ИЗВЕСТИЯ РАН. СЕРИЯ ФИЗИЧЕСКАЯ, 2015, том 79, № 4, с. 575-580
УДК.539.172
ИССЛЕДОВАНИЕ ЭКСКЛЮЗИВНОЙ РЕАКЦИИ ЭЛЕКТРОРОЖДЕНИЯ п+п-ПАРЫ НА ПРОТОНЕ, СВЯЗАННОМ В ДЕЙТРОНЕ
© 2015 г. Ю. А. Скородумина1, 2, Е. Н. Головач3, Р. В. Готэ2, Е. Л. Исупов3, Б. С. Ишханов3,
В. И. Мокеев4, Г. В. Федотов3
E-mail: skorodumina@gmail.com
Приведены результаты анализа электророждения пар заряженных пионов на протоне, связанном в дейтроне. Развиты процедуры учета влияния движения Ферми протона в дейтроне и оценки эффектов взаимодействий в конечных состояниях. Впервые получен выход реакции электророждения пар заряженных пионов на связанных протонах.
DOI: 10.7868/S0367676515040298
ВВЕДЕНИЕ
Данные, полученные на дейтронных мишенях в экспериментах, выполненных на детекторе СЬА8 в Лаборатории Томаса Джефферсона [1], открывают возможности исследования амплитуд электровозбуждения нуклонных резонансов на связанных нуклонах. В отличие от экспериментов на протонной мишени исследования реакций на нуклоне, связанном в дейтроне, требуют учета а) движения Ферми, б) возможной модификации амплитуды реакции, связанной с изменениями свойств нуклона-мишени в дейтроне, в) значительно более сложных эффектов взаимодействий в начальных и конечных состояниях, связанных с наличием нейтрона в дейтроне [2, 3].
В данных инклюзивного рассеяния электронов, полученных на детекторе СЬА8 [4, 5], в резонансной области наблюдались различия в поведении зависимостей структурных функций от инвариантной массы конечной адронной системы (Ж) на свободном протоне и на дейтроне. Структурная функция /2 для дейтрона существенно подавлена в резонансных пиках по сравнению со свободным протоном, причем этот эффект усиливается с увеличением виртуальности фотона О2, что указывает на возможные различия амплитуд эксклюзивных процессов на свободных нуклонах и нуклонах в дейтроне.
1 Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение высшего образования Московский государственный университет имени М.В. Ломоносова, физический факультет.
2 Университет Южной Каролины, США.
3 Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение высшего образования Московский государственный университет имени М.В. Ломоносова, Научно-исследовательский институт ядерной физики имени Д.В. Скобельцына.
4 Национальная ускорительная лаборатория Томаса Джеф-ферсона, США.
Еще одно проявление модификации реакций фоторождения мезонов на связанном нуклоне обнаружено при изучении зависимостей полных сечений фотопоглощения от Жна свободном протоне и на дейтроне [6]. Для дейтрона вторая резонансная область становится менее выраженной по сравнению со свободным протоном.
Эти явления не могут быть объяснены лишь наличием движения Ферми и требуют дальнейшего изучения.
Для этих целей проанализированы данные детектора СЬА8 по электророждению пар заряженных пионов в рассеянии электронов с энергией 2 ГэВ на протоне, связанном в дейтроне. Конечная цель — получение интегральных и дифференциальных сечений этой реакции на связанных протонах в резонансной области.
Анализ сечений реакции уур(п) ^ р'(П)п+п~ и их сравнение с сечениями аналогичной реакции на свободном протоне [7—9] позволит как изучить возможные модификации амплитуды этой реакции на протоне, связанном в дейтроне, так и исследовать эффекты взаимодействия в начальном и конечном состояниях.
Одна из актуальных проблем физики адронов — исследование структуры возбужденных состояний нейтрона, которые на настоящий момент мало изучены в связи с отсутствием нейтронных мишеней. Имеющиеся данные по амплитудам возбуждения нуклонных резонансов на нейтронах ограничены фотонной точкой [10]. Представленные в данной работе результаты являются шагом в развитии методов определения электромагнитных амплитуд возбуждения нуклонных резонансов на нейтронах из данных реакции электророждения пар заряженных пионов на нуклонах, связанных в дейтронах.
575
8*
4
Рис. 1. Основные элементы детектора СЬЛ8 [11]. 1 -дрейфовые камеры (ВС), 2 - Черенковские счетчики (СС), 3 — система времени пролета (TOF), 4 — электромагнитные калориметры (ЕС).
1. ОПИСАНИЕ ЭКСПЕРИМЕНТА
Эксперимент был выполнен в лаборатории Томаса Джефферсона на детекторе СЬЛ8 [11]. Детектор СЬЛ8 состоит из шести независимых идентичных секторов, каждый из которых включает в себя (см. рис. 1) дрейфовые камеры (ВС), служащие для восстановления траектории заряженной частицы, движущейся в тороидальном магнитном поле напряженностью до 5 Тл, и позволяющие определять ее импульс по кривизне траектории. Далее, детектор содержит черенковские счетчики (СС), расположенные на углах 0 < 50°, для идентификации электронов и отделения их от пионов. Кроме того, в детектор включены система времени пролета (ТОБ), определяющая время попадания частицы в сцинтиллятор, рассчитывающая ее скорость, массу, т.е. идентифицирующая ее, а также электромагнитные калориметры (ЕС) для детектирования электронов, фотонов и нейтронов. Как и черенковские счетчики, калориметры расположены только на передних углах (9 < 50°).
Детектирование и идентификация электрона требует особой точности и надежности, так как по рассеянному электрону определяется время взаимодействия начального электрона с мишенью, поэтому регистрации электрона происходит при совпадении сигналов в четырех детекторах (ВС, СС, ТОБ и
ЕС). Для регистрации других заряженные частиц достаточно совпадения сигналов в ВС и ТОБ, которые покрывают как передние, так и задние углы.
2. АНАЛИЗ ДАННЫХ ЭКСПЕРИМЕНТА
Для выделения определенной эксклюзивной реакции необходимо зарегистрировать либо все частицы в конечном состоянии, либо все, кроме одной. В последнем случае 4-импульс одного из адронов конечного состояния можно восстановить, используя закон сохранения энергии-импульса, поэтому в реакции уур(п) ^ р\п)п+п- можно выделить четыре топологии (в скобках приведена доля отобранных событий, соответствующая данной топологии): регистрируются все частицы в конечном состоянии («10%); восстанавливается п- («70%); восстанавливается п+ («10%); восстанавливается протон («10%).
Возможность восстановления частицы без ее регистрации позволяет увеличить статистику отобранных событий исследуемой реакции до порядка величины.
Основная часть статистики (около 70%) приходится на топологию, в которой восстанавливается п-. Это связано с тем, что детектор СЬЛ8 не покрывает величины полярного угла 9 в диапазонах 0° < < 9 < 12° и 120° < 9 < 180° [11]. Это не проблема при регистрации положительно заряженных частиц (р, п+), так как их траектории загибаются магнитным полем на углы 9 > 12°. Траектории п- загибаются магнитным полем преимущественно в переднюю часть детектора (на малые углы), поэтому большинство п- не могут быть зарегистрированы.
В отличие от анализа реакций электророждения пар заряженных пионов на свободных протонах, где информация о выходах и сечениях может быть получена из всех четырех топологий, в экспериментах на дейтронной мишени не все топологии могут быть использованы для анализа. Так, в случае, когда восстанавливается протон, невозможно отделить исследуемый канал от канала ууп(р) ^ п \р' )п-, а когда восстанавливается п+, происходит смешивание с каналами
ууп(р) ^ р \п ' )п- и ууп(р) ^ р' (п' )п-п0, поэтому первые две топологии, включающие около 80% статистики, являются основными.
Кроме того, в экспериментах на дейтронной мишени импульс начального нуклона неизвестен, использование топологии с одним незарегистрированным конечным адроном (п-) требует развития специальных методов. Ниже подробно обсуждается топология, соответствующая регистрации всех конечных адронов.
2.1. Исследование электророждения я+я -пар на протонах в квазисвободном режиме
Для анализа были отобраны события, отвечающие квазисвободному рождению пары заряженных пионов на связанном протоне, когда нейтрон выступает в качестве наблюдателя. Такой режим отвечает минимизации эффектов взаимодействий в конечных состояниях (ВКС), включающих в себя как взаимодействие пионов и протона, так и их перерассеяние на нуклонах в дейтроне. Для идентификации событий исследуемой реакции в квазисвободном режиме использовалась информация о распределении предварительно отобранных
событий по квадрату недостающей массы М2Х для реакции уур(п) ^ р'(п')п+Х и недостающему импульсу РХ для реакции уур(п) ^ р'(п')п+яТX.
ы1 = р+рр - р/ - р; - р;+ )2
рх =р + рр - р- р; - Р + - р |,
где Р? — 4-вектор частицы /, Р — 3-вектор частицы /.
Если расчеты ведутся в предположении покоящейся мишени, то при малых обменах импульсом с нейтроном-наблюдателем недостающий импульс Рх есть не что иное, как импульс начального протона.
На рис. 2 приведены распределения мХ и Рх при регистрации всех частиц в конечном состоянии. Экспериментальные данные сравниваются с Монте-Карло-моделированием, выполненным с использованием модели описания сечений рождения я+ я--пары на свободном протоне [12, 13], которая успешно воспроизводит имеющиеся данные при Ж< 2.0 ГэВ и О2 < 1.5 ГэВ2. Для учета движения протона в дейтроне его импульс Ферми генерировался в соответствии с Боннским потенциалом [14]. Как видно из рис. 2, моделирование хорошо воспроизводит экспериментальные данные в пределах пиков, в то время как в других областях оно недооценивает данные. Подобное поведение связано с тем, что относительные вклады ВКС и других эксклюзивных каналов, не включенные в моделирование, оказываются наиболее существенными
вне области максимальных значений Мх и Рх.
Таким образом, реакция в квазисвободной кинематике отвечает событиям, расположенным левее вертикальной линии на рис. 3а. События же правее этой линии, где экспериментальные данные не совпадают с моделированием, соответствуют "нарушенной" кинематике с существенным вкладом ВКС и других эксклюзивных каналов. Надежность такого отбора событий подтверждается тем, что распределение квадрата недостающей
массы Мх совпадают для моделирования и экспериментальных данных (см. рис. 3б).
Таким образом, в описанном выше отборе событий по недостающему импульсу достигнуто надеж-
Рис. 2. а — Распределение недостающего импульса Рх для экспер
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.