Изучение взаимодействий поляризованных дейтронов с протонами и ядрами в области импульсов 0, 7-9, 0 ГэВ/с

Ядерные реакции с участием релятивистских дейтронов традиционно используются для изучения нуклон-нуклонного взаимодействия при высоких энергиях, структуры легких ядер на малых межну к лонных расстояниях, механизмов рождения мезонов и барионных резонансов.

Спиновая структура легких ядер широко исследовалась в течение последних десятилетий с использованием как электромагнитных, так и адронных пробников. Главной задачей этих исследований при промежуточных и высоких энергиях являлось получение информации о высокоимпульсных компонентах легких ядер с целью изучения проявления релятивистских эффектов и ненуклонных степеней свободы. Детальное изучение структуры легких ядер в процессах с большими передачами импульсов к одиночному нуклону может обеспечить получение важной информации о природе и свойствах ядерных сил, действующих между конституэнтами ядер, и позволить сделать выбор между различными моделями этих сил.

Среди ядер дейтрон занимает особое место, так как в нерелятивистской физике он описывается как простейшая слабосвязанная система двух нуклонов. Такие характеристики как энергия связи, б, квадрупольный, и магнитный, ^ моменты, среднеквадратичный радиус, гхорошо измерены экспериментально и неплохо воспроизводятся нерелятивистскими вычислениями с использованием нуклон-нуклонных потенциалов одно-бозонного обмена. Нерелятивистская волновая функция дейтрона (ВФД), полученная из решения уравнения Шредингера, зависит только от относительного импульса нуклонов ф Ф = Компонентами ВФД являются 5- и.

— состояния. В симметричном^{-состоянии} спин дейтрона определяется спинами нейтрона и протона, в то время как для^{-состояния} спины нуклонов ориентированы противоположно спину дейтрона. и.

— состояния доминируют соответственно при малых и больших импульсах нуклона. По мере увеличения энергии дейтрона и его нуклонов релятивистские эффекты играют все бблыпую роль на малых межнуклонных расстояниях, а также в динамике взаимодействия.

В релятивистской квантовой механике невозможность отделения движения центра инерции связанной системы от относительного движения конституэнтов приводит к тому, что релятивистская волновая функция оказывается зависящей не только от относительных импульсов д, с которыми нуклоны движутся внутри системы, но и от полного импульса р, с которым движется центр инерции системы, т. е. Ф = Р (д, р). Таким образом, релятивистская ВФ — это функция относительного импульса д для каждой новой системы отсчета.

С другой стороны, достаточно знать ВФ в пределе бесконечного импульса р —> т£, где структура ВФ упрощается, а именно, исчезает зависимость от и остается только зависимость от направления п = р/р. Таким образом, релятивистская волновая функция является функцией 2-х переменных: Ф = п). Другим достоинством рассмотрения ВФ в системе бесконечного импульса или на световом фронте [1, 2, 3] является то, что диаграммы, связанные с флуктуациями вакуума, вымирают.

Недостатком данных подходов является отсутствие явной релятивистской инвариантности. Этот недостаток проявляется особенно сильно при построении состояний со спином. В частности, минимальная схема релятивизации [1, 2, 4], основанная на динамике на световом фронте, сводится к простой замене аргумента нерелятивистской ВФД на переменную светового фронта (с соответствующей перенормировкой). Полученная таким образом релятивистская ВФД, также как и нерелятивистская, определяется Би ?) — компонентами, зависящими только от одной переменной.

В последние годы была развита ковариантная версия динамики на световом фронте, в которой ВФД явно ковариантна и определяется шестью инвариантными функциями, каждая из которых зависит от двух переменных [5, 6, 7]. В нерелятивистском пределе остаются только две функции, соответствующие обычным 5- и Икомпонентам дейтрона.

Большим успехом релятивистского ковариантного подхода [8] явилось описание поведения экспериментальных данных по структурной функции А (С}2) до ~ 3 (ГэВ/с)2 и тензорной анализирующей способности ?20 {Я2) при ф2 < 1.7 (ГэВ/с)2 упругого ейрассеяния, полученных в ЛАВ [9]. Использование релятивистской ВФ [6, 7] позволило авторам работы [10] успешно описать данные по сечению неупругого рассеяния электронов на дейтроне, с/(е, е')Х [И, 12, 13], в рамках модели у-скейлинга.

Существуют и другие подходы для описания релятивистских составных систем, например, решение уравнения Бете-Солпитера [14]-[17], описание с помощью квазипотенциальных ВФД [18, 19], ковариантный подход [20] и т. д. Все они широко используются для интерпретации экспериментальных данных по релятивистской структуре дейтрона.

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

При больших энергиях и поперечных импульсах работают правила конституэнтного счета (ПКС) [21, 22], которые предсказывают степенную зависимость сечений бинарных реакций при фиксированном угле рассеяния в системе центра масс от полной энергии с показателем, зависящим от числа конституэнтов. Сечение реакции фото-расщепления дейтрона, —> рп, при больших углах в с.ц.м. [23] показывает асимптотическое поведение при энергиях до 5.5 ГэВ в соответствии с ПКС. Поведение формфактора дейтрона уже при ф2 ~ 1.5 (ГэВ/с)2 находится в согласии с предсказаниями ПКС [24]. Сечения реакций ф —> р<1 [25] и (1(1 —"3Неп (3Нр) [26] при больших поперечных импульсах также уменьшаются с ростом полной энергии с показателем степени в соответствии с ПКС, начиная уже с кинетической энергии дейтрона % -0.5 ГэВ [27].

Так как спин дейтрона равен 1, это дает широкие возможности в проведении многочисленных поляризационных экспериментов, и следовательно, в получении принципиально новой информации о поведении независимых наблюдаемых, некоторые из которых чувствительны к деталям структуры дейтрона на малых расстояниях. Это позволяет сделать выбор между различными моделями ядерных сил между конституэнтами.

Данные по поляризации протона в реакции —> рп до энергии 2.4 ГэВ [28] находятся в согласии с предсказаниями пертурбативной КХД [29]. В то же время, коэффициенты передачи поляризации, измеренные в этом же эксперименте, отличаются от расчетов. С другой стороны, предсказания пертурбативной КХД [30] противоречат данным по тензорной анализирующей способности упругого ейрассеяния [9].

Реакция развала дейтрона в инклюзивной, А ((1,р)Х, и кинематически полной постановке, 2Н (р, 2р) п, также как и реакция упругого фрассеяния при больших углах в с.ц.м. являются традиционными способами изучения структуры дейтрона на малых межнуклонных расстояниях.

Например, в случае регистрации продуктов реакции под 0° в лабораторной системе координат дифференциальное сечение процесса фрагментации дейтрона в рамках импульсного приближения (ИП) пропорционально импульсному распределению нуклонов в дейтроне (или квадрату его волновой функции, Ф2(&-)) — дифференциальное сечение упругого dpрассеяния на 180° в системе центра масс, вычисленное в приближении однонуклонного обмена (ОНО), пропорционально квадрату импульсного распределения. Поляризационные наблюдаемые для этих реакций, такие, например, как тензорная анализирующая способность Т20 и коэффициент передачи поляризации kq от векторно поляризованного дейтрона к протону, в рамках указанных подходов также достаточно просто выражаются через S— и D— компоненты ВФД [31, 32, 33]. Поэтому исследование упомянутых реакций в кинематических условиях, отвечающих большим значениям внутридейтронных импульсов нуклонов, позволяет надеяться на получение сведений о поведении ВФД на малых расстояниях.

Импульсные спектры протонов, испускаемых под 0° в результате фрагментации дейтронов на ядрах, были измерены при различных начальных импульсах, от 2.5 до 17.8 ГэВ/с [34]—[39]- В целом, эти импульсные распределения можно удовлетворительно воспроизвести в рамках релятивисткого ИП с использованием ВФД, отвечающих стандартных потенциалам нуклон-нуклонного рассеяния [40]-[43]. Исключение составляет область в спектре протонов, измеренном при 9 ГэВ/с под 0° [35, 37], при импульсе протонов к ~ 350 МэВ/с, определенного в динамике светового фронта [1, 2, 4]. В данной области наблюдается характерный прилив, где измеренное дифференциальное сечение реакции фрагментации дейтрона превышает результаты расчетов, выполненных в рамках релятивистского ИП, более чем в два раза. Похожее превышение наблюдается также в дифференциальных сечениях реакции А (й, р) Х при 2.5 и 3.5 ГэВ/с [38].

Отметим также, что импульсные распределения нуклонов, извлеченные из инклюзивных данных по электро-расщеплению дейтрона ¿-(е, е')Х [12] в рамках ускейлинга, и из данных по сечению дейтрон-протонного упругого рассеяния назад [25] в рамках ОНО в динамике на световом фронте [44] хорошо согласовывались между собой и с импульсным распределением, полученным из данных по фрагментации дейтрона в протоны под нулевым углом [35].

Для объяснения этой особенности импульсных спектров нуклонов из столь различных реакций выдвигались различные гипотезы, в том числе и модели, учитывающие дополнительные степени свободы в дейтроне. Теоретические работы [45] привели к возможности существования шести-кварковой компоненты в ВФД. В этой модели |6д >- амплитуда, возникающая из 56- конфигурации шести кварков должна быть добавлена к вкомпоненте стандартной ВФД с относительной фазой ХоДанная модель позволила описать экспериментальные данные по фрагментации дейтрона [35]. Вероятность |6д >- конфигурации в ВФД при этом составила ~ 4%.

Отметим, однако, что форма импульсных спектров протонов из реакции А (с1,р (0о))Х зависит от атомного номера ядра мишени: при к < 150 МэВ/с отношение сечений реакции фрагментации дейтрона на углероде к водороду [37] составляет ~ 5 5.5, затем плавно меняется и при больших импульсах достигает ~ 3.5. Кроме того, форма сечения в области внутренних импульсов к ~ 350 МэВ/с зависит от начальной энергии дейтрона. Данные свойства импульсных спектров из реакции фрагментации могут указывать на важность вкладов процессов, дополнительных к спектаторному механизму и зависящих как от энергии, так и от атомного номера ядра.

В работах [46, 47] для описания экспериментальных данных [35] рассматривался вклад от диаграммы с перерассеянием пиона. В работе [46] учитывался только вклад А-изобары и ТУ* в сечение 7гТУ рассеяния. Впоследствии авторы использовали [47] экспериментальные данные по дифференциальному сечению тг-ЛГ рассеяния. Были расчитаны дифференциальные сечения процесса с1р —> р (0°)Х для начальных энергий 10 — 70 ГэВ. Наплыв в сечении при к ~ 350 МэВ/с объяснялся резонансной природой пЫ рассеяния в области возбуждения Аизобары. Однако, авторы отмечают, что неопределенность в вычислениях составляет примерно 50%, что связано с недостатком экспериментальной информации для пЫ процесса, особенно в области малых энергий.

В работе [48] помимо диаграмм ИП учитывались также диаграммы с рождением виртуального пиона и его последующим испусканием. Результаты рассчетов находятся в согласии с экспериментальными данными [35, 36]. Вклад диаграммы с испусканием пиона найден меньшим по сравнению с результатами расчетов, выполненных в работе [46, 47]. Авторы объясняют это использованием другой параметризации для жЫ рассеяния.

Учет диаграмм перерассеяния и рождения виртуального пиона с его последующим поглощением и испусканием в дополнение к диаграммам ИП [49] позволил удовлетворительно описать данные по дифференциальному сечению реакции фрагментации дейтрона в протоны под нулевым углом при 9 ГэВ/с [35, 37].

В вычислениях, выполненных в работе [50], в дополнение к диаграммам ИП учитывались также диаграммы с двойным перерассеянием и взаимодействием в конечном состоянии с использованием стандартных ВФД и результатов фазового анализа для описания спиновой структуры NNвершины. Однако, расчеты не позволяли описать поведение импульсных спектров, полученных при начальных импульсах дейтрона 2.5 и 3.5 ГэВ/с и больших импульсах протонов [38]. Отметим большую неопределенность вычислений, связанных с недостатком информации о поведении амплитуд пр-рассеяния при высоких энергиях.

В работах [51, 52] реакция развала дейтрона рассматривалась в рамках Глауберовского подхода с дополнительным учетом эффектов неупругого экранирования и взаимодействия в конечном состоянии (ВКС). Вычисления, выполненные с ВФД на основе потенциала Рейда с мягким кором [41], показали, что ВКС существенным образом уменьшает сечение 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 [53].

Дополнительная проблема, связанная с данными по фрагментации релятивистских дейтронов в протоны под 0°, состоит в том, что инвариантные дифференциальные сечения реакции, полученные при начальном импульсе 5.75 [36] и 9 ГэВ/с [35, 37], построенные в зависимости от импульса протона в системе покоя дейтрона, вопреки ожиданиям расходятся по абсолютной величине: для совмещения спектров друг с другом данные при 5.75 ГэВ/с необходимо умножить на коэффициент 1.4. В работе [54] приведены аргументы в пользу того, что учет конечного углового разрешения установки, с помощью которой выполнены измерения при 9 ГэВ/с, связанная с этим перенормировка спектра и, наконец, дополнительный учет вклада процессов рассеяния нуклонов дейтрона на протоне-мишени (и его интерференции с прямой фрагментацией) могут объяснить так называемое аномальное поведение спектра протонов от реакции 1Н (с1,р (0о))Х при 9 ГэВ/с и одновременно согласовать экспериментальные данные при 5.75 и 9 ГэВ/с.

Качественная картина инклюзивной реакции фрагментации дейтрона в протоны при высоких энергиях описана в релятивистской модели жесткого рассеяния [55], в которой основной вклад в выход протонов дают прямая фрагментация дейтрона и процесс жесткого рассеяния нуклона дейтрона на нуклоне мишени, а вклад механизмов перерассеяния и рождения виртуального пиона невелик. При малых углах вылета протона доминирует процесс прямой фрагментации. По мере увеличения угла регистрации протона все возрастающую роль играет процесс жесткого рассеяния, в котором нуклон дейтрона испытывает соударение с нуклоном мишени. При определенных условиях вклады обоих процессов могут быть вполне сравнимы по величине. Отметим, что при начальном импульсе дейтрона < 3.5 ГэВ/с данное качественное описание реакции фрагментации не работает из-за сильного вклада возбуждения Д-изобары в промежуточном состоянии [38, 39]. В рамках модели жесткого рассеяния были удовлетворительно описаны [56] импульсные спектры протонов, испускаемых под 0° в результате развала дейтронов при 3.5 ГэВ/с [38], 5.75 ГэВ/с [36] и 9 ГэВ/с.

35], с использованием общепринятых волновых функций дейтрона.

Измерения дифференциальных сечений развала дейтронов на различных мишенях с испусканием протонов с большими поперечными импульсами были выполнены при 5.75 ГэВ/с [36] и 9 ГэВ/с [57, 58]. Результаты измерений импульсных спектров протонов, испускаемых под углами 103, 130 и 157 мрад в лабораторной системе в результате развала дейтронов с импульсом 9 ГэВ/с на ядрах водорода, дейтерия и углерода [57, 58], показали, что форма высокоимпульсных частей спектров не зависит от атомного номера ядра мишени, А, и определяется только структурой дейтрона и механизмом дейтрон-нуклонного взаимодействия. Заметим, что подобное заключение было сделано и в связи с развалом дейтронов под 0° [35, 37]. Анализ [57, 58] экспериментальных данных, выполненный в рамках релятивистской модели жесткого рассеяния [55], основанной на динамике светового фронта [1]-[4], показал, что основной вклад в выход протонов дают прямая фрагментация и жесткое рассеяние нуклонов дейтрона на нуклонах мишени. Вклады диаграмм с двукратным перерассеянием и с рождением виртуальных пионов (что важно под 0° [49]) играют лишь вторичную роль. Отношение вкладов спектаторных протонов и протонов, испытавших жесткое соударение, зависит от угла наблюдения и импульса регистрируемых протонов. Например, при импульсе налетающих дейтронов 9 ГэВ/с и угле регистрации 103 мрад вклад спектаторных протонов с импульсами, большими, чем 5.3 ГэВ/с, превышает вклад жестко рассеянных протонов [57, 58]. Отметим также, что описание экспериментальных данных [57, 58] было получено с использованием стандартных ВФД, без привлечения ненуклонных степеней свободы.

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

Существующие экспериментальные данные по дифференциальному сечению этой реакции [25] демонстрируют наличие пика под углом 180° в с.ц.м. С другой стороны, данные по сечению при в ~ 180° показывают сильную энергетическую зависимость и превышение в области возбуждения А-изобары. Простейшим механизмом, который может быть ответственней за наличие пика под углом 180°, является ОНО. Однако одного этого механизма недостаточно, чтобы объяснить весь выход протонов, особенно в области кинетических энергий протона Тр ~ 0.3 -f- 0.7 ГэВ. В ряде моделей экспериментальные данные были описаны с помощью дополнительной примеси NN*-компоненты [59, 60] к стандартной волновой функции дейтрона. Для объяснения особенности при Тр ~ 0.6 ГэВ в энергетической зависимости дифференциального сечения упругого pdрассеяния назад были проведены расчеты в модели, где сечение pdрассеяния в терминах треугольной диаграммы выражалось через сечение процесса NN —> dn [61, 62]. Учет Dволны в дейтроне и релятивистских эффектов позволил улучшить согласие расчетов [63] с экспериментальными данными. В работе [64] дополнительно учитывалась спиновая структура элементарной амплитуды реакции рр —> dw+. В модели, развитой в работе [65], амплитуда упругого pdрассеяния назад была выражена через амплитуды процесса NN —> NA. Было показано, что учет интерференции возбуждения Д-изобары и ОНО приводит к хорошему описанию энергетической зависимости сечения реакции упругого pd-рассеяния назад при Тр < 1.0 ГэВ. Аналогичный результат был получен также в работе [66], где рассматривались ОНО и механизмы рассеяния Дизобары. Данные, полученные при энергиях выше области возбуждения Д-изобары, качественно воспроизводятся в рамках ОНО в динамике на световом фронте [67]. Расчеты с учетом диаграмм перерассеяния и возбуждения Дизобары [68] позволили описать данные по сечению упругого pdрассеяния назад в широком диапазоне энергий. Учет обмена пионом в дополнение к ОНО с использованием ВФД, полученной из решения уравнения Бете-Солпитера [69], также воспроизводят поведение сечения в в области энергий протона Тр ~ 0.3 0.7 ГэВ.

Исследование реакции фрагментации дейтрона в эксклюзивной постановке, 2Н (р, 2р) п [70, 71, 72], до к ~ 670 МэВ/с показало, что данные достаточно хорошо описываются диаграммами ИП и многократного рассеяния за исключением области доминирования возбуждения Дизобары в промежуточном состоянии [50].

Исследование этой же реакции, проведенное в Гатчине при кинетической энергии протона 1 ГэВ в квазиупругой кинематике [73], показало, что импульсное распределение нейтроновспектаторов хорошо описывается в рамках ИП до к ~ 300 МэВ/с. Вклад диаграмм перерассеяния и возбуждения Д-изобары не существенней. Данные по поляризации вторичного протона до q ~ 180 МэВ/с также хорошо описываются в рамках ИП. Однако измерения дифференциальных сечений реакций 2Н (р, 2р) п и 2Н{р, рп) р, проведенные той же группой до к ~ 500 МэВ/с [74], показали отклонение экспериментального импульсного распределения от расчетов в рамках ИП при к ~ 350 МэВ/с. Учет Дизобары в промежуточном состоянии позволяет адекватно описать данные, полученные в различных кинематических условиях. С другой стороны, эти же данные [74] находятся в хорошем согласии с расчетами [75], в которых использовалась параметризация нуклон-нуклонного рассеяния при высоких энергиях [76], а ВКС между медленными нуклонами учитывалось методом решения уравнения.

ЛиппманагШвингера с Парижским нуклон-нуклонным потенциалом [77].

Измерение дифференциального сечения реакции 1H (d, 2p>)n было выполнено в Сакле при кинетической энергии дейтрона 2 ГэВ с детектированием быстрого и медленного протонов под углами 18.3° и 57°, соответственно [78]. Данные хорошо описываются в рамках ИП при 4-импульсах —? < 0.35 (ГэВ/с)2, в то время как при б<5льших t необходим учет Дизобары в промежуточном состоянии и диаграмм NNперерассеяния.

Новый способ изучения структуры дейтрона на малых расстояниях был предложен в работе [79], в которой предлагалось изучение реакции фрагментации pd —" pp^Sojn с вылетом двух протонов с малым относительным импульсом в кинематике подобной кинематике pdупругого рассеяния назад. Так как эти протоны находятся преимущественно в спинсинглетном состоянии (^о), то вклад Аизобары в промежуточном состоянии подавлен, и ожидается повышенная чувствительность данной реакции к нуклон-нуклонному взаимодействию на малых расстояниях. Измерения сечения реакции pd —> pp (lSo)n были выполнены на ускорителе COSY [80] при энергиях начального протона Тр =0.6−1.9 ГэВ. Полученные данные находятся в согласии с расчетами, выполненными в рамках модели, которая в дополнение к ОНО учитывает перерассеяние и вклад Дизобары в промежуточном состоянии [81].

Исследование реакции фрагментации дейтрона, проведенное на водородной пузырьковой камере, позволяет наблюдать события в условиях 4тг геометрии с возможностью идентификации всех заряженных частиц и разделения различных каналов реакции. Изучение пространственных корреляций показало существенный вклад В КС при малых импульсах спектатора для прямого канала фрагментации дейтрона dp —> ррп [82].

Новые экспериментальные данные по поляризационным наблюдаемым в инклюзивном развале дейтрона на ядрах водорода и других элементов с испусканием протонов под нулевым углом [38], [83]-[88], в упругом фрассеянии назад [89, 90, 91] и эксклюзивной реакции развала дейтрона, 1Н (с1,2р)п [92], были недавно получены в Дубне и Сакле.

Тензорная анализирующая способность Т20 реакции фрагментации дейтрона с испусканием протона под 0° была измерена вплоть до внутреннего импульса нуклона к ~ 1000 МэВ/с [84]-[85], определенного в динамике на световом фронте [1, 2, 4]. Существенные отклонения экспериментальных данных от результатов вычислений, выполненных в рамках релятивистского ИП [32] с использованием стандартных волновых функций дейтрона начинаются уже при к ~ 200 МэВ/с. В моделях, учитывающих дополнительные к ИП механизмы [49, 93], разумное согласие с экспериментальными данными получено только до к ~ 600 МэВ/с. Учет дополнительных компонент волновой функции дейтрона, связанных с релятивистскими эффектами [16, 18, 20], также не позволяет улучшить согласие с экспериментальными данными. Данные по Т20 в реакции упругого с1рназад [89, 90, 91] также существенно отличаются как от предсказаний, полученных в рамках механизма ОНО [31] с использованием стандартных волновых функций дейтрона, так и от вычислений, основанных на решении уравнения Бете-Солпитера [15]. Учет механизмов, дополнительных к ОНО, не улучшает описание данных [64, 66, 69]. Данные по коэффициенту передачи поляризации от векторно поляризованного дейтрона к протону Ко, полученные для обеих реакций вплоть до к ~ 0.55 СеУ/с [86]-[89], также находится в сильном противоречии с расчетами, выполненными с использованием стандартных ВФД. Тензорная, Ауу, и векторная, АУ) анализирующие способностиполяризация протона, Ро, и коэффициент передачи поляризации от дейтрона к протону, Д, реакции 1Н ((1,2р)п были измерены до импульса нейтрона в системе покоя дейтрона <7 ~ 440 МэВ/с [92]. Наблюдаемые демонстрируют сильное отклонение от предсказаний ИП для импульсов <7 > 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 ?)" при больших импульсах.

Как видно, ситуация для реакций фрагментации дейтрона в эксклюзивной и инклюзивной постановках и йрупругого рассеяния назад выглядит следующим образом: в то время как сечения этих процессов достаточно хорошо описываются в рамках моделей, использующих стандартные волновые функции, вплоть до максимально измеренных внутренних импульсов [49]-[56],[61]-[69], поляризационные данные находятся в сильном противоречии с предсказаниями этих моделей, особенно при больших внутренних импульсах. Это, по-видимому, следствие того, что поляризационные данные более чувствительны как к деталям структуры дейтрона на малых расстояниях между конституэнтами, так и к механизму реакции.

Наиболее интересным свойством новых поляризационных данных является то, что тензорные анализирующие способности Т20 реакций ¿-А —> р (0°)Х и йр рс1 показывают при больших внутренних импульсах отрицательное значение ~ —0.3 —0.5 [84, 85, 90], что находится в сильном противоречии со всеми расчетами, использующими волновые функции дейтрона, соответствующие известным реалистичным нуклон-нуклонным потенциалам [40]-[42]. С другой стороны, учет ненуклонных степеней свободы в дейтроне дает неплохое согласие расчетов с данными и представляется перспективным. В связи с этим отметим, что отрицателыюе асимптотическое значение Т20 было получено в рамках подхода, мотивированного пертурбативной КХД [94] и основанного на методе редуцированных ядерных амплитуд [95]. Данные по Т20 и к0 в реакции 12С (с1,р)Х под 0° были описаны в рамках модели, учитывающей принцип Паули на кварковом уровне и многократное рассеяние [96]. Дополнительный к ОНО учет обменов резонансами с отрицательной четностью улучшает согласие вычислений с экспериментальными данными по Тэд в упругом с1ррассеянии назад [97].

Отметим, что механизмы, дополнительные к ИП (для реакции (1А —" р (0°)Х) и ОНО (для реакции ф —" рд), играют важную роль, по-крайней мере до импульсов к ~ 700 Ч- 750 МэВ/с, и, следовательно, извлечение информации о структуре дейтрона на малых расстояниях весьма затруднительно. Так как основными фоновыми процессами по отношению к ИП для инклюзивной реакции фрагментации дейтрона в протоны под нулевым углом являются перерассеяние и возбуждение виртуального пиона [46]-[53], то желательно выбрать кинематику, в которой вклады от этих процессов малы по сравнению с ИП.

Как уже отмечалось, процесс фрагментации дейтрона в протон с большими поперечными импульсами в основном определяется прямой фрагментацией и жестким рассеянием нуклонов дейтрона на нуклонах мишени [57, 58]. Таким образом, механизм реакции развала дейтрона в этих кинематических условиях достаточно прост и можно ожидать чувствительность поляризационных наблюдаемых к спиновой структуре дейтрона на малых расстояниях [98]. Это и послужило мотивацией измерений тензорной анализирующей способности Ауу инклюзивной реакции фрагментации дейтрона с испусканием протона с большими поперечными импульсами на синхрофазотроне ЛВЭВБ ОИЯИ [99].

Измерения тензорной анализирующей способности Ауу реакции 12С (с1,р)Х при начальном импульсе 9 ГэВ/с проводились в условиях, когда детектируемый протон испускался под углом 85 мрад в лабораторной системе коодинат [100]-[103], что соответствует области углов вблизи 90° в системе покоя дейтрона. Таким образом в этой системе импульс протона в основном поперечен по отношению к импульсу падающего дейтрона.

Оказалось, что хотя измеренное дифференциальное сечение удовлетворительно воспроизводится расчетами в рамках релятивистской модели жесткого рассеяния [55, 56] с использованием стандартных ВФД [40]-[42], поведение тензорной анализирующей способности Ауу, которая остается положительной вплоть до максимального импульса зарегистрированных протонов, противоречит предсказаниям этой модели [98]. Знак Ауу оказывается таким же, что и у данных, полученных под нулевым углом [84, 85], а абсолютные значения примерно вдвое меньше. (Напомним, что под углом 0° Ауу = —Т2о//2.).

Обнаруженная зависимость Ауу от поперечного импульса свидетельствует о том, что для описания структуры дейтрона при больших значениях внутренних импульсов требуется либо рассмотрение новых физических механизмов, либо принципиальное изменение способа описания релятивистского дейтрона (например, зависимость ВФД от более, чем одной переменной). Это и послужило мотивацией продолжения измерений тензорной анализирующей способности Ауу реакции фрагментации дейтрона на ядрах в широком диапазоне изменений поперечного импульса регистрируемых протонов [104]-[117].

Изучение структуры трехнуклонного связанного состояния представляет особенный интерес, поскольку даже такая фундаментальная константа, как энергия связи системы, не воспроизводится вычислениями, выполненными с использованием современных двухчастичных нуклон-нуклонных потенциалов [118].

Известно, что значение энергии связи имеет сильную корреляцию с величиной спинзависимых сил, таких, как тензорные и/или трех-нуклонные силы. Поэтому можно ожидать, что экспериментальное исследование спиновой структуры трехнуклонной связанной системы позволит получить ключ к пониманию причины недооценки энергии связи.

Нерелятивистские вычисления, выполненные в рамках решения уравнения Фаддеева [119] для трехнуклонного связанного состояния, предсказывают, что доминирующими компонентами волновой функции 3Не являются 5- и^{-состояния.} В симметричном^{-состоянии} спин 3Не определяется нейтроном, а два протона находятся в спин-синглетном состоянии, в то время как для 1)-состояния спины всех трех нуклонов ориентированы противоположно спину 3Не. 5- и ¿-^-состояния доминируют соответственно при малых и больших импульсах нуклона в 3Не. Относительный знак йи Бволн в импульсном пространстве положителен при малых и промежуточных импульсах нуклона [120].

Также как и в случае с дейтроном, чувствительность к различным компонентам 3Не исследовалась в поляризационных наблюдаемых как в адронных, так и в электромагнитных процессах.

Рассеяние поляризованных электронов на поляризованной 3Не —* мишени, 3Не (е, е')Х, может быть использовано для изучения различных компонент волновой функции 3Не [119]. Однако для описания экспериментальных результатов, полученных при различных относительных ориентациях спинов электрона и 3Не [121], необходимо учитывать взаимодействие в конечном состоянии (ВКС) и мезонные обменные токи (МОТ) в дополнение к плосковолновому импульсному приближению (ИП). Данные для поперечной асимметрии Дг", полученные недавно в СЕВ АР [122] при величинах ф2, равных 0.1 и 0.2 (ГэВ/)2, были описаны в рамках решения уравнения Фаддеева с учетом эффектов МОТ.

Реакции развала, 3Яе (р, 2р) и 3Не (р, рп), были исследованы на ускорителе TRIUMF в квазиупругой кинематике при энергиях налетающего протона 200 [123] и 290 МэВ [124]. В последнем эксперименте спиновые наблюдаемые Аоп, А^ и Апп были измерены до импульсов спектатора q ~ 190 и ~ 80 МэВ/с для реакций 3Яе (р, 2р) и 3Не (р, рп) соответственно. Результаты показывают, что анализирующие способности Апо, Ат и Апп для реакции 3Не (р, 2р) близки к теоретическим предсказаниям, выполненным в рамках плосковолнового ИП. В то же самое время для реакции 3Не (р, рп) наблюдается сильное отличие от этих предсказаний. Эти же наблюдаемые были недавно измерены при энергии 197 МэВ в IUCF [125] до q ~ 400 МэВ/с. Поляризация нейтрона и протона при нулевом импульсе в 3Не составляла соответственно Рп ~ 0.98 и Рр ~ —0.16, что находится в хорошем согласии с фаддеевскими вычислениями [119]. Однако при бблыпих импульсах существует различие, которое может быть обусловлено как неопределенностью теоретических вычислений, так и большими эффектами перерассеяния.

Реакции подхвата одного нуклона a3He —> р4Не или d3He —" 3Hea, также как и реакция дейтрон-протонного рассеяния назад, dp —> pd, являются простейшими процессами с большой передачей импульса и, следовательно, могут быть использованы в качестве эффективного способа исследования структуры дейтрона и 3Не на малых расстояниях.

В последние годы накоплено существенное количество данных в бинарных реакциях при промежуточных энергиях, относящихся к исследованию спиновой структуры дейтрона и 3Не (3Н) при больших импульсах нуклона в системе покоя ядра (q >200 МэВ/). Тензорная анализирующая способность Т20 и ряд коэффициентов передачи поляризации в упругом рассеянии назад, dp—>pd, были измерены недавно на ускорителе RARF в Вако [126, 127] в дополнение к данным, полученным ранее в Сакле [89]. Другая бинарная реакция, d3He —> р4Не, изучалась с использованием поляризованных дейтрона и 3Не до энергий 270 МэВ [128]-[130]. Все данные показывают чувствительность к спиновой структуре дейтрона. Так, например, T^q как для реакции dp pd [89, 126, 127], так и для процесса d3He рАНе [129, 130] при промежуточных энергиях имеют большую отрицательную величину, отражающую отрицательный знак отношения D/S-волн в дейтроне в импульсном пространстве.

Что касается спиновой структуры 3Не, то тензорная анализирующая способность Тад в реакции d3Не упругого рассеяния на 180° в с.ц.м. была измерена при энергиях 140, 200 и 270 МэВ [131]. Знак Т20 был положителен в согласии с положительным знаком отношения D/S-волн в 3Не [120].

Процесс dd —> 3Нр (3Неп) также является реакцией подхвата, в которой может быть изучена структура трехнуклонной системы. Теоретический анализ поляризационных явлений для данной реакции был выполнен в работах [132, 133, 134]. Было показано, что тензорная анализирующая способность Т2о, связанная с поляризацией начального дейтрона, может быть выражена в терминах отношения D/S-волн в 3Н (3Не), когда связанное состояние трех нуклонов испускается под малыми углами в с.ц.м. На основе этих теоретических исследований был предложен новый эксперимент [135, 136, 137] по измерению энергетической и угловой зависимостей тензорных анализирующих способностей реакции dd —" 3Нр (3Неп), выполненный на ускорителе RARF в Японии [138]-[151].

Реакция неупругого рассеяния дейтронов традиционно используется для исследования механизмов формирования и свойств барионных резонансов. Так как изоспин дейтрона равен нулю, реакция Л (с?, в!)Х является селективной по отношению к изоспину ненаблюдаемой системы X, который должен быть равен изоспину мишени А. Эта особенность была использована, например, для поисков ДА дибариона с изоспином Т = 0 в реакции ¿-{<1,(1')Х [152]. Следовательно, реакция неупругого рассеяния дейтронов на водороде Н (с1,с1')Х селективна к изоспину ½, и этот процесс может быть использован для получения важной информации о формировании барионных резонансов ЛГ*(1440), ЛГ*(1520), ЛГ*(1680), N'(2190) и других. Кроме того, особо интересным является тот факт, что реакции с участием ядер обладают чувствительностью к процессам типа Л^* —> когда родившийся на одном нуклоне резонанс рассеивается на другом нуклоне. В частности, эти свойства реакции (1р —> (IX были использованы для оценки как сечений процессов Ар —> <Ш*(1440), йр —> ¿-Ш*(1520), йр —> ¿-Л^*(1680), так и соответствующих амплитуд элементарных процессов Л^* —> ЛГ/У*, используя данные по неупругому рассеянию дейтронов с импульсом 9 ГэВ/с на углы 103 и 139 мрад [153].

С другой стороны, так как в данной реакции дейтрон теряет существенную долю своей энергии, то наблюдаемые этой реакции должны быть чувствительны к структуре дейтрона на малых расстояниях, где существенную роль могут играть ненуклонные степени свободы. Таким образом, реакция неупругого рассеяния дейтрона на ядрах является важным источником информации о дейтроне в дополнение к данным по фрагментации релятивистских дейтронов, электрон-дейтронному и протон-дейтронному упругому рассеянию, электрои фоторасщеплению дейтрона и т. д.

Измерения дифференциального сечения неупругого рассеяния дейтронов были проведены при начальном импульсе 2.95 ГэВ/с на водороде в Сакле [154, 155], до импульсов 9 ГэВ/с в Дубне на водороде и ядрах [153, 156, 157] и для больших импульсов в Фермилаб на водороде [158]. Исследования показали, что главные свойства этих процессов могут быть достаточно хорошо объяснены в рамках модели многократного рассеяния [159, 160].

Неупругое рассеяние поляризованных дейтронов на водороде и ядрах при высоких энергиях исследовалось в последние годы в Дубне [161, 162, 103] и Сакле [163, 164]. Главной целью этих исследований также было изучение свойств барионных резонансов посредством измерения поляризационных наблюдаемых в реакции (d, d')X.

Измерение анализирующих способностей, поляризаций рассеянного дейтрона и различных передач поляризаций позволяет получить парциальные сечения с различным переворотом спина дейтрона (так называемые spin-flip probabilities) реакции (d, d')X, чувствительные к квантовым числам барионных резонансов. Набор поляризационных наблюдаемых для восстановления парциальных сечений в процессе A (d, d')A* был предложен в работе [165]. Такой эксперимент был реализован в RIKEN [166] при энергии 270 МэВ для изучения уровней возбуждения ядра 12С.

При высоких энергиях, из-за отсутствия экспериментальной техники для измерения поляризации вторичных дейтронов, были получены данные только для тензорной и векторной анализирующих способностей реакции (d, d!)X в области возбуждения барионных резонансов.

Тензорная анализирующая способность Т20 была измерена в области возбуждения Роперовского резонанса (Рц (1440)) на водородной и углеродной мишенях в Дубне [161] и на водороде в Сакле [163]. Измерения Т20 в рассеянии 9 ГэВ/с дейтронов на водороде и углероде были проведены до недостающих масс Мх ~ 2.2 ГэВ/с2 [162]. Эксперименты показали большое отрицательное значение Т20 при передачах 4-х импульса t ~ —0.3 (ГэВ/с)2. Такое поведение тензорной анализирующей способности было интерпретировано в рамках модели обмена а—мезоном [167] как результат зависимости продольного изоскалярного формфактора возбуждения Роперовского резонанса и формфакторов дейтрона от переменной? [168]. Измерения тензорной и векторной анализирующих способностей Ауу и Ау при 9 ГэВ/с и угле детектирования вторичного дейтрона 85 мрад в области массы недетектируемой системы Мх ~ 2.2 ГэВ/с2 [103] также показали большие значения. Полученные результаты находятся в разумном согласии с вычислениями, выполненными в рамках плоско-волнового импульсного приближения [169]. Была отмечена существенная роль спин-зависимой части амплитуды элементарного процесса NN —> NN*(~ 2.2 ГэВ/с2). Эксклюзивные измерения реакции 1Н (с1,(1')Х в области возбуждения Роперовского резонанса, выполненные недавно в Сакле [164], также показали большие значения анализирующих способностей Ауу и Ау.

Новые измерения анализирующих способностей Ауу и Ау реакции неупругого рассеяния дейтронов на ядрах в области возбуждения барионных резонансов с ненулевым поперечным импульсом были выполнены на синхрофазотроне ЛВЭВБ ОИЯИ [170]-[176].

Целью настоящей диссертационной работы являлось исследование тензорной и векторной анализирующих способностей, Ауу и Ау, в реакциях фрагментации дейтрона на ядрах, А (с1,р)Х, и неупругого рассеяния дейтрона, А{й, (1')Х, с вылетом вторичных частиц с большими поперечными импульсами на синхрофазотроне в ЛВЭВБ ОИЯИ, а также измерение энергетической зависимости тензорной анализирующей способности Т20 реакций (1(1 —> 3Неп и (1(1 —* 3Нр под нулевым углом на ускорительном комплексе ШКЕМ.

Структурно диссертационная работа состоит из введения, шести.

VII ЗАКЛЮЧЕНИЕ.

В данной работе получены следующие основные результаты:

1. Впервые получены систематические данные по тензорной и векторной анализирующих способностях, Ауу и Ау, реакции фрагментации дейтрона на водороде и ядрах при начальном импульсе дейтрона 4.5−9 ГэВ/с в широком диапазоне поперечных импульсов (до 900 МэВ/с) детектируемых протонов [104]-[117]. Данные демонстрируют чувствительность к спиновой структуре дейтрона на малых межнуклонных расстояниях.

— При малых поперечных импульсах (рт <300 МэВ/с) наблюдается хорошее согласие данных, полученных в ходе выполнения настоящей работы, с данными, полученными ранее при различных энергиях под нулевым углом [38], [83]-[85]. Таким образом, слабая зависимость Ауу от начальной энергии дейтрона и угла детектирования протона при малых поперечных импульсах протона указывает на то, что в данной кинематической области внутренний импульс к может быть использован в качестве универсальной переменной для описания структуры релятивистского дейтрона.

— Особенности поведения тензорной анализирующей способности Ауу, а именно: сильная зависимость значений Ауу от поперечного импульса рт при фиксированных значениях доли продольного импульса х в системе бесконечного импульса или зависимость Ауу от переменной cosx — (п-к)/к при фиксированных значениях внутреннего импульса к, ясно демонстрируют, что адекватное описание полученных экспериментальных данных может быть достигнуто с использованием ВФД, зависящей от более чем одной переменной. Однако, релятивистская функция дейтрона, полученная в динамике на световом фронте [5, 6, 7] и зависящая от двух переменных, не дает количественного описания экспериментальных данных, в особенности, при больших внутренних импульсах нуклона в дейтроне.

— Отличное от нуля значение векторной анализирующей способности Ау реакции фрагментации дейтрона свидетельствует о вкладе зависящей от спина части амплитуды нуклон-нуклонного рассеяния.

2. Впервые получены данные по тензорной и векторной анализирующих способностях Ауу и Ау реакции неупругого рассеяния дейтрона на водороде и ядрах под ненулевым углом вылета вторичного дейтрона, чувствительные к возбуждению барионных резонансов с массами Мх ~1.4−2.6 ГэВ/с2 [170]-[176].

— Данные по Ауу демонстрируют универсальность поведения в зависимости от переданного 4-х импульса I и слабую зависимость от начального импульса, атомного номера, А мишени и угла детектирования рассеянного дейтрона. При малых |?| (< 0.3 (ГэВ/с)2) Ауу растет линейно до значения ~ 0.4, затем плавно уменьшается до нуля при (?| ~ 1.0 — 1.4 (ГэВ/с)2.

— Данные по Ауу, полученные в области Мх ~1.4−1.7 ГэВ/с2, не противоречат предсказаниям модели обмена о—мезоном [168]. При малых I наблюдается отличие от предсказаний ИП [169], что также говорит о чувствительности Ауу к возбуждениям легких барионных резонансов.

— Отличие данных по Ауу реакции полученных при импульсе начального дейтрона 9 ГэВ/с, от предсказаний ИП [169] и от поведения данных в процессах упругого ф- [210] и ей- [9, 211,.

212] рассеяний, показывает чувствительность Ауу к возбуждениям барионных резонансов в области масс недетектируемой системы Мх —2.0−2.6 ГэВ/с2.

— Отличное от нуля значение векторной анализирующей способности Ау в рамках ИП [169] интерпретируется как существенная роль зависящей от спина части амплитуд NN —> NN* процессов в области масс недетектируемой системы Мх ~ 1.4−2.2 ГэВ/с2.

3. Предложен эксперимент [132]-[135] и впервые получены данные по тензорной анализирующей способности Г20 реакций dd —> 3Неп и dd —> 3Нр под нулевым углом при энергиях начального дейтрона 140— 270 МэВ [138]-[151].

— Данные для dd —>• 3Не (0°)п и dd —* 3Н (0°)р процессов находятся в хорошем согласии при достигнутой экспериментальной точности, следовательно, нарушения зарядовой симметрии в данном эксперименте не обнаружено.

— Положительный знак величины Т20 и ее увеличение с ростом энергии качественно объясняется поведением отношения D/S-волн в 3Не (3Н) в рамках механизма ОНО.

— Различие между данными по Т20 и расчетами ОНО может быть связано с неадекватным описанием структуры 3Не (3Н) на малых расстояниях.

4. В ходе реализации данной работы для измерения векторной поляризации пучка дейтронов в ЛВЭВБ был впервые использован поляриметр, основанный на квази-упругом протон-протонном рассеянии [179, 180, 181], исследованы эффекты мертвого времени в поляризационных измерениях [178], предложен способ абсолютной калибровки поляризации пучка дейтронов высоких энергий [182]. Данные исследования важны для продолжения спиновой программы на Нуклотроне ЛВЭВБ.

Настоящая работа выполнялась в Лаборатории высоких энергий ОИЯИ им В. Векслера и А.Балдина. Автор глубоко признателен дирекции лаборатории и персонально проф.А. И. Малахову 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 экспериментов в ЛВЭ. Автор также благодарен персоналу RARF за обеспечение хороших условий для проведения эксперимента R308n.

Автор выражает огромную благодарность Л. С. Ажгирею и Н. Б. Ладыгиной за большой вклад и постоянную помощь в ходе выполнения диссертационной работы. Автор особо признателен Л. С. Золину, А. Г. Литвиненко, Х. Сакаи и Т. Уесака без активного участия которых проведение экспериментов на синхрофазотроне и RARF и выполнение данной работы было бы невозможно.

Автор особо благодарит В. В. Архипова, C.B. Афанасьева, В. К. Бондарева, Ю. Т. Борзунова, Л. Б. Голованова, В. Н. Жмырова, В. И. Иванова, А. Ю. Исупова, A.A. Картамышева, В. А. Каширина,.

B.И. Колесникова, В. А. Кузнецова, В. Ф. Переседова, С. Г. Резникова, ILA. Рукояткина, А. Ю. Семенова, И. А. Семенову, Г. Д. Столетова, Г. Филипова, А. Н. Хренова, А. П. Цвинева, Н. П. Юдина, Ф. Легара, А. Н. Прокофьева, A.A. Жданова, Т. Саито, М. Хатано, X. Като, Е. Маеда, И. Нишикава, Т. Ониши, X. Окамура, Н. Сакамото,.

C. Сакода, Е. Сатоу, К. Секигучи, К. Суда, А. Тамии, Н. Учигашима,.

К. Яко, М. Янека за активное участие в получении и интерпретации экспериментальных данных. Автор благодарен за помощь во время эксперимента Л. В. Будкину, В. П. Ершову, Е. А. Колесниковой, А. С. Никифорову, В. Г. Перевозчикову, Ю. К. Пилипенко, Е. В. Рыжову, А. И. Широкову, О. А. Титову, В. В. Фимушкину, Х. Кумасака, Р. Сузуки и Р.Таки. Обсуждение ряда вопросов с В. А. Кармановым, Ж. Карбонеллом, В. И. Комаровым, М. В. Токаревым, Е. Томази-Густафссон и Ю. Н. Узиковым было чрезвычайно полезным и плодотворным.