить новые данные по корреляциям Л-гиперонов, которые практически ограничиваются результатами, полученными в экспериментах ALEPH, DELPHI и OPAL в е+е~-аннигиляции и NA49 во взаимодействиях ядер свинца.
Цели и задачи исследования
Настоящая диссертация посвящена экспериментальному изучению пространственно-временных характеристик области образования частиц методом интерференционных корреляций, исследованию влияния эффекта лидирования, рождения резонансов и взаимодействия в конечном состоянии на эти характеристики, изучению их зависимости от массы образующихся частиц. С этой целью были исследованы корреляции во всех возможных зарядовых комбинациях пар пионов, рожденных в реакциях:
7Т~р —> р7Т+7Т~7Г~ (1)
ТТ~р —> р7Г+7Г~7Г~7Г (2)
7Т~р —> Гг7Г+7Г+7Г~7Г~ (3)
при первичном импульсе 3,9 ГэВ/с и зарегистрированных 2-метровой водородной пузырьковой камерой CERN, а также полученных с помощью 2-метровой водородной пузырьковой камеры ИТЭФ в реакции
7Т+р —> р7Г+7Г+7Г~7Г (4)
при первичном импульсе 4,2 ГэВ/с.
Были изучены корреляции пар гиперонов ЛЛ и ЛЛ, образованных в реакциях:
п + С—>ЛЛ(ЛЛ)+Х, (5)
при средней энергии нейтрона 51 ГэВ и зарегистрированных магнитным спектрометром ЭКСЧАРМ, экспонированном в нейтронном канале 5Н Серпуховского ускорителя.
Научная новизна и значимость работы
Проведено совместное исследование двухчастичных корреляций при малых относительных импульсах пар тождественных, разноименно заряженных и состоящих из заряженного и нейтрального пионов. Впервые при исследовании корреляций нетождественных пионов проведено систематическое исследование влияния узких мезонных резоиансов г; и а; на форму корреляционной функции пионов. Показано, что эффект, обусловленный статистикой кварков для системы из заряженного и нейтрального пионов, при имеющемся уровне точности не наблюдается.
Впервые в нуклон-ядерных взаимодействиях исследованы двухчастичные корреляции при малых относительных импульсах пар ЛЛ- и ЛЛ-гиперонов в nC-взаимодействиях. Наблюдаются деструктивные корреляции в области малых относительных импульсов Q для пар ЛЛ-гиперонов. Эти корреляции отсутствуют для пар ЛЛ-гиперонов, что позволяет рассматривать деструктивные корреляции тождественных гиперонов как следствие проявления статистики Ферми-Дирака. Эффект наблюдается для различных типов фона, использованных при построении корреляционной функции.
Впервые в нуклон-ядерных взаимодействиях в рамках параметризации Гольдхабера измерен радиус области рождения Л-гиперонов. Его значение превышает наблюдаемое в е+е~-аішигиляции и оказывается меньше
полученного во взаимодействии тяжелых ионов. Значение параметра Л оказалось близким к значению -0.5, предсказываемому квантовой статистикой, что может свидетельствовать о малости сильного взаимодействия в конечном состоянии или возможном влиянии формы его потенциала на вид корреляционной функции.
4. Впервые в нуклон-ядерных взаимодействиях получена оценка длины s-волнового ЛЛ-рассеяния, которая оказалась существенно меньше наблюдаемого для длины s-волнового пп-рассеяния.
Автор защищает:
Экспериментальные данные по интерференционным корреляциям состоящих из заряженного и нейтрального пар пионов, рожденных во взаимодействиях пионов с импульсом 3.9-4.2 ГэВ/с с протонами.
Результаты по исследованию влияния узких мсзонных резонансов ту и ь) на форму корреляционной функции пары нетождественных пионов, включающей нейтральный пион, и образованной во взаимодействиях пионов с импульсом 3.9-4.2 ГэВ/с с протонами.
Экспериментальные данные но наблюдению двухчастичных корреляций при малых относительных импульсах пар ЛЛ-гипероиов, рожденных в nC-взаимодействиях при средней энергии нейтронов 51 ГэВ.
Экспериментальные данные о пространственных характеристиках области рождения Л-гиперонов, образованных во взаимодействиях нейтронов с ядрами углерода.
Практическая полезность
Результаты о пространственных характеристиках области рождения частиц, представленные в диссертации, расширяют фактическую основу для
развития методики адронной интерферометрии. Полученные данные позволяют проводить проверку предсказаний теоретических моделей интерференционных корреляций относительно вклада сильного взаимодействия в конечном состоянии. Результаты экспериментального исследования могут быть использованы для создания более реалистичных генераторов взаимодействий, которые необходимы как для учета эффективности существующих экспериментальных установок, так и при планировании новых экспериментов, направленных на изучение пространственно-временной картины адронизации.
Апробация и публикации
Результаты, изложенные в диссертационной работе, были представлены на XV международную конференцию по частицам и ядрам PANIC99 (Уисала, Швеция), докладывались на сессии Отделения Ядерной Физики РАН в 2000 г. в ИТЭФ, на II-IV Всероссийских конференциях "Университеты России - фундаментальные исследования", проходивших в МИФИ в 2001-2003 гг., неоднократно обсуждались на рабочих совещаниях сотрудничества ЭКСЧАРМ в ЛФЧ ОИЯИ. По материалам диссертации опубликовано 9 работ [1-9].
Структура и объем диссертации
Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения. Содержит ПО стр., 40 рисунков, 18 таблиц и библиографию, включающую 105 наименований.
В первой главе обосновывается актуальность темы исследования. Коротко рассмотрены основы методики анализа экспериментальных данных с помощью интерференционных корреляций. Рассмотрены наиболее популярные теоретические модели, используемые в настоящее время для получения информации о пространственно-временной структуре области генерации частиц. Приведен краткий обзор экспериментальной ситуации в области исследования интерференционных корреляций.
Вторая глава посвящена методике эксперимента. Приводится краткое описание магнитного спектрометра ЭКСЧАРМ ЛФЧ ОИЯИ и двухметровых пузырьковых камер ИТЭФ и ЦЕРН. Описана методика отбора событий и учета эффективности регистрации продуктов исследуемых реакций.
В третьей главе исследованы двухчастичные корреляции при малых относительных импульсах пар тождественных, разноименно заряженных и состоящих из заряженного и нейтрального пионов, рожденных во во взаимодействиях пионов с импульсом 3.9-4.2 ГэВ/с с протонами. Для тождественных пионов выполнено сравнение наблюдаемых конструктивных корреляций в области малых относительных импульсов с рядом моделей, определены размеры области генерации пионов. Проведен учет вклада узких мезонных ре-зонаисов рыв корреляционную функцию при малых Q, который позволил разделить пространственные области, соответствующие прямому рождению пионов и образованию их от распада резонансов. Показано, что узкие ме-зонные резонансы оказывают влияние на форму корреляционной функции в области малых относительных 4-имнульсов, приводя к увеличению пространственных размеров, а также что лидирование приводит к уменьшению амплитуды корреляций, не влияя на их ширину. Сравнение распределений для 7Г+7Г (7Г-7Г) с распределениями для 7Г+7Г~ и полученными в рамках модели, показало, что эффект, обусловленный статистикой кварков для системы из заряженного и нейтрального пионов, при имеющемся уровне точности не наблюдается. Показано, что фактор Гамова не учитывает полностью корреляций в спектре 7Г+7Г~, обусловленных кулоновским взаимодействием. Эти корреляции, возможно, вызваны образованием связанного состояния типа дипи-онного атома. Показано, что при изучении интерференционных корреляций наилучшим из рассмотренных способов получения фоновых распределений является метод перемешивания с учетом кинематических корреляций с помощью моделирования.
Четвертая глава посвящена исследованию двухчастичных корреляций при
малых относительных импульсах пар ЛЛ и ЛЛ гиперонов в пС - взаимодействиях со средней энергией налетающего нейтрона 51 ГэВ. Наблюдаются деструктивные корреляции в области малых Q для пар ЛЛ-гиперонов. Эти корреляции отсутствуют для пар ЛЛ-гиперонов, что позволяет рассматривать деструктивные корреляции тождественных гиперонов как следствие проявления статистики Ферми-Дирака. Эффект наблюдается для различных типов фона, использованных при построении корреляционной функции. В рамках параметризации Гольдхабера получена оценка размеров области рождения Л-гиперогюв. Значение параметра R меньше аналогичных значений для нар тождественных К- и 7г-мезонов, получаемых при взаимодействиях нейтронов с ядрами углерода на установке ЭКСЧАРМ, что свидетельствует об уменьшении размеров области генерации с ростом массы образующихся частиц. Полученая оценка длины s-волнового ЛЛ рассеяния оказывается существенно меньше наблюдаемого для длины s-волнового пп- рассеяния. Полученное значение параметра Л оказалось близким к значению 0.5, предсказываемому квантовой статистикой, что свидетельствует о малости сильного взаимодействия в конечном состоянии или возможном влиянии формы его потенциала на вид корреляционной функции.
В заключении диссертации перечислены основные результаты и следующие из них физические выводы.
Модели с гауссовым пространственно-временным распределением источников
Рассмотрим случай однородного объема генерации частиц, то есть такого, где все одночастичные источники одинаковы: Это условие не выполняется для объема генерации, разные элементы которого разлетаются в разных направлениях и, находясь в разных точках, излучают частицы в разные части импульсного спектра.
Такая неоднородность характерна для всех моделей множественного рождения: каскадных с их распадающимися на лету резонансами, фрагментационных с разлетающимися файерболами; гидродинамических и термодинамических с расширяющимся объемом; мультипериферичсских, партонных и струнных с их зависимостью импульса от узла цепочки или точки разрыва и т.д. Но равенство (1.13), видимо, справедливо, в каком-то приближении, для "отделыюго"элемента этого объема, т.е. для подансамбля частиц из небольшого участка импульсного спектра, где pi рг [33].
Далее мы будем придерживаться предположения (1.13) в расчете на возможность выделения таких (почти) однородных элементов. При условии (1.13) амплитуды р(р) в (1.12) комбинируются в вероятности (р) /? (р) и сокращаются со знаменателем в (1.11): Cab{q) = 1 ± cos[(Pl - р2)(га - п)]. (1.14) Это выражение лоренц-инвариантно, в отличие от исходной формулы (1.11). Импульсы из (1.14) выпали, осталась только их разность.
Функция (1.14) зависит от расстояния именно между центрами одноча-стичных источников. При условии (1.13) размеры и форма источников одинаковы (см. (1.2) - (1.3)) и центрами можно считать любые точки, одинаково расположенные относительно этих источников [30]. Корреляционная функция (1.14) независит от размеров источников (размеров начальных волновых пакетов), даже если они больше расстояния между центрами источников (см. (1.7) - (1.11)). Конечно, это справедливо только при сохранении условия, что частицы все-таки излучаются независимо друг от друга и не взаимодействуют в конечном состоянии.
Если известна форма однородного объема генерации (однородного элемента), т.е. пространственно-временная плотность распределения центров источников р(г), то можно получить полную корреляционную функцию, усреднив двухточечную корреляционную функцию (1.14) по всем положениям этих двух точек (q = р\ — рг) C{q) = 1 ± J J p(ra)p(rb)cos[q(ra - rb)]d4rad4rb. (1.15)
Эта процедура - усреднение вероятностей, а не амплитуд - предполагает, что разные положения точки га (и/или гь) приводят к разным конечным состояниям (см. обсуждение в [29]).
Это - базовая формула интерферометрического метода получения экспериментальных размеров объема генерации частиц. Все результаты, полученные выше, являются модельно независимыми. Для их получения были использованы лишь свойства симметрии, обусловленные статистикой тождественных частиц. Однако корреляционная функция измеряет величину нормированного Фурье-преобразования функции испускания, а не ее значение в каждой точке. Функция эмиссии источника полностью характеризует источник, по экспериментально измеряемая корреляционная функция не определяет однозначно функцию эмиссии. Следовательно, для получения параметризации функции эмиссии необходимы некоторые предположения о ее форме. В общем случае для того, чтобы однозначно определить источник, необходимы по меньшей мере десять независимых параметров - три пространственные координаты, три угла Эйлера для его ориентации, три проекции скорости и временная протяженность. Пара частиц имеет только шесть независимых степеней свободы в импульсном пространстве - относительные (q) и средние компоненты (К). Как следствие возникает необходимость работать в рамках определенной модели, чтобы интерпретировать пространственную информацию, содержащуюся в корреляционной функции.
Основные элементы двухметровой криогенной пузырьковой камеры ИТЭФ
Другим интересным результатом, полученным коллаборацией STAR, является то, что несмотря на характерное поведение радиусов, получаемых в рамках параметризации Берча-Пратта, являющееся следствием пространственно-импульсных корреляций, обусловленных поперечным потоком, отношение R0/Rs убывает с ростом поперечного импульса, противореча всем модельным предсказаниям. Существующие модели предсказывают значение данного отношения больше единицы вследствие эффектов, обусловленных временем жизни системы и более того, его рост с ростом К%. Пока нет полной ясности в том, какой сценарий приводит к подобному поведению, в частности, такое поведение согласуется с образованием непрозрачного источника.
Зависимости параметров, получаемых в результате анализа корреляционных функций тождественных пионов в рамках параметризации Берча-Пратта, от множественности.
Как показывают результаты коллаборации NA49 (см. рис.1.5), наблюдается рост R0 и Rs с увеличением множественности вторичных частиц, в то время как Ri меняется слабо.
Существенный интерес представляет зависимость размеров области рождения и длительности испускания от сорта частиц. Так в соответствии с предсказаниями КХД фазовый переход в процессе формирования наблюдаемых состояний должен приводить к различию в длительности испускания частиц в зависимости от их странности.
Сравнение экспериментальных данных о зависимости размеров области эмиссии от массы испускаемых частиц с предсказаниями существующих моделей адронного рождения позволяет исследовать область их применимости. В табл. 1.2 приведены значения радиусов, получаемые в соответствии с параметризацией Гольхабера для пар тождественных каонов, как заряженных, так и нейтральных. Сравнение с результатами из табл.1.1 показывает, что размер области генерации уменьшается с увеличением массы испукаемых частиц. Этот вывод иллюстрирует и рис.1.6, где приведена зависимость радиуса от массы испускаемых частиц для пар пионов, каонов и Л-гиперонов, полученных на LEP коллаборациями DELPHI, ALEPH и OPAL [51], а также коллаборацией EXCHARM в пС-взаимодействиях [9]. Наблюдаемая зависи Таблица 1.2: Результаты фита гауссиаиом корреляционных функций для пар тождественных каонов
Реакция Система А R, фм Ссылка мость следует закону 1/у/т. В отличие от данных по корреляциям пионов и каонов данные для Л-гиперонов скудны и практически ограничиваются результатами, полученными в экспериментах ALEPH, DELPHI и OPAL в е+е -аннигиляции [51] и NA49 во взаимодействии ионов свинца [52]. Более того, интерпретация имеющихся данных значительно затруднена вследствие недостаточно хорошо изученного влияния сильного взаимодействия в конечном состоянии. В частности, усредненные по трем экспериментам данные с LEP для радиуса области образования Л-гиперонов оказываются существенно меньше электромагнитных радиусов и радиусов сильного взаимодействия для протонов и заряженных гиперонов, получаемых из экспериментов по рассеянию [53], что, возможно, является результатом влияния формы потенциала сильного взаимодействия на корреляционную функцию [54].
Таким образом, представляется актуальным дополнительно к имеющимся данным по корреляциям пионов и каонов получить новые данные по корреляциям Л-гиперонов. -в 2
Зависимости параметра R, получаемого в рамках параметризации Гольдхабера, от массы частиц (я- , Я" и Л-гипсрнов),о - усредненные данные LEP [51], а также данные EXCHARM с фоновым распределением, полученным моделированием () и в виде двойного отношения (А) (СМ. Гл4.4) . Фит зависимостью, обратно пропорциональной корню квадратному из массы частицы.
Развитие теории интерференционных корреляций привело к пониманию важности совместного исследования как корреляций пар тождественных частиц, так и нетождественных, для которых определяющими являются не эффекты квантовой статистки, а взаимодействие в конечном состоянии. Правда ситуация с предсказанием как величины, так и типа (конструктивные или деструктивные) корреляций здесь не так ясна и однозначна, как в случае тождественных частиц. Для разрешения сложившейся ситуации необходимо накопление экспериментальных данных в возможно более широком круге реакций и исследуемых систем. На решение этой задачи в значительной степени и направлена данная работа. Глава 2
Методика эксперимента
Эксперименты выполнены на 2-метровой пузырьковой камере ИТЭФ [55], наполненной водородом. Экспозиция проведена на сепарированном пучке положительных пионов с импульсом 4,2 ГэВ/с протонного синхротрона ИТЭФ. Измерения отобранных при просмотре событий выполнялись на полуавтоматических измерительных устройствах типа ПУОС. Экспериментальный материал основан на анализе 440 тысяч снимков.
Ценным качеством пузырьковой камеры является возможность наблюдения взаимодействий частиц в условиях 4тт- геометри и, что позволяет работать с неискаженной картиной взаимодействий. Ограниченность статистики, доступной в камерном эксперименте, компенсируется как большим объемом экспериментальной информации, так и большой полнотой ее использования.
Исследование влияния кулоновского взаимодействия в конечном состоянии и эффекта лидирования на корреляционную функцию пионов
Корреляционные функции C2{Q) для разноименно заряженных частиц из реакций 2,4,6 показаны на рис.3.7а - 3.7d с фоном в виде пар, состоящих из заряженного и нейтрального пионов (рис.3.7а, 3.7Ь) и смоделированных с использованием адаптированной для промежуточных энергий В.В.Ужинским версии модели FRITIOF [95] пар разноименно заряженных пионов (рис.3.7с, 3.7d).
На рис.3.8 представлены зависимости Сг( ) для пар тождественных и разноименно заряженных частиц из реакций 2,4,6 с фоновыми распределениями в виде пар, состоящих из разноименно заряженных и заряженного и нейтрального пионов. В состав пары из двух пионов, совпадающих по знаку с пучковым, включался лишь пион, имеющий меньший импульс.
Результаты аппроксимации спектров для пар разноименно заряженных пионов, где в качестве фона использованы распределения для нар, состоящих из заряженного и нейтрального пионов, представлены в табл.3.8-3.9.
С целью учета влияния эффекта лидирования в фоновые распределения были включены лишь заряженные пионы, совпадающие по знаку с пучковым, имеющие меньший, чем у аналогичных пионов, импульс (рис.3.8). Результаты фитирования, представленные в табл.3.2,3.3,3.5,3.6, показывают, что лидирование приводит к изменению амплитуды корреляций, характеризуемой параметром Л, не приводя в пределах погрешностей к изменению пространственных характеристик источника.
Широкие минимумы на рис.3.2-3.4,3.8 в области 0.6 Q 0.8 ГэВ обусловлены влиянием / мезона. Возникают трудности при описании корреляционной функции разноименно заряженных пионов степенной зависимостью.
На рис.3.9 показаны зависимости C2(Q) для тождественных частиц из реакций 2 и 4 с фоновыми распределениями в виде пар тождественных пионов, полученных моделированием. Расчеты фона выполнены с использованием моделей FRITIOF [96] и кварк-глюонных струн (MSDM) [97]. Кривые получены аппроксимацией корреляционной зависимости функцией (3.3). Видно, что вне области интерференционного пика корреляционная функция имеет слабую зависимость от Q.
На рис.3.10 показаны те же зависимости, как и на рис.3.9, но фон получен методом перемешивания (точки, обозначенные значком ). Видно, что такой метод требует дополнительного учета "нарушения" закона сохранения энергии в фоновых событиях.
Этот учет можно провести делением корреляционной функции на корреляционную функцию, полученную тем же методом перемешивания, но для моделированных событий (точки, обозначенные значками о и Л). Далее дан ный способ построения корреляционной функции мы будем называть "двойным отношением". Подобное построение корреляционной функции позволяет учесть часто возникающие при перемешивании кинематические корреляции, являющиеся следствием невыполнения законов сохранения. Видно, что корреляционная функция с хорошей точностью близка к единице вне области интерференционного пика.
Результаты аппроксимации корреляционных функций, показанных на рис.3.9 и рис.3.10, представлены в табл.3.10. Значения параметра R существенно не отличаются от полученных для фона из разноименно заряженных пионов. Значения параметра А, полученное при использовании модели FRITIOF, систематически завышены.
На рис.3.Па показаны экспериментальные распределения no Q пар, состоящих из заряженного и нейтрального пионов из реакции 2, на рис.3.lib и рис.3.11с полученные моделированием с помощью FRITIOF и MSDM соответственно. В области р-мезона наблюдаются четкие сигналы для все трех распределений. Сплошная кривая - фит суммой Брейт-Вигнера и гладкой функции, а также отдельный вклад каждого из слагаемых. Видно также, что FRITIOF заметно переоценивает сечение рождения р-мсзоиа.
Корреляционные функции C2{Q) для пар, состоящих из заряженного и нейтрального пионов из реакции 2, показаны на рис.3.12. Чтобы устранить возможное влияние на корреляционную функцию различных сечений рождения р-мезона в исследуемом и фоновых распределениях при построении данных функций из экспериментальных и смоделированных распределений предварительно вычитался вклад р-мезона, полученный в результате фита (см. рис.3.11).
Сравнительный анализ корреляционных функций для пар тождественных и нетождественных пионов
Полученные распределения показывают наличие конструктивных корреляций, обусловленных как тождественностью бозонов (рис.3.22,3.3,3.9,3.9), так и кулоновским взаимодействием (рис.3.7).
Корреляции разноименно заряженных пионов лежат в области меньших Q, чем корреляции тождественных частиц, и обладают значительно большей интенсивностью, что свидетельствует об их различном происхождении. Узкие деструктивные корреляции в области Q 100 МэВ, накладывающиеся на более широкие, обусловленные тождественностью (рис.3.2), являются следствием использования в качестве фонового распределения пар 7г+7г , в свою очередь содержащих корреляции. Этот вывод подтверждается исчезновением узких корреляций при использовании в качестве фонового распределения пар 7Г+7Г, 7г 7г (рис.3.3) или полученного моделированием (рис.3.9,3.10).
Монте-Карло моделирование
Исследование корреляций нейтральных странных частиц вызывает большой интерес, несмотря на недостаточно хорошо изученное влияние сильного взаимодействия в конечном состоянии, затрудняющее интерпретацию результатов измерений. Привлекательность исследования корреляций данного типа заключается в том, что в совокупности с измерением выходов странных частиц и их одночастичных спектров они способны дать новую информацию о динамике образования странных частиц.
Исследовалась зависимость корреляционной функции Сг, определяемой как отношение двухчастичной плотности к произведению одночастичных, от инвариантной переменной Q, соответствующей разности 4-импульсов двух частиц. Анализ экспериментальных данных проводился в рамках параметризации Гольдхабера (1.17). В соответствии с принципом Паули волновая функция двух тождественных частиц с полуцелым спином должна менять знак при перестановке координат и спинов обоих частиц, т.е. должна быть антисимметрична. Таким образом должно выполняться условие: где L - орбитальный момент относительного движения, S - суммарный спин системы. Для пар ЛЛ-гиперонов могут реализовываться на практике либо синглетные состояния S = 0 с четными орбитальными моментами, либо три-плетные состояния S = 1 с нечетными орбитальными моментами.
При малой разности импульсов q частицы имеют h= 0 и поэтому могут находиться только в состояниях с четным полным спином (S = 0,2...). В частности, две тождественные частицы со спином 1/2 при q — 0 могут находиться только в синглетном состоянии (S = 0).
Как отмечается в работе [101], это означает, что их спины скоррелирова-ны таким образом, что проекции спина оказываются противоположными при любом выборе оси квантования. Такие корреляции при регистрации двухча стичных состояний одиочастичными детекторами следует рассматривать как проявление квантовомеханического эффекта, впервые указанного в работе Эйнштейна, Подольского и Розена [102]: характер измерений, проводимых над первой частицей, однозначно определяет показание детекторов, анализирующих состояние второй частицы, хотя после взаимодействия обе частицы пространственно разделены (см. [103]).
Для статистического спинового ансамбля, где каждое из четырех спиновых состояний испускается с одинаковой вероятностью, величина корреляционной функции при Q—»0 будет стремиться к значению 0,5, так как для оставшейся при Q — 0 четвертой части состояний будут наблюдаться конструктивные корреляции.
Объем исследованной статистики составил 172 106 исходных нейтрон-углеродных взаимодействий, зарегистрированных в 10-м сеансе экспозиции спектрометра ЭКСЧАРМ.
Исследование парных корреляций Л-гиперонов обладает с методической точки зрения рядом преимуществ по сравнению с системами, состоящими из заряженных тождественных частиц. В частности, для них не стоит проблема разделения одинаково заряженных частиц, близко расположенных в пространстве, летящих с малыми относительными импульсами, часто приводящая к тому, что программы реконструкции восстанавливают данные треки как один. Не так существенны и ошибки обратного рода, когда один трек " расщепляется" на два.
Основными проблемами при изучении корреляций в системе ЛЛ являются малое сечение парного рождения Л-гиперонов при исследуемых в работе энергиях нейтронов, низкая эффективность регистрации пар нейтральных странных частиц магнитным спектрометром и, как следствие, необходимость выделять исследуемые события из большого числа фоновых. Необходимо также учитывать влияние на корреляционную функцию примеси Л-гиперонов, образованных в распадах Е-гиперонов. Л(Л)-гипероны идентифицировались по распадам на протон (антипротон) и пион: Л(Л) — ртт-(ртг+). (4.3)
В качестве кандидата в Л(Л)-гиперон отбиралась пара частиц противоположного знака (нейтральная вилка), на которые далее накладывались ограничения, одинаковые для обоих гиперонов, поэтому ниже при их перечислении мы ограничимся упоминанием лишь Л-гиперона.
Требовалось, чтобы минимальное расстояние между треками не превышало 0,25 см, что соответствует 3-кратной величине экспериментального разрешения по этому параметру (см. рис.4.1а)).
В качестве вершины распада выбиралась точка, среднеквадратичное расстояние от которой до треков было минимально. Для уменьшения фона от взаимодействий в мишени требовалось, чтобы вершина располагалась в рас-падном объеме, который начинался на расстоянии 10 см от центра мишени по направлению оси пучка. С этой целью отбирались лишь нейтральные вилки, Z-координаты вершин которых попадали- в интервал [-450;-270] см, Х-координаты - в интервал [-2;3] см, а Y-координаты - в интервал [-4;3] см соответственно (см. рис.4.1Ь)-с)).
Эффективная масса системы (р7г ) не должна была отличаться от табличного значения массы Л-гиперона более чем на 4,5 МэВ/с2, что соответствует 3-кратному разрешению по этой величине.
