Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА І. Методические особенности эксперимента
1.1 Постановка задачи 18
1.2 Выбранная схема измерений 20
1.3 Выделение событий фрагментации и определение их характеристик 26
1.4 Требования к детекторам и возможности их дальнейшей модернизации для задач поиска мульти-барионных состояний 29
ГЛАВА II. Прощение измерений и обработка данных
2.1. Набор статистики и оперативный контроль детекторов и экспериментальных условий 40
2.2 Обработка экспериментального материала 48
2.3 Выделение импульсных спектров исследуемой реакции 59
ГЛАВА III. Абсолютная нормировка импульсных распределений
3.1 Процедура нормировки 65
3.2 Калибровочный эксперимент 67
3.3 Расчет инвариантных сечений 70
3.4 Нормировка спектров 73
ГЛАВА ІV. Обсуждение результатов эксперимента
4.1 Общий обзор и замечания 80
4.2 Анализ мягкой части спектров 87
4.3 Сравнение С и СН2 данных 91
4.4 Поведение спектров в кумулятивной области 95
ГЛАВА V. Анализ жесткой части спектров и извлечение импульсного распределения нуклонов в дейтроне
5.1 Сравнение данных с расчетом и оценка вкладов взаимодействий в конечном состоянии 102
5.2 Структура дейтрона с точки зрения современных моделей 110
5.3 Описание экспериментальных данных в рамках гибридной модели дейтрона и определение параметров примеси шестикваркового состояния дейтрона 115
5.4 Извлечение импульсного распределения нуклонов в дейтроне 121
5.5 Обсуждение результатов анализа и сравнение с оценками 60 - примеси, извлеченными из данных других экспериментов 126
5.6 Некоторые перспективы 130
Заключение 134
Приложение 137
Литература 143
- Требования к детекторам и возможности их дальнейшей модернизации для задач поиска мульти-барионных состояний
- Выделение импульсных спектров исследуемой реакции
- Описание экспериментальных данных в рамках гибридной модели дейтрона и определение параметров примеси шестикваркового состояния дейтрона
- Обсуждение результатов анализа и сравнение с оценками 60 - примеси, извлеченными из данных других экспериментов
Введение к работе
I. Актуальность задачи.
Квантовая хромодинамика - теория взаимодействий цветных ад-ронных конституентов - открывает новые перспективы для более глубокого понимания свойств ядерной материи. В описании жестких столкновений методы КХД хорошо разработаны и успешно объясняют многие экспериментальные данные. Однако, для описания явлений в области конфайнмента кварков ее методы еще далеки от завершения. Тем не менее, построенные на основе КХД феноменологические модели, на-пример, модели кварковых мешков ' ', неплохо описывают спектроскопию адронов. Для многокварковых ( М> 3) систем ими предсказываются новые явления, необъяснимые с точки зрения "обычных" (бесцветных) обменных ядерных сил. В частности, модели '*"*' предсказывают существование необычных объектов - довольно узких (несколько десятков МэВ) шести-, девяти- и двенадцатикварковых одноадрон-ных систем на 300*1200 МэВ более массивных, чем соответствующие легкие ядра d ,"t, Не, Не. Из основных предпосылок моделей кварковых мешков вытекает, что такие метастабильные мультибарионные состояния должны быть довольно компактными объектами (радиус Ы -кваркового мешка R=n>-Nl/3 » Го = 0,72Фмг '), поэтому экспериментальное обнаружение таких систем может интерпретироваться как открытие сверхплотных состояний ядерной материи. Предсказываемые многокварковые системы представляют интерес при описании ядерных явлении, возникающих на малых расстояниях ' ,
Детальное исследование проявлений кварковых степеней свободы в ядерном веществе является важной задачей на пути к пониманию основ кваркового строения материи. Такие данные помогут прояснению некоторых аспектов взаимодействия кварков, в частности, до сих пор не разрешенной еще проблемы конфайнмента в КХД. Особый - 5 -интерес представляет также экспериментальное исследование фазового перехода от обычной ядерной материи к кварк-глюонной плаз-ме/5>6/.
С точки зрения упрощения экспериментальных и теоретических аспектов проблемы наиболее привлекательны поиск и исследование ди-барионных В = 2 шестикварковых (00) состояний. ДляМК) - системы здесь необходимо рассматривать три различных области межнуклонных расстояний. На больших расстояниях два нуклонных трехкварковых мешка не перекрываются и картина взаимодействия нуклонов определяется результатом обмена виртуальными мезонами. При меньшем пространственном разделении нуклонов, в области частичного перекрытия нуклонных кварковых мешков, помимо мезонного обмена будут в какой-то мере проявлять себя во взаимодействии нуклонов кварковые степени свободы. И, наконец, на малых расстояниях ( Г < I Фм) двухнуклонная система должна, вероятно, рассматриваться как один адрон - шестикварковый мешок(В = 2)с характерным локальным меж-кварковым взаимодействием. Такие объекты могли бы проявиться как резонансы в отдельных каналах с определенным моментом и изоспином, например, в адрон-ядерных столкновениях при высокой энергии и больших передачах импульса. К настоящему времени имеется большое число теоретических и экспериментальных (полученных из данных по NWjTid ,/d - взаимодействиям) указаний проявления таких шестикварковых состояний. Правда эти указания порой довольно противоречивы (см. обзоры /'»»у/), поэтому для прояснения ситуации, существующей в этом вопросе, необходимо получение дополнительной информации.
Кварковые степени свободы во взаимодействии двух нуклонов могут быть, например, учтены с помощью формализмах - матрицы в модели связных кварковых каналов' Л Анализ S - фазММ - рассея- - б - ния показывает, что шестикварковые состояния могут играть доминирующую роль в области энергий налетающего нуклона I N > 300 МэВ. При этом массы 6о - состояний, получающиеся из уравнений с выключенным потенциалом перехода мультикваркового состояния в нуклонное, соответствуют полюсами? - матриць/ '. Рассмотрение NМ - системы в рамках такой модели показывает трудность (или даже невозможность) экспериментального наблюдения в виде резонансов вКІКІ взаимодействиях 6 ty - связанных состояний из-за того, что такие 6 CI - резонансы оказываются очень широкими (полюсы S - матрицы оказываются сильно сдвинутыми относительно полюсов 3? - матрицы как по действительной, так и по мнимой осям). Поэтому кажется более перспективным поиск и исследование мультибарионных (В = 2, 3, 4) одноадронных состояний,возможно существующих в ядрах, как примесь к обычной нуклонной фазе ядерного вещества.
Согласно идеям ряда авторов /-^--^/ и 0^Ы1щЫр[ дейтрон может содержать шестикварковое состояние в виде примеси. Вектор состояния дейтрона представляется ими как суперпозиция слабосвязанного состояния двух трехкварковых кластеров (пр - состояние) и шести-кваркового кластера (перекрытие протона и нейтрона - дейтронопо-добный шестикварковый мешок 6ty)
И> =-/7^ |пр> + jM6
В такой, так называемой "гибридной" модели дейтрона, предполагается, что на малых расстояниях в качестве фундаментальных выступают ( кварковые поля, на больших же относительных расстояниях-нуклонные поля.
Необходимо отметить важное отличие между тем, что называется двухнуклонной системой и тем, что собой представляет шестикварковый мешок. Двухнуклонная система всегда может быть разложена в 1^С|Л1Ъ<0 базисе на два трехкварковых цветосинглетных состояния.
Для системы же с фиксированными спином и изоспином, состоящей из шести кварков, находящихся в основном состоянии коллективного потенциала с включением цветомагнитных сил, этого сделать невозможно. Здесь в разложении на l^CL^ \^fy) базисе появляются состояния несущие восемь цветов. В.А.Матвеев и П.Сорба ' 'рассчитали состав дейтрона, в котором помимо обычного пр - состояния (цветные син-глеты) присутствуют "смешанные цветные" состояния. Исходя из предположения о том, что в шестикварковом мешке все кварки находят-ся на одном и том же энергетическом уровне с У - -Ь в сферически симметричной полости, они показали, что О, - подобный шестикварко-вый мешок на ~ 80% должен состоять из пары цветных барионов противоположных цветов - компонента со "скрытым цветом"
I 6
Здесь индекс С соответствует цветным степеням свободы.
Таким образом,в - мешке кварки лишь с небольшой вероятностью могут группироваться в два трехкварковых цветосинглетных кластера. Динамика многокварковых систем на малых расстояниях - преимущественно динамика цвета. Вклад такой цветной октетной чае- ти шестикваркового состояния в дейтрон оценивается ' ' в несколько процентов (см. ниже). Поиски наблюдаемых проявлений скрытого цвета являются одной из наиболее важных задач релятивистской ядерной физики.
Важной особенностью расчетов масс мультибарионных состояний, основанных на моделях кварковых мешков, является предсказание для таких систем весьма большого числа уровней с различными квантовы- /2 3/ ми числами /fc-»lJ/. Причем почти все эти предсказанные состояния оказываются, вообще говоря, нестабильными относительно деления на изолированные барионы. Массы таких состояний значительно больше tбсГ 2 С' - 8 -(на 300*1200 МэВ) масс соответствующих легких ядер. Так, в частности, предсказываемая масса шестикваркового мешка с квантовыми числами дейтрона оказывается на 2704-300 МэВ больше, чем у дейтрона = 270*300 МэВ . /R ох d- подобное КОтС)
Это обстоятельство может существенно облегчить экспериментальные поиски таких объектов.
Исходя из результата (В.З), многие авторьг ' > ' естественно трактуют отталкивающий кор многих WW - потенциалов именно как проявление на малых межнуклонных расстояниях шестикваркового мешка. Потенциал кора можно понимать ' ' как энергетический барьер, который должен быть преодолен нуклонами для того, чтобы перейти в 6а - состояние. Механизм перехода заключается в туннелирова-нии нуклонов под барьер отталкивающего кора. Такая модель кора позволяет получить оценку вероятности туннелирования нуклонов,т.е. величину 6q - примеси в дейтроне. Исходя из указанной выше высоты кора (В.З) и оценок его радиуса (У"к- 0,4*0,6 <м), для вероят- /о/ о ности получают ' ' значения (13*5)10 . Если принять величину 6fy- примеси равной 7*10 , то содержание в дейтроне компоненты со скрытым цветом (ЪсЪс) получается равным 5,6%; т.е. теория обычной ядерной материи, "не знающая" цвета, не является полной на уровне нескольких процентов7 ' . Вышеупомянутая интерпретация отталкивающего кора NW - потенциалов также является одним из аргументов, мотивирующим поиск и исследование дибарионного бс^, - состояния.
Другой привлекательной, с точки зрения эксперимента, чертой проблемы поиска дибарионных So— состояний является предсказание для них, в рамках определенных предположений, очень узких ширин _ 9 -возбуждений, в сравнении с типичными ширинами адронных резонансов. Причем,эта узость обусловлена именно преобладанием в DQ - системе компоненты со скрытым цветом. Как показывают оценки' ', ширина перехода состояния со скрытым цветом "В с "В с в обычные барионы посредством одноглюонного обмена (механизм цветной перезарядки) ожидается I (всВ"*&&} ^ ^ ^э^* Правда, вопрос о возможных каналах распада таких систем и их ширинах остается пока открытым, так как пока нет более детальной теории, позволяющей описать эволюцию рассматриваемых многокварковых систем.
Какая же экспериментальная ситуация проблемы обнаружения 6cj,- примеси в дейтроне существовала ко времени постановки экспериментов, описываемых в диссертации. Пожалуй, первые грубые оценки величины 6(\- примеси в дейтроне были сделаны Леманом' '. На основании данных' ' по рождению кумулятивных пионов в dCu -столкновениях он получил оценку величины примеси 6с[, - состояния в дейтроне ? 8%, Довольно грубая оценка величины примеси(около 5%) была сделана им и посредством прямой экстраполяции от больших г значений (-^) к нулю дейтронного электрического формфактора
Уд( (\) по данным из ' '.
Для реакций рассеяния на дейтроне возможное существование коллективного 6 а - состояния будет отражаться в процессах, кинематически запрещенных на отдельном нуклоне. "Запрещенный" процесс реализуется, когда cL > 0,5. Здесь oL - масштабно-инвариантная переменная светового фронта, представляющая долю импульса дейтрона, уносимую конституентом (см. приложение). Часть сечения такого процесса может быть объяснена высокоимпульсным "хвос- том" двухнуклонной волновой функции ' '. Однако, следует иметь в виду, что, по-видимому, для процессов с большими передачами не только понятие ЫК/ - потенциала, но и понятие нуклонов, как квази- - 10 -частиц, лишаются смысла и при относительных межнуклонных расстояниях меньших, чем радиус конфайнмента (< І Фм1 основную роль должны играть кварковые степени свободы. Указание на кварковую структуру дейтрона дает экспериментальное поведение при больших передачах импульса дейтронного электромагнитного формфактора, которое согласуется с предсказаниями правил кваркового счета ' ' Fa Up ~ Ч2 ^ ' при _CV г 4 (ГэВ/с)2 (В'4)
Таким образом на малых расстояниях, соответствующих большим передачам импульса, дейтрон более адекватно должен описываться в терминах кварковых конституентов вместо нуклонов. Именно в этой области возможно проявление дибарионного 6 ср - состояния.
В экспериментальном поведении электромагнитных формфакторов дейтрона ' ' ' ' прослеживается два наклона - две области, характеризующие его структуру на различных межнуклонных расстоя-ниях. Мягкая часть формфактора - Q -6 0,5 (ГэВ/с) определяется, в основном, периферией дейтрона - слабосвязанной пр - системы. В асимптотике, при достаточно больших передачах импульса, поведение формфактора обусловлено кварковой структурой дейтрона на малых расстояниях (см. формулу В.4). В гибридной модели дейтрона такое поведение формфактора часто выражают в виде Fa(
Используя гибридную модель, А.П.Кобушкин ' ' получил хорошее описание поведения электромагнитного формфактора дейтрона для эксперимента по глубоконеупругому ed - рассеянию '^'' , Величина Gfy -примеси в дейтроне ( jib ), оцениваемая им на основании этих данных, составляет 2*3%. Аналогичное описание формфакторов дейтрона при больших передачах импульса было сделано ' ' при выборе величины 6с^ - примеси в дейтроне - 7%. - II -
Полученные до нас оценки величины ^~ примеси в дейтроне можно найти в обзорах /^-^/. Здесь мы только отметим большой разброс существовавших оценок - от 0,008 ' ' до 0,15 /I0'. Было видно, что для однозначного утверждения о существовании Gfy-состояния в дейтроне и получения надежных оценок его характеристик необходимо иметь достаточно полные и статистически обеспеченные экспериментальные данные по разным процессам в области их максимальной чувствительности к вкладу 6с^. Наиболее полная информация о характеристиках бОу - состояния могла бы быть получена из непосредственных измерений волновой функции дейтрона (ВЩД) в широкой области значений переменных. Получение данных о высокоимпульсной компоненте ШД весьма актуально и для понимания его структуры на малых расстояниях,и для проверки современных моделей дейтрона и извлечения информации о кварковых степенях свободы в ядерном веществе.
Данные о высокоимпульсной компоненте ШЩ могут быть получены из исследований инклюзивных спектров для реакции фрагментации d d + А —- р * X . (в.б)
При достаточно высоких энергиях налетающего дейтрона, доминирующий вклад в дифференциальное сечение такой реакции под нулевым углом обусловлен спектаторным механизмом (см. например ' '),т.е. инклюзивный импульсный спектр представляет информацию непосредственно о квадрате ШД в импульсном представлении. Такие данные могут иметь большую статистическую обеспеченность по сравнению с процессами глубоконеупругого ed - рассеяния, т.к. вследствие малости величины сечений электромагнитного взаимодействия, экспериментальное исследование процессов электродезинтеграции дейтрона(с целью получения информации о поведении формфактора дейтрона при больших CL ) довольно затруднительно.
В имевшихся ко времени постановки нашего эксперимента данных по одночастичным инклюзивным сечениям для dp - столкновений (реакция В.6), полученных камерной методикой 'dcJ', также как и в поведении электромагнитного формфактора дейтрона, на первый взгляд, прослеживалось различное поведение (два наклона) в мягкой и жесткой частях импульсных спектров. Естественно было отождествить эти наклоны с различной природой взаимодействующих конституентов (нуклоны, кварки), определяющих динамику столкновения. Расчет ' ' с использованием волновой функции гибридной модели дейтрона показывает, что одночастичное инвариантное сечение процесса (В.6) в жесткой части импульсного спектра (при импульсах протона в системе покоя дейтрона р* > 200 МэВ/с) чувствительно к вкладу 6С^ - состояния. Таким образом, из сравнения с расчетом экспериментальных данных по инвариантным сечениям процесса (В.б) в жесткой части спектра можно извлечь информацию о параметрах шестикваркового состояния дейтрона.
Данные /^^/ по инварИантным сечениям процесса (В.6), существовавшие ко времени постановки нашего эксперимента, относились к довольно узкой области импульсов протонов р* is (200*400) МэВ/с и, следовательно, были малоинформативны с точки зрения извлечения высокоимпульсной компоненты ВЩ. Результаты '***', полученные лишь для одной мишени в широком диапазоне углов вылета протонов и при энергии -1 ГэВ/нуклон, допускали и иную трактовку в области Р > 200 МэВ/с, не требующую примеси ^^ - состояния в дейтроне. При таких энергиях нуклонов максимален выход процесса Ы Ы * М Д. , который посредством механизма взаимодействия в конечном состоянии может давать заметный вклад в импульсные спектры протонов при Р*> 200 МэВ/с.
Более информативные с точки зрения извлечения высокоимпульс- - ІЗ - ной компоненты ВЗЩ данные ' ' по сечениям реакции фрагментации де йтрона-мишени A +di - р + X , еР=180 (в-7) были получены лишь для одного налетающего ядра-протона (А = р ) с импульсом 8,6 ГэВ/с. Эти данные были недостаточно подробными и относились только к кумулятивной области р* 300 МэВ/с, что делало затруднительным даже сравнение их с результатами других экспериментов.
Было видно, что для извлечения наиболее полной информации о высокоимпульсной компоненте ВшД необходимо получение достаточно подробных, статистически обеспеченных данных по инвариантным сечениям процесса (В.6) для разных мишеней при высоких энергиях налетающего дейтрона ( Є.» I ГэВ) и в более широкой области значений импульсов протонов.
2. Характеристика работы.
Цель работы. Диссертация посвящена экспериментальным исследованиям импульсных спектров протонов, вылетающих под углами
0р < 0,4 в реакции dA-*pX на С и CHg мишенях, анализу полученных данных и извлечению из них информации о структуре дейтрона на малых относительных межнуклонных расстояниях. В эксперимен--те, на пучке релятивистских (8,9 ГэВ/с) дейтронов синхрофазотрона ОИЯИ, были подробно, с шагом 0,09 ГэВ/с, измерены инвариантные сечения этих реакций в широкой кинематической области значений импульсов протонов 3,6 ГэВ/с 4 р ^ 8,05 ГэВ/с. Проведен подробный анализ полученных данных и извлечены оценки параметров примеси
6а- компоненты дейтрона.
Новизна работы. Подробные экспериментальные данные по инвариантным сечениям процесса d+C^CH^-^p + X при р, = 8,9 ГэВ/с в указанной выше широкой области импульсов протонов получены впервые. Из анализа этих данных впервые получена оценка совокупности характеристик 6 а - компоненты дейтрона. Величина примеси такого состояния в дейтроне 0,08x0,1. Среднеквадратичный радиус Ъ<\- системы ~ I Фм. Двухнуклонная и 6<^ компоненты в дейтроне ортогональны. Таким образом получена новая параметризация ВШД, более адекватно учитывающая его структуру на малых межнуклонных расстояниях.
Практическая и научная ценность работы.
Получены и опубликованы подробные данные по инвариантным сечениям инклюзивных реакций d+CCCH*)-* Р + Х при р^ =8,9 ГэВ/с с регистрацией протонов под углами 9р^ 0,4 в области импульсов 3,6 ГэВ/с р& 8,05 ГэВ/с. Эти данные могут быть использованы для проверки различных теоретических моделей, применяемых для описания таких процессов.
Из данных по инвариантным сечениям процесса dA-*pX извлечено непосредственно импульсное распределение нуклонов в дей-троне в широкой области значений внутреннего импульса нуклонов 0 <« 1< * 0,8 ГэВ/с.
Анализ данных позволяет сделать вывод, что известные феноменологические двухнуклонные ВЭД (для потенциала Рейда с мягким кором или для парижского N N - потенциала) неадекватно описывают структуру дейтрона при \< > 200 МэВ/с.
Получено подтверждение существования в дейтроне примеси шестикваркового состояния. Из подгонки расчетов к данным впервые оценена совокупность параметров вс^ - состояния, т.е. дается новая параметризация ВВД, более адекватно учитывающая структуру дейтрона на малых расстояниях.
5. Совокупность результатов работы способствует более глубокому пониманию кварковой структуры ядер и используется при планировании новых экспериментов, в частности, на создаваемых на синхрофазотроне ОИЯИ пучках релятивистских поляризованных дейтронов и на ускорителе ИФВЭ.
Автор защищает:
Создание системы сцинтилляционных и черенковских детекторов установки "АЛЬФА" для исследований процессов фрагментации и рассеяния релятивистских ядер.
Полученные с помощью установки "АЛЬФА" на пучке релятивистских дейтронов синхрофазотрона ОИЯИ подробные данные измерений импульсных спектров протонов, при Эр - 0, из реакции dA*pX на углеродной и полиэтиленовой мишенях.
Анализ полученных инвариантных сечений процесса dA-*pX , из которого, в частности, следует, что хорошее описание наших данных получено в рамках гибридной модели волновой функции дейтрона, которая включает примесь шестикваркового состояния. Остальные выводы сформулированы в главе "Заключение".
Извлеченные из данных по инвариантным сечениям экспериментальные результаты по импульсному распределению нуклонов в дейтро- не |Ч>ЛЮ1*.
5. Полученные подгонкой расчетов в рамках гибридной ВФД зна чения параметров шестикварковой примеси в дейтроне, т.е. новую параметризацию ВФД.
Публикации и апробация. Основные результаты диссертации опубликованы в виде препринтов ОИЯИ, тезисов докладов на международных конференциях, статей в отечественных и зарубежных журналах' '. Результаты докладывались автором и обсуждались на научных сессиях отделения ядерной физики АН СССР по физике высоких энергий и элементарных частиц в 1981 г. и 1983 г.
Содержание диссертации.
В первой главе изложены основные методические особенности эксперимента по измерению импульсных спектров протонов процесса (В.6). Описаны набор и характеристики детекторов установки. Во второй главе описываются процесс набора статистики и оперативно-го контроля отдельных детекторов установки, а также обработка данных. В результате обработки получены импульсные распределения протонов для исследуемой реакции - инвариантные сечения процесса (В.6) в относительных единицах. В третьей главе описывается процедура абсолютной нормировки полученных распределений. Приводятся отнормированные результаты эксперимента - абсолютные значения инвариантных сечений исследуемой реакции. В четвертой главе обсуждаются результаты эксперимента. Сделан общий обзор полученных импульсных спектров. Затронуты вопросы, связанные с трактовкой результатов. Проведен детальный анализ мягкой части спектров при к. < 200 МэВ/с. Глава 5 посвящена детальному анализу поведения полученных инвариантных сечений в жесткой области импульсов протонов к > 200 МэВ/с. Проведено сравнение данных с расчетами в релятивистском подходе в рамках теории Глаубера-Ситенко с использованием известных феноменологических ВЗЩ. Описаны процедура определения параметров 6с^ - примеси и процедура извлечения из наших данных по инвариантным сечениям импульсного, распределения нуклонов в дейтроне. Проводится сравнение наших результатов с данными других экспериментов. Обсуждаются перспективы дальнейших исследований на ускорителе ИшВЭ и на пучке поляризованных дейтронов синхрофазотрона ОИЯИ. В заключении приведены основные результаты работы и выводы.
Приложение диссертации содержит определения встречающихся в тексте переменных, характеризующих исследуемый процесс, соотношения между ними и таблицу значений кинематических переменных в точках, соответствующих экспериментально измеренным сечениям.
Требования к детекторам и возможности их дальнейшей модернизации для задач поиска мульти-барионных состояний
Продукты реакции после прохождения отклоняющего магнита (см. рис.2) регистрировались детекторами установки /4 »4/э работающей на линии с ЭВМ. Аппаратура установки позволяла: определить сорт частиц (дейтроны или протоны); измерить импульс (р) частицы, угол вылета (Э) частицы из мишени и координаты (X,Y ) точки взаимодействия частицы в мишени ось направлена по пучку дейтронов) ; осуществить относительное мониторирование пучка дейтронов, падающих на мишень.
Довольно сложную методическую задачу эксперимента представляло выделение протонов в жесткой части импульсных спектров на фоне дейтронной составляющей вторичного пучка, обусловленной реакцией (1.2). Вклад дейтронной компоненты быстро растет с увеличением импульса вторичных частиц и вблизи кинематической границы процесса (В.6) более чем на три порядка превышает величину протонной составляющей. В таких условиях надежное разделение протонов и дейтронов по скоростям производилось на уровне быстрого триггера с помощью газовых пороговых черенковских счетчиков, которые настраивались на регистрацию протонов с импульсами р р , /2 Характеристики используемых в эксперименте черенковских счетчиков иллюстрируются рис. 3 5. На рис.3 приведена пороговая характеристика счетчика С\ , полученная непосредственно в рабочих экспозициях по набору статистики. Довольно высокое разрешение черен-ковских счетчиков по скорости А Р - 2»10 и малый уровень фоновых срабатываний от частиц со скоростями ниже порога регистрации (от дейтронов) &ср - 3«10 позволили решить задачу разделения дейтронов и протонов почти во всей интересующей нас области импульсов фрагментов. Для уменьшения уровня фоновых срабатываний использовались два черенковских счетчика включенные в совпадения. В таком режиме уровень срабатываний от дейтронов снижался до Ц МО"3.
Импульсный анализ продуктов реакции производился с помощью входящего в состав установки магнитного спектрометра с многопроволочными пропорциональными камерами. Импульс частиц измерялся с точностью 6р/р- 0,004. Такое значение точности определяется, в основном, расстоянием (базами) между пропорциональными камерами используемыми для импульсных измерений и шагом их намотки (2 мм). Для уменьшения влияния многократного рассеяния частиц на точность определения их импульса воздух на трассе спектрометра ( С 4 м) заменялся гелием. Абсолютная калибровка спектрометра и отклоняющего магнита проводилась методом токонесущей нити с точностью 0,005.
С использованием данных импульсного анализа, производилась экстраполяция в район мишени треков частиц, зарегистрированных первыми пропорциональными камерами установки. Это позволило определить угол вылета частиц из мишени с точностью G Q - 0,8 мрад и координаты (X, Y ) точки взаимодействия в мишени с точностью у = 10 мм. Полученные точности дают возможность надежно отбраковать случаи взаимодействия в веществе окружающем мишень, так как поперечные размеры мишеней ЗхЮ см при диаметре вакуумпровода, в котором они расположены на канале медленного вывода, равном - 20 см. Фоновые случаи рассеяния на фольгах и воздухе в местах разрывов вакуумпровода на пути от мишени до отклоняющего магнита учитывались при проведении экспозиций с "пустой" мишенью. Такой фон составил около 10$ для каждого участка спектра.
В рассматриваемой постановке эксперимента возможны только относительные измерения импульсных спектров. Относительное мони-торирование интенсивности дейтронного пучка, падающего на мишень, выполнялось с помощью телескопов сцинтилляционных счетчиков, расположенных в районе мишени и направленных на нее, а также телескопа, направленного на фольгу окна, расположенного до мишени, через которое пучок дейтронов выходил из вакуумной камеры синхрофазотрона. Для абсолютной калибровки данных проводился специальный калибровочный опыт в котором, при пониженной интенсив-ности дейтронного пучка 1 10 частиц/цикл, измерялись дифференциальные сечения исследуемого процесса (В.6) в области максимума выхода протонов Р - Р /Я
Выбор пороговых черенковских счетчиков в качестве селекторов частиц по скоростям диктуется большими значениями импульсов фрагментов в интересующей нас области спектров (54-8) ГэВ/с. В таблице I приведены значения скоростей протонов up и дейтронов jSgi для граничных значений импульса, разности скоростей Д Jbp и Заразности времен пролета A"t р ,4 на пролетной базе установки - 20 м.
Из приведенных в таблице I данных ясно, что при указанном выше разрешении черенковских счетчиков по скорости & - 0,002, задача разделения фрагментов с их помощью вполне разрешима. С помощью время-пролетной методики, при характерной разрешающей способности метода / t« 0,5 не (полная ширина на половине высоты), это вряд ли возможно, так как отношение дейтронной и протонной компонент вторичного пучка превышает три порядка. Тем не менее создаваемая автором спектрометрическая система для время-пролетных измерений на основе сцинтилляционных детекторов, входящая в состав аппаратуры двухплечевого спектрометра - установка "АЛЬФА--ЗС" /эЬ,о// П0М0Жет,помимо селекции частиц при меньших импульсах, решению задачи редукции фона (отбор событий в обеих плечах спектрометра во временном окне Д "t не) в планируемых экспериментах по поиску мультибарионных (В = 2,3,4) состояний.
Выделение импульсных спектров исследуемой реакции
Измерения импульсных спектров протонов процесса (В.6) проводились на пучке релятивистских дейтронов канала медленного вывода синхрофазотрона ОИЯИ. Весь набор данных для углеродной, полиэтиленовой и "пустой" мишеней был получен в недельном сеансе работы модифицированной установки "АЛЬФА". Схема эксперимента и расположение детекторов установки показаны на рис.Е. Установка включала в себя: углеродную и полиэтиленовую мишени ( Т ), расположенные внутри вакуумного тракта канала медленного вывода; отклоняющей (МО) и анализирующий (Ml) магниты типа СПІ2; сцинтил-ляционные счетчики (A, Kj Kg, S f 4) и мониторные телескопы сцин-тилляционных счетчиков (Т1 ТЗ); пороговые черенковские счетчики (CI, G2); многопроволочные пропорциональные камеры (РС1тРС9). Аппаратура установки работала на линии с ЭВМ ЕСІ0І0, программное обеспечение которой позволяло осуществить прием и запись информации на магнитную ленту, а также настройку режимов экспозиции, оперативный контроль детекторов и текущий анализ экспериментальной ситуации в режиме диалога с ЭВМ.
В эксперименте в качестве относительных мониторов первичного пучка высокой интенсивности использовались обычные телескопы сцин-тилляционных счетчиков, поскольку пока нет других достаточно точных и надежных устройств для мониторирования потока частиц в условиях когда размеры мишени меньше размеров пучка. Мониторные телескопы ТІ4-ТЗ содержали по три сцинтилляционных счетчика, включенных в совпадения. Они располагались в зале ускорителя и направлялись на мишень (ТІ, Т2) и на фольгу выводного окна вакуумной камеры ускорителя (ТЗ) таким образом, чтобы обеспечить регистрацию протонов отдачи от квазиупругого рассеяния. Относительное мониторирование потока дейтронов, падающих на мишень, производилось с помощью ТІ и Т2. Телескоп ТІ предназначался для монитори-рования при работе с интенсивностями I 10 частиц/цикл, а Т2 -для меньших значений интенсивности. Телескоп ТЗ, позволяющий следить за полной интенсивностью выведенного пучка, использовался при измерениях с "пустой" мишенью.
Стабильность работы относительных мониторов и степень линейности их характеристик при вариациях интенсивности пучка определяют точность относительных измерений исследуемых спектров, поэтому работа мониторных телескопов непрерывно контролировалась в течение сеанса измерений. Анализировались отношения отсчетов отдельных мониторов и данных об интенсивности пучка дейтронов в канале медленного вывода, получаемых с пульта управления ускорителем. Степень линейности числа отсчетов каждого монитора в зависимости от интенсивности в канале исследовалась в специальных экспериментах.
Место расположения мишеней (Z - координата по направлению пучка дейтронов) обуславливалось необходимостью обеспечения: а) достаточно большого расстояния от мишени до отклоняющего магнита МО для ограничения аксептанса установки Д-В (.&Р) вблизи 9 = 0; б) минимизации влияния рассеянных полей магнита ускорителя на трассе мишень - МО; в) возможности доступа в вакуумный тракт канала медленного вывода для установки и периодических осмотров мишеней. Перечисленные требования в достаточной мере удовлетворялись при расстоянии от мишени до МО равном 9 м.
Толщина мишеней по пучку около 0,05 ядерной длины диктова-лась требованием получения достаточного! выхода продуктов реакции и стремлением сведения к минимуму вероятности повторных взаимодействий типа dA-»dX,dA- pX , а также поглощения и многократного рассеяния протонов-фрагментов в веществе мишени. Многократное кулоновское рассеяние продуктов в мишени ограничивает разрешение установки по углу вылета из мишени, так для протонов с импульсов 4,5 ГэВ/с среднеквадратичный угол многократного рассеяния ЭпРост- 1,2 мрад.
Поперечные размеры мишени определялись размерами поперечного сечения пучка дейтронов в месте ее расположения (полные шири-ны на полувысоте X, У распределения интенсивности - 30x20 мм ). По горизонтали (X - координата) размер мишени выбирался равным 30 мм для сохранения хорошего разделения исследуемых событий и случаев взаимодействия в веществе окружающем мишень. В этом направлении возможен дрейф положения центра пучка и его ширины,что приводит к увеличению фона. В вертикальном направлении дрейф пучка отсутствует поэтому размер мишени по вертикали 120 мм не критичен с точки зрения отделения фона. Выведение С или CHg мишени из пучка уменьшало счет мониторных телескопов ТІ, Т2 в 30 4-40 раз. Смена мишеней производилась дистанционно дежурным оператором установки с помощью системы перемещения и индикации положения мишеней. Оперативный контроль за стабильностью режима облучения мишени осуществлялся путем обмена информацией между ЭВМ установки и ЭВМ системы медленного вывода пучков из еихрофазотро-на "" . от ЭВМ системы медленного вывода, после каждого цикла ускорения, поступали на установку данные о положении, размерах пучка в районе мишени и его интенсивности. В свою очередь ЭВМ установки передавала на ускоритель данные о работе мониторных телескопов.
Летящие из мишени под нулевым утлом продукты реакции магнитом МО выводились на ось детекторов установки (150 мрад по отношению к оси дейтронного пучка), которая задавалась апертурними счетчиками Si , $2 и 03 . Как уже отмечалось ранее, сильная зависимость выхода фрагментов от их импульса требует дифференцированных измерений отдельных участков импульсных спектров. Это обстоятельство накладывает определенные ограничения на величину импульсного аксептанса установки - при большом импульсном аксеп-тансе мы не сможем измерить сечения в жесткой части импульсных спектров из-за подавляющего вклада мягкой части. Расположение и поперечные размеры (50x50 мм ) апертурных счетчиков іл , S2 и S обеспечили приемлемые значения углового Д 1,7 мрад и импульсного аксептанса установки Др/р0,1.
Описание экспериментальных данных в рамках гибридной модели дейтрона и определение параметров примеси шестикваркового состояния дейтрона
Использование дейтронного пучка высокой интенсивности обуславливает, в нашем случае, применение относительного ее монитори-рования с последующей калибровкой относительного монитора или абсолютной нормировкой конечного результата - относительных импульсных спектров. Так как размеры мишеней по горизонтали меньше размера пучка в этом направлении (см. п.2.1), то из-за наличия разного рода нестабильностей в системе медленного вывода, приводящих, например, к временному дрейфу положения и размеров пучка, вряд ли имеет смысл градуировка отсчетов относительного монитора с помощью калиброванных индукционных электродов системы измерения и контроля интенсивности частиц в кольце ускорителя ("Р -Ж-и-р " _ электроды) или, скажем ионизационной камеры, которую можно было бы установить в канале вывода пучка. Специфика эксперимента-за-трудненный доступ к мишеням, расположенным внутри вакуумного тракта канала медленного вывода, и кратковременность отдельных экспозиций с частой сменой мишеней и режимов отбора - не позволяет использовать и метод градуировки относительного монитора по измерению наведенной активности в мишенях. Эти обстоятельства диктуют необходимость абсолютной нормировки конечных результатов обработки данных эксперимента - инвариантных сечений в произвольных единицах.
Для проведения указанной нормировки необходимо иметь надежные данные абсолютных измерений инвариантных сечений реакции (В.6) при импульсах дейтрона, близких к нашему, и с регистрацией протонов под нулевым углом. К моменту проведения эксперимента для процесса (В.6) в литературе имелись данные / ,00,00/ 0іЦНако их вряд ли можно использовать для целей калибровки. Даже сравнение их с нашими данными содержит определенные трудности. Так результаты относятся к dp - столкновениям, что усложняет их сравнение с нашими данными для С и СН мишеней из-за необходимости учета эффективного числа нуклонов ядра углерода, которые принимают участие во взаимодействии d С - рХ .К тому же дан /33/ ные , полученные камерной методикой, проинтегрированы по широкому диапазону углов вылета фрагментов. В работе спектры протонов реакции d С р X измерены под углом 2,5, что при наличии сильной зависимости инвариантных сечений от рх , так же затрудняет их сравнение с нашими данными. Кроме того, данные недостаточно подробны, получены при разных импульсах фраг ментирующего дейтрона (3,5 ГэВ/с и 5,8ГэВ/с в эксперименте { 3,33 ГэВ/с в работе /33 / и эквивалентном 17,2 ГэВ/с в Зб /) и относятся к различным частям импульсных спектров (р 300 МэВ/с и р 300МэВ/с ), что затрудняет и их сравнение между собой.
Для того чтобы иметь надежные данные для проведения процедуры нормировки полученных импульсных распределений, нами был про /55/ веден специальный эксперимент по измерению абсолютных значений инвариантных сечений реакции d С- - рХ в соответствующей области кинематических переменных: при том же импульсе дейтронов (р = 8,9 ГэВ/с) с регистрацией протонов под малыми углами на участке спектра в области максимума выхода ( р = pd / % ). Было найдено абсолютное значение инвариантного сечения реакции dOpX
Процедура нормировки относительных импульсных распределений строилась следующим образом. Известно (см. ниже), что теоретические расчеты инвариантных сечений фрагментации дейтронов при импульсах близких к pd /2. не требуют релятивистского рассмотрения и почти не зависят от выбора параметризации волновой функции дейтрона (ВФД для этой области импульсов, полученные рядом авторов из анализа NN - взаимодействий, практически совпадают). Поэтому мы сравнили в точке ( р /я, , Qz0 ) результат калибровочного опыта и теоретический расчет инвариантного сечения d С рХ и убедились в их согласии. Нормировочный коэффициент для относительного импульсного спектра с каждой мишенью находился затем путем подгонки теоретических расчетов к экспериментальным спектрам в области импульсов 4,5 ГэВ/с р 5,3 ГэВ/с с поправками расчетов на разрешение установки по импульсу, захват по углу вылета из мишени и на величину шага гистограмм по импульсу.
В этом эксперименте , выполнявшемся с помощью того же набора аппаратуры / /, что и в основном опыте, измерения инвариантных сечений реакции СдС- рХ проводились в обычной постановит/ ке с абсолютным мониторировашем х/ дейтронного пучка пониженной интенсивности (Зт7)хЮ частиц/цикл. Пробный пучок дейтронов с импульсом 8,9 ГэВ/с выделялся совпадениями сигналов сцинтилляцион-ных счетчиков, расположенных перед мишенью и условиями срабатывания одной сигнальной проволочки (требование однотрековости) в пропорциональных камерах до мишени.
Для более корректного учета поправок, связанных с конечной толщиной мишени, в этом эксперименте использовались углеродные мишени разной толщины: "тонкая" - (3,013 0,006) т/опт и "толстая"-- (5,965 0,008) г/см . Мишени помещались в выделеный пучок в районе пороговых черенковских счетчиков (см. рис.2), которые на время калибровочных измерений удалялись с трассы пучка.
Накопление статистики велось в основном в одном режиме работы. Передача информации от детекторов установки в ЭВМ происходила при совпадении сигнала от сцинтилляционного счетчика S расположенного за анализирующим магнитом Ml, с сигналом о регистрации мониторной частицы. Магнитное поле в Ml устанавливалось так, чтобы в счетчик $4(20x35 см ), попадали протоны со средним импульсом р - pd /2. =4,45 ГэВ/с.
Обсуждение результатов анализа и сравнение с оценками 60 - примеси, извлеченными из данных других экспериментов
Величина Q полностью определяется значением внутреннего импульса нуклонов к , который характеризует состояние двухнук-лонной системы. В частности, в нерелятивистском случае, при малых к , связь между этими величинами наиболее проста: Q (2.к) (см. также /о »0 /). Действительно, переменная k , являющаяся аргументом ВФД, определяет до какого значения энергии М р = = Т/Апл2ы+Л к2 необходимо возбудить дейтрон в столкновении, чтобы вывести его нуклоны с внутренними импульсами к на массовую поверхность.
С помощью переменной Q можно, в какой-то мере, оценивать каким межнуклонным расстоянием в дейтроне соответствует тот или иной участок импульсного спектра протонов. Например, вблизи кинематического предела, при значениях к I ГэВ/с в исследуемой реакции внутренняя структура дейтрона зондируется вплоть до расстояний 0,2 Шм. Конечно, подобная оценка глубины зондирования структуры дейтрона, основанная на соотношении неопределенностей Q V4 А , является очень грубой. На самом деле определенному значению к нельзя однозначно сопоставить какое-либо значение У , так как величина \Ч5 (k)\ , определяющая поведение сечений исследуемого процесса, является квадратом Фурье - образа волновой функции дейтрона в конфигурационном пространстве, т.е. результатом свертки конфигурационной Ш по всем значениям v . Таким образом можно говорить только о доминирующем вкладе определенной области Г в данное значение Ч OOP .
Значение к - 200 МэВ/с, где наблюдается смена режимов поведения сечений, соответствует межнуклонным расстояниям в дейтроне -0,6 Фм. Таким образом, можно ожидать, что наклоны спектров при к 200 МэВ/с в значительной мере обусловлены проявлением внутренней области дейтрона. Так как радиус нуклона 0,8 Фм, то в этой области весьма вероятно перекрытие нуклонов, с обобществлением составляющих их кварков, поэтому динамика взаимодействия должна определяться более глубокими сущностями - кварками и пар-тонами » . В этой области само понятие двухнуклонной волновой функции, вероятно, может терять смысл и поведение экспериментальных спектров исследуемой реакции будет определяться не импульсным распределением нуклонов в дейтроне ЧЧ\01 , а (например, в рамках кварк-партонных моделей /у4»аг5/) структурной функцией дейтрона - импульсным распределением партонов. Такое заключение, однако, справедливо только в асимптотике, когда кварки обладают значительными импульсами для того чтобы считаться асимптотически свободными. Теоретические оценки и данные по формфакторам дейтрона (см. например ) показывают, что асимптотическое КХД - поведение формфакторов достигается при -с , (4 5) (ГэВ/с)2.
В то же время, анализ экспериментальных данных по рождению кумулятивных протонов и Т\ - мезонов из дейтрона и по упругим и неупругим формфакторам дейтрона показывает, что представление о ядре, как о системе состоящей из нуклонов, оказывается плодотворным вплоть до импульсов нуклонов в ядрек 1 ГэВ/с. Авторы /81»8 »87/ приводят следующий критерий применимости представления о дейтроне, как о системе состоящей из двух нуклонов, вытекающий из кварковых составных моделей. Двухнуклонное приближение становится качественно неправильным при таких импульсах нуклона к , при которых существенно изменяется распределение кварков внутри нуклона, к 0,9 ГэВ/с. Для формфакторов дейтрона это соответствует значениям .-0 6(2к) (2,5 4) (ГэВ/с) , т.е. значениям близким к границе асимптотической области. Таким образом из этих оценок следует " , что существует довольно плавный переход между двухнуклонным и шестикварковым описаниями дейтрона, причем в переходной области 0,5 ГэВ/с k I ГэВ/с приближенно применимы оба подхода.
Учитывая вышесказанное, можно ожидать, что описание наших данных в рамках двухнуклонной ВЩЦ будет справедливым почти во всей кинематически допустимой области значений переменной Vc С этой точки зрения в следующих параграфах будет более подробно рассмотрен характер поведения полученных спектров в отдельных областях k . Мы сравним величины наших инвариантных сечений с результатами других экспериментов, проведем совместный анализ данных для С и СНр мишеней, приведем данные по наклонам отдельных участков спектров и сравним высокоимпульсное поведение измеренных сечений с предсказаниями правил кваркового счета. При сравнении ограничимся, в основном, данными для углеродной мишени (рис.18), как наиболее статистически обеспеченными. Более детальный анализ сложного поведения измеренных инвариантных сечений в кумулятивной области при к 200 МэВ/с будет дан в следующей главе.
