Содержание к диссертации
Введение
1 Постановка эксперимента по измерению анализирующих способностей в реакциях a(d,p)x и a{d,d')x при импульсах 4.5 - 9 гэв/с на синхрофазотроне лвэ оияи 28
1.1 Общая схема измерений 28
1.2 Пучок поляризованных дейтронов 30
1.3 Электроника, триггер и времяпролетная система 35
1.4 Отбор событий по времени пролета частицы 37
1.5 Моделирование установки 38
1.6 Получение анализирующих способностей реакций A{d,p)X и A(d,d')X 39
2 Эксперимент по измерению тензорной анализирующей способности т20 в реакциях dd -+ 3неп и dd -> 3нр под нулевым углом при энергиях 140, 200 и 270 мэв в riken 45
2.1 Схема эксперимента 45
2.2 Пучок поляризованных дейтронов 46
2.3 Процедура измерений и идентификации частиц 49
2.4 Процедура CD2 - С- вычитания 51
2.5 Получение тензорной анализирующей способности Т^ реакций dd —> 3Неп и dd —> 3Нр 52
3 Анализирующие способности реакции фрагментации дейтрона в протон a(d,p)x при больших поперечных импульсах 60
3.1 Анализирующие способности Ат и Ау реакции A(d,p)X при больших поперечных импульсах 60
3.2 Анализ реакции A{d,p)X при ненулевых поперечных импульсах протона в динамике светового фронта 63
3.3 Тензорная анализирующая способность Ауу реакции (d, р) при малых поперечных импульсах протона 67
3.3.1 Различные схемы релятивизации ВФД 68
3.3.2 Ненуклонные степени свободы 71
3.3.3 Механизмы реакции 77
3.4 Тензорная анализирующая способность Ауу реакции (d, р) при больших поперечных импульсах протона 78
3.5 Векторная анализирующая способность Ау реакции развала дейтрона 84
4 Анализирующие способности реакции a{d,d')x при больших поперечных импульсах в области возбуждения барионных резонансов 97
4.1 Анализирующие способности Ауу и Ау реакции A(d,d')X при больших поперечных импульсах 97
4.2 Поляризационные эффекты в (d, б?')Х-реакции 100
4.3 Тензорная анализирующая способность Ауу реакции неупругого рассеяния дейтронов на ядрах 107
4.4 Векторная анализирующая способность Ау реакции неупругого рассеяния дейтронов на ядрах 114
5 Результаты по тензорной анализирующей способности т20 в реакциях dd -> 3неп и dd ->3нр под нулевым углом при промежуточных энергиях 126
5.1 Тензорная анализирующая способность Т2о реакций dd —> 3Неп и dd — 3Нр под нулевым углом 126
5.2 Анализ поляризационных явлений для реакции dd —> 3Неп под нулевым углом 127
5.3 Приближение однонуклонного обмена 129
5.4 Сравнение с данными для реакции d3Ee -* 3Eed 132
6 Эксперименты с использованием пучков релятивистских дейтронов 137
6.1 Структура релятивистского дейтрона из реакции (d,p) при больших поперечных импульсах протона 137
6.2 Возбуждение барионных резонансов в реакции (d,d')X 138
6.3 Исследование поляризационных наблюдаемых реакций dd -+ 3Неп и dd -> 3Нр 140
6.4 Поляриметрия дейтронов высоких энергий 142
Заключение. 150
- Пучок поляризованных дейтронов
- Процедура измерений и идентификации частиц
- Механизмы реакции
- Поляризационные эффекты в (d, б?')Х-реакции
Введение к работе
Ядерные реакции с участием релятивистских дейтронов традиционно используются для изучения нуклон-нуклонного взаимодействия при высоких энергиях, структуры легких ядер на малых межнуклонных расстояниях, механизмов рождения мезонов и барионных резонансов.
Спиновая структура легких ядер широко исследовалась в течение последних десятилетий с использованием как электромагнитных, так и адронных пробников. Главной задачей этих исследований при промежуточных и высоких энергиях являлось получение информации о высокоимпульсных компонентах легких ядер с целью изучения проявления релятивистских эффектов и ненуклонных степеней свободы. Детальное изучение структуры легких ядер в процессах с большими передачами импульсов к одиночному нуклону может обеспечить получение важной информации о природе и свойствах ядерных сил, действующих между конституэнтами ядер, и позволить сделать выбор между различными моделями этих сил.
Среди ядер дейтрон занимает особое место, так как в нерелятивистской физике он описывается как простейшая слабосвязанная система двух нуклонов. Такие характеристики как энергия связи, б, квадрупольный, Q^, и магнитный, //^, моменты, среднеквадратичный радиус, г^, хорошо измерены экспериментально и неплохо воспроизводятся нерелятивистскими вычислениями с использованием нуклон-нуклонных потенциалов одно-бозонного обмена. Нерелятивистская волновая функция дейтрона (ВФД), полученная из решения уравнения Шредингера, зависит только от относительного импульса нуклонов q: Ф = Ф(д). Компонентами ВФД являются S- и D-состояния. В симметричном 5-состоянии спин дейтрона определяется спинами нейтрона и протона, в то время как для D-состояния спины
нуклонов ориентированы противоположно спину дейтрона. S- и >-состояния доминируют соответственно при малых и больших импульсах нуклона. По мере увеличения энергии дейтрона и его нуклонов релятивистские эффекты играют все бблыпую роль на малых межнуклонных расстояниях, а также в динамике взаимодействия.
В релятивистской квантовой механике невозможность отделения движения центра инерции связанной системы от относительного движения конституэнтов приводит к тому, что релятивистская волновая функция оказывается зависящей не только от относительных импульсов q, с которыми нуклоны движутся внутри системы, но и от полного импульса р, с которым движется центр инерции системы, т.е. Ф = Ф(#,р). Таким образом, релятивистская ВФ - это функция относительного импульса q для каждой новой системы отсчета.
С другой стороны, достаточно знать ВФ в пределе бесконечного импульса р —» inf, где структура ВФ упрощается, а именно, исчезает зависимость от |р|, и остается только зависимость от направления п = р/|р]. Таким образом, релятивистская волновая функция является функцией 2-х переменных: Ф = Ф(#,п). Другим достоинством рассмотрения ВФ в системе бесконечного импульса или на световом фронте [1, 2, 3) является то, что диаграммы, связанные с флуктуациями вакуума, вымирают.
Недостатком данных подходов является отсутствие явной релятивистской инвариантности. Этот недостаток проявляется особенно сильно при построении состояний со спином. В частности, минимальная схема релятивизации [1, 2, 4], основанная на динамике на световом фронте, сводится к простой замене аргумента нерелятивистской ВФД на переменную светового фронта (с соответствующей перенормировкой). Полученная таким образом релятивистская ВФД, также как и нерелятивистская, определяется S- и D- компонентами, зависящими
только от одной переменной.
В последние годы была развита ковариантная версия динамики на световом фронте, в которой ВФД явно ковариантна и определяется шестью инвариантными функциями, каждая из которых зависит от двух переменных [5, б, 7]. В нерелятивистском пределе остаются только две функции, соответствующие обычным S- и D- компонентам дейтрона.
Большим успехом релятивистского ковариантного подхода [8] явилось описание поведения экспериментальных данных по структурной функции A(Q2) до Q2 ~ 3 (ГэВ/с)2 и тензорной анализирующей способности t2o{Q2) при Q2 < 1.7 (ГэВ/с)2 упругого ей- рассеяния, полученных в JLAB [9]. Использование релятивистской ВФ [6, 7] позволило авторам работы [10] успешно описать данные по сечению неупругого рассеяния электронов на дейтроне, d(e,e')X [11, 12, 13], в рамках модели у-скейлинга.
Существуют и другие подходы для описания релятивистских составных систем, например, решение уравнения Бете-Солпитера [14]-[17], описание с помощью квазипотенциальных ВФД [18, 19], ковариантный подход [20] и т.д. Все они широко используются для интерпретации экспериментальных данных по релятивистской структуре дейтрона.
Другой вопрос состоит в том, как фундаментальные степени свободы сильного взаимодействия (кварки и глюоны) могут проявляться на расстояниях, сравнимых с размером нуклона. С точки зрения квантовой хромодинамики (КХД) на этих расстояниях происходит переход от традиционной нуклон-мезонной картины ядра к ситуации, когда нуклоны теряют свою индивидуальность и возможно проявление ненуклонных: кварк-глюонных или барион-барионных степеней свободы в ядрах. Следовательно, исследование структуры ядер на малых расстояниях необходимо для построения реалистичной теории сильных
взаимодействий.
При больших энергиях и поперечных импульсах работают правила конституэнтного счета (ПКС) [21, 22], которые предсказывают степенную зависимость сечений бинарных реакций при фиксированном угле рассеяния в системе центра масс от полной энергии с показателем, зависящим от числа конституэнтов. Сечение реакции фото-расщепления дейтрона, jd —> рп, при больших углах в с.ц.м. [23] показывает асимптотическое поведение при энергиях до 5.5 ГэВ в соответствии с ПКС. Поведение формфактора дейтрона уже при Q2 ~ 1.5 (ГэВ/с)2 находится в согласии с предсказаниями ПКС [24]. Сечения реакций dp —> pd [25] и dd —> 3Hen(3Hp) [26] при больших поперечных импульсах также уменьшаются с ростом полной энергии с показателем степени в соответствии с ПКС, начиная уже с кинетической энергии дейтрона Td -0.5 ГэВ [27].
Так как спин дейтрона равен 1, это дает широкие возможности в проведении многочисленных поляризационных экспериментов, и следовательно, в получении принципиально новой информации о поведении независимых наблюдаемых, некоторые из которых чувствительны к деталям структуры дейтрона на малых расстояниях. Это позволяет сделать выбор между различными моделями ядерных сил между конституэнтами.
Данные по поляризации протона в реакции ^d —> рп до энергии 2.4 ГэВ [28] находятся в согласии с предсказаниями пертурбативной КХД [29]. В то же время, коэффициенты передачи поляризации, измеренные в этом же эксперименте, отличаются от расчетов. С другой стороны, предсказания пертурбативной КХД [30] противоречат данным по тензорной анализирующей способности упругого td- рассеяния [9].
Реакция развала дейтрона в инклюзивной, A(d,p)X, и кинематически полной постановке, 2Н(р,2р)п, также как и реакция упругого dp-
рассеяния при больших углах в с.ц.м. являются традиционными способами изучения структуры дейтрона на малых межнуклонных расстояниях.
Например, в случае регистрации продуктов реакции под 0 в лабораторной системе координат дифференциальное сечение процесса фрагментации дейтрона в рамках импульсного приближения (ИП) пропорционально импульсному распределению нуклонов в дейтроне (или квадрату его волновой функции, Ф2(&)); дифференциальное сечение упругого dp- рассеяния на 180 в системе центра масс, вычисленное в приближении однонуклонного обмена (ОНО), пропорционально квадрату импульсного распределения. Поляризационные наблюдаемые для этих реакций, такие, например, как тензорная анализирующая способность Т20 и коэффициент передачи поляризации ко от векторно поляризованного дейтрона к протону, в рамках указанных подходов также достаточно просто выражаются через S— и D— компоненты ВФД [31, 32, 33]. Поэтому исследование упомянутых реакций в кинематических условиях, отвечающих большим значениям внутридейтронных импульсов нуклонов, позволяет надеяться на получение сведений о поведении ВФД на малых расстояниях.
Импульсные спектры протонов, испускаемых под 0 в результате фрагментации дейтронов на ядрах, были измерены при различных начальных импульсах, от 2.5 до 17.8 ГэВ/с [34]-[39]. В целом, эти импульсные распределения можно удовлетворительно воспроизвести в рамках релятивисткого ИП с использованием ВФД, отвечающих стандартных потенциалам нуклон-нуклонного рассеяния [40]-[43]. Исключение составляет область в спектре протонов, измеренном при 9 ГэВ/с под 0 [35, 37], при импульсе протонов k ~ 350 МэВ/с, определенного в динамике светового фронта [1, 2, 4]. В данной области наблюдается характерный прилив, где измеренное дифференциальное
сечение реакции фрагментации дейтрона превышает результаты расчетов, выполненных в рамках релятивистского ИП, более чем в два раза. Похожее превышение наблюдается также в дифференциальных сечениях реакции A(d,p)X при 2.5 и 3.5 ГэВ/с [38].
Отметим также, что импульсные распределения нуклонов, извлеченные из инклюзивных данных по электро-расщеплению дейтрона d{e, е')Х [12] в рамках у- скейлинга, и из данных по сечению дейтрон-протонного упругого рассеяния назад [25] в рамках ОНО в динамике на световом фронте [44] хорошо согласовывались между собой и с импульсным распределением, полученным из данных по фрагментации дейтрона в протоны под нулевым углом [35].
Для объяснения этой особенности импульсных спектров нуклонов из столь различных реакций выдвигались различные гипотезы, в том числе и модели, учитывающие дополнительные степени свободы в дейтроне. Теоретические работы [45] привели к возможности существования шести-кварковой компоненты в ВФД. В этой модели \6q >- амплитуда, возникающая из s6- конфигурации шести кварков должна быть добавлена к S- компоненте стандартной ВФД с относительной фазой Хо- Данная модель позволила описать экспериментальные данные по фрагментации дейтрона [35]. Вероятность \6q >- конфигурации в ВФД при этом составила ~ 4%.
Отметим, однако, что форма импульсных спектров протонов из реакции A(d,p(0))X зависит от атомного номера ядра мишени: при к < 150 МэВ/с отношение сечений реакции фрагментации дейтрона на углероде к водороду [37] составляет ~ 5 -і- 5.5, затем плавно меняется и при больших импульсах достигает ~ 3.5. Кроме того, форма сечения в области внутренних импульсов к ~ 350 МэВ/с зависит от начальной энергии дейтрона. Данные свойства импульсных спектров из реакции фрагментации могут указывать на важность вкладов процессов,
дополнительных к спектаторному механизму и зависящих как от энергии, так и от атомного номера ядра.
В работах [46, 47] для описания экспериментальных данных [35] рассматривался вклад от диаграммы с перерассеянием пиона. В работе [46] учитывался только вклад А-изобары и N* в сечение wN рассеяния. Впоследствии авторы использовали [47] экспериментальные данные по дифференциальному сечению irN рассеяния. Были расчитаны дифференциальные сечения процесса dp —> р(0)Х для начальных энергий 10-70 ГэВ. Наплыв в сечении при к ~ 350 МэВ/с объяснялся резонансной природой ж N рассеяния в области возбуждения А- изобары. Однако, авторы отмечают, что неопределенность в вычислениях составляет примерно 50%, что связано с недостатком экспериментальной информации для KN процесса, особенно в области малых энергий.
В работе [48] помимо диаграмм ИП учитывались также диаграммы с рождением виртуального пиона и его последующим испусканием. Результаты рассчетов находятся в согласии с экспериментальными данными [35, 36]. Вклад диаграммы с испусканием пиона найден меньшим по сравнению с результатами расчетов, выполненных в работе [46, 47]. Авторы объясняют это использованием другой параметризации для ttN рассеяния.
Учет диаграмм перерассеяния и рождения виртуального пиона с его последующим поглощением и испусканием в дополнение к диаграммам ИП [49] позволил удовлетворительно описать данные по дифференциальному сечению реакции фрагментации дейтрона в протоны под нулевым углом при 9 ГэВ/с [35, 37].
В вычислениях, выполненных в работе [50], в дополнение к диаграммам ИП учитывались также диаграммы с двойным перерассеянием и взаимодействием в конечном состоянии с
использованием стандартных ВФД и результатов фазового анализа для описания спиновой структуры NN- вершины. Однако, расчеты не позволяли описать поведение импульсных спектров, полученных при начальных импульсах дейтрона 2.5 и 3.5 ГэВ/с и больших импульсах протонов [38]. Отметим большую неопределенность вычислений, связанных с недостатком информации о поведении амплитуд пр-рассеяния при высоких энергиях.
В работах [51, 52] реакция развала дейтрона рассматривалась в рамках Глауберовского подхода с дополнительным учетом эффектов неупругого экранирования и взаимодействия в конечном состоянии (ВКС). Вычисления, выполненные с ВФД на основе потенциала Рейда с мягким кором [41], показали, что ВКС существенным образом уменьшает сечение (^ ЗО -і- 70%) при малых к. Неспектаторная диаграмма ИП дает возрастание сечения приблизительно в два раза, в то время как диаграммы упругого перерассеяния и неупругого экранирования, частично компенсируя друг друга, уменьшают спектр на ~ 30 -f- 40% при к ~ 350 -г 500 МэВ/с. При к > 150 МэВ/с Глауберовские поправки уменьшают спектр на 20%, затем эти поправки увеличиваются за счет упругого перерассеяния, в то время как при к > 300 МэВ/с неупругое экранирование становится пренебрежимо малым. Неопределенность модели составляет ±15% для учета вклада ВКС и ±50% при к > 500 МэВ/с для Глауберовских поправок.
Протонные спектры из реакции фрагментации дейтрона под нулевым углом были описаны в рамках ИП с учетом неодинаковых ограничений на фазовое пространство вблизи кинематических пределов для упругого и неупругих каналов [53].
Дополнительная проблема, связанная с данными по фрагментации релятивистских дейтронов в протоны под 0, состоит в том, что инвариантные дифференциальные сечения реакции, полученные при
начальном импульсе 5.75 [36] и 9 ГэВ/с [35, 37], построенные в зависимости от импульса протона в системе покоя дейтрона, вопреки ожиданиям расходятся по абсолютной величине: для совмещения спектров друг с другом данные при 5.75 ГэВ/с необходимо умножить на коэффициент 1.4. В работе [54] приведены аргументы в пользу того, что учет конечного углового разрешения установки, с помощью которой выполнены измерения при 9 ГэВ/с, связанная с этим перенормировка спектра и, наконец, дополнительный учет вклада процессов рассеяния нуклонов дейтрона на протоне-мишени (и его интерференции с прямой фрагментацией) могут объяснить так называемое аномальное поведение спектра протонов от реакции ^(^,^(00))^ при 9 ГэВ/с и одновременно согласовать экспериментальные данные при 5.75 и 9 ГэВ/с.
Качественная картина инклюзивной реакции фрагментации дейтрона в протоны при высоких энергиях описана в релятивистской модели жесткого рассеяния [55], в которой основной вклад в выход протонов дают прямая фрагментация дейтрона и процесс жесткого рассеяния нуклона дейтрона на нуклоне мишени, а вклад механизмов перерассеяния и рождения виртуального пиона невелик. При малых углах вылета протона доминирует процесс прямой фрагментации. По мере увеличения угла регистрации протона все возрастающую роль играет процесс жесткого рассеяния, в котором нуклон дейтрона испытывает соударение с нуклоном мишени. При определенных условиях вклады обоих процессов могут быть вполне сравнимы по величине. Отметим, что при начальном импульсе дейтрона < 3.5 ГэВ/с данное качественное описание реакции фрагментации не работает из-за сильного вклада возбуждения А-изобары в промежуточном состоянии [38, 39]. В рамках модели жесткого рассеяния были удовлетворительно описаны [56] импульсные спектры протонов, испускаемых под 0 в результате развала дейтронов при 3.5 ГэВ/с [38], 5.75 ГэВ/с [36] и 9 ГэВ/с
[35], с использованием общепринятых волновых функций дейтрона.
Измерения дифференциальных сечений развала дейтронов на различных мишенях с испусканием протонов с большими поперечными импульсами были выполнены при 5.75 ГэВ/с [36] и 9 ГэВ/с [57, 58]. Результаты измерений импульсных спектров протонов, испускаемых под углами 103, 130 и 157 мрад в лабораторной системе в результате развала дейтронов с импульсом 9 ГэВ/с на ядрах водорода, дейтерия и углерода [57, 58], показали, что форма высокоимпульсных частей спектров не зависит от атомного номера ядра мишени, А, и определяется только структурой дейтрона и механизмом дейтрон-нуклонного взаимодействия. Заметим, что подобное заключение было сделано и в связи с развалом дейтронов под 0 [35, 37]. Анализ [57, 58] экспериментальных данных, выполненный в рамках релятивистской модели жесткого рассеяния [55], основанной на динамике светового фронта [1]-[4], показал, что основной вклад в выход протонов дают прямая фрагментация и жесткое рассеяние нуклонов дейтрона на нуклонах мишени. Вклады диаграмм с двукратным перерассеянием и с рождением виртуальных пионов (что важно под 0 [49]) играют лишь вторичную роль. Отношение вкладов спектаторных протонов и протонов, испытавших жесткое соударение, зависит от угла наблюдения и импульса регистрируемых протонов. Например, при импульсе налетающих дейтронов 9 ГэВ/с и угле регистрации 103 мрад вклад спектаторных протонов с импульсами, большими, чем 5.3 ГэВ/с, превышает вклад жестко рассеянных протонов [57, 58]. Отметим также, что описание экспериментальных данных [57, 58] было получено с использованием стандартных ВФД, без привлечения ненуклонных степеней свободы.
Упругое dp- рассеяние назад в системе центра масс при промежуточных и высоких энергиях является одним из простейших
процессов с большой передачей импульса и, поэтому исследование данной реакции также были мотивированы желанием получить сведения о высокоимпульсной компоненте волновой функции дейтрона. Существующие экспериментальные данные по дифференциальному сечению этой реакции [25] демонстрируют наличие пика под углом 180 в с.ц.м. С другой стороны, данные по сечению при в ~ 180 показывают сильную энергетическую зависимость и превышение в области возбуждения А-изобары. Простейшим механизмом, который может быть ответственней за наличие пика под углом 180, является ОНО. Однако одного этого механизма недостаточно, чтобы объяснить весь выход протонов, особенно в области кинетических энергий протона Тр ~ 0.3 -ь 0.7 ГэВ. В ряде моделей экспериментальные данные были описаны с помощью дополнительной примеси NN*-компоненты [59, 60] к стандартной волновой функции дейтрона. Для объяснения особенности при Тр ~ 0.6 ГэВ в энергетической зависимости дифференциального сечения упругого pd- рассеяния назад были проведены расчеты в модели, где сечение pd- рассеяния в терминах треугольной диаграммы выражалось через сечение процесса NN —> dir [61, 62]. Учет D- волны в дейтроне и релятивистских эффектов позволил улучшить согласие расчетов [63] с экспериментальными данными. В работе [64] дополнительно учитывалась спиновая структура элементарной амплитуды реакции рр —> dir+. В модели, развитой в работе [65], амплитуда упругого pd- рассеяния назад была выражена через амплитуды процесса NN —» iVA. Было показано, что учет интерференции возбуждения А-изобары и ОНО приводит к хорошему описанию энергетической зависимости сечения реакции упругого pd-рассеяния назад при Тр < 1.0 ГэВ. Аналогичный результат был получен также в работе [66], где рассматривались ОНО и механизмы рассеяния А- изобары. Данные, полученные при энергиях выше области
возбуждения Д-изобары, качественно воспроизводятся в рамках ОНО в динамике на световом фронте [67]. Расчеты с учетом диаграмм перерассеяния и возбуждения Д- изобары [68] позволили описать данные по сечению упругого pd- рассеяния назад в широком диапазоне энергий. Учет обмена пионом в дополнение к ОНО с использованием ВФД, полученной из решения уравнения Бете-Солпитера [69], также воспроизводят поведение сечения в в области энергий протона Тр ~ 0.3 Ч- 0.7 ГэВ.
Исследование реакции фрагментации дейтрона в эксклюзивной постановке, 2Н(р,2р)п [70, 71, 72], до к ~ 670 МэВ/с показало, что данные достаточно хорошо описываются диаграммами ИП и многократного рассеяния за исключением области доминирования возбуждения Д- изобары в промежуточном состоянии [50].
Исследование этой же реакции, проведенное в Гатчине при кинетической энергии протона 1 ГэВ в квазиупругой кинематике [73], показало, что импульсное распределение нейтронов- спектаторов хорошо описывается в рамках ИП до к ~ 300 МэВ/с. Вклад диаграмм перерассеяния и возбуждения Д-изобары не существенней. Данные по поляризации вторичного протона до q ~ 180 МэВ/с также хорошо описываются в рамках ИП. Однако измерения дифференциальных сечений реакций 2Н(р,2р)п и 2Н(р,рп)р, проведенные той же группой до к ~ 500 МэВ/с [74], показали отклонение экспериментального импульсного распределения от расчетов в рамках ИП при к ~ 350 МэВ/с. Учет Д- изобары в промежуточном состоянии позволяет адекватно описать данные, полученные в различных кинематических условиях. С другой стороны, эти же данные [74] находятся в хорошем согласии с расчетами [75], в которых использовалась параметризация нуклон-нуклонного рассеяния при высоких энергиях [76], а ВКС между медленными нуклонами учитывалось методом решения уравнения
Липпмана-Швингера с Парижским нуклон-нуклонным потенциалом [77].
Измерение дифференциального сечения реакции 1H(d,2p)n было выполнено в Сакле при кинетической энергии дейтрона 2 ГэВ с детектированием быстрого и медленного протонов под углами 18.3 и 57, соответственно [78]. Данные хорошо описываются в рамках ИП при 4-импульсах —t < 0.35 (ГэВ/с)2, в то время как при б<5лыиих t необходим учет А- изобары в промежуточном состоянии и диаграмм NN- перерассеяния.
Новый способ изучения структуры дейтрона на малых расстояниях был предложен в работе [79], в которой предлагалось изучение реакции фрагментации pd —» ppQSojn с вылетом двух протонов с малым относительным импульсом в кинематике подобной кинематике pd- упругого рассеяния назад. Так как эти протоны находятся преимущественно в спин- синглетном состоянии (^о), то вклад А- изобары в промежуточном состоянии подавлен, и ожидается повышенная чувствительность данной реакции к нуклон-нуклонному взаимодействию на малых расстояниях. Измерения сечения реакции pd —> pp^Sojn были выполнены на ускорителе COSY [80] при энергиях начального протона Тр =0.6-1.9 ГэВ. Полученные данные находятся в согласии с расчетами, выполненными в рамках модели, которая в дополнение к ОНО учитывает перерассеяние и вклад А- изобары в промежуточном состоянии [81].
Исследование реакции фрагментации дейтрона, проведенное на водородной пузырьковой камере, позволяет наблюдать события в условиях 47Г геометрии с возможностью идентификации всех заряженных частиц и разделения различных каналов реакции. Изучение пространственных корреляций показало существенный вклад В КС при малых импульсах спектатора для прямого канала фрагментации дейтрона dp -> ррп [82].
Новые экспериментальные данные по поляризационным наблюдаемым в инклюзивном развале дейтрона на ядрах водорода и других элементов с испусканием протонов под нулевым углом [38], [83]-[88], в упругом dp- рассеянии назад [89, 90, 91] и эксклюзивной реакции развала дейтрона, 1H(d,2p)n [92], были недавно получены в Дубне и Сакле.
Тензорная анализирующая способность Т20 реакции фрагментации дейтрона с испусканием протона под 0 была измерена вплоть до внутреннего импульса нуклона к ~ 1000 МэВ/с [84]-[85], определенного в динамике на световом фронте [1, 2, 4]. Существенные отклонения экспериментальных данных от результатов вычислений, выполненных в рамках релятивистского ИП [32] с использованием стандартных волновых функций дейтрона начинаются уже при к ~ 200 МэВ/с. В моделях, учитывающих дополнительные к ИП механизмы [49, 93], разумное согласие с экспериментальными данными получено только до к ~ 600 МэВ/с. Учет дополнительных компонент волновой функции дейтрона, связанных с релятивистскими эффектами [16, 18, 20], также не позволяет улучшить согласие с экспериментальными данными. Данные по Гго в реакции упругого dp- назад [89, 90, 91] также существенно отличаются как от предсказаний, полученных в рамках механизма ОНО [31] с использованием стандартных волновых функций дейтрона, так и от вычислений, основанных на решении уравнения Бете-Солпитера [15]. Учет механизмов, дополнительных к ОНО, не улучшает описание данных [64, 66, 69]. Данные по коэффициенту передачи поляризации от векторно поляризованного дейтрона к протону Ко, полученные для обеих реакций вплоть до к ~ 0.55 GeV/c [86]-[89], также находится в сильном противоречии с расчетами, выполненными с использованием стандартных ВФД. Тензорная, Ауу, и векторная, АУ) анализирующие способности; поляризация протона, Ро, и коэффициент
передачи поляризации от дейтрона к протону, Д,, реакции 1H(d,2p)n были измерены до импульса нейтрона в системе покоя дейтрона q ~ 440 МэВ/с [92]. Наблюдаемые демонстрируют сильное отклонение от предсказаний ИП для импульсов q > 200 МэВ/с. Дополнительный учет диаграмм перерассеяния и возбуждения виртуальной А-изобары улучшает согласие, хотя и не позволяет полностью описать данные по тензорной анализирующей способности Луу и коэффициенту передачи поляризации Д, при больших импульсах.
Как видно, ситуация для реакций фрагментации дейтрона в эксклюзивной и инклюзивной постановках и dp- упругого рассеяния назад выглядит следующим образом: в то время как сечения этих процессов достаточно хорошо описываются в рамках моделей, использующих стандартные волновые функции, вплоть до максимально измеренных внутренних импульсов [49]-[56],[61]-[69], поляризационные данные находятся в сильном противоречии с предсказаниями этих моделей, особенно при больших внутренних импульсах. Это, по-видимому, следствие того, что поляризационные данные более чувствительны как к деталям структуры дейтрона на малых расстояниях между конституэнтами, так и к механизму реакции.
Наиболее интересным свойством новых поляризационных данных является то, что тензорные анализирующие способности Тэд реакций dA —> р{0)Х и dp —> pd показывают при больших внутренних импульсах отрицательное значение ~ —0.3 -.—0.5 [84, 85, 90], что находится в сильном противоречии со всеми расчетами, использующими волновые функции дейтрона, соответствующие известным реалистичным нуклон-нуклонным потенциалам [40]-[42]. С другой стороны, учет ненуклонных степеней свободы в дейтроне дает неплохое согласие расчетов с данными и представляется перспективным. В связи с этим отметим, что
отрицательное асимптотическое значение Т20 было получено в рамках подхода, мотивированного пертурбативной КХД [94] и основанного на методе редуцированных ядерных амплитуд [95]. Данные по Т20 и к0 в реакции 12C(d,p)X под 0 были описаны в рамках модели, учитывающей принцип Паули на кварковом уровне и многократное рассеяние [96]. Дополнительный к ОНО учет обменов резонансами с отрицательной четностью улучшает согласие вычислений с экспериментальными данными по Т20 в упругом dp- рассеянии назад [97].
Отметим, что механизмы, дополнительные к ИП (для реакции dA —» р(0)Х) и ОНО (для реакции dp —> pd), играют важную роль, по-крайней мере до импульсов к ~ 700 -f 750 МэВ/с, и, следовательно, извлечение информации о структуре дейтрона на малых расстояниях весьма затруднительно. Так как основными фоновыми процессами по отношению к ИП для инклюзивной реакции фрагментации дейтрона в протоны под нулевым углом являются перерассеяние и возбуждение виртуального пиона [46]-[53], то желательно выбрать кинематику, в которой вклады от этих процессов малы по сравнению с ИП.
Как уже отмечалось, процесс фрагментации дейтрона в протон с большими поперечными импульсами в основном определяется прямой фрагментацией и жестким рассеянием нуклонов дейтрона на нуклонах мишени [57, 58]. Таким образом, механизм реакции развала дейтрона в этих кинематических условиях достаточно прост и можно ожидать чувствительность поляризационных наблюдаемых к спиновой структуре дейтрона на малых расстояниях [98]. Это и послужило мотивацией измерений тензорной анализирующей способности Ауу инклюзивной реакции фрагментации дейтрона с испусканием протона с большими поперечными импульсами на синхрофазотроне ЛВЭВБ ОИЯИ [99].
Измерения тензорной анализирующей способности Ауу реакции l2C(d,p)X при начальном импульсе 9 ГэВ/с проводились в условиях,
когда детектируемый протон испускался под углом 85 мрад в лабораторной системе коодинат [100]-[103], что соответствует области углов вблизи 90 в системе покоя дейтрона. Таким образом в этой системе импульс протона в основном поперечен по отношению к импульсу падающего дейтрона.
Оказалось, что хотя измеренное дифференциальное сечение удовлетворительно воспроизводится расчетами в рамках релятивистской модели жесткого рассеяния [55, 56] с использованием стандартных ВФД [40]-[42], поведение тензорной анализирующей способности Ауу, которая остается положительной вплоть до максимального импульса зарегистрированных протонов, противоречит предсказаниям этой модели [98]. Знак Ауу оказывается таким же, что и у данных, полученных под нулевым углом [84, 85], а абсолютные значения примерно вдвое меньше. (Напомним, что под углом 0 Ауу = —T20/V2.)
Обнаруженная зависимость Ауу от поперечного импульса свидетельствует о том, что для описания структуры дейтрона при больших значениях внутренних импульсов требуется либо рассмотрение новых физических механизмов, либо принципиальное изменение способа описания релятивистского дейтрона (например, зависимость ВФД от более, чем одной переменной). Это и послужило мотивацией продолжения измерений тензорной анализирующей способности Ауу реакции фрагментации дейтрона на ядрах в широком диапазоне изменений поперечного импульса регистрируемых протонов [104]-[117J.
Изучение структуры трехнуклонного связанного состояния представляет особенный интерес, поскольку даже такая фундаментальная константа, как энергия связи системы, не воспроизводится вычислениями, выполненными с использованием современных двухчастичных нуклон-нуклонных потенциалов [118].
Известно, что значение энергии связи имеет сильную корреляцию с величиной спинзависимых сил, таких, как тензорные и/или трех-нуклонные силы. Поэтому можно ожидать, что экспериментальное исследование спиновой структуры трехнуклонной связанной системы позволит получить ключ к пониманию причины недооценки энергии связи.
Нерелятивистские вычисления, выполненные в рамках решения уравнения Фаддеева [119] для трехнуклонного связанного состояния, предсказывают, что доминирующими компонентами волновой функции 3Не являются S- и D-состояния. В симметричном ^-состоянии спин 3Не определяется нейтроном, а два протона находятся в спин-синглетном состоянии, в то время как для D-состояния спины всех трех нуклонов ориентированы противоположно спину 3Не. S- и )-состояния доминируют соответственно при малых и больших импульсах нуклона в 3Не. Относительный знак D- и S- волн в импульсном пространстве положителен при малых и промежуточных импульсах нуклона [120].
Также как и в случае с дейтроном, чувствительность к различным компонентам 3Не исследовалась в поляризационных наблюдаемых как в адронных, так и в электромагнитных процессах.
Рассеяние поляризованных электронов на поляризованной 3Не
—*
мишени, 3Не(е, е')Х, может быть использовано для изучения различных компонент волновой функции 3Не [119]. Однако для описания экспериментальных результатов, полученных при различных относительных ориентациях спинов электрона и 3Не [121], необходимо учитывать взаимодействие в конечном состоянии (ВКС) и мезонные обменные токи (МОТ) в дополнение к плосковолновому импульсному приближению (ИП). Данные для поперечной асимметрии Ар, полученные недавно в CEBAF [122] при величинах Q2, равных 0.1 и 0.2 (ГэВ/)2, были описаны в рамках решения уравнения Фаддеева с
учетом эффектов МОТ.
Реакции развала, 3Не(р, 2р) и 3Не(р,рп), были исследованы на ускорителе TRIUMF в квазиупругой кинематике при энергиях налетающего протона 200 [123] и 290 МэВ [124]. В последнем эксперименте спиновые наблюдаемые Аоп, А^ и Апп были измерены до импульсов спектатора q ~ 190 и ~ 80 МэВ/с для реакций 3Не(р, 2р) и 3Яе(р,рп) соответственно. Результаты показывают, что анализирующие способности Апо, Ат и Апп для реакции 3Не(р, 2р) близки к теоретическим предсказаниям, выполненным в рамках плосковолнового ИП. В то же самое время для реакции 3Не(р,рп) наблюдается сильное отличие от этих предсказаний. Эти же наблюдаемые были недавно измерены при энергии 197 МэВ в IUCF [125] до q ~ 400 МэВ/с. Поляризация нейтрона и протона при нулевом импульсе в 3Не составляла соответственно Рп ~ 0.98 и Рр ~ —0.16, что находится в хорошем согласии с фаддеевскими вычислениями [119]. Однако при бблыпих импульсах существует различие, которое может быть обусловлено как неопределенностью теоретических вычислений, так и большими эффектами перерассеяния.
Реакции подхвата одного нуклона d3He —> р4Не или d3He —» zEed, также как и реакция дейтрон-протонного рассеяния назад, dp —> pd, являются простейшими процессами с большой передачей импульса и, следовательно, могут быть использованы в качестве эффективного способа исследования структуры дейтрона и 3Не на малых расстояниях.
В последние годы накоплено существенное количество данных в бинарных реакциях при промежуточных энергиях, относящихся к исследованию спиновой структуры дейтрона и 3Не(3Н) при больших импульсах нуклона в системе покоя ядра (q >200 МэВ/). Тензорная анализирующая способность Т20 и ряд коэффициентов передачи поляризации в упругом рассеянии назад, dp-^pd, были измерены
недавно на ускорителе RARF в Вако [126, 127] в дополнение к данным, полученным ранее в Сакле [89]. Другая бинарная реакция, d3He —> >4Не, изучалась с использованием поляризованных дейтрона и 3Не до энергий 270 МэВ [128]-[130]. Все данные показывают чувствительность к спиновой структуре дейтрона. Так, например, T^q как для реакции dp -> pd [89, 126, 127], так и для процесса d3He -+ р4Не [129, 130] при промежуточных энергиях имеют большую отрицательную величину, отражающую отрицательный знак отношения D/S-вопк в дейтроне в импульсном пространстве.
Что касается спиновой структуры 3Не, то тензорная анализирующая способность Г20 в реакции d3He упругого рассеяния на 180 в с.ц.м. была измерена при энергиях 140, 200 и 270 МэВ [131]. Знак Т20 был положителен в согласии с положительным знаком отношения D/S-волн в 3Не [120].
Процесс dd -> 3Нр(3Неп) также является реакцией подхвата, в которой может быть изучена структура трехнуклонной системы. Теоретический анализ поляризационных явлений для данной реакции был выполнен в работах [132, 133, 134]. Было показано, что тензорная анализирующая способность Тго, связанная с поляризацией начального дейтрона, может быть выражена в терминах отношения D/S-волп. в 3Н(3Не), когда связанное состояние трех нуклонов испускается под малыми углами в с.ц.м. На основе этих теоретических исследований был предложен новый эксперимент [135, 136, 137] по измерению энергетической и угловой зависимостей тензорных анализирующих способностей реакции dd —> 3Нр(3Неп), выполненный на ускорителе RARF в Японии [138]-[Ш].
Реакция неупругого рассеяния дейтронов традиционно используется для исследования механизмов формирования и свойств барионных
резонансов. Так как изоспин дейтрона равен нулю, реакция A(d, d')X является селективной по отношению к изоспину ненаблюдаемой системы X, который должен быть равен изоспину мишени А. Эта особенность была использована, например, для поисков АА дибариона с изоспином Т = 0 в реакции d{d,d')X [152]. Следовательно, реакция неупругого рассеяния дейтронов на водороде H(d,d')X селективна к изоспину 1/2, и этот процесс может быть использован для получения важной информации о формировании барионных резонансов iV*(1440), iV*(1520), ЛГ*(1680), JV*(2190) и других. Кроме того, особо интересным является тот факт, что реакции с участием ядер обладают чувствительностью к процессам типа NN* —» NN*, когда родившийся на одном нуклоне резонанс рассеивается на другом нуклоне. В частности, эти свойства реакции dp —> dX были использованы для оценки как сечений процессов dp —> diV*(1440), dp -> diV*(1520), dp -* dN* (1680), так и соответствующих амплитуд элементарных процессов NN* —» NN*, используя данные по неупругому рассеянию дейтронов с импульсом 9 ГэВ/с на углы 103 и 139 мрад [153].
С другой стороны, так как в данной реакции дейтрон теряет существенную долю своей энергии, то наблюдаемые этой реакции должны быть чувствительны к структуре дейтрона на малых расстояниях, где существенную роль могут играть ненуклонные степени свободы. Таким образом, реакция неупругого рассеяния дейтрона на ядрах является важным источником информации о дейтроне в дополнение к данным по фрагментации релятивистских дейтронов, электрон-дейтронному и протон-дейтронному упругому рассеянию, электро- и фото- расщеплению дейтрона и т.д.
Измерения дифференциального сечения неупругого рассеяния дейтронов были проведены при начальном импульсе 2.95 ГэВ/с на водороде в Сакле [154, 155], до импульсов 9 ГэВ/с в Дубне на водороде
и ядрах [153, 156, 157] и для больших импульсов в Фермилаб на водороде [158]. Исследования показали, что главные свойства этих процессов могут быть достаточно хорошо объяснены в рамках модели многократного рассеяния [159, 160].
Неупругое рассеяние поляризованных дейтронов на водороде и ядрах при высоких энергиях исследовалось в последние годы в Дубне [161, 162, 103] и Сакле [163, 164]. Главной целью этих исследований также было изучение свойств барионных резонансов посредством измерения поляризационных наблюдаемых в реакции (d, d')X.
Измерение анализирующих способностей, поляризаций рассеянного дейтрона и различных передач поляризаций позволяет получить парциальные сечения с различным переворотом спина дейтрона (так называемые spin-flip probabilities) реакции (d,d')X, чувствительные к квантовым числам барионных резонансов. Набор поляризационных наблюдаемых для восстановления парциальных сечений в процессе A(d,d')A* был предложен в работе [165]. Такой эксперимент был реализован в RIKEN [166] при энергии 270 МэВ для изучения уровней возбуждения ядра 12С.
При высоких энергиях, из-за отсутствия экспериментальной техники для измерения поляризации вторичных дейтронов, были получены данные только для тензорной и векторной анализирующих способностей реакции (d, d')X в области возбуждения барионных резонансов.
Тензорная анализирующая способность Т20 была измерена в области возбуждения Роперовского резонанса (Рц(1440)) на водородной и углеродной мишенях в Дубне [161] и на водороде в Сакле [163]. Измерения Т20 в рассеянии 9 ГэВ/с дейтронов на водороде и углероде были проведены до недостающих масс Мх ~ 2.2 ГэВ/с2 [162]. Эксперименты показали большое отрицательное значение Т20 при передачах 4-х импульса t ~ —0.3 (ГэВ/с)2. Такое поведение
тензорной анализирующей способности было интерпретировано в рамках модели обмена а;-мезоном [167] как результат зависимости продольного изоскалярного формфактора возбуждения Роперовского резонанса и формфакторов дейтрона от переменной t [168]. Измерения тензорной и векторной анализирующих способностей Ауу и Ау при 9 ГэВ/с и угле детектирования вторичного дейтрона 85 мрад в области массы недетектируемой системы Мх ~ 2.2 ГэВ/с2 [103] также показали большие значения. Полученные результаты находятся в разумном согласии с вычислениями, выполненными в рамках плоско-волнового импульсного приближения [169]. Была отмечена существенная роль спин-зависимой части амплитуды элементарного процесса NN —> NN*(~ 2.2 ГэВ/с2). Эксклюзивные измерения реакции 1H(d,d')X в области возбуждения Роперовского резонанса, выполненные недавно в Сакле [164], также показали большие значения анализирующих способностей Ауу и Ау.
Новые измерения анализирующих способностей Ауу и Ау реакции неупругого рассеяния дейтронов на ядрах в области возбуждения барионных резонансов с ненулевым поперечным импульсом были выполнены на синхрофазотроне ЛВЭВБ ОИЯИ [170]-[176].
Целью настоящей диссертационной работы являлось исследование тензорной и векторной анализирующих способностей, Ауу и Ау, в реакциях фрагментации дейтрона на ядрах, A(d,p)X, и неупругого рассеяния дейтрона, A(d, d')X, с вылетом вторичных частиц с большими поперечными импульсами на синхрофазотроне в ЛВЭВБ ОИЯИ, а также измерение энергетической зависимости тензорной анализирующей способности Тго реакций dd —> 3Неп и dd -»3Нр под нулевым углом на ускорительном комплексе RIKEN.
Структурно диссертационная работа состоит из введения, шести
Пучок поляризованных дейтронов
В ходе данного эксперимента использовался пучок тензорно-поляризованных дейтронов. Знак тензорной поляризации пучка изменялся от цикла к циклу как (0,-,+), где "0" означает отсутствие поляризации, а "-" и "+" соответствует знаку pzz при направлении оси квантования перпендикулярно к плоскости, содержащей среднюю орбиту пучка в ускорителе. В эксперименте использовались спиновые моды ИПИ со следующими теоретическими значениями векторной, pz, и тензорной, pzz, компонент поляризации: (pz,pzz) = (0,0), (1/3,-1) и (1/3,1). Тензорная поляризация пучка дейтронов в ходе эксперимента периодически измерялась на той же самой установке. Для этой цели использовалась реакция A(d,p)X с детектированием протона, вылетающим под нулевым углом с импульсом рр \pd [184]. Ранее было показано, что реакция фрагментации дейтрона в таких кинематических условиях имеет большое значение тензорной анализирующей способности Т2о = —0.82 ± 0.04, которое не зависит как от атомного номера мишени (А 4), так и от начального импульса дейтрона в диапазоне от 2.5 до 9.0 ГэВ/с [38, 83, 84, 85]. Тензорная поляризация пучка p z для разных спиновых мод источника может быть получена из следующего выражения: где n±,D нормированные на интенсивность числа протонов для различных спиновых мод источника и Т2о тензорная анализирующая способность реакции A(d,p)X [184]. В работе [178] было показано, что эффекты мертвого времени установки могут существенно уменьшать значения асимметрий для различных спиновых мод пучка. Мертвое время установки "СФЕРА" было оценено как 300 мксек [178] при средней длительности цикла 400 мсек. Так как выход протонов в реакции A(d,p)X существенно отличается для "-" и "+" спиновых мод источника поляризованных дейтронов из-за большой величины тензорной анализирующей способности Т2о поляриметра [184], то учет эффекта мертвого времени необходим для корректного измерения тензорной поляризации пучка дейтронов. Значения тензорной поляризации пучка для различных спиновых мод, полученные с учетом коррекции на эффект мертвого времени установки и усредненные за всю длительность эксперимента, приведены в таблице 1.2. Векторная поляризация пучка измерялась с помощью поляриметра, основанного на измерении асимметрии квазиупругого рр- рассеяния на тонкой СН2 мишени [185, 179].
В ходе реализации постановок эксперимента I и II поляриметр располагался соответственно в фокусах F4 и F3 магнитного канала VP1. Поляриметр, использованный в ходе эксперимента в постановке I, схематически показан на рис.1.2. Поляриметр состоит из набора сцинтилляционных счетчиков, образующих два независимых плеча, каждое из которых регистрирует на совпадение рассеянные частицы и частицы отдачи от взаимодействия пучка с мишенью в соответствии с кинематикой упругого рр-рассеяния. Интенсивность пучка мониторируется ионизационной камерой 1С. Измеряемая асимметрия е± связана с векторной поляризацией пучка pf следующим образом: где nL и пд - нормированные на один отсчет монитора числа событий, соответствующих рассеянию налево и направо при разных спиновых модах источника; А - эффективная анализирующая способность поляриметра. Выражение (2) учитывает возможную ложную асимметрию поляриметра. Данный поляриметр был предварительно прокалиброван при энергии Тр 810 МэВ/нуклон методом СНг-С вычитания. Процедура калибровки поляриметра подробно описана в работе [180]. Значения асимметрий е(рр) для упругого протон-протонного рассеяния вычислялись из разности счетов поляриметра на полиэтиленовой и углеродной мишенях для "-" и "+" спиновых мод источника. Величина анализирующей способности А(рр) упругого протон-протонного рассеяния при энергии Тр 810 МэВ/нуклон и угле рассеяния в лабораторной системе 14 в данной работе бралась из результатов энергетически зависимого фазового анализа [186] и составляла 0.4697. Вычисленная поляризация пучка использовалась для получения эффективных анализирующих способностей поляриметра Л(С#2) при других энергиях. Анализирующие способности А{СН2) в свою очередь использовались для получения значений векторной поляризации пучка в ходе реализации нашего эксперимента. Предложенная процедура калибровки поляриметра позволяет существенно уменьшить систематическую ошибку измерения векторной поляризации пучка при высоких энергиях (Тр 2.8 ГэВ), где количество экспериментальных данных по анализирующим способностям нуклон-нуклонного рассеяния недостаточно.
Так, неопределенность анализирующей способности А (рр) упругого протон-протонного рассеяния на угол 8 в лабораторной системе при энергии З.бб ГэВ составляет 9% [181]. Таким образом, использование метода С#2 — С вычитания для калибровки поляриметра при данной энергии не может обеспечить систематическую ошибку измерений поляризации пучка лучше, чем 9%. Однако, использование результатов фазового анализа вносит дополнительную систематическую ошибку в калибровку поляриметра. С одной стороны, результаты различных фазовых анализов могут существенно отличаться. С другой стороны, энергетически зависимый фазовый анализ и фазовый анализ при фиксированной энергии нуклон-нуклонного упругого рассеяния [186] дает 4% отличия величины анализирующей способности А(рр) упругого протон-протонного рассеяния при энергии Тр 810 МэВ/нуклон и угле рассеяния в лабораторной системе 14. Поэтому был выполнен эмпирический фит данных по анализирующей способности протон-протонного рассеяния на угол 14 в импульсном диапазоне 1.3-3.25 ГэВ/с [187]. Зависимость от энергии была параметризована полиномом 2-й степени [188, 189]: где Т- кинетическая энергия начального протона. Для калибровки поляриметра бралась величина анализирующей способности А(рр) =0.466. Финальные данные по анализирующим способностям поляриметра А{СН2) при энергиях 810 - 3660 МэВ/нуклон представлены в работе [179]. Систематическая ошибка измерений векторной поляризации пучка, обусловленная процедурой калибровки, составляет 5%. Вопрос уменьшения систематической ошибки измерения векторной и тензорной поляризаций пучка дейтронов методом абсолютной калибровки поляризации пучка обсуждался в работе [182].
Процедура измерений и идентификации частиц
Для измерений использовался спектрограф "SMART" [193] (см. рис.П.4). В этой системе направление начального пучка изменяется магнитной оптикой, расположенной перед мишенью. При этом магнитная система, предназначенная для импульсного анализа, остается неподвижной. Измерение импульса частицы и разделение первичного и вторичного пучков достигается с помощью двух дипольных, D, и трех квадрупольных, Q, магнитов, расположенных в Q-Q-D-Q-D конфигурации. Интенсивность пучка измерялась цилиндром Фарадея и типично составляла от 1 до 2 нА. Живое время системы сбора данных [194] составляло более 80% при скорости счета несколько тысяч событий в секунду. Дейтериевой мишенью служила тонкая пленка дейтерированного полиэтилена CD2 [195]. Для каждой настройки спектрографа проводились измерения на CD2 и углероде для получения эффекта от дейтерия посредством СОг-С-вычитания. Толщины CD2 и углеродной мишеней были 54 мг/см2 and 34 мг/см2 соответственно. Три сцинтилляционных счетчика с размером пластических сцинтилляторов BICRON ВС-408 180 х 800 х 5 мм были расположены в фокальной плоскости спектрографа FP2. Они просматривались с обеих сторон фотоумножителями Hamamatzu Н1161. Сигналы со сцинтилляционных счетчиков использовались в совпадениях для выработки сигнала триггера события и для получения временной и амплитудной информации, необходимой для идентификации частиц. Информация об амплитуде сигнала использовалась на уровне триггера. Так как выделение энергии от протонов и дейтронов при их прохождении через пластик ниже, чем от 3Не и 3Н, то увеличение порога срабатывания дискриминаторов позволяло существенно уменьшить набор фоновых событий. Пороги дискриминаторов выбирались таким образом, чтобы не терять 3Не- и 3Н- событий. Примесь фоновых событий (протонов и дейтронов) не превышала 40 и 0.5% при детектировании 3Не и 3Н соответственно. Многопроволочные дрейфовые камеры, MWDC, предназначенные для определения траектории частиц, были также расположены в фокальной плоскости. Для определения параметров трека частицы в Х- и Y- направлениях использовались по четыре плоскости дрейфовых камер. Расстояние от точки мишени до фокальной плоскости составляло 17 м, что было достаточно для надежного разделения трития, дейтронов и протонов с одинаковым импульсом по времени пролета. Для этой цели использовалась разница времен срабатывания триггера и высокочастотного сигнала циклотрона.
Для отбора частиц определенного сорта дополнительно требовалось, чтобы амплитуды сигналов во всех трех сцинтилляционных детекторах соответствовали энерговыделению для данного типа частиц. Применение данных критериев позволяло надежно идентифицировать тип частицы. Рис.П.5 демонстрирует корреляцию амплитуды сигнала в одном из сцинтилляционных счетчиков АМР\ и разницы времени прихода высокочастотного сигнала циклотрона относительно срабатывания триггера. Видно надежное выделение 3Не от фона однозарядных частиц. Эффективность восстановления трека частицы было лучше 99%. Параметры трека с использованием оптической матрицы спектрографа позволяли определить импульс и углы вылета частицы из мишени. Энергетическое разрешение обеспечивалось магнитной и трековой системами и составляло 300 кэВ. Корреляция углов вылета из мишени в градусах для событий с рождением 3He показана на рис Л 1.6. Для дальнейшего анализа отбирались события с углом вылета из мишени в 1.4 (центральное пятно на рис.П.6). II.4 Процедура CD2 - С- вычитания Данные для канала 3Неп были получены при энергиях 140, 200 и 270 МэВ. Для канала 3Нр измерения проводились при энергиях 140 и 200 МэВ, так как импульс 3Н при энергии 270 МэВ выше, чем максимально допустимая магнитная жесткость спектрографа "SMART" [193]. Импульсные спектры 3Не из реакции взаимодействия дейтрона с мишенью СБг при энергиях 270, 200 и 140 МэВ показаны на рис.Ш.7а-Ш.7б (левая часть). Заштрихованные области соответствуют измерениям на углеродной мишени. Спектры построены в зависимости от энергии возбуждения Ех, которая определяется следующим образом: Ех = у/{(Ео - E3Ny - (Ро - РзлО2 - MN, (7) где Ро - начальный импульс; EQ = 2М +Т - полная начальная энергия; EZN и Рзту - энергия и импульс трехнуклонной системы соответственно; Мдг - масса нуклона. Пики при Ex = 0 МэВ соответствуют образованию 3Не в реакции dd — 3Неп. Качество процедуры CD2 - С- вычитания продемонстрировано на рис.И.7а-И.7в (правая часть).
В случае детектирования 3Н выход от углерода под пиком при Ex = 0 МэВ пренебрежимо мал. Пик от бинарной реакции на дейтерии, dd — 3Нр, отделен от пиков для реакции dl2C — 3НХ на 5 и 10 МэВ при энергиях 200 и 140 МэВ соответственно (см. левую часть рис.П.8а и 11.86). Качество CD2 - С- вычитания продемонстрировано в правой части рис.Н.8. II. 5 Получение тензорной анализирующей способности Т2о реакций dd - 3Неп и dd - 3Нр Для получения тензорной анализирующей способности отбирались события с углом вылета из мишени 9 1.4. В этом случае аксептанс по азимутальному углу является полностью симметричным, и поэтому зависимостью выхода событий от азимутального угла можно пренебречь. Для анализа использовались события, полученные для неполяризованной моды (0,0) и двух поляризованных спиновых мод ИПИ с тензорной поляризацией, (0, —2) и (1/3,1). Тензорная анализирующая способность Т2о для каждой поляризованной спиновой моды была получена из следующего выражения: где pz2 - соответствующая тензорная поляризация пучка, apoi и OQ - выходы полезных событий для поляризованной и неполяризованной спиновых мод ИПИ, полученные путем CD2 - С-вычитания и поправленные на эффект мертвого времени установки, эффективность детектирования и интенсивность пучка. Так как спиновые моды ИПИ циклически менялись каждые 5 мин, эффектом потери дейтерия из С02-мишени из-за ядерного взаимодействия с пучком можно было пренебречь. Тензорная анализирующая способность Т2о была получена как средневзвешенное для двух спиновых мод ИПИ. Наибольшая систематическая неопределенность для величины Т2о, обусловленная процедурой CD2 - С-вычитания, была получена для случая детектирования 3Неп при энергии 200 МэВ и не превышала 1%. Так как примесь событий от углерода в области пика от бинарной реакции для канала 3Нр составляла 10_3, то систематическая ошибка для ТгО) обусловленная процедурой вычитания для этого канала, была пренебрежимо мала. "Фальшивая" асимметрия была оценена из выхода событий для спиновой моды ИПИ (—2/3,0), которая имеет только векторную поляризацию. Под нулевым углом асимметрия (apoi/(To — 1) для данной спиновой моды должна равняться нулю из-за симметрии вращения. Вычисленная "фальшивая" асимметрия в условиях данного эксперимента не превышала 1%. Эффект искажения величины Т20 из-за конечного углового аксептанса установки был оценен с использованием угловой зависимости тензорной анализирующей способности для диапазона угла рассеяния в 4.0. Угловая зависимость фитировалась функцией вида ро+рі- в2. Эффект искажения Тго, полученный интегрированием вышеуказанной аппроксимации для углов в 1.4, не превышал 1% для всех данных.
Механизмы реакции
Для полноты картины отметим также возможность влияния на поведение Ауу в реакции фрагментации дейтрона в протон дополнительных к релятивистскому ИП механизмов реакции. Как уже отмечалось во введении, вклад различных механизмов сильно зависит от начальной энергии и угла вылета протона. Данные по Ауу реакции развала дейтрона, полученные при малых поперечных импульсах протона, сравниваются на рис.Ш.б с расчетами, выполненными с учетом дополнительных к релятивистскому ИП механизмами для начального импульса дейтрона 9 ГэВ/с и нулевого угла вылета протона. Штриховой линией показаны результаты, полученные в работе [93], в которых реакция развала дейтрона рассматривалась в рамках Глауберовского подхода с дополнительным учетом эффектов неупругого экранирования и ВКС. Точечная линия получена с учетом диаграмм перерассеяния и рождения виртуального пиона с его последующим поглощением и испусканием в дополнение к диаграммам ИП [49]. Для сравнения сплошной линией показаны результаты, полученные в рамках ИП с использованием Парижской ВФД [40]. Видно, что модели, учитывающие дополнительные к ИП механизмы [49, 93], позволяют частично объяснить недостижение Ауу значения +1 при к 300 МэВ/с, но дают разумное согласие с экспериментальными данными только до к 600 МэВ/с. Что касается данных, полученных при импульсе начального дейтрона 4.5 ГэВ/с и угле детектируемого протона 80 мрад [ИЗ, 114], то дифференциальное сечение было удовлетворительно описано в рамках модели жесткого рассеяния [98] без учета дополнительных процессов. Таким образом, неопределенность механизма для данных кинематических условий мала и поведение данных по Ауу [ИЗ, 114] при сравнительно больших к отражают особенности структуры дейтрона на малых расстояниях. Подводя итог данного раздела, следует отметить, что данные по Ауу реакции фрагментации дейтрона в протон, вылетающего с малыми поперечными импульсами (до 300 МэВ/с), могут быть интерпретированы в рамках различных подходов, связанных с учетом релятивистских эффектов, ненуклонных степеней свободы и различных механизмов реакции. Однако, ни одна из моделей не позволяет получить количественного согласия с поляризационными данными во всем диапазоне измеренных импульсов.
Поэтому, измерения тензорной анализирующей способности Ауу реакции фрагментации дейтрона в протон в более широком диапазоне поперечных импульсов могут обеспечить необходимую информацию для адекватной модели описания внутренней структуры релятивистского дейтрона. Ш.4 Тензорная анализирующая способность Ауу реакции (d,p) при больших поперечных импульсах протона Результаты измерений тензорной анализирующей способности Ауу реакции 9Бе(с?,р)Х, полученные при импульсе начального дейтрона 5.0 ГэВ/с и угле детектируемого протона 178 мрад [109, 110, 115, 116], показаны в зависимости от импульса регистрируемых протонов на рис.Ш.7 черными кружками. Средний поперечный импульс протонов составляет 550 МэВ/с. Величина Ауу положительна во всем диапазоне импульсов регистрируемого протона. Результаты сравниваются на рис.Ш.7 с вычислениями, выполненными в работе [196] с использованием релятивистской ВФД, полученной в динамике на световом фронте [5, 6, 7], и представленными сплошной линией. Штриховая и штрих-пунктирная линии - результаты вычислений в релятивистской модели жесткого рассеяния [98] с использованием ВФД для Боннского CD [43] и Парижского [40] потенциалов соответственно. Видно, что экспериментальные данные достаточно хорошо воспроизводятся вычислениями с использованием ВФД Карманова [5, б, 7], в то время как, расчеты со стандартными волновыми функциями [40, 43] не дают такого описания. Заметим, что в данных кинематических условиях процесс прямой фрагментации начинает доминировать при импульсах протона больше, чем 2.8 ГэВ/с. Таким образом, измеряемая анализирующая способность Ауу в этой области наиболее простым способом связана со спиновой структурой релятивистского дейтрона. Успешное описание данных по Ауу, полученных в ходе настоящего эксперимента [109, 110, 115, 116], а также данных, полученных при импульсе начального дейтрона 9.0 ГэВ/с и угле детектируемого протона 85 мрад [100]-[103], расчетами с использованием ВФД Карманова дает серьезные основания полагать, что метод релятивизации ВФД в динамике светового фронта [5, 6, 7] адекватно отражает структуру релятивистского дейтрона. Систематические измерения тензорной анализирующей способности Ауу реакции развала дейтрона на водороде и углероде были выполнены при начальном импульсе 9.0 ГэВ/с в широком диапазоне поперечных и продольных импульсов протона [104,105,106,111, 112,117]. Результаты по тензорной анализирующей способности Ауу для углов детектирования протона 85, 130 и 160 мрад представлены на рис.Ш.8а, Ъ и с соответственно в зависимости от импульса протона в лабораторной системе. Открытые и сплошные кружки соответствуют данным, полученным на углеродной и водородной мишенях. Открытые квадраты - результаты предыдущего эксперимента, полученные на углероде при импульсе начального дейтрона 9.0 ГэВ/с и угле детектируемого протона 85 мрад [100]-[103]. Результаты обоих экспериментов находятся в хорошем согласии. Видно, что данные, полученные как на водородной, так и на ядерной мишенях находятся в согласии в пределах достигнутой экспериментальной точности. Следовательно, многократное рассеяние мало и ядерные мишени являются пригодными для получения информации о структуре дейтрона на малых расстояниях. Это подтверждает сделанный ранее вывод для данных о тензорной анализирующей способности, полученных под нулевым углом [38, 84, 85], где систематическая разница для водородной и углеродной мишеней не превышает rsj 20%.
Линии на рис.Ш.8 соответствуют расчетам в рамках релятивистской модели жесткого рассеяния [55, 56] с использованием различных ВФД. Штриховая и пунктирные кривые - результаты расчетов [98], полученные с использованием ВФД на основе Боннского CD [43] и Парижского [40] потенциалов соответственно. Видно, что вычисления с использованием ВФД, зависящих только от одной переменной к не воспроизводят поведение экспериментальных данных при всех углах вылета протона. Сплошные линии соответствуют вычислениям, выполненным в работе [196] с использованием релятивистской ВФД Карманова [5, 6, 7]. Вычисления находятся в разумном согласии с экспериментальными данными, полученными под углом 85 мрад. Для углов вылета протона 130 и 160 мрад наблюдается определенное отличие: вычисления воспроизводят поведение Ауу при импульсах протона вблизи 4.5 ГэВ/с, однако, предсказывают знак Ауу противоположный измеренному в эксперименте. Наблюдается сильная зависимость величин Ауу, полученных при фиксированном значении импульса протона, от угла детектирования. Отметим также, что отрицательный знак Ауу в инклюзивном развале дейтрона при больших импульсах протона был измерен впервые в данном эксперименте [104, 105, 106, 111, 112, 117]. Данные по АуУ, полученные при различных начальных энергиях, можно сравнивать между собой в терминах переменных, от которых зависит внутренняя структура дейтрона. Значения тензорной анализирующей способности Ауу при фиксированных величинах доли продольного импульса х в системе бесконечного импульса 0.61, 0.67, 0.72 и 0.78 представлены соответственно на рис.Ш.Эа, 6, с и d в зависимости от поперечного импульса протона рт- Открытые и сплошные кружки соответствуют данным, полученным на углеродной и водородной мишенях при импульсе начального дейтрона 9 ГэВ/с [104, 105,106,111,112,117]. Открытые треугольники представляют значения АУу, полученные усреднением данных различных экспериментов, выполненных при начальном импульсе дейтрона 9 ГэВ/с на углероде и нулевом угле детектирования протона [83, 84, 85]. Открытые квадраты, крестики и ромбики соответствуют экспериментальным данным, полученным на ядерных мишенях под ненулевым углом вылета протона при начальном импульсе дейтрона 9 ГэВ/с [100]-[103], 4.5 ГэВ/с [113, 114] и 5 ГэВ/с [109,110, 115, 116] соответственно.
Поляризационные эффекты в (d, б?')Х-реакции
Эксперименты, проведенные при импульсах 4.5 и 5.0 ГэВ/с, были направлены на исследование свойств барионных резонансов с массами 1.8 ГэВ/с2. Измерения, выполненные при импульсе дейтрона 9.0 ГэВ/с, соответствовали области недостающих масс 2.2 ГэВ/с2. Заштрихованные площади на кинематической диаграмме, приведенной на рис. IV. 1, показывают области 4-импульса t и недостающей массы Мх, перекрываемые аксептансом установки для начального импульса дейтронов 4.5 ГэВ/с и угле детектирования 80 мрад (постановка I) и начального импульса дейтронов 5.0 ГэВ/с и угле детектирования 178 мрад (постановка II). Сплошная и штриховая кривые соответствуют начальным импульсам дейтронов 5.5 и 4.5 ГэВ/с и нулевому углу их испускания, реализованным в эксперименте [161]. Можно видеть, что одна и та же недостающая масса Мх соответствует разным t в условиях предыдущего [161] и настоящего экспериментов. Аналогичная кинематическая диаграмма показана на рис.1У.2 для импульса начального дейтрона 9.0 ГэВ/с. Заштрихованные области а, 6 и с на рис.1У.2 показывают диапазоны 4-х импульса t и недостающей массы Мх, выделяемые аксептансом установки в данном эксперименте (постановка I) соответственно при углах детектирования 85, 130 и 160 мрад. Сплошная линия соответствует импульсу начального дейтрона 9.0 ГэВ/с и нулевому углу детектирования [162]. Видно, что, также как и в случае исследования свойств резонансов с массами 1.8 ГэВ/с2, условия данного эксперимента позволяют существенно расширить диапазон измерений анализирующих способностей по переменной t для недостающих масс Мх Диаграммы, представленные на рис.ГУ.З, соответствуют различным механизмам, описывающим процесс неупругого рассеяния дейтрона на нуклоне. Одним из механизмов является плоско-волновое импульсное приближение (ИП), соответствующий диаграмме рис.ІУ.За. Анализ поляризационных явлений неупругого рассеяния дейтронов на нуклоне в рамках ИП был выполнен в работе [169]. Измерения тензорной анализирующей способности Тго в реакции неупругого рассеяния дейтронов на водороде и углероде под нулевым углом в области возбуждения барионных резонансов показали, что ее величина не зависит от атомного номера мишени [161, 162]. Это может свидетельствовать о том, что коллективные эффекты, связанные с возбуждением мишени, в этом процессе играют малую роль, и данные, полученные на ядерной мишени, также в основном обеспечивают информацию о резонансах с изоспином 1/2. Кроме того, в случае, когда передачи импульса от дейтрона к дейтрону велики (порядка \t\ 0.5—1.0 (ГэВ/с)2) ферми -движением нуклонов в ядре можно пренебречь.
В силу этого представляется достаточно разумным рассмотрение процесса неупругого рассеяния дейтрона на углероде как некогерентной суммы неупругого рассеяния дейтрона на нуклонах мишени, по крайней мере, для поляризационных наблюдаемых. В рамках ИП амплитуда реакции dN — dN , являющаяся элементом матрицы рассеяния Т, записывается в следующем виде: где ip r дейтронная волновая функция, q=k—k - переданный 3-импульс, jjv(q) - амплитуда рождения резонанса N на нуклоне і ВФД выражается следующим образом: где Yi1 - шаровая функция, а иь(р) - компонента волновой функции, соответствующие орбитальному моменту L, которое может принимать значения 0 и 2. Md, ML И М3 - проекции на ось z спина, орбитального момента дейтрона и спина нейтрон-протонной системы соответственно. Система координат определена таким образом, чтобы ось z была направлена вдоль вектора q, а ось у - перпендикулярно плоскости рассеяния: где к и к - импульсы начального и конечного дейтронов в с.ц.м. соответственно. Амплитуда процесса NN — NN в работе [169] была взята в упрощенном виде: где fj$ и /-ft - спин-независимая и спин-зависимая части амплитуды реакции NN — NN соответственно; а - матрицы Паули 2x2. Вектор п направлен вдоль оси у. Аналогичное упрощение вида элементарной амплитуды для процесса NN — NN было сделано для описания данных, полученных в реакции pd-упругого рассеяния при энергии 3.5 ГэВ [207], и было связано с отсутствием фазового анализа для нуклон-нуклонного рассеяния при высоких энергиях. Отметим, что в общем случае амплитуда реакции NN — NN записывается более сложным образом и выражается в терминах большего количества комплексных амплитуд. Например, матричный элемент процесса NN — NN , где N - резонанс с массой 1440 МэВ/с2, зависит в общем случае от шести комплексных амплитуд. Их восстановление, даже при фиксированной начальной энергии, требует большого количества экпериментов по измерению поляризационных наблюдаемых, проведенных в широком угловом диапазоне. Упрощение вида элементарной амплитуды для реакции NN —» NN объясняется отсутствием необходимых экспериментальных данных, связанных с поляризацией частиц. Важным предположением является также то, что сечение рождения резонансов N одинаково в рр- и пр- взаимодействиях и обе амплитуды являются чисто мнимыми. Это упрощение также связано с отсутствием достаточного количества экспериментальных данных для элементарных процессов NN — NN . Из формулы (41) видно, что тензорная анализирующая способность Ауу в рамках ИП (рис.ІУ.За) полностью определяется структурой дейтрона и не зависит от свойств нуклонных резонансов. чувствительность Ауу к свойствам резонансов в рамках модели многократного рассеяния могла бы быть обусловлено заметным вкладом двукратных взаимодействий, соответствующих диаграммам рис.ІУ.Зб и IV.3c. Диаграмма рис.ІУ.Зб отвечает образованию резонанса во втором NN столкновении, а в случае рис.ІУ.Зс резонанс образуется в первом NN взаимодействии и затем упруго рассеивается на втором нуклоне дейтрона. Расчеты показывают, что вклад двукратного рассеяния существенен при \t\ больших, чем 0.4 (ГэВ/с)2 [156].
Таким образом, в рамках модели многократного рассеяния поведение тензорной анализирующей способности Ауу определяется спиновой структурой дейтрона и элементарными амплитудами процессов NN Чувствительность тензорной анализирующей способности неупругого рассеяния дейтронов на протонах к возбуждению барионных резонансов отмечалась в работе [167], где параметр Луу рассматривался в рамках модели обмена w-мезоном в і-канале. Диаграмма, соответствующая этой модели, показана на pnc.W.Zd. Дифференциальное сечение и поляризационные наблюдаемые можно вычислить по известным электромагнитным свойствам дейтрона и барионных резонансов TV с помощью модели векторной доминантности. Детали модели обмена -мезоном в t-канале описаны в работах [167, 168], поэтому здесь мы кратко остановимся только на основных моментах. В модели обмена о;-мезоном тензорная анализирующая способность неупругого рассеяния дейтронов выражается через отношение дифференциальных сечений поглощения виртуальных изоскалярных фотонов с продольной и поперечной поляризациями г = (JL/GT нуклонами [167]: Здесь структурные функции Vo, Vi и V2 связаны со стандартными элек- трическим Gc, магнитным GM И квадрупольным GQ формфакторами дейтрона [167, 168]. В случае возбуждения ЛР-резонансов отношение г можно записать в виде где Ах — продольный формфактор возбуждения N на протоне (N = р) или нейтроне (N = п), a Ау2 и Ау2 — два возможных поперечных формфактора, соответствующих полной спиральности системы 7 + N, равной 1/2 и 3/2, соответственно. Следовательно, в рамках модели обмена w-мезоном в і-канале [167, 168] тензорную анализирующую способность можно представить в виде произведения двух членов, которые определяются, с одной стороны, электромагнитными свойствами дейтрона, а с другой — формфакторами перехода N — N . Анализ зависимости тензорной анализирующей способности процесса d+p — d+X art [168] был выполнен с использованием для поперечной и продольной спиральных амплитуд результатов алгебраической коллективной струнной модели барионов [208] с учетом конечной ширины резонансов Рц(1440), 5и(1535), із(1520) и 5ц(1650).
