ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА, 2014, том 77, № 1, с. 25-33
= ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ И ПОЛЯ
ФРАГМЕНТАЦИЯ ДЕЙТРОНОВ С ИМПУЛЬСОМ 7-9 ГэВ/с В КУМУЛЯТИВНЫЕ КАОНЫ
© 2014 г. С. В. Афанасьев, Л. С. Золин*, А. Ю. Исупов, В. П. Ладыгин, А. Г. Литвиненко, С. Г. Резников, А. Н. Хренов
Объединенный институт ядерных исследований, Дубна, Россия Поступила в редакцию 23.04.2013 г.
Представлены экспериментальные результаты по выходу каонов в реакции < + Ве ^ К±(0°) + X в области значений кумулятивной переменной хс от 0.88 до 1.37. Значения хс > 1 соответствуют малым межнуклонным расстояниям (область кора дейтрона), при которых волновые функции нуклонов начинают перекрываться, образуя кластер ("флуктон") с плотностью адронной материи выше средней по ядру. Поведение отношения выходов К + - и К--мезонов в этой области может быть интерпретировано в рамках гипотезы об усилении жесткости кваркового моря в ядрах вследствие наличия в ядерной среде флуктонной компоненты.
DOI: 10.7868/S0044002714010024
1. ВВЕДЕНИЕ
Одной из особенностей ядерной материи является наличие в ней плотных нуклонных кластеров, возникающих в результате флуктуационных процессов в ядрах. Указание на их наличие было получено в первых экспериментах на синхроциклотроне ОИЯИ в 1957 г. [1]. Объяснение наличия неод-нородностей в распределении плотности адронной материи в ядрах было предложено Блохинцевым в модели флуктонов [2]. В дальнейшем разрабатывались флуктонные модели с привлечением степеней свободы двух уровней: нуклон-мезонных и кварк-глюонных. В первом случае нуклонные корреляции рассматривались как результат перекрытия волновых функций нуклонов при их сближении на малые расстояния с сохранением идентичности нуклонов при высоком относительном импульсе (модели малонуклонных корреляций типа "short range correlation" [3]). При таком подходе рождение высокоимпульсных вторичных частиц при взаимодействии налетающей частицы с ядром можно было интерпретировать как результат столкновения с нуклоном ядра, импульс которого в системе покоя ядра намного превышает ферми-импульс (0.2— 0.3 ГэВ/с), соответствующий глубине потенциальной ямы. Подобный подход дает основание при вычислении сечений рождения вторичных частиц использовать импульсное приближение (ИП) с выходом за пределы кинематики на свободных нуклонах. В волновых функциях ядер, построенных на
E-mail: zolin@jinr.ru
стандартных ЖЖ-потенциалах, допускалось наличие высокоимпульсной нуклонной компоненты, ограниченной сверху суммарным импульсом ядра. Во втором подходе флуктон рассматривается как мультикварковая конфигурация с числом кварков 3q ■ п, где п — число нуклонов, сблизившихся на расстояние, меньшее эффективного размера нуклона (0.6—0.7 фм) [4, 5]. Импульс кварка в составе конфигурации ограничен сверху суммарным импульсом п нуклонов, в единицах переменной Бьеркена Хв импульс кварка х лежит в пределах 0 < х < п.
Необходимость перехода к кварковым степеням свободы при фрагментации релятивистских ядер (релятивистское ядро ассоциируется с партонным газом) была отмечена Балдиным [6] при формулировании гипотезы кумулятивного эффекта (1971 г.). Экспериментальным основанием послужили результаты опыта на Синхрофазотроне ОИЯИ по фрагментации дейтронов с импульсом 9 ГэВ/с в пионы с импульсом, превосходящим импульс на один нуклон дейтрона [7]. Спустя 10 лет после начала исследования кумулятивных процессов в Дубне [8] и затем на пучках релятивистских ядер в Беркли [9, 10] интерес к кварковой структуре ядер получил новый импульс после открытия ЕМС-эффекта [11].
Отличие импульсного распределения кварков в ядрах от распределения в свободных нуклонах было подтверждено в опытах по глубоконеупру-гому рассеянию мюонов на ядрах. Тем самым было показано, что структурные функции ядер
Рл/Рве
10
8
6
4 -
2 -
1 -
K+/K 100
50
20 10 5
W
Al C
xc(E0 = 40 ГэВ)
I_I_I_I_I_I_I_I_I
1.0 1.2 1.4 1.6 1.8
_1_
_1_
_1_
Be C Al Ti Mo W lnЛ
300
500
700
qK, МэВ/c
Рис. 1. а — Отношение рл/ръе инвариантных сечений (Ра = Щ^р) при фиксированном значении кумулятивного числа (хс = 1.6) в инклюзивной реакции рА ^ НсX с выходом кумулятивных пионов, каонов и протонов под углом 159° [17]. б — Отношение выходов кумулятивных каонов К± в реакции рА ^ К(159°)Х при энергии протонов 40 ГэВ. Сплошные линии — линейная аппроксимация измеренной импульсной зависимости для ядер С, А1, Ж Штриховые линии — отношение К± с учетом взаимодействий в конечном состоянии [18]. Заштрихованная полоса — предсказание модели фрагментации флуктонов для ядра А1 [19].
2
не могут быть сведены к суперпозиции структурных функций свободных нуклонов. В соответствии с гипотезой кумулятивного эффекта высокоимпульсные мезоны как продукты фрагментации ядер образуются в результате адронизации кварков-спектаторов при развале флуктона (мультиквар-ка), инициированного частицей-пробником. При этом импульс спектаторного кварка может выходить далеко за бьеркеновский предел x = 1 для фрагментации нуклона. Наличие в ядрах кварков с x > 1 было подтверждено в ^C-рассеянии [12], отмечалось подобие структурной функции F(x) и спектра кумулятивных мезонов в этой области x.
Общность физической основы EMC-эффекта и кумулятивных процессов при рождении адронов на ядрах (наличие в ядрах кварков с импульсами x > 1) дает возможность совместно использовать данные по глубоконеупругому рассеянию и кумулятивному рождению для отбора теоретических подходов, успешно объясняющих оба процесса. Сравнительный анализ приводит к следующим выводам [13]:
1) причиной EMC-эффекта является перекачка импульсов валентных кварков в коллективное море кварк-антикварковых пар;
2) коллективное море жесткое и концентрируется в мультикварковых конфигурациях в ядрах, что подтверждается отношением выходов кумулятивных K+- и K"-мезонов.
В пользу утверждения 2) говорит также отношение выходов протонов и антипротонов p/p в
кумулятивной области, однако статистически обеспеченные данные [14] получены при большом угле выхода 119° (спектаторный эффект может быть подвержен искажениям от перерассеяния внутри ядра) и демонстрируют сильную ^-зависимость, которая наблюдается и для спектров кумулятивных каонов [15—17] (см. рис. 1а). Расчеты, выполненные по модели внутриядерного каскада [18], показывают, что отношения выходов кумулятивных мезонов разного знака могут быть значительно искажены вторичными взаимодействиями в ядрах (на фактор 2—2.5 для отношения К± выходов К + и К-на тяжелых ядрах, рис. 1б). Эти обстоятельства делают весьма актуальным получение данных по спектрам кумулятивных каонов и антипротонов на дейтерии при небольших углах выхода. Получение точных данных в широком диапазоне импульсов в кумулятивном режиме важно также для уточнения поведения отношения выходов К± с увеличением степени перекрытия волновых функций нуклонов.
В выполненных ранее измерениях отношение выходов К + и К- демонстрирует в пределах ошибок измерения (~20%) постоянство с ростом кумулятивной переменной (рис. 2), которое не имеет пока объяснения. Измерения были проведены на протонных пучках (9—60 ГэВ) при фрагментации ядер в интервале А от 9 (Ве) до 207 (РЬ) при различных углах выхода каонов (119° — 168°) [15— 17]. Интерпретировать связь наблюдаемой зависимости Я± (х) для ядер в указанном диапазоне А с х-распределением кваркового моря во флуктонах
Набор значений импульсов первичных дейтронов и К±-мезонов, использованных при измерении двойных дифференциальных сечений выхода каонов в интервале значений кумулятивной переменной хс от 0.88 до 1.37 (приведены соответствующие инвариантные сечения и их статистические ошибки)
Ра, ГэВ/с Рк, ГэВ/с хс с^сгДфсЮ), мбн ГэВ-1 сер-1 аш = (Е/р2)с12а/{с1рсЩ, мбн ГэВ~2 с3 ср-1 Дстшу (стат.)
К + -мезоны
9.00 2.50 0.883 1.135 0.463 0.073
8.60 2.50 0.945 0.803 0.327 0.052
7.60 2.50 1.145 0.116 0.0475 0.0071
7.20 2.50 1.263 0.0521 0.0212 0.0048
6.90 2.50 1.363 0.0441 0.0131 0.0031
К --мезоны
9.00 1.75 0.881 0.1348 0.0801 0.0226
9.00 2.00 0.968 0.0604 0.0311 0.0060
8.20 2.00 1.133 0.0230 0.0118 0.0022
7.80 2.00 1.240 0.0147 0.0076 0.0014
7.40 2.00 1.373 0.0062 0.0032 0.0007
затруднительно по следующим причинам: а) наблюдаемое отношение Я± искажено вторичными взаимодействиями каонов в ядрах (элементарные сечения К+Ж и К-Ж различны), б) в наблюдаемые спектры кумулятивных каонов при А > > 3 дают вклад каоны от фрагментации нуклон-
¡К-ЦК+ х 100
15 г
01-1-1-1-1
1.0 1.5 2.0 2.5 3.0
х
Рис. 2. Отношение инвариантных сечений для К- -и К+ -мезонов в интервале кумулятивной переменной 1.1—2.5 при углах выхода каонов 119° (рА ^ К±Х, Ер = 10 ГэВ, А = Ве, А1, Си, Та [16]) и 159° (рС ^ ^ К±X, Ер =40 ГэВ [17]).
ных кластеров с различным числом нуклонов п и различным значением изотопического спина (х-распределение моря в пЖ-корреляциях может зависеть от п). При пренебрежении этими факторами постоянство Я±(х) можно было бы интерпретировать как указание на пропорциональное усиление вклада морских пар в, и ии в коллективное море (в формирование К+(,и) дает вклад морская 8,-пара, в формировании К-(зи) дополнительно участвует ии-пара). Указанные неопределенности в значительной мере устраняются при исследовании К± (х)-поведения в реакции фрагментации дейтронов < ^ К±. В этом случае исследуется кварковая структура рп-флуктона с изотопическим спином I = 0. Как показывают данные по исследованию изотопического состава нуклон-ных корреляций в ядрах, полученные в Лаборатории им. Джефферсона (ЛаЬ) в реакциях А(е,е'), А(е, е'р) при Хв > 1 [20], около 90% нуклонных кластеров составляют рп-флуктоны с нулевым изоспином, которым принадлежит доминирующая роль в формировании флуктонной фазы в холодной ядерной материи.
2. ЭКСПЕРИМЕНТ
Новые данные по выходу каонов в реакции < + Ве ^ К±(0°)+Х были получены на фокусирующем спектрометре на канале 4В в системе медленного вывода из ускорителя Лаборатории высоких энергий ОИЯИ (рис. 3). Дейтроны
«61
нт
Рис. 3. Схема фокусирующего спектрометра на канале 4В: Т — мишень в фокусе Е5 канала медленного вывода; М1 и Ьг — магниты и квадрупольные линзы; 1С — ионизационная камера; Е61, Е62, Е6з — тригг
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.