Тензорная анализирующая способность Ayy в реакциях A (d, p) x и A (d, d) x при 9 ГэВ/с и структура дейтрона на малых расстояниях

Исследование структуры легчайших ядер на малых расстояниях является объектом пристального внимания со стороны теоретиков и экспериментаторов в последние годы. Детальное изучение данного вопроса может обеспечить получение важной информации о природе и свойствах ядерных сил, действующих между конституэнтами ядер.

Прежде всего, вопрос, который остается неясным до сих пор, состоит в том, как фундаментальные степени свободы сильного взаимодействия (кварки и глюоны) могут проявляться на расстояниях, сравнимых с размером нуклона. С точки зрения квантовой хромодина-мики на этих расстояниях происходит переход от традиционной нуклон-мезонной картины ядра к ситуации, когда нуклоны теряют свою индивидуальность и возможно проявление ненуклонных (кварк-глюонных или барион-барионных) степеней свободы в ядрах. Следовательно, исследование структуры ядер на малых расстояниях необходимо для построения реалистичной теории сильных взаимодействий.

Другим важным аспектом изучения структуры ядер на малых расстояниях, является также необходимость учета релятивистских эффектов для адекватного описания связанных систем. Невозможность разделения движения центра масс малонуклонной системы и относительного движения конституэнтов, когда их импульсы релятивистские, ставит вопрос о числе независимых компонент и аргументов волновых функций ядер.

Высокоимпульсная компонента волновых функций легчайших ядер является также очень чувствительной к типу нуклон-нуклонного взаимодействия, и следовательно, информация о поведении волновой функции на малых расстояниях может позволить сделать выбор между различными моделями описания этого взаимодействия.

Среди ядер дейтрон занимает особое место, так как в нерелятивистской физике он описывается как простейшая слабо связанная система двух нуклонов. Однако, в то время, как статические свойства дейтрона типа энергии связи, среднеквадратичного радиуса, магнитного и квадрупольного моментов хорошо известны, его структура на малых расстояниях изучена гораздо хуже. Так как спин дейтрона равен 1, это дает широкие возможности в проведении многочисленных поляризационных экспериментов, и следовательно, в получении принципиально новой информации о поведении независимых наблюдаемых, некоторые из которых чувствительны к деталям структуры дейтрона на малых расстояниях.

Исследование волновой функции дейтрона (ВФД) на малых меж-нуклонных расстояниях возможно в процессах с большими передачами импульсов к одиночному нуклону и может проводиться с использованием как электромагнитных, так и адронных пробников.

Обычно для этих целей используются следующие классы реакций: исследование развала дейтрона в кинематически полной постановке в реакциях 2i?(e, е’р)п и 2Н (р, 2р) п, инклюзивные измерения в реакциях A (d, р) Х и d (e, е')Х. Кроме того, структура дейтрона исследуется в реакциях упругого edрассеяния и упругого dpрассеяния на 180°. Особое внимание стоит уделить экспериментам, проводимым на пузырьковых камерах, позволяющие наблюдать события в условиях 4тг геометрии с идентификацией всех заряженных частиц.

Реакции фрагментации дейтрона на ядрах с испусканием протона под нулевым углом, dA —>¦ р (0°)Х, и упругого дейтрон-протонного рассеяния на 180° в системе центра масс, dp —> pd, широко исследуются с целью получения информации о структуре дейтрона на малых меж-нуклонных расстояниях. Это обусловлено тем обстоятельством, что, например, в случае регистрации продуктов реакции под 0° в лабораторной системе координат дифференциальное сечение процесса фрагментации дейтрона в рамках импульсного приближения (ИП) пропорционально импульсному распределению нуклонов в дейтроне (или квадрату его волновой функции, Ф2(&-)) — дифференциальное сечение упругого в, ррассеяния на 180° в системе центра масс, вычисленное в приближении однонуклонного обмена (ОНО), пропорционально квадрату импульсного распределения. Поляризационные наблюдаемые для этих реакций, такие, например, как тензорная анализирующая способность Х20 и коэффициент передачи поляризации ко от векторно поляризованного дейтрона к протону, в рамках указанных подходов также достаточно просто выражаются через 5— и О—компоненты волновой функции дейтрона. Поэтому исследование упомянутых реакций в кинематических условиях, отвечающих большим значениям внутридейтронных импульсов нуклонов, позволяет надеяться на получение сведений о поведении волновой функции дейтрона на малых расстояниях.

Импульсные спектры протонов, испускаемых под 0° в результате фрагментации дейтронов на ядрах, были измерены при различных начальных импульсах, от 2.5 до 17.8 ГэВ/с [1]-[6]. В целом, эти импульсные распределения можно удовлетворительно воспроизвести в рамках релятивисткого ИП с использованием волновых функций дейтрона, отвечающих стандартных потенциалам нуклон-нуклонного рассеяния [7]-[10]. Исключение составляет область в спектре протонов, измеренном при 9 ГэВ/с под 0° [2, 4], при импульсе протонов к ~ 350 МэВ/с, определенного в системе бесконечного импульса (СБИ) [11]-[13]. В данной области наблюдается характерный прилив, где измеренное дифференциальное сечение реакции фрагментации дейтрона превышает результаты расчетов, выполненных в рамках релятивистского ИП, более чем в два раза. Похожее превышение наблюдается также в дифференциальных сечениях реакций А (с1,р)Х при 2.5 и 3.5 ГэВ/с [5].

Отметим также, что «эмпирические» импульсные распределения нуклонов, извлеченные из инклюзивных данных по электро-расщеплению дейтрона с1(е, е')Х [14] в рамках ускейлинга, и из данных о сечении дейтрон-протонного упругого рассеяния назад [15] в рамках ОНО в динамике на световом фронте [16] хорошо согласовывались между собой и с импульсным распределением, полученным из данных по фрагментации дейтрона в протоны под нулевым углом [2].

Для объяснения этой особенности импульсных спектров нуклонов из столь различных реакций выдвигались различные гипотезы, в том числе и модели, учитывающие дополнительные степени свободы в дейтроне. Теоретические работы Кобушкина и Визиревой [17] привели к возможности существования шести-кварковой компоненты в ВФД. В этой модели |6д >- амплитуда, возникающая из 5- конфигураций шести кварков должна быть добавлена к 5- компоненте стандартной ВФД с относительной фазой хДанная модель позволила описать экспериментальные данные по фрагментации дейтрона [2]. Вероятность |6д >-конфигурации в ВФД при этом составила ~ 4%.

Отметим, однако, что форма импульсных спектров протонов из реакции А (с/, р (0°))Х зависит от атомного номера ядра мишени: при к < 150 МэВ/с отношение сечений реакции фрагментации дейтрона на углероде к водороду [4] составляет ~ 5 Ч- 5.5, затем плавно меняется и при больших импульсах достигает ~ 3.5. Кроме того, форма сечения в области внутренних импульсов к ~ 350 МэВ/с зависит от начальной энергии дейтрона. Данные свойства импульсных спектров из реакции фрагментации могут указывать на важность вкладов процессов, дополнительных к спектаторному механизму и зависящих как от энергии, так и от атомного номера ядра.

В работах Брауна и Вечернина [18, 19] рассматривался вклад от диаграммы с перерассеянием пиона для описания экспериментальных данных [2]. В работе [18] учитывался только вклад Д-изобары и М* в сечение 7гТУ рассеяния. Впоследствии авторы использовали [19] экспериментальные данные по дифференциальному сечению 7г/У рассеяния. Были расчитаны дифференциальные сечения процесса с! р р (()°)Х для начальных энергий 10 — 70 ГэВ. Наплыв в сечении при к ~ 350 МэВ/с объяснялся резонансной природой 7г]У рассеяния в области возбуждения Дизобары. Однако, авторы отмечают, что неопределенность в вычислениях составляет примерно 50%, что связано с недостатком экспериментальной информации для 7гЛ^ процесса, особенно в области малых энергий.

В работе Игнатенко и Лыкасова [20] помимо диаграмм ИП учитывались также диаграммы с рождением виртуального пиона и его последующим испусканием. Результаты рассчетов находятся в согласии с экспериментальными данными [2, 3]. Вклад диаграммы с испусканием пиона найден меньшим по сравнению с результатами работ Брауна и Вечернина [18, 19]. Авторы объясняют это использованием другой параметризации для 7гТУ рассеяния.

Учет диаграмм перерассеяния и рождения виртуального пиона с его последующим поглощением и испусканием в дополнение к диаграммам ИП [21] позволил удовлетворительно описать данные о дифференциальном сечении реакции фрагментации дейтрона в протоны под нулевым углом при 9 ГэВ/с [2, 4].

В вычислениях Пердриза и Пунджаби [22] в дополнение к диаграммам ИП учитывались также диаграммы с двойным перерассеянием и взаимодействием в конечном состоянии с использованием стандартных ВФД и результатов фазового анализа для описания спиновой структуры ММвершины. Однако, расчеты не позволяли описать поведение импульсных спектров, полученных при начальных импульсах дейтрона 2.5 и 3.5 ГэВ/с и больших импульсах протонов [5]. Отметим большую неопределенность вычислений, связанных с недостатком информации о поведении амплитуд пррассеяния при высоких энергиях.

В работах Дахно и Никонова [23, 24] реакция развала дейтрона рассматривалась в рамках Глауберовского подхода с дополнительным учетом эффектов неупругого экранирования и взаимодействия в конечном состоянии (ВКС). Вычисления, проведенные с волновой функцией дейтрона на основе потенциала Рейда с мягким кором [8], показали, что ВКС существенным образом уменьшает сечение 30 -f- 70%) при малых к. Неспектаторная диаграмма ИП дает возрастание сечения приблизительно в два раза, в то время как диаграммы упругого перерассеяния и неупругого экранирования, частично компенсируя друг друга, уменьшают спектр на ~ 30-г 40% при к ~ 350-г 500 МэВ/с. При к > 150 МэВ/с Глауберовские поправки уменьшают спектр на 20%, затем эти поправки увеличиваются за счет упругого перерассеяния, в то время как при к > 300 МэВ/с неупругое экранирование становится пренебрежимо малым. Неопределенность модели составляет ±15% для учета вклада ВКС и ±50% при к > 500 МэВ/с для Глауберовских поправок.

Протонные спектры из реакции фрагментации дейтрона под нулевым углом были описаны в рамках ИП с учетом неодинаковых ограничений на фазовое пространство вблизи кинематических пределов для упругого и неупругих каналов [25].

Дополнительная проблема, связанная с данными о фрагментации релятивистских дейтронов в протоны под 0°, состоит в том, что инвариантные дифференциальные сечения реакции, полученные при начальном импульсе 5.75 [3] и 9 ГэВ/с [2, 4], построенные в зависимости от импульса протона в системе покоя дейтрона, вопреки ожиданиям расходятся по абсолютной величине: для совмещения спектров друг с другом данные при 5.75 ГэВ/с необходимо умножить на коэффициент 1.4.

В работе [26] приведены аргументы в пользу того, что учет конечного углового разрешения установки, с помощью которой выполнены измерения при 9 ГэВ/с, связанная с этим перенормировка спектра и, наконец, дополнительный учет вклада процессов рассеяния нуклонов дейтрона на протоне-мишени (и его интерференции с прямой фрагментацией) могут объяснить так называемое аномальное поведение спектра протонов от реакции 1Н (d, р (0°))Х при 9 ГэВ/с и одновременно согласовать экспериментальные данные при 5.75 и 9 ГэВ/с.

Упругое dpрассеяние назад в системе центра масс при промежуточных и высоких энергиях является одним из простейших процессов с большой передачей импульса и, поэтому исследование данной реакции также были мотивированы желанием получить сведения о высокоимпульсной компоненте волновой функции дейтрона.

Существующие экспериментальные данные по дифференциальному сечению этой реакции [15] демонстрируют наличие пика под углом 180° в системе центра масс. С другой стороны, данные по сечению при в ~ 180° показывают сильную энергетическую зависимость и превышение в области возбуждения А-изобары. Простейшим механизмом, который может быть ответственней за наличие пика под углом 180°, является ОНО. Однако одного этого механизма недостаточно, чтобы объяснить весь выход протонов, особенно в области кинетических энергий протона Тр ~ 0.3 -г- 0.7 ГэВ. В ряде моделей экспериментальные данные были описаны с помощью дополнительной примеси NN*- компоненты [27, 28] к стандартной волновой функции дейтрона. Для объяснения особенности при Тр ~ 0.6 ГэВ в энергетической зависимости дифференциального сечения упругого pdрассеяния назад были проведены расчеты в модели, где сечение pdрассеяния в терминах треугольной диаграммы выражалось через сечение процесса NN —> dir [29, 30]. Учет Dволны в дейтроне и релятивистских эффектов позволил улучшить согласие расчетов [31] с экспериментальными данными. В работе [32] дополнительно учитывалась спиновая структура элементарной амплитуды реакции рр —"¦ dn+. В модели, развитой в работе [33], амплитуда упругого pdрассеяния назад была выражена через амплитуды процесса NN N А. Было показано, что учет интерференции возбуждения А-изобары и ОНО приводит к хорошему описанию энергетической зависимости сечения реакции упругого pdрассеяния назад при Тр < 1,0 ГэВ. Аналогичный результат был получен также в работе [34], где рассматривались ОНО и механизмы рассеяния Аизобары. Данные, полученные при энергиях выше области возбуждения А-изобары, качественно воспроизводятся в рамках ОНО в динамике на световом фронте [35].

Исследование реакции фрагментации дейтрона в эксклюзивной постановке, 2Н (р, 2р) п [36, 37, 38], до к ~ 670 МэВ/с показало, что данные достаточно хорошо описываются диаграммами ИП и многократного рассеяния за исключением области возбуждения Аизобары в промежуточном состоянии [22].

Исследование этой же реакции, проведенное в Гатчине при кинетической энергии протона 1 ГэВ в квазиупругой кинематике [39], показало, что импульсное распределение нейтроновспектаторов хорошо описывается в рамках ИП до к ~ 300 МэВ/с. Вклад диаграмм перерассеяния и возбуждения А-изобары не существенней. Данные по поляризации вторичного протона до q ~ 180 МэВ/с также хорошо описываются в рамках ИП. Однако измерения дифференциальных сечений реакций 2Н (р, 2р) п и 2Н (р, рп) р, проведенные той же группой до к ~ 500 МэВ/с [40], показали отклонение экспериментального импульсного распределения от рассчетов в рамках ИП при к ~ 350 МэВ/с. Учет Аизобары в промежуточном состоянии позволяет адекватно описать данные, полученные в различных кинематических условиях.

Измерение дифференциального сечения реакции Н (с1, 2р) п было проведено в Сакле при кинетической энергии дейтрона 2 ГэВ с детектированием быстрого и медленного протонов под углами 18.3° и 57°, соответственно [41]. Данные хорошо описываются в рамках ИП при 4-импульсах —? < 0.35 (ГэВ/с)2, в то время как при больших? необходим учет Дизобары в промежуточном состоянии и диаграмм ММ-перерассеяния.

Исследование реакции фрагментации дейтрона, проведенное на водородной пузырьковой камере, позволяет наблюдать события в условиях 47 г геометрии с возможностью идентификации всех заряженных частиц и разделения различных каналов реакции. Изучение пространственных корреляций показало существенный вклад ВКС при малых импульсах спектатора для прямого канала фрагментации дейтрона (1р ррп [42].

Исследование поляризационных характеристик реакций с участием дейтрона является источником дополнительной важной информации как о структуре дейтрона, так и о механизмах реакции.

Новые экспериментальные данные о поляризационных наблюдаемых в инклюзивном развале дейтрона на ядрах водорода и других элементов с испусканием протонов под нулевым углом [5],[43]-[48], в упругом ф рассеянии назад [49, 50, 51] и эксклюзивной реакции развала дейтрона, 1Н (с1, 2р) п [52], были недавно получены в Дубне и Сакле.

Тензорная анализирующая способность Тэд реакции фрагментации дейтрона с испусканием протона под 0° была измерена вплоть до внутреннего импульса нуклона к ~ 1000 МэВ/с [44]-[45], определенного в системе бесконечного импульса [11]-[13]. Существенные отклонения экспериментальных данных от результатов вычислений, выполненных в рамках релятивистского ИП [53] с использованием стандартных волновых функций дейтрона начинаются уже при к ~ 200 МэВ/с. В моделях, учитывающих дополнительные к ИП механизмы [21, 54], разумное согласие с данными получено только до к ~ 600 МэВ/с. Учет дополнительных компонент волновой функции дейтрона, связанных с релятивистскими эффектами [55, 56, 57], также не позволяет улучшить согласие с экспериментальными данными. Данные о Т20 в реакции упругого ¿-рназад [49, 50, 51] также существенно отличаются как от предсказаний, полученных в рамках механизма ОНО [58] с использованием стандартных волновых функций дейтрона, так и от вычислений, основанных на решении уравнения Бете-Солпитера [59]. Учет механизмов, дополнительных к ОНО, не улучшает описание данных [32, 34]. Данные о коэффициенте передачи поляризации от векторно поляризованного дейтрона к протону к о, полученные для обеих реакций вплоть до к ~ 0.55 СеУ/с [46]-[49], также находится в сильном противоречии с расчетами, выполненными с использованием стандартных волновых функций дейтрона. Тензорная, Ауу, и векторная, Ау, анализирующие способностиполяризация протона, Р0, и коэффициент передачи поляризации от дейтрона к протону, Д-. реакции 1Н (с1, 2р) п были измерены до импульса нейтрона в системе покоя дейтрона д ~ 440 МэВ/с [52]. Наблюдаемые демонстрируют сильное отклонение от предсказаний ИП для импульсов д > 200 МэВ/с. Дополнительный учет диаграмм перерассеяния и возбуждения виртуальной Д-изобары улучшает согласие, хотя и не позволяет полностью описать данные по тензорной анализирующей способности Ауу и коэффициенту передачи поляризации Ву при больших импульсах.

Как видно, ситуация для реакций фрагментации дейтрона в эксклюзивной и инклюзивной постановках и ¿-рупругого рассеяния назад выглядит следующим образом: в то время как сечения этих процессов достаточно хорошо описываются в рамках моделей, использующих стандартные волновые функции, вплоть до максимально измеренных внутренних импульсов [21]-[26],[29]-[35], поляризационные данные находятся в сильном противоречии с предсказаниями этих моделей, особенно при больших внутренних импульсах. Это, по-видимому, следствие того, что поляризационные данные более чувствительны как к деталям структзфы дейтрона на малых расстояниях между конституэнтами, так и к механизму реакции.

Наиболее интересным свойством новых поляризационных данных является то, что тензорные анализирующие способности Т20 реакций (1А —р (0°)Х и (1,р —> р (1 показывают при больших внутренних импульсах отрицательное значение ~ -0.3-=—0.5 [44, 45, 50], что находится в сильном противоречии со всеми расчетами, использующими волновые функции дейтрона, соответствующие известным реалистичным нуклон-нуклонным потенциалам [7]-[10]. С другой стороны, учет ненуклонных степеней свободы в дейтроне дает неплохое согласие расчетов с данными и представляется перспективным. В связи с этим отметим, что отрицательное асимптотическое значение Т20 было получено в рамках подхода, мотивированного пертурбативной КХД [60] и основанного на методе редуцированных ядерных амплитуд [61]. Данные по Т20 и к0 в реакции иС (с1.р)Х под 0° были описаны в рамках модели, учитывающей принцип Паули на кварковом уровне и многократное рассеяние [62]. Дополнительный к ОНО учет обменов резонансами с отрицательной четностью улучшает согласие вычислений с экспериментальными данными по Т20 в упругом вррассеянии назад [63].

Отметим, что механизмы, дополнительные к ИП (для реакции ¿-А р (0°)Х) и ОНО (для реакции йр —> рсГ), играют важную роль, по-крайней мере до импульсов к ~ 700 -т- 750 МэВ/с, и, следовательно, извлечение информации о структуре дейтрона на малых расстояниях весьма затруднительно. Так как основными фоновыми процессами по отношению к ИП для инклюзивной реакции фрагментации дейтрона в протоны под нулевым углом являются перерассеяние и возбуждение виртуального пиона [18]-[25], то желательно выбрать кинематику, в которой вклады от этих процессов малы по сравнению с ИП.

Качественная картина инклюзивной реакции фрагментации дейтрона в протоны при высоких энергиях описана в релятивистской модели жесткого рассеяния [64, 65]. По мере увеличения угла регистрации протона все возрастающую роль играет процесс жесткого рассеяния, в котором нуклон дейтрона испытывает соударение с нуклоном мишени. При определенных условиях вклады обоих процессов могут быть вполне сравнимы по величине. Отметим, что при начальном импульсе дейтрона <3.5 ГэВ/с данное качественное описание реакции фрагментации не работает из-за сильного вклада возбуждения Д-изобары в промежуточном состоянии [5, 6, 40, 41, 52]. В рамках модели жесткого рассеяния были удовлетворительно описаны [66] импульсные спектры протонов, испускаемых под 0° в результате развала дейтронов при 3.5 ГэВ/с [5], 5.75 ГэВ/с [3] и 9 ГэВ/с [2], с использованием общепринятых волновых функций дейтрона.

Измерения дифференциальных сечений развала дейтронов на различных мишенях с испусканием протонов с большими поперечными импульсами были выполнены при 5.75 ГэВ/с [3] и 9 ГэВ/с [67]. Результаты измерений импульсных спектров протонов, испускаемых под углами 103, 130 и 157 мрад в лабораторной системе в результате развала дейтронов с импульсом 9 ГэВ/с на ядрах водорода, дейтерия и углерода [67], показали, что форма высокоимпульсных частей спектров не зависит от атомного номера ядра мишени, А, и определяется только структурой дейтрона и механизмом дейтрон-нуклонного взаимодействия. Заметим, что подобное заключение было сделано и в связи с развалом дейтронов под 0° [2, 4]. Анализ [67] экспериментальных данных, выполненный в рамках релятивистской модели жесткого рассеяния.

64, 65], основанной на динамике светового фронта [11]-[13], показал, что основной вклад в выход протонов дают прямая фрагментация и жесткое рассеяние нуклонов дейтрона на нуклонах мишени. Вклады диаграмм с двукратным перерассеянием и с рождением виртуальных пионов (что важно под 0° [21]) играют лишь вторичную роль. Отношение вкладов спектаторных протонов и протонов, испытавших жесткое соударение, зависит от угла наблюдения и импульса регистрируемых протонов. Например, при импульсе налетающих дейтронов 9 ГэВ/с и угле регистрации 103 мрад вклад спектаторных протонов с импульсами, большими, чем 5.3 ГэВ/с, превышает вклад жестко рассеянных протонов [67].

Это и послужило мотивацией измерений тензорной анализирующей способности Ауу инклюзивной реакции фрагментации дейтрона с испусканием протона с большими поперечными импульсами на синхрофазотроне ЛВЭ ОИЯИ [68, 69], которые проводились в условиях, когда детектируемый протон испускается под углом 85 мрад в лабораторной системе коодинат [70, 71, 72], что соответствует области углов вблизи 90° в системе покоя дейтрона. В таком случае в этой системе импульс протона в основном поперечен по отношению к импульсу падающего дейтрона. При этом на эксперименте можно достичь более высоких внутренних импульсов нуклонов в дейтроне, чем в случае детектирования протона под 0° [44, 45].

Целью настоящей работы являлось исследование тензорной анализирующей способности Ауу в реакциях фрагментации дейтрона на ядрах, и неупругого рассеяния дейтрона, А (с1, сГ) Х, с вылетом вторичных частиц с большими поперечными импульсами [70, 71]. Одновременно были получены данные о дифференциальных инвариантных сечениях и векторных анализирующих способностях Ау [72].

Структурно диссертационная работа состоит из введения, четырех разделов и заключения.

VI ЗАКЛЮЧЕНИЕ.

В данной работе получены следующие основные результаты:

1. Впервые получены данные о дифференциальном инвариантном сечении, тензорной и векторной анализирующих способностях Ауу и Ау реакции фрагментации дейтрона в протоны на углероде при начальном импульсе дейтрона 9 ГэВ/с и угле регистрации протона 85 мрад [70, 71, 72]. Область измерений соответствует поперечным импульсам протонов в интервале от 390 до 600 МэВ/с, или же импульсу протона в системе покоя дейтрона вплоть до ~ 730 МэВ/с.

Дифференциальное сечение данного процесса при больших импульсах протона удовлетворительно описывается моделью жестких соударений [66] с использованием стандартных волновых функций дейтрона [7].

В то же время, поведение тензорной анализирующей способности Ауу противоречит предсказаниям этой модели [68] для стандартных волновых функций дейтрона [7]-[10]. Новые данные об Ауу, полученные при больших поперечных импульсах, положительны при больших импульсах протона в системе покоя дейтрона, так же как и данные об Ауу в инклюзивной реакции фрагментации дейтрона [44, 45] и об упругом ¿-ррассеянии назад [50], полученными с нулевым поперечным импульсом. Сходство поведения Ауу в указанных процессах может означать, что результаты экспериментов в сильной мере характеризуют внутренние свойства дейтрона на малых расстояниях. Поведение Ауу при больших д качественно согласуется с моделями, учитывающими ненуклон-ные степени свободы в дейтроне [60, 62, 63]. Отличное от нуля значение векторной анализирующей способности Ау реакции фрагментации дейтрона может свидетельствовать о существенной роли зависящей от спина части амплитуды нуклон-нуклонного рассеяния.

2. Впервые получены данные о дифференциальном инвариантном сечении, тензорной и векторной анализирующих способностях Ауу и Ау реакции неупругого рассеяния дейтрона на углероде в тех же кинематических условиях, что и для реакции фрагментации дейтрона [71, 72]. Данные об Ауу получены при значительно больших 4-импульсах, чем в предыдущих экспериментах, выполненных с регистрацией частиц под нулевым углом [109]. Отличное от нуля значение векторной анализирующей способности Ау может свидетельствовать о существенной роли зависящей от спина части амплитуды NN —> NN* процесса в области масс недетектируемой системы Мх ~ 2.2 ГэВ/с2.

3. Проведен теоретический анализ реакции дейтрон-протонного упругого рассеяния на 180° в системе центра масс в терминах 4-х независимых комплексных амплитуд. Показано, что измерение 10 поляризационных наблюдаемых 1-го и 2-го порядка позволяют полностью восстановить матричный элемент данной реакции [73]. Измерение 2-х наблюдаемых: передачи поляризации от векторно поляризованного дейтрона к протону и спин-корреляционного параметра Си, N,0,0 возможно в ЛВЭ ОИЯИ.

4. Получены предсказания для ряда поляризационных наблюдаемых реакции фрагментации дейтрона, с1р —> р (0°) +р (180°) + п, в рамках ИП [74]. Использование поляризованных пучка и мишени и возможность измерения поляризации вторичного протона позволит получить дополнительную информацию о структуре дейтрона на малых расстояниях.

5. Показано, что тензорная анализирующая способность Т20 и спиновая корреляция См, N,0,0 реакции сМ —"¦ 3Неп чувствительны к спиновой структуре 3Яе на малых расстояниях [75, 76, 77]. Данные эксперименты могут быть проведены в ЛВЭ ОИЯИ.

6. Предложен эксперимент по изучению реакций йр —> 3Яе7Г° и с/р —> 3Ле7г° вблизи порога и в коллинеарной кинематике [78, 79, 80]. Результаты, полученные в данном эксперименте, могут обеспечить информацию, необходимую для восстановления матричных элементов этих реакций, для определения фундаментальных констант пион-ной физики, до ж д, для понимания роли 3-х частичных сил, спиновой структуре 3Яе и дейтрона на малых расстояниях, динамической роли 38 — компоненты в волновой функции г}- мезона, о возможности существования квази-связанного г^Не состояния и т. д.

Настоящая работа выполнялась в Лаборатории высоких энергий ОИЯИ. Автор глубоко признателен дирекции лаборатории за оказанную поддержку. Автор считает своим долгом выразить свою благодарность персоналам синхрофазотрона, ионного источника «ПОЛЯРИС», службы пучков и других служб обеспечения работы ускорительного комплекса за надежную и квалифицированную работу в ходе данного эксперимента.

Автор выражает огромную благодарность Н. Б. Ладыгиной за большой вклад и постоянную помощь в ходе выполнения диссертационной работы. Автор особо признателен Л. С. Ажгирею, Л. С. Золину, А. Г. Литвиненко, П. А. Рукояткину и И. А. Семеновой, без активного участия которых проведение эксперимента и выполнение данной работы было бы невозможно.

Автор особо благодарит В. В. Архипова, С. В. Афанасьева, В. К. Бондарева, В. П. Ершова, В. Н. Жмырова, С. А. Запорожца, А. Ю. Исупова, В. А. Каширина, А. Д. Кириллова, В. И. Колесникова,.

A.И.Малахова, И. И. Мигулину, А. С. Никифорова, А. А. Номофилова,.

B.Н.Пенева, Ю. К. Пилипенко, С. Г. Резникова, А. Ю. Семенова, Г. Д. Столетова, Л. Н. Струнова, Г. Филипова, В. В. Фимушкина,.

A.Н.Хренова, Е. В. Черных, В. И. Шарова и Н. П. Юдина за активное участие в получении и интерпретации экспериментальных данных. Автор признателен также японским коллегам, участвовавшим в эксперименте: M. Ehara, S. Fukui, S. Hasegawa, T. Hasegawa, N. Horikawa, T. Iwata, T. Kageya, M. Kawano, T. Matsuda, H. Nakayama, E. Osada, N. Takabayashi и A.Wakai. Автор благодарен за помощь во время эксперимента Л. В. Будкину, Е. А. Колесниковой, П. П. Коровину,.

B.Г.Перевозчикову, Е. В. Рыжову и А. И. Широкову. Обсуждение ряда вопросов с М. В. Токаревым и Ю. Н. Узиковым было чрезвычайно полезным и плодотворным.

— Ill.