Помощь студентам в учебе
ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ ИЗУЧЕНИЕ ФОТООБРАЗОВАНИЯ ПИ-МЕЗОНОВ НА ТЕНЗОРНО-ПОЛЯРИЗОВАННЫХ ДЕЙТРОНАХ
|
Введение 4
Глава 1 Постановка экспериментов на ВЭПП-3 20
1.1 Накопитель ВЭПП-3 20
1.2 Источник поляризованных атомов 24
1.3 Накопительная ячейка 28
Глава 2 Измерение двойной поляризационной асимметрии в реакции yd ^ ррл- 32
2.1 Общая схема эксперимента 32
2.2 Адронные годоскопы 33
2.3 Детекторы электронов 33
2.4 Трековые камеры 35
2.5 LQ-поляриметр 38
2.6 Реконструкция треков 39
2.7 Определение энергии протонов 41
2.8 Связь электро- и фоторождения л-мезонов на дейтроне .... 46
2.9 Дифференциальное сечение и асимметрия реакции yd ^
pp'R - 51
2.10 Обсуждение результатов измерения асимметрии 55
2.11 Заключение по главе 62
Глава 3 Измерение Т2о, Т^и Т22 компонент тензорной анализирующей способности для реакций yd ^ ррп~ и. yd ^ рп/к0 63
3.1 Общая схема эксперимента 63
3.2 Сцинтилляторы для регистрации протонов и нейтронов .... 64
3.3 Идентификация частиц 65
3.4 Определение энергии протонов в нижнем плече 68
3.5 Определение энергии и углов вылета частиц в верхнем плече 73
3.6 Оценка неотделимого фона 76
3.7 Дифференциал вное сечение и компонентвх Т2м реакций
yd ^ ррк “и yd ^ рпк0 79
3.8 Резулвтатвх измерения Т2м для yd ^ рпк0 82
3.9 Резулвтатвх измерения Т2м для yd ^ ррк~ 95
3.10 Заключение по главе 105
Глава 4 Измерение Т20 компоненты тензорной анализирующей
способности для реакции yd ^ dx0 106
4.1 Общая схема эксперимента 106
4.2 Идентификация собвхтий yd ^ d'K0 108
4.3 Определение энергии дейтронов 112
4.4 Резулвтатвх измерения Т20 для yd ^ dK0 116
4.5 Заключение по главе 125
Заключение 126
Литература 128
Глава 1 Постановка экспериментов на ВЭПП-3 20
1.1 Накопитель ВЭПП-3 20
1.2 Источник поляризованных атомов 24
1.3 Накопительная ячейка 28
Глава 2 Измерение двойной поляризационной асимметрии в реакции yd ^ ррл- 32
2.1 Общая схема эксперимента 32
2.2 Адронные годоскопы 33
2.3 Детекторы электронов 33
2.4 Трековые камеры 35
2.5 LQ-поляриметр 38
2.6 Реконструкция треков 39
2.7 Определение энергии протонов 41
2.8 Связь электро- и фоторождения л-мезонов на дейтроне .... 46
2.9 Дифференциальное сечение и асимметрия реакции yd ^
pp'R - 51
2.10 Обсуждение результатов измерения асимметрии 55
2.11 Заключение по главе 62
Глава 3 Измерение Т2о, Т^и Т22 компонент тензорной анализирующей способности для реакций yd ^ ррп~ и. yd ^ рп/к0 63
3.1 Общая схема эксперимента 63
3.2 Сцинтилляторы для регистрации протонов и нейтронов .... 64
3.3 Идентификация частиц 65
3.4 Определение энергии протонов в нижнем плече 68
3.5 Определение энергии и углов вылета частиц в верхнем плече 73
3.6 Оценка неотделимого фона 76
3.7 Дифференциал вное сечение и компонентвх Т2м реакций
yd ^ ррк “и yd ^ рпк0 79
3.8 Резулвтатвх измерения Т2м для yd ^ рпк0 82
3.9 Резулвтатвх измерения Т2м для yd ^ ррк~ 95
3.10 Заключение по главе 105
Глава 4 Измерение Т20 компоненты тензорной анализирующей
способности для реакции yd ^ dx0 106
4.1 Общая схема эксперимента 106
4.2 Идентификация собвхтий yd ^ d'K0 108
4.3 Определение энергии дейтронов 112
4.4 Резулвтатвх измерения Т20 для yd ^ dK0 116
4.5 Заключение по главе 125
Заключение 126
Литература 128
В течение последних 30 лет квантовая хромодинамика (КХД) доволвно успешно зарекомендовала себя в качестве калибровочной теории силвного взаимодействия. В частности, пертурбативный подход в рамках КХД оказался чрезвычайно плодотворнвхм при изучении процессов, обусловленнвхх болвшой передачей импулвса, то еств жестких процессов, в которвхх основную ролв играет взаимодействие кварков и глюонов на малвхх расстояниях. Успех теории в этой области связан с важнейшим свойством КХД - асимптотической свободой, которая позволяет исполвзоватв методах теории возмущений.
В то же время, в области низких энергий, где константа сильного взаимодействия as становится большой (QS ~ 1), пертурбативный подход теряет смысл. При этих энергиях структура нуклона традиционно описывается в терминах эффективных степеней свободы - конституэнтных кварков и мезонов.
Говоря о невозможности количественно описать пертурбативными методами мягкие адронные процессы, необходимо отметить калибровочные расчеты на решетке, которые позволяют получить количественные результаты для основного состояния, а также для некоторых возбужденных состояний нуклона (см., например, [1-4]) без использования теории возмущений. Однако расчет нуклонного спектра в более широкой области энергий возбуждения в рамках решеточной КХД остается пока недостижимой задачей даже для самых мощных компьютерных систем. По этой причине важнейшим инструментом описания различных явлений в физике адронов остаются различные феноменологические теории, использующие аппарат квантовой теории рассеяния, метод дисперсионных соотношений, низкоэнергетические теоремы а также различные модификации конституэнтных кварковых моделей.
В этой связи, наиболее важным шагом к пониманию динамики нуклона является изучение соответствующих эффективных степеней свободы, которые, в то же время, должны объективно отражать внутреннюю симметрию лежащего в их основе фундаментального взаимодействия. Такие попытки были предприняты, в частности, в рамках моделей конституэнтных кварков, которые внесли решающий вклад в исследование природы сильного взаимодействия в непертурбативной области. В некотором смысле эти модели стали отправной точкой для развития КХД. Как правило, в основе конституэнтных моделей лежит представление о нуклоне, как о системе трех кварков в коллективном самосогласованном потенциале. Сами кварки являются не точечными объектами; их структура характеризуется определеннвхми электрическим и силвнвхм формфакторами. Исполвзуемвхе массвх кварков колеблются в диапазоне от 200 МэВ для релятивистских вариантов модели до приблизителвно 350 МэВ в нерелятивистском приближении.
Важнейшим успехом модели конституэнтнвхх кварков явилосв описание спектра адроннвхх возбуждений с помощвю малого числа подгоночнвхх параметров. Базовая версия этой модели, исполвзующая потенциал гармонического осциллятора, бвхла представлена в работах Гелл-Манна [5] и Гринберга [6]. Копли, Карл и Обрик [7] а также Фейнман, Кислингер и Равндал [8] дали пер- ввхе четкие доказателвства SU(6) 00(3)-симметрии адронного спектра. В более поздних работах Конвюк и Исгур [9] заложили основу для описания электромагнитного и силвного распадов адронов в рамках осцилляторной кварковой модели.
В связи с отмеченной ввхше существенной ролвю феноменологической составляющей, важное значение в физике силвного взаимодействия в области низких энергий приобретает эксперименталвная информация для сечений различных процессов с участием адронов. Здесв ключевое значение имеет вопрос: какие процессах являются наиболее подходящими для изучения свойств нуклонных резонансов? Основной модой распада любого возбужденного состояния нуклона является испускание мезонов в результате сильного взаимодействия. Электромагнитные распады из-за испускания фотонов имеют типичные парциальные ширины порядка 1 %, так что их трудно идентифицировать при наличии большого адронного фона. Поэтому именно чисто адронные реакции образования мезонов ввиду их большого сечения активно применяются для изучения возбужденных состояний нуклона.
Сказанное в первую очередь относится к тем реакциям, в которых используются пучки стабильных барионов, таких как протоны, дейтроны и а-частицы (например, на ускорителях CELSIUS и COSY). Однако интерпретация измерений соответствующих сечений довольно сложна из-за присутствия сильного взаимодействия не толвко в конечном, но и в началвном состоянии. Помимо этого, наличие по крайней мере двух барионов в конечном состоянии приводит к существенным усложнениям при описании динамики процесса образования мезона ввиду необходимости учета взаимодействия в системе, содержащей как минимум три адрона (два бариона и мезон). Необходимо также отметитв чисто технические трудности, связанные с болвшой массой налетающих частиц (протонов), в связи с чем для возбуждения резонансов в мезон-нуклонной системе необходим пучок достаточно ввхсокой энергии. По этой причине болвшая частв недавних работ с барионнвхми пучками сосредоточена главнвхм образом на исследовании образования мезонов лишв в околопроговвхх областях. Обзор по этой теме можно найти, например, в работе [10].
Более широкое применение для изучения нуклоннвхх резонансов находят реакции, в которвхх исполвзуются пучки долгоживущих мезонов, в первую очереди, заряженных пионов. В частности, упругое рассеяние я+ и я--мезонов на нуклоне, а также неупругие процессы, вызванные пионами, внесли существенный вклад в имеющуюся сегодня экспериментальную базу, используемую для изучения нуклонного спектра. Накопленные экспериментальные результаты явились основой многочисленных парциально-волновых анализов пион- нуклонного рассеяния, нацеленных на выделение нуклонных возбуждений путем идентификации резонансных вкладов в наблюдаемые величины (см., например, [11-15]). Полученные таким образом результаты до сих пор являются важнейшим источником сведений о свойствах возбужденных состояний нестранных барионов.
В то же время, использование лишь реакций, индуцированных пионами, позволяет исследовать лишь те состояния в спектре нуклона, которые имеют большую моду распада в канал яЖ. Как известно, сравнение спектра возбуждения, предсказываемого современными кварковыми моделями, с экспериментально установленным набором нуклонных резонансов приводит к так называемой проблеме «недостающих резонансов»: число возбужденных состояний нуклона, предсказываемых кварковыми моделями, существенно превышает то, которое наблюдается в эксперименте. Связано ли это с наличием лишних степеней свободы в кварковых моделях или является следствием неточности экспериментальных результатов? Уже более 30 лет назад авторы работы [17], озаглав-
Рис. 1 - Сечение фотопоглощения па протоне (верхний рисунок) и па нейтроне. Точками показаны результаты измерений. Кривыми представлены результаты фитировапия сечений с помощью Брейт-Вигперовских амплитуд для резонансов Д(/232)3/2+ N(1440)1/2+ N(1520)3/2- N(1535)1/2- N(1680)5/2+ и плавного фона. Взято из работы [16].
лепной «Куда пропали все резонансы?» (Where have all the resonances gone?),
указывали, что возможная причина этого несоответствия заключается в том,
что недостающие резонансы должны иметь малую ширину распада в яЖ канал и потому не наблюдаются в процессах пион-нуклонного рассеяния. Эти резонансы могут быть обнаружены только при исследовании других начальных и конечных состояний. Согласно предсказаниям современных кварковых моделей [18], у ряда ненаблюдаемых резонансов должны быть довольно большие моды распада в каналы яяЖ, Л Ж r'N и др. В этом случае в идеале нуклон должен возбуждаться рассеянием соответствующих мезонов. Однако либо эти мезоны имеют малое время жизни, как в случае сги rf, что делает невозможным изготовление пучков, либо эксперимент требует наличия трех сталкивающихся частиц в начальном состоянии (в случае яяЖ).
Другая проблема, возникающая при использовании адронов в качестве бомбардирующих частиц, связана с уже упомянутой выше трудностью выделения резонансных состояний. Очевидно, что число возбужденных состояний нуклона с определенными квантовыми числами определяется непосредственно числом эффективных степеней свободы и их квантовых чисел, которые предсказываются теорией. Следовательно, сравнение измеренного в эксперименте спектра возбуждения с предсказаниями модели позволяет в принципе определить количество степеней свободы в данном состоянии. Однако с экспериментальной точки зрения ситуация сильно отличается от той, что имеется в атомной или ядерной физике. Дело в том, что основным каналом распада нуклонных резонансов является адронный распад с испусканием мезонов (ширины электромагнитных распадов, очевидно, малы ввиду малости электромагнитной константы связи). По этой причине времена жизни возбужденных состояний нуклона (а также барионных резонансов с изоспином Т = 3/2) определяются временами, характерными для процессов сильного взаимодействия (около 10-24 с) с соответствующими ширинами в несколько сотен МэВ.
В то же время, разница энергий двух соседних резонансных уровней, как правило, не превышает несколько десятков МэВ, что приводит к сильному перекрытию отдельных возбужденных состояний в спектре, что, естественно, существенно затрудняет их идентификацию. В качестве примера на рисунке 1 представлено сечение полного фотопоглощения фотонов на протоне и нейтроне, yN ^ NX (сечение на нейтроне было получено из соответствующего сечения на дейтроне в условиях квазисвободной кинематики). Кривой показано сечение, полученное в работе [16] путем простой аппроксимации гладкого фона и использования брейт-вигнервских функций для резонансов. Как видно, только первое возбужденное состояние нуклона, резонанс А(1232)3/2+, дает достаточно изолированный пик в спектре и может быть надежно идентифицировано. Уже во второй резонансной области, куда вносят вклад несколько резонансов с массами в районе 1500 МэВ, задача выделения возбужденных состояний оказывается трудно реализуемой.
Среди процессов, которые свободны от недостатков, отмеченных выше для рассеяния пионов, необходимо в первую очередь отметить процессы электромагнитного образования псевдоскалярных мезонов на нуклонах и малонуклонных ядрах. С одной стороны, их исследование дает значительное преимущество, поскольку позволяет четко разделить начальное и конечное состояние, что вообще говоря, невозможно сделать, например, в чисто адронных процессах. Кроме того, вследствие относительной слабости электромагнитного взаимодействия, входной канал, содержащий реальный или виртуальный фотон, можно рассматривать в рамках теории возмущений, учитывая лишь первые неисчезающие члены. В этой связи вся физика процесса проявляется в так называемом взаимодействии в конечном состоянии, которое в нашем случае сводится к многократному рассеянию образовавшегося мезона на нуклонах ядра. Здесь необходимо отметить, что электро- и фоторождение мезонов дает информацию, дополнительную к той, что может быть получена из пион-ядерного рассеяния. Действительно, в то время как упругое рассеяние определяется главным образом фазами рассеяния, то есть поведением волновой функции мезона лишь в асимптотической области, в процессах фоторождения, где фотоны могут проникать далеко вглубь ядра, мы получаем информацию об особенностях динамики мезона непосредственно во внутриядерной области.
Другим важным моментом является то, что хорошо известные волновые функции и статические свойства множества малонуклонных ядер, в первую очередь дейтрона, дают широкие возможности для проверки основных механизмов реакций фоторождения мезонов. Малое число нуклонов позволяет использовать для описания этих систем различного рода микроскопические модели, основанные на точном решении соответствующих малочастичных уравнений. Что касается экспериментальных исследований, здесь также ключевое значение имеет малое число частиц, участвующих в реакции. Это позволяет в полной мере исполвзоватв преимущество измерений на совпадение, когда механизм процесса может быть полноствю идентифицирован путем регистрации вместе с родившимся мезоном также всех нуклонов, образованных в резулвтате распада ядра-мишени. Следует отметитв, что наиболее важнвхе успехи в этой области бвхли достигнута! именно благодаря проведению таких эксклюзивных экспериментов с регистрацией на совпадение всех конечных частиц.
Детальная проверка кварковых моделей не может быть основана только на исследовании спектров возбуждения. Это связано со слабой чувствительностью энергии возбуждения и квантовых чисел возбужденных состояний к различным деталям используемых моделей. В этом смысле ситуация в физике нуклонов аналогична ситуации в ядерной физике. Более важным тестом являются различные характеристики, связанные с переходами между состояниями. Они в большей степени отражают внутреннюю структуру объектов и более чувствительны, например, к особенностям волновых функций, используемых для их описания. По этой причине именно фото- и электророждение мезонов на нуклонах и легчайших ядрах представляют особый интерес, так как их исследование дает информацию об электромагнитных переходах между состояниями адронов в дополнение к модам адронных распадов.
Информация, извлекаемая из экспериментов с участием адронов, оказывается особенно важной в тех случаях, когда имеется принципиальная возможность получать из экспериментальных данных количественные сведения об амплитудах этих процессов и, таким образом, исследовать их основные механизмы. Здесь первостепенное значение имеет качество имеющихся экспериментальных данных. В этой связи именно эксперименты с использованием пучков фотонов, которые позволили сегодня добиться беспрецедентной точности измерений, позволили извлекать амплитуды фоторождения мезонов как непосредственно на основе теории полного опыта, так и на основе мультипольных анализов. Значения этих амплитуд фактически являются тем конечным результатом, который используется для проверки различных концепций физики элементарных частиц в непертурбативной области. Сюда следует отнести различные аспекты связанные непосредственно с симметриями сильного взаимодействия, алгебру токов, электромагнитные и адронные правила сумм и т.д.
Наконец, необходимо отметить что высокое качество имеющихся экспериментальных данных для фотомезонных процессов, а также возможность использования фотонных пучков с высокой степенью поляризации открывают широкие возможности для включения в качестве инструмента исследования широкого спектра поляризационных наблюдаемых. Хорошо известно, что эксперименты с поляризованным пучком и или поляризованной мишенью позволяют проводить более глубокий анализ изучаемого процесса по сравнению с одним только дифференциальным сечением. Это связано с тем, что поляризационные наблюдаемые содержат более обширную информацию о динамике системы. Действительно, в отличие от дифференциального сечения, которое представляет собой сумму квадратов элементов Т-матрицы, поляризационные наблюдаемые в значительной степени определяются интерференцией различных элементов и, следовательно, более чувствительны к вкладам различных динамических эффектов, таких как, например, релятивистские поправки, мезонные токи, субъядерные степени свободы и т.д.
Естественной платой за те преимущества, которые дают процессы фоторождения, является относительная малость соответствующих сечений по сравнению с чисто адронными реакциями. Сегодня эта проблема достаточно легко решается за счет высокой интенсивности используемых фотонных пучков. Также важно то, что амплитуды электромагнитных процессов образования мезонов могут содержать значительный нерезонансный фон. Например, нуклонные борновские члены или обмен векторными мезонами, как правило, существенно усложняют процедуру извлечения чисто резонансных вкладов. Это приводит, во-первых, к необходимости использования надежных моделей. Фактически, эти модели являются промежуточным звеном, связывающим предсказания кварковых теорий с информацией, извлекаемой непосредственно из экспериментальных данных. Во-вторых, такая ситуация существенно увеличивает важность исследования поляризационных наблюдаемых, так как именно поляризационные измерения являются наиболее эффективным инструментом выделения вкладов различных механизмов в общую амплитуду.
В области теории фото- и электророждения мезонов на легчайших ядрах, в первую очередь, на дейтроне, следует отметить два наиболее важных взаимодополняющих аспекта. Первый из них связан с получением информации о фоторождении на нейтроне. В этом случае начальное ядро рассматривается в качестве нейтронной мишени. Очевидно, что эффективность такого метода определяется тем, позволяет ли теория исключить вклад остальных нуклонов или, по крайней мере, контролировать их влияние на основной процесс. Именно дейтрон здесь используется наиболее часто в качестве ядра-мишени. Это обусловлено малостью энергии связи этого ядра, что приводит в общем случае к малости влияния различного рода off-shell эффектов (то есть эффектов, связанных с тем, что нейтрон в процессе образования мезона взаимодействует с протоном). Здесь, как правило, в качестве инструмента исследования используются процессы квазисвободного фоторожденияd(y, KN)N, В которых образование мезона сопровождается выбиванием активного нуклона (нейтрона) путем передачи ему основной части импульса.
Второй, не менее важный аспект - это влияние ядерной среды на однонуклонный процесс фоторождения, для изучения которого используется, как правило, когерентный канал yd ^ K°d. Здесь решающим фактором является полнота наших знаний свойств дейтрона, в том числе поведения его волновой функции в области малых межнуклонных расстояний. В частности, существует множество относительно простых моделей, позволяющих воспроизвести формфакторы дейтрона в широкой области переданных импульсов.
Фоторождение л-мезонов на дейтроне довольно интенсивно изучается уже на протяжении 50 лет, начиная с наиболее ранних работ [19,20]. Основной задачей большинства этих исследований является учет взаимодействия образовавшегося мезона с нуклонами, а также самих нуклонов друг с другом в конечном состоянии в реакциях d(y,KN)N. ОДНО из первых наиболее полных исследований этого эффекта было проведено в работах [21-23] и затем расширено и уточнено в [24-26]. Было обнаружено, что влияние взаимодействия оказывается наиболее значительным в нейтральном канале yd ^ к^пр., где оно приводит к заметному уменьшению выхода пионов на передних углах. В то же время в заряженных каналах yd ^ к~рр и yd ^ к+пп роль взаимодействия сравнительно невелика. Объяснение этого различия дано в работе [24], где показано, что доминирующая часть эффекта взаимодействия возникает из- за присутствия в сечении yd ^ к®пр ложного вклада от когерентного канала yd ^ к°d. Этот вклад возникает вследствие неортогональности волновой функции дейтрона и волновой функции двух конечных нуклонов в плосковолновом приближении. После его выделения "оставшийся"эффект взаимодействия ока- звхвается сравнимвхм с тем, которвхй наблюдается в каналах с заряженнвхми пионами. На сегодняшний денв достигнуто неплохое согласие теоретических ре- зулвтатов с имеющимися эксперименталвнвхми даннвхми для неполяризованнвхх сечений реакций d(y,KN)N, что в целом подтверждает справедливости общего представления об основном механизме этих реакций - фоторождение мезона на квазисвободном нуклоне с небольшим влиянием эффектов взаимодействия в конечном состоянии.
Следует, однако, отметить, что большая часть имеющихся на сегодняшний день экспериментальных данных получена в экспериментах с неполяризован- ными частицами. Вместе с тем, как было отмечено выше, именно поляризационные эксперименты являются наиболее чувствительными к особенностям динамики реакций фоторождения. Поэтому отсутствие таких данных является серьезным сдерживающим фактором на пути к более глубокому пониманию динамики процессов электромагнитного образования пионов на дейтронах.
Аналогичная ситуация наблюдается в случае с когерентным каналом yd ^ л0d. С одной стороны, эта реакция считается достаточно хорошо изученной. Ее основным механизмом является возбуждение резонанса А(1232)3/2+ на отдельных нуклонах. С другой стороны, когерентный процесс фоторождения оказывается чувствительным к различным деталям, которые не так заметны в некогерентном канале. Сюда можно отнести чувствительность к модели дейтрона, в частности, к роли тензорных сил, а также к вкладу высокоимпульсной компоненты в его волновую функцию.
В не меньшей степени важны эффекты многократного рассеяния пиона на нуклонах в дейтроне. Их значительность связана с особенностями AN взаимодействия. А именно, как показывают расчеты в рамках теории Фаддеева для системы ^NN — AN резонансный характер яЖрассеяния, а также сильное притяжение между нуклонами в триплетном состоянии 3Si приводят к образованию трехчастичного ^NN резонанса со спином-четностью J* = 2+, масса которого близка к сумме масс нуклона и А(1232). В то же время, именно парциальная волна 2+ доминирует в когерентном процессе yd ^ Nd (см., например, Рис. 7 в работе [27]). Поэтому, можно ожидать, что динамика этого процесса, в частности влияние эффектов многократного рассеяния, в наиболвшей степени определяется близостью 2+ резонанса к рассматриваемой области энергий.
Роль эффектов рассеяния пионов исследовалась в ряде работ [22,27,28]. В работе [22] был учтен лишь первый член ряда многократного рассеяния. Ввиду отмеченного выше резонансного характера трехчастичного KNN взаимодействия такой пертурбативный подход не может считаться удовлетворительным. В работе [28] использовалась оптическая модель. Несмотря на то, что последующие измерения [29] продемонстрировали неплохое согласие предсказаний этих расчетов с экспериментом, применение оптической модели для описания взаимодействия пиона с такой малонуклонной системой, как дейтрон вряд ли может считаться оправданным.
Наиболее рафинированный подход был реализован в работе [27], где наряду с однонуклонным механизмом фоторождения учтены также двухнуклонные вклады, к которым отнесены изобарные и мезонные токи. Кроме того, в этой работе для включения многократного рассеяния решены трехчастичные уравнения, то есть в полной мере учтены эффекты трехчастичной унитарности. Вместе с тем, эта модель продемонстрировала худшее согласие с экспериментом [29] по сравнению с результатами более грубых расчетов из работ [22,28]. Это противоречие очевидно указывает на недостаточность нашего понимания процесса yd ^ ^0d в области первого резонанса, не говоря уже о более высоких энергиях.
В отличие от теоретических исследований реакций фоторождения пи- мезонов на дейтроне, достаточно точные и подробные экспериментальные данные по поперечным дифференциальным сечениям появились относительно недавно, после запуска установок с непрерывными электронными и фотонными пучками. Первые подробные результаты для фоторождения нейтральных пионов появились после серии работ на микротроне в Майнце (MAMI) [30] в конце 90-хх, где было измерено дифференциальное сечение процессов yd ^ рп^ [31,32], yd ^ dT0 [29,31-33], yd ^ рп^0^0 [34]. В этих экспериментах использовалась система мечения фотонов [35], благодаря которой начальная энергия гамма-кванта измерялась в диапазоне (200 < Еу < 800) МэВ с точностью 0.8 МэВ. Гамма-кванты от распада л0-мезона регистрировались электромагнитным калоритметром TAPS [36], перекрывающим большую часть телесного угла. Такая постановка эксперимента позволила достаточно точно реконструироватв кинематику выделяемых процессов и получитв подробнвхе эксперименталвнвхе результаты.
Не многим более 10 лет назад на установке CLAS [37] в JLAB были получены подробные данные о дифференциальном сечении процесса yd ^ dx0 для энергии фотона (500 < Еу < 1200) МэВ [38]. Система мечения фотонов, используемая на этой установке, подробно описана в работе [39]. Полученные результаты впервые дали возможность наблюдать нуклонный резонанс N(1535)5'ц, возбуждаемый при Е7 = 700 МэВ. На этой же установке были получены подробные данные о дифференциальном сечении реакции уп ^ рт [40], где в качестве нейтронной мишени использовался дейтерий.
Долгое время экспериментальное изучение одиночного фоторождения я-- мезона на дейтроне сводилось к изучению квази-свободного процесса yd ^ ррк-, где дейтрон рассматривался как источник нейтронной мишени [41-43]. Первые подробные данные для полного сечения процесса yd ^ ррк- были получены в 1990 г. на электронном синхротроне в Токио для (380 < Е7 < 840) МэВ с шагом 10 МэВ [44]. Эти данные хорошо согласуются с полученными ранее результатами в DESY [41] и Frascati [43].
С появлением возможности использовать поляризованные фотонные пучки и поляризованные мишени, значительное место в физической программе таких центров, как MAMI, DEZY, JLAB и др., стали занимать поляризационные и дважды поляризационные эксперименты. В частности, на микротроне MAMI активно используется линейно и циркулярно-поляризованный фотонный пучок вместе с векторно поляризованной водородной и дейтериевой мишенью [45-50]. В лаборатории Джефферсона (JLAB) для проведения поляризационных экспериментов используется циркулярно-поляризованный пучок фотонов, векторно- поляризованная мишень и поляриметр протонов [51-57]. За последние 30 лет на этих установках было получено достаточно много экспериментальных результатов, где измерялась асимметрия, связанная с векторной поляризацией мишени, либо S асимметрия, либо комбинация этих асимметрий. Экспериментальные данные, связанные с тензорной поляризацией мишени, на этих установках так и не были получены.
На сегодняшний день экспериментальные исследования фотореакций с использованием тензорно-поляризованной дейтериевой мишени ведутся только в ИЯФ СО РАН имени Г.И. Будкера. Именно там был предложен метод внутренних мишеней, который дает возможность скомпенсировать малую толщину мишени относительно большим значением тока пучка. Этот метод активно использовался в измерениях на накопителях AmPS в Голландии, Bates в США, HERA в Германии вплоть до закрытия этих установок. В настоящее время он реализуется только в ИЯФ им. Будкера.
Впервые тензорно-поляризованная мишень была использована на накопителе ВЭПП-2 в 1984 г., где была измерена асимметрия упругого рассеяния электрона на дейтроне [58]. Спустя год была выполнена еще одна серия измерений, где была измерена асимметрия упругого рассеяния электрона на дейтроне [59] и асимметрия фоторасщепления дейтрона [60]. Следующая серия экспериментов была проведена в 1988-1989 гг. на накопителе ВЭПП-3. Здесь детектирующая аппаратура была оптимизирована таким образом, чтобы можно было набирать статистику упругого рассеяния электрона на дейтроне, фоторасщепления дейтрона [61] и фоторождения я--мезона на дейтроне [62]. Полученные в работе [62] результаты дали возможность впервые наблюдать тензорную асимметрию в реакции некогерентного фотообразования отрицательно-заряженного пи-мезона на дейтроне.
В 2002-2003 гг. в эксперименте на ВЭПП-3 была применена накопительная ячейка, что позволило значительно улучшить параметры тензорно- поляризованной дейтериевой мишени. В результате этого эксперимента были измерены угловые и энергетические зависимости Т20, Т21 и Т22 компонент тензорной анализирующей способности фоторасщепления дейтрона в диапазоне энергий фотонов (20 < Еу < 500) МэВ и углов вылета протонов 25° < 0^т- < 45° и 75° < 0с-т- < 105° [63,64]. Из этой же экспериментальной статистики впервые были получены результаты измерения Т20, Т21 и Т22 компонент тензорной анализирующей способности когерентного фоторождения нейтральных пи-мезонов на дейтроне [65].
Эксперименты с тензорно-поляризованными мишенями сводятся к измерению либо компонент тензорной анализирующей способности (Т2о, Тщ и Т22), либо к асимметрии, которая в свою очередь является линейной комбинацией этих
компонент. Для понимания спиновой структуры компонент тензорной анализирующей способности Т20, Т21 и Т22 запишем их в терминах амплитуд матрицах рассеяния [66]:
Т20 = 1 — ^ ((тР,тпТ|Л,--2 + (mp,mnТ|Л,+-2- 2
-2(mp,mn |ТЛ, 0>|2) ,
Т21 = 1 —6Re ^ ({mp,mnT|Л,-1){тр,тпТ|Л,0Д- f х^^тп
- (тр,тпТ|Л,+ 1)(тр,тпТ|Л,0>*) ,
Т22 = 12—3Re ^ (тр,тп|Т|Л<1Дтр,тп|Т|Л^1)* , f х^п
где Л - спиральность фотона, т^ тр и тп - z-компоненты спина дейтрона, протона и нейтрона соответственно; f = Xmdmpmn (тр,тпТЛ, т^)2. - нормировочный коэффициент.
Видно, что спиновые структуры компонент Т20, Т21 и Т22 существенно различаются. В частности, Т20 компонента есть линейная комбинация квдратов модулей матрицы рассеяния, в то время как Т21 и Т22 компоненты есть линейные комбинации интерференционных членов. Структура интерференционных членов для компонент Т21 и Т22 также существенно различна. Компонента Т21 есть сумма квадратичных интерференционных членов, составленных из амплитуд матрицы рассеяния, соответствующих проекциям спина дейтрона, различающихся на единицу. В тоже время для компоненты Т22 проекции спина дейтрона амплитуд матрицы рассеяния различаются на 2.
Данная диссертационная работа посвящена экспериментальному поляризационному исследованию фоторождения отрицательно-заряженных и нейтральных пи-мезонов на дейтроне. Результаты были получены из экспериментальной статистики, накопленной на накопителе ВЭПП-3 с использованием внутренней тензорно-поляризованной дейтериевой мишени в 1999 г, 2002-2003 гг. и 2013 г. Материалы диссертации были опубликованы в 24 статьях (из них 18 входят в список, рекомендованный ВАК [67-84]) и представлены на международных конференциях:
- NUCLEUS. Fundamental problems of nuclear physics. 2008-2015 гг., 2019 r.;
- The 23rd European Conference on Few-Body Problems in Physics, 2016 r.;
- Международная конференция студентов, аспирантов и молодых ученых “Перспективы развития фундаменталвных наук”, 2008-2012 гг., 2015-2019 гг.
- Ядерная и радиационная физика, Алма-Ата, Казахстан, 2008-2010 гг.
Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и списка ис- полвуемой литературы.
Глава 1 посвящена описанию накопителя ВЭПП-3, источника поляризованных атомов дейтерия и внутренней тензорно-поляризованной мишени, которые были исполвзованы при наборе эксперименталвной статистики. Источник поляризованных атомов и внутренняя тензорно-поляризованная мишенв являются ключевой особенноствю представленных в работе экспериментов, что позволило получитв уникалвные поляризационные данные.
В Главах 2 — 4 приводится описание постановки экспериментов и детектирующей аппаратуры, методов обработки эксперименталвных данных, процедуры извлечения физических резулвтатов экспериментов, оценки доли неотделимого фона, сравнения резулвтатов измерений с теоретическими расчетами. В Главе 2 представлены резулвтаты измерения двойной поляризационной асимметрии реакции yd ^ ррл- поляризованными фотонами на тензорно- поляризованных дейтронах. В Главе 3 представлены резулвтаты измерения Т20, ГД и Т22 компонент тензорной анализирующей способности реакций yd ^ ррк- и yd ^ рпл0. В Главе 4 представлены резулвтаты измерения Т20 компоненты тензорной анализирующей способности реакции yd ^ d'K0.
В Заключении перечисляются основные полученные резулвтаты, на основе которых формируются положения, выносимые на защиту:
- В рассмотренной кинематической области все три независимые компоненты тензорной анализирующей Т2м, М = 0,1, 2 обнаруживают значителвную чувствителвноств к основным механизмам фоторождения пи-мезонов на дейтроне, в том числе к эффектам взаимодействия между конечными частицами, что подтверждает целесообразноств их исполвзования для решения задач фо- томезонной физики;
- В области энергий первого резонанса предсказания теории находятся в согласии с полученными данными, что свидетелвствует как о хорошем уровне нашего понимания основных особенностей процессов ~ d ^ dK° n^d ^ рр~ ■ так и о качестве используемых моделей;
- В области энергий фотонов выше 350 МэВ наблюдается существенное систематическое отклонение предсказаний различных теоретических моделей для компонентах Т20 в когерентном канале с полученными данными, которое может указывать на принципиальный недостаток теоретического описания этой реакции. В тоже время точности измерения Т20 в когерентном канале до энергии менее 350 МэВ достаточно для частичной дискриминации теоретических моделей;
- Показано, что в некогерентном канале учет перерассеяния приводит к качественному согласию результатов измерения и теоретических расчетов, выполненных в рамках диаграммного подхода.
В то же время, в области низких энергий, где константа сильного взаимодействия as становится большой (QS ~ 1), пертурбативный подход теряет смысл. При этих энергиях структура нуклона традиционно описывается в терминах эффективных степеней свободы - конституэнтных кварков и мезонов.
Говоря о невозможности количественно описать пертурбативными методами мягкие адронные процессы, необходимо отметить калибровочные расчеты на решетке, которые позволяют получить количественные результаты для основного состояния, а также для некоторых возбужденных состояний нуклона (см., например, [1-4]) без использования теории возмущений. Однако расчет нуклонного спектра в более широкой области энергий возбуждения в рамках решеточной КХД остается пока недостижимой задачей даже для самых мощных компьютерных систем. По этой причине важнейшим инструментом описания различных явлений в физике адронов остаются различные феноменологические теории, использующие аппарат квантовой теории рассеяния, метод дисперсионных соотношений, низкоэнергетические теоремы а также различные модификации конституэнтных кварковых моделей.
В этой связи, наиболее важным шагом к пониманию динамики нуклона является изучение соответствующих эффективных степеней свободы, которые, в то же время, должны объективно отражать внутреннюю симметрию лежащего в их основе фундаментального взаимодействия. Такие попытки были предприняты, в частности, в рамках моделей конституэнтных кварков, которые внесли решающий вклад в исследование природы сильного взаимодействия в непертурбативной области. В некотором смысле эти модели стали отправной точкой для развития КХД. Как правило, в основе конституэнтных моделей лежит представление о нуклоне, как о системе трех кварков в коллективном самосогласованном потенциале. Сами кварки являются не точечными объектами; их структура характеризуется определеннвхми электрическим и силвнвхм формфакторами. Исполвзуемвхе массвх кварков колеблются в диапазоне от 200 МэВ для релятивистских вариантов модели до приблизителвно 350 МэВ в нерелятивистском приближении.
Важнейшим успехом модели конституэнтнвхх кварков явилосв описание спектра адроннвхх возбуждений с помощвю малого числа подгоночнвхх параметров. Базовая версия этой модели, исполвзующая потенциал гармонического осциллятора, бвхла представлена в работах Гелл-Манна [5] и Гринберга [6]. Копли, Карл и Обрик [7] а также Фейнман, Кислингер и Равндал [8] дали пер- ввхе четкие доказателвства SU(6) 00(3)-симметрии адронного спектра. В более поздних работах Конвюк и Исгур [9] заложили основу для описания электромагнитного и силвного распадов адронов в рамках осцилляторной кварковой модели.
В связи с отмеченной ввхше существенной ролвю феноменологической составляющей, важное значение в физике силвного взаимодействия в области низких энергий приобретает эксперименталвная информация для сечений различных процессов с участием адронов. Здесв ключевое значение имеет вопрос: какие процессах являются наиболее подходящими для изучения свойств нуклонных резонансов? Основной модой распада любого возбужденного состояния нуклона является испускание мезонов в результате сильного взаимодействия. Электромагнитные распады из-за испускания фотонов имеют типичные парциальные ширины порядка 1 %, так что их трудно идентифицировать при наличии большого адронного фона. Поэтому именно чисто адронные реакции образования мезонов ввиду их большого сечения активно применяются для изучения возбужденных состояний нуклона.
Сказанное в первую очередь относится к тем реакциям, в которых используются пучки стабильных барионов, таких как протоны, дейтроны и а-частицы (например, на ускорителях CELSIUS и COSY). Однако интерпретация измерений соответствующих сечений довольно сложна из-за присутствия сильного взаимодействия не толвко в конечном, но и в началвном состоянии. Помимо этого, наличие по крайней мере двух барионов в конечном состоянии приводит к существенным усложнениям при описании динамики процесса образования мезона ввиду необходимости учета взаимодействия в системе, содержащей как минимум три адрона (два бариона и мезон). Необходимо также отметитв чисто технические трудности, связанные с болвшой массой налетающих частиц (протонов), в связи с чем для возбуждения резонансов в мезон-нуклонной системе необходим пучок достаточно ввхсокой энергии. По этой причине болвшая частв недавних работ с барионнвхми пучками сосредоточена главнвхм образом на исследовании образования мезонов лишв в околопроговвхх областях. Обзор по этой теме можно найти, например, в работе [10].
Более широкое применение для изучения нуклоннвхх резонансов находят реакции, в которвхх исполвзуются пучки долгоживущих мезонов, в первую очереди, заряженных пионов. В частности, упругое рассеяние я+ и я--мезонов на нуклоне, а также неупругие процессы, вызванные пионами, внесли существенный вклад в имеющуюся сегодня экспериментальную базу, используемую для изучения нуклонного спектра. Накопленные экспериментальные результаты явились основой многочисленных парциально-волновых анализов пион- нуклонного рассеяния, нацеленных на выделение нуклонных возбуждений путем идентификации резонансных вкладов в наблюдаемые величины (см., например, [11-15]). Полученные таким образом результаты до сих пор являются важнейшим источником сведений о свойствах возбужденных состояний нестранных барионов.
В то же время, использование лишь реакций, индуцированных пионами, позволяет исследовать лишь те состояния в спектре нуклона, которые имеют большую моду распада в канал яЖ. Как известно, сравнение спектра возбуждения, предсказываемого современными кварковыми моделями, с экспериментально установленным набором нуклонных резонансов приводит к так называемой проблеме «недостающих резонансов»: число возбужденных состояний нуклона, предсказываемых кварковыми моделями, существенно превышает то, которое наблюдается в эксперименте. Связано ли это с наличием лишних степеней свободы в кварковых моделях или является следствием неточности экспериментальных результатов? Уже более 30 лет назад авторы работы [17], озаглав-
Рис. 1 - Сечение фотопоглощения па протоне (верхний рисунок) и па нейтроне. Точками показаны результаты измерений. Кривыми представлены результаты фитировапия сечений с помощью Брейт-Вигперовских амплитуд для резонансов Д(/232)3/2+ N(1440)1/2+ N(1520)3/2- N(1535)1/2- N(1680)5/2+ и плавного фона. Взято из работы [16].
лепной «Куда пропали все резонансы?» (Where have all the resonances gone?),
указывали, что возможная причина этого несоответствия заключается в том,
что недостающие резонансы должны иметь малую ширину распада в яЖ канал и потому не наблюдаются в процессах пион-нуклонного рассеяния. Эти резонансы могут быть обнаружены только при исследовании других начальных и конечных состояний. Согласно предсказаниям современных кварковых моделей [18], у ряда ненаблюдаемых резонансов должны быть довольно большие моды распада в каналы яяЖ, Л Ж r'N и др. В этом случае в идеале нуклон должен возбуждаться рассеянием соответствующих мезонов. Однако либо эти мезоны имеют малое время жизни, как в случае сги rf, что делает невозможным изготовление пучков, либо эксперимент требует наличия трех сталкивающихся частиц в начальном состоянии (в случае яяЖ).
Другая проблема, возникающая при использовании адронов в качестве бомбардирующих частиц, связана с уже упомянутой выше трудностью выделения резонансных состояний. Очевидно, что число возбужденных состояний нуклона с определенными квантовыми числами определяется непосредственно числом эффективных степеней свободы и их квантовых чисел, которые предсказываются теорией. Следовательно, сравнение измеренного в эксперименте спектра возбуждения с предсказаниями модели позволяет в принципе определить количество степеней свободы в данном состоянии. Однако с экспериментальной точки зрения ситуация сильно отличается от той, что имеется в атомной или ядерной физике. Дело в том, что основным каналом распада нуклонных резонансов является адронный распад с испусканием мезонов (ширины электромагнитных распадов, очевидно, малы ввиду малости электромагнитной константы связи). По этой причине времена жизни возбужденных состояний нуклона (а также барионных резонансов с изоспином Т = 3/2) определяются временами, характерными для процессов сильного взаимодействия (около 10-24 с) с соответствующими ширинами в несколько сотен МэВ.
В то же время, разница энергий двух соседних резонансных уровней, как правило, не превышает несколько десятков МэВ, что приводит к сильному перекрытию отдельных возбужденных состояний в спектре, что, естественно, существенно затрудняет их идентификацию. В качестве примера на рисунке 1 представлено сечение полного фотопоглощения фотонов на протоне и нейтроне, yN ^ NX (сечение на нейтроне было получено из соответствующего сечения на дейтроне в условиях квазисвободной кинематики). Кривой показано сечение, полученное в работе [16] путем простой аппроксимации гладкого фона и использования брейт-вигнервских функций для резонансов. Как видно, только первое возбужденное состояние нуклона, резонанс А(1232)3/2+, дает достаточно изолированный пик в спектре и может быть надежно идентифицировано. Уже во второй резонансной области, куда вносят вклад несколько резонансов с массами в районе 1500 МэВ, задача выделения возбужденных состояний оказывается трудно реализуемой.
Среди процессов, которые свободны от недостатков, отмеченных выше для рассеяния пионов, необходимо в первую очередь отметить процессы электромагнитного образования псевдоскалярных мезонов на нуклонах и малонуклонных ядрах. С одной стороны, их исследование дает значительное преимущество, поскольку позволяет четко разделить начальное и конечное состояние, что вообще говоря, невозможно сделать, например, в чисто адронных процессах. Кроме того, вследствие относительной слабости электромагнитного взаимодействия, входной канал, содержащий реальный или виртуальный фотон, можно рассматривать в рамках теории возмущений, учитывая лишь первые неисчезающие члены. В этой связи вся физика процесса проявляется в так называемом взаимодействии в конечном состоянии, которое в нашем случае сводится к многократному рассеянию образовавшегося мезона на нуклонах ядра. Здесь необходимо отметить, что электро- и фоторождение мезонов дает информацию, дополнительную к той, что может быть получена из пион-ядерного рассеяния. Действительно, в то время как упругое рассеяние определяется главным образом фазами рассеяния, то есть поведением волновой функции мезона лишь в асимптотической области, в процессах фоторождения, где фотоны могут проникать далеко вглубь ядра, мы получаем информацию об особенностях динамики мезона непосредственно во внутриядерной области.
Другим важным моментом является то, что хорошо известные волновые функции и статические свойства множества малонуклонных ядер, в первую очередь дейтрона, дают широкие возможности для проверки основных механизмов реакций фоторождения мезонов. Малое число нуклонов позволяет использовать для описания этих систем различного рода микроскопические модели, основанные на точном решении соответствующих малочастичных уравнений. Что касается экспериментальных исследований, здесь также ключевое значение имеет малое число частиц, участвующих в реакции. Это позволяет в полной мере исполвзоватв преимущество измерений на совпадение, когда механизм процесса может быть полноствю идентифицирован путем регистрации вместе с родившимся мезоном также всех нуклонов, образованных в резулвтате распада ядра-мишени. Следует отметитв, что наиболее важнвхе успехи в этой области бвхли достигнута! именно благодаря проведению таких эксклюзивных экспериментов с регистрацией на совпадение всех конечных частиц.
Детальная проверка кварковых моделей не может быть основана только на исследовании спектров возбуждения. Это связано со слабой чувствительностью энергии возбуждения и квантовых чисел возбужденных состояний к различным деталям используемых моделей. В этом смысле ситуация в физике нуклонов аналогична ситуации в ядерной физике. Более важным тестом являются различные характеристики, связанные с переходами между состояниями. Они в большей степени отражают внутреннюю структуру объектов и более чувствительны, например, к особенностям волновых функций, используемых для их описания. По этой причине именно фото- и электророждение мезонов на нуклонах и легчайших ядрах представляют особый интерес, так как их исследование дает информацию об электромагнитных переходах между состояниями адронов в дополнение к модам адронных распадов.
Информация, извлекаемая из экспериментов с участием адронов, оказывается особенно важной в тех случаях, когда имеется принципиальная возможность получать из экспериментальных данных количественные сведения об амплитудах этих процессов и, таким образом, исследовать их основные механизмы. Здесь первостепенное значение имеет качество имеющихся экспериментальных данных. В этой связи именно эксперименты с использованием пучков фотонов, которые позволили сегодня добиться беспрецедентной точности измерений, позволили извлекать амплитуды фоторождения мезонов как непосредственно на основе теории полного опыта, так и на основе мультипольных анализов. Значения этих амплитуд фактически являются тем конечным результатом, который используется для проверки различных концепций физики элементарных частиц в непертурбативной области. Сюда следует отнести различные аспекты связанные непосредственно с симметриями сильного взаимодействия, алгебру токов, электромагнитные и адронные правила сумм и т.д.
Наконец, необходимо отметить что высокое качество имеющихся экспериментальных данных для фотомезонных процессов, а также возможность использования фотонных пучков с высокой степенью поляризации открывают широкие возможности для включения в качестве инструмента исследования широкого спектра поляризационных наблюдаемых. Хорошо известно, что эксперименты с поляризованным пучком и или поляризованной мишенью позволяют проводить более глубокий анализ изучаемого процесса по сравнению с одним только дифференциальным сечением. Это связано с тем, что поляризационные наблюдаемые содержат более обширную информацию о динамике системы. Действительно, в отличие от дифференциального сечения, которое представляет собой сумму квадратов элементов Т-матрицы, поляризационные наблюдаемые в значительной степени определяются интерференцией различных элементов и, следовательно, более чувствительны к вкладам различных динамических эффектов, таких как, например, релятивистские поправки, мезонные токи, субъядерные степени свободы и т.д.
Естественной платой за те преимущества, которые дают процессы фоторождения, является относительная малость соответствующих сечений по сравнению с чисто адронными реакциями. Сегодня эта проблема достаточно легко решается за счет высокой интенсивности используемых фотонных пучков. Также важно то, что амплитуды электромагнитных процессов образования мезонов могут содержать значительный нерезонансный фон. Например, нуклонные борновские члены или обмен векторными мезонами, как правило, существенно усложняют процедуру извлечения чисто резонансных вкладов. Это приводит, во-первых, к необходимости использования надежных моделей. Фактически, эти модели являются промежуточным звеном, связывающим предсказания кварковых теорий с информацией, извлекаемой непосредственно из экспериментальных данных. Во-вторых, такая ситуация существенно увеличивает важность исследования поляризационных наблюдаемых, так как именно поляризационные измерения являются наиболее эффективным инструментом выделения вкладов различных механизмов в общую амплитуду.
В области теории фото- и электророждения мезонов на легчайших ядрах, в первую очередь, на дейтроне, следует отметить два наиболее важных взаимодополняющих аспекта. Первый из них связан с получением информации о фоторождении на нейтроне. В этом случае начальное ядро рассматривается в качестве нейтронной мишени. Очевидно, что эффективность такого метода определяется тем, позволяет ли теория исключить вклад остальных нуклонов или, по крайней мере, контролировать их влияние на основной процесс. Именно дейтрон здесь используется наиболее часто в качестве ядра-мишени. Это обусловлено малостью энергии связи этого ядра, что приводит в общем случае к малости влияния различного рода off-shell эффектов (то есть эффектов, связанных с тем, что нейтрон в процессе образования мезона взаимодействует с протоном). Здесь, как правило, в качестве инструмента исследования используются процессы квазисвободного фоторожденияd(y, KN)N, В которых образование мезона сопровождается выбиванием активного нуклона (нейтрона) путем передачи ему основной части импульса.
Второй, не менее важный аспект - это влияние ядерной среды на однонуклонный процесс фоторождения, для изучения которого используется, как правило, когерентный канал yd ^ K°d. Здесь решающим фактором является полнота наших знаний свойств дейтрона, в том числе поведения его волновой функции в области малых межнуклонных расстояний. В частности, существует множество относительно простых моделей, позволяющих воспроизвести формфакторы дейтрона в широкой области переданных импульсов.
Фоторождение л-мезонов на дейтроне довольно интенсивно изучается уже на протяжении 50 лет, начиная с наиболее ранних работ [19,20]. Основной задачей большинства этих исследований является учет взаимодействия образовавшегося мезона с нуклонами, а также самих нуклонов друг с другом в конечном состоянии в реакциях d(y,KN)N. ОДНО из первых наиболее полных исследований этого эффекта было проведено в работах [21-23] и затем расширено и уточнено в [24-26]. Было обнаружено, что влияние взаимодействия оказывается наиболее значительным в нейтральном канале yd ^ к^пр., где оно приводит к заметному уменьшению выхода пионов на передних углах. В то же время в заряженных каналах yd ^ к~рр и yd ^ к+пп роль взаимодействия сравнительно невелика. Объяснение этого различия дано в работе [24], где показано, что доминирующая часть эффекта взаимодействия возникает из- за присутствия в сечении yd ^ к®пр ложного вклада от когерентного канала yd ^ к°d. Этот вклад возникает вследствие неортогональности волновой функции дейтрона и волновой функции двух конечных нуклонов в плосковолновом приближении. После его выделения "оставшийся"эффект взаимодействия ока- звхвается сравнимвхм с тем, которвхй наблюдается в каналах с заряженнвхми пионами. На сегодняшний денв достигнуто неплохое согласие теоретических ре- зулвтатов с имеющимися эксперименталвнвхми даннвхми для неполяризованнвхх сечений реакций d(y,KN)N, что в целом подтверждает справедливости общего представления об основном механизме этих реакций - фоторождение мезона на квазисвободном нуклоне с небольшим влиянием эффектов взаимодействия в конечном состоянии.
Следует, однако, отметить, что большая часть имеющихся на сегодняшний день экспериментальных данных получена в экспериментах с неполяризован- ными частицами. Вместе с тем, как было отмечено выше, именно поляризационные эксперименты являются наиболее чувствительными к особенностям динамики реакций фоторождения. Поэтому отсутствие таких данных является серьезным сдерживающим фактором на пути к более глубокому пониманию динамики процессов электромагнитного образования пионов на дейтронах.
Аналогичная ситуация наблюдается в случае с когерентным каналом yd ^ л0d. С одной стороны, эта реакция считается достаточно хорошо изученной. Ее основным механизмом является возбуждение резонанса А(1232)3/2+ на отдельных нуклонах. С другой стороны, когерентный процесс фоторождения оказывается чувствительным к различным деталям, которые не так заметны в некогерентном канале. Сюда можно отнести чувствительность к модели дейтрона, в частности, к роли тензорных сил, а также к вкладу высокоимпульсной компоненты в его волновую функцию.
В не меньшей степени важны эффекты многократного рассеяния пиона на нуклонах в дейтроне. Их значительность связана с особенностями AN взаимодействия. А именно, как показывают расчеты в рамках теории Фаддеева для системы ^NN — AN резонансный характер яЖрассеяния, а также сильное притяжение между нуклонами в триплетном состоянии 3Si приводят к образованию трехчастичного ^NN резонанса со спином-четностью J* = 2+, масса которого близка к сумме масс нуклона и А(1232). В то же время, именно парциальная волна 2+ доминирует в когерентном процессе yd ^ Nd (см., например, Рис. 7 в работе [27]). Поэтому, можно ожидать, что динамика этого процесса, в частности влияние эффектов многократного рассеяния, в наиболвшей степени определяется близостью 2+ резонанса к рассматриваемой области энергий.
Роль эффектов рассеяния пионов исследовалась в ряде работ [22,27,28]. В работе [22] был учтен лишь первый член ряда многократного рассеяния. Ввиду отмеченного выше резонансного характера трехчастичного KNN взаимодействия такой пертурбативный подход не может считаться удовлетворительным. В работе [28] использовалась оптическая модель. Несмотря на то, что последующие измерения [29] продемонстрировали неплохое согласие предсказаний этих расчетов с экспериментом, применение оптической модели для описания взаимодействия пиона с такой малонуклонной системой, как дейтрон вряд ли может считаться оправданным.
Наиболее рафинированный подход был реализован в работе [27], где наряду с однонуклонным механизмом фоторождения учтены также двухнуклонные вклады, к которым отнесены изобарные и мезонные токи. Кроме того, в этой работе для включения многократного рассеяния решены трехчастичные уравнения, то есть в полной мере учтены эффекты трехчастичной унитарности. Вместе с тем, эта модель продемонстрировала худшее согласие с экспериментом [29] по сравнению с результатами более грубых расчетов из работ [22,28]. Это противоречие очевидно указывает на недостаточность нашего понимания процесса yd ^ ^0d в области первого резонанса, не говоря уже о более высоких энергиях.
В отличие от теоретических исследований реакций фоторождения пи- мезонов на дейтроне, достаточно точные и подробные экспериментальные данные по поперечным дифференциальным сечениям появились относительно недавно, после запуска установок с непрерывными электронными и фотонными пучками. Первые подробные результаты для фоторождения нейтральных пионов появились после серии работ на микротроне в Майнце (MAMI) [30] в конце 90-хх, где было измерено дифференциальное сечение процессов yd ^ рп^ [31,32], yd ^ dT0 [29,31-33], yd ^ рп^0^0 [34]. В этих экспериментах использовалась система мечения фотонов [35], благодаря которой начальная энергия гамма-кванта измерялась в диапазоне (200 < Еу < 800) МэВ с точностью 0.8 МэВ. Гамма-кванты от распада л0-мезона регистрировались электромагнитным калоритметром TAPS [36], перекрывающим большую часть телесного угла. Такая постановка эксперимента позволила достаточно точно реконструироватв кинематику выделяемых процессов и получитв подробнвхе эксперименталвнвхе результаты.
Не многим более 10 лет назад на установке CLAS [37] в JLAB были получены подробные данные о дифференциальном сечении процесса yd ^ dx0 для энергии фотона (500 < Еу < 1200) МэВ [38]. Система мечения фотонов, используемая на этой установке, подробно описана в работе [39]. Полученные результаты впервые дали возможность наблюдать нуклонный резонанс N(1535)5'ц, возбуждаемый при Е7 = 700 МэВ. На этой же установке были получены подробные данные о дифференциальном сечении реакции уп ^ рт [40], где в качестве нейтронной мишени использовался дейтерий.
Долгое время экспериментальное изучение одиночного фоторождения я-- мезона на дейтроне сводилось к изучению квази-свободного процесса yd ^ ррк-, где дейтрон рассматривался как источник нейтронной мишени [41-43]. Первые подробные данные для полного сечения процесса yd ^ ррк- были получены в 1990 г. на электронном синхротроне в Токио для (380 < Е7 < 840) МэВ с шагом 10 МэВ [44]. Эти данные хорошо согласуются с полученными ранее результатами в DESY [41] и Frascati [43].
С появлением возможности использовать поляризованные фотонные пучки и поляризованные мишени, значительное место в физической программе таких центров, как MAMI, DEZY, JLAB и др., стали занимать поляризационные и дважды поляризационные эксперименты. В частности, на микротроне MAMI активно используется линейно и циркулярно-поляризованный фотонный пучок вместе с векторно поляризованной водородной и дейтериевой мишенью [45-50]. В лаборатории Джефферсона (JLAB) для проведения поляризационных экспериментов используется циркулярно-поляризованный пучок фотонов, векторно- поляризованная мишень и поляриметр протонов [51-57]. За последние 30 лет на этих установках было получено достаточно много экспериментальных результатов, где измерялась асимметрия, связанная с векторной поляризацией мишени, либо S асимметрия, либо комбинация этих асимметрий. Экспериментальные данные, связанные с тензорной поляризацией мишени, на этих установках так и не были получены.
На сегодняшний день экспериментальные исследования фотореакций с использованием тензорно-поляризованной дейтериевой мишени ведутся только в ИЯФ СО РАН имени Г.И. Будкера. Именно там был предложен метод внутренних мишеней, который дает возможность скомпенсировать малую толщину мишени относительно большим значением тока пучка. Этот метод активно использовался в измерениях на накопителях AmPS в Голландии, Bates в США, HERA в Германии вплоть до закрытия этих установок. В настоящее время он реализуется только в ИЯФ им. Будкера.
Впервые тензорно-поляризованная мишень была использована на накопителе ВЭПП-2 в 1984 г., где была измерена асимметрия упругого рассеяния электрона на дейтроне [58]. Спустя год была выполнена еще одна серия измерений, где была измерена асимметрия упругого рассеяния электрона на дейтроне [59] и асимметрия фоторасщепления дейтрона [60]. Следующая серия экспериментов была проведена в 1988-1989 гг. на накопителе ВЭПП-3. Здесь детектирующая аппаратура была оптимизирована таким образом, чтобы можно было набирать статистику упругого рассеяния электрона на дейтроне, фоторасщепления дейтрона [61] и фоторождения я--мезона на дейтроне [62]. Полученные в работе [62] результаты дали возможность впервые наблюдать тензорную асимметрию в реакции некогерентного фотообразования отрицательно-заряженного пи-мезона на дейтроне.
В 2002-2003 гг. в эксперименте на ВЭПП-3 была применена накопительная ячейка, что позволило значительно улучшить параметры тензорно- поляризованной дейтериевой мишени. В результате этого эксперимента были измерены угловые и энергетические зависимости Т20, Т21 и Т22 компонент тензорной анализирующей способности фоторасщепления дейтрона в диапазоне энергий фотонов (20 < Еу < 500) МэВ и углов вылета протонов 25° < 0^т- < 45° и 75° < 0с-т- < 105° [63,64]. Из этой же экспериментальной статистики впервые были получены результаты измерения Т20, Т21 и Т22 компонент тензорной анализирующей способности когерентного фоторождения нейтральных пи-мезонов на дейтроне [65].
Эксперименты с тензорно-поляризованными мишенями сводятся к измерению либо компонент тензорной анализирующей способности (Т2о, Тщ и Т22), либо к асимметрии, которая в свою очередь является линейной комбинацией этих
компонент. Для понимания спиновой структуры компонент тензорной анализирующей способности Т20, Т21 и Т22 запишем их в терминах амплитуд матрицах рассеяния [66]:
Т20 = 1 — ^ ((тР,тпТ|Л,--2 + (mp,mnТ|Л,+-2- 2
-2(mp,mn |ТЛ, 0>|2) ,
Т21 = 1 —6Re ^ ({mp,mnT|Л,-1){тр,тпТ|Л,0Д- f х^^тп
- (тр,тпТ|Л,+ 1)(тр,тпТ|Л,0>*) ,
Т22 = 12—3Re ^ (тр,тп|Т|Л<1Дтр,тп|Т|Л^1)* , f х^п
где Л - спиральность фотона, т^ тр и тп - z-компоненты спина дейтрона, протона и нейтрона соответственно; f = Xmdmpmn (тр,тпТЛ, т^)2. - нормировочный коэффициент.
Видно, что спиновые структуры компонент Т20, Т21 и Т22 существенно различаются. В частности, Т20 компонента есть линейная комбинация квдратов модулей матрицы рассеяния, в то время как Т21 и Т22 компоненты есть линейные комбинации интерференционных членов. Структура интерференционных членов для компонент Т21 и Т22 также существенно различна. Компонента Т21 есть сумма квадратичных интерференционных членов, составленных из амплитуд матрицы рассеяния, соответствующих проекциям спина дейтрона, различающихся на единицу. В тоже время для компоненты Т22 проекции спина дейтрона амплитуд матрицы рассеяния различаются на 2.
Данная диссертационная работа посвящена экспериментальному поляризационному исследованию фоторождения отрицательно-заряженных и нейтральных пи-мезонов на дейтроне. Результаты были получены из экспериментальной статистики, накопленной на накопителе ВЭПП-3 с использованием внутренней тензорно-поляризованной дейтериевой мишени в 1999 г, 2002-2003 гг. и 2013 г. Материалы диссертации были опубликованы в 24 статьях (из них 18 входят в список, рекомендованный ВАК [67-84]) и представлены на международных конференциях:
- NUCLEUS. Fundamental problems of nuclear physics. 2008-2015 гг., 2019 r.;
- The 23rd European Conference on Few-Body Problems in Physics, 2016 r.;
- Международная конференция студентов, аспирантов и молодых ученых “Перспективы развития фундаменталвных наук”, 2008-2012 гг., 2015-2019 гг.
- Ядерная и радиационная физика, Алма-Ата, Казахстан, 2008-2010 гг.
Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и списка ис- полвуемой литературы.
Глава 1 посвящена описанию накопителя ВЭПП-3, источника поляризованных атомов дейтерия и внутренней тензорно-поляризованной мишени, которые были исполвзованы при наборе эксперименталвной статистики. Источник поляризованных атомов и внутренняя тензорно-поляризованная мишенв являются ключевой особенноствю представленных в работе экспериментов, что позволило получитв уникалвные поляризационные данные.
В Главах 2 — 4 приводится описание постановки экспериментов и детектирующей аппаратуры, методов обработки эксперименталвных данных, процедуры извлечения физических резулвтатов экспериментов, оценки доли неотделимого фона, сравнения резулвтатов измерений с теоретическими расчетами. В Главе 2 представлены резулвтаты измерения двойной поляризационной асимметрии реакции yd ^ ррл- поляризованными фотонами на тензорно- поляризованных дейтронах. В Главе 3 представлены резулвтаты измерения Т20, ГД и Т22 компонент тензорной анализирующей способности реакций yd ^ ррк- и yd ^ рпл0. В Главе 4 представлены резулвтаты измерения Т20 компоненты тензорной анализирующей способности реакции yd ^ d'K0.
В Заключении перечисляются основные полученные резулвтаты, на основе которых формируются положения, выносимые на защиту:
- В рассмотренной кинематической области все три независимые компоненты тензорной анализирующей Т2м, М = 0,1, 2 обнаруживают значителвную чувствителвноств к основным механизмам фоторождения пи-мезонов на дейтроне, в том числе к эффектам взаимодействия между конечными частицами, что подтверждает целесообразноств их исполвзования для решения задач фо- томезонной физики;
- В области энергий первого резонанса предсказания теории находятся в согласии с полученными данными, что свидетелвствует как о хорошем уровне нашего понимания основных особенностей процессов ~ d ^ dK° n^d ^ рр~ ■ так и о качестве используемых моделей;
- В области энергий фотонов выше 350 МэВ наблюдается существенное систематическое отклонение предсказаний различных теоретических моделей для компонентах Т20 в когерентном канале с полученными данными, которое может указывать на принципиальный недостаток теоретического описания этой реакции. В тоже время точности измерения Т20 в когерентном канале до энергии менее 350 МэВ достаточно для частичной дискриминации теоретических моделей;
- Показано, что в некогерентном канале учет перерассеяния приводит к качественному согласию результатов измерения и теоретических расчетов, выполненных в рамках диаграммного подхода.
Основные результаты диссертационной работы:
• Проведен анализ экспериментальных данных по измерению двойной поляризационной асимметрии реакции yd ^ ррк~. Из накопленной экспериментальной статистики выделены тройные ерр совпадения. Проведена энергетическая калибровка сцинтилляционных детекторов для регистрации протонов. Полученные результаты измерения двойной поляризационной асимметрии сравниваются с теоретическими расчетами, выполненными в импульсном приближении. Из сравнения видно, что учет нуклон- нуклонного и пион-нуклонного перерассеяния приводит к значительному улучшению согласия теории и эксперимента.
• Проведен анализ экспериментальных данных по измерению Т20~, Т21- и Т22- компонент тензорной анализирующей способности реакций yd ^ рпк0 и yd ^ ррк~. Неотделимый фон от реакций двойного рождения пионов оценен при помощи моделирования с использованием программного пакета GEANT4 и генератора фотореакций GENBOS. Полученные результаты измерения компонент тензорной анализирующей способности сравниваются с теоретическими расчетами, выполненными в импульсном приближении.Из результатов видно, что учет нуклон-нуклонного и пион- нуклонного перерассеяния приводит к качественному согласию теории и эксперимента.
• Измерены угловая и энергетическая зависимости Т2о-компоненты тензорной анализирующей способности реакции yd ^ d'K0 в диапазоне полярных углов вылета дейтронов 0^ = 15° ^ 45° и энергий фотонов Id = (200^450) МэВ. Точности измерения Т20 достаточно для частичной дискридита- ции теоретических расчетов. Оценка неотделимого фона осуществлялась с помощью программного пакета GEANT4 и генератора фотореакций GENBOS
В заключении хочется выразить особую благодарность своему научному консультанту, Александру Ивановичу Фиксу, а также Дмитрию Митрофановичу Николенко и Игорю Анатольевичу Рачеку за их неоценимую помощь.
Отдельную благодарность за помощь и сотрудничество я хочу выразить своему коллеге, Алексею Юрьевичу Логинову.
Я благодарен всем действующим и бывшим сотрудникам группы “ДЕЙТРОН” за многолетнюю совместную работу.
• Проведен анализ экспериментальных данных по измерению двойной поляризационной асимметрии реакции yd ^ ррк~. Из накопленной экспериментальной статистики выделены тройные ерр совпадения. Проведена энергетическая калибровка сцинтилляционных детекторов для регистрации протонов. Полученные результаты измерения двойной поляризационной асимметрии сравниваются с теоретическими расчетами, выполненными в импульсном приближении. Из сравнения видно, что учет нуклон- нуклонного и пион-нуклонного перерассеяния приводит к значительному улучшению согласия теории и эксперимента.
• Проведен анализ экспериментальных данных по измерению Т20~, Т21- и Т22- компонент тензорной анализирующей способности реакций yd ^ рпк0 и yd ^ ррк~. Неотделимый фон от реакций двойного рождения пионов оценен при помощи моделирования с использованием программного пакета GEANT4 и генератора фотореакций GENBOS. Полученные результаты измерения компонент тензорной анализирующей способности сравниваются с теоретическими расчетами, выполненными в импульсном приближении.Из результатов видно, что учет нуклон-нуклонного и пион- нуклонного перерассеяния приводит к качественному согласию теории и эксперимента.
• Измерены угловая и энергетическая зависимости Т2о-компоненты тензорной анализирующей способности реакции yd ^ d'K0 в диапазоне полярных углов вылета дейтронов 0^ = 15° ^ 45° и энергий фотонов Id = (200^450) МэВ. Точности измерения Т20 достаточно для частичной дискридита- ции теоретических расчетов. Оценка неотделимого фона осуществлялась с помощью программного пакета GEANT4 и генератора фотореакций GENBOS
В заключении хочется выразить особую благодарность своему научному консультанту, Александру Ивановичу Фиксу, а также Дмитрию Митрофановичу Николенко и Игорю Анатольевичу Рачеку за их неоценимую помощь.
Отдельную благодарность за помощь и сотрудничество я хочу выразить своему коллеге, Алексею Юрьевичу Логинову.
Я благодарен всем действующим и бывшим сотрудникам группы “ДЕЙТРОН” за многолетнюю совместную работу.
