ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА, 2011, том 74, № 10, с. 1420-1437
ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ И ПОЛЯ
ИССЛЕДОВАНИЕ СПИНОВОИ СТРУКТУРЫ ДЕЙТРОНА НА МАЛЫХ МЕЖНУКЛОННЫХ РАССТОЯНИЯХ В РЕАКЦИИ ФРАГМЕНТАЦИИ ПОЛЯРИЗОВАННЫХ ДЕЙТРОНОВ В КУМУЛЯТИВНЫЕ ПИОНЫ
©2011г. Л. С. Ажгирей
С. В. Афанасьев, Ю. Т. Борзунов,
Л. Б. Голованов, Л. С. Золин*, В. И. Иванов, А. Ю. Исупов**, В. П. Ладыгин, А. Г. Литвиненко, А. И. Малахов, В. Н. Пенев, В. Ф. Переседов, Ю. К. Пилипенко, С. Г. Резников, П. А. Рукояткин, А. Н. Хренов
Объединенный институт ядерных исследований, Дубна, Россия Поступила в редакцию 12.10.2010 г.
Представлены экспериментальные результаты о векторной Ау и тензорной Ауу анализирующих способностях в реакциях фрагментации поляризованных дейтронов с импульсами 5 и 9 ГэВ/с в высокоимпульсные пионы в кинематической области, соответствующей рождению пионов на сильно связанной нуклонной паре (кумулятивное мезонообразование). Импульсная и угловая зависимости Ауу не описываются расчетами, выполненными в рамках импульсного приближения с использованием стандартных волновых функций дейтрона. Объяснение полученным данным следует искать в рамках моделей, рассматривающих дейтрон на малых расстояниях (область кора дейтрона) как мультикварковое состояние, 6^-кластер, высокий орбитальный момент которого (Д-волна) приводит
к наблюдаемой сильной зависимости тензорной анализирующей способности реакции А(с1, п)Х от поперечного импульса пионов.
1. ВВЕДЕНИЕ
Изучение структуры кора дейтрона с включением спиновых степеней свободы является ключом к пониманию структуры ядерных сил на малых расстояниях — одной из наиболее сложных проблем физики сильных взаимодействий, без решения которой невозможно объяснить свойства ядерной материи в целом и те особенности структуры ядер, которые проявляются в виде коллективных эффектов, когда группа нуклонов проявляет себя как некий кластер сильно скоррелированных частиц. Указание на наличие таких кластеров в ядрах было получено на синхроциклотроне ОИЯИ в 1957 г. в опытах по прямому выбиванию дейтронов из ядер в результате квазиупругих взаимодействий с налетающими протонами, при этом передаваемая паре нуклонов энергия в сотни раз превышала энергию связи нуклонов в дейтроне [1]. Для объяснения этих опытов Блохинцев [2] сформулировал модель флуктонов — флуктуаций плотности ядерного вещества. Гипотеза о флуктонах была высказана Д.И. Блохинцевым задолго до открытия кварковой структуры адронов.
E-mail: zolin@sunhe.jinr.ru E-mail: isupov@moonhe.jinr.ru
Ключевая роль изучения структуры кора дейтрона как рп-флуктона при исследовании флуктонной компоненты в ядрах была отмечена [3—5] при развертывании экспериментов по изучению кумулятивных реакций, начатых после формулировки Балдиным гипотезы кумулятивного эффекта при фрагментации релятивистских ядер [6].
Гипотеза кумулятивного эффекта была основана на распространении гипотезы предельной фрагментации частиц при высоких энергиях [7] на взаимодействие релятивистских ядер. Обе гипотезы основаны на определяющей роли в динамике взаимодействий конституентной природы фрагментирующей частицы. Описание фрагментации нуклонов основывается на партонной модели взаимодействия частиц высоких энергий, развитой Р. Фейнманом и Дж. Бьеркеном. А.М. Балдин обратил внимание на то, что при достаточно высоких энергиях нуклонные степени свободы в ядрах становятся неадекватными, поскольку конституенты нуклонов, партоны, начинают проявлять себя как квазисвободные частицы и ядро можно рассматривать скорее как партонный, а не нуклонный газ. Вследствие этого партоны ядра начинают формировать спектр вторичных частиц при фрагментации ядер так же, как и
в случае фрагментации нуклонов. Характерная особенность режима предельной фрагментации — масштабная инвариантность спектров вторичных частиц, которая проявляется в том, что импульсные (продольные) спектры фрагментов мишени перестают зависеть от энергии и квантовых чисел частицы-снаряда, они отражают внутреннюю кон-ституентную природу фрагментирующей частицы. Скейлинговое (масштабно-инвариантное) поведение спектров проявляется при их представлении в зависимости от безразмерной скейлинговой переменной хр (переменная Фейнмана [8]), которая характеризуется отношением продольного импульса вторичной частицы в с.ц.м. Рс.т.ц к полной энергии взаимодействия в той же системе: хр = = 2Рстц/^/5. Второе часто используемое определение переменной Фейнмана хр = Рс.т.||/Ртт.Х||, где Рс
с.т.
■ максимально кинематически дозво-
ленный продольный импульс частицы, при этом определении переменная хр меняется в пределах от —1 до 1 [9]. При фрагментации нуклона переменная хр связана простым соотношением с энергией Ес и импульсом Рс фрагмента в л.с.:
XF = 2Pc.m.\\/Vs =
Ec - Pc cos(e)
r^J ry
— xc
mN
(1)
углом в
d + N — п(в) + X переменная xc определяется соотношениями (pNPn) - ml/2
(PdPN) - (PdPn) - m2N
2 En mN - m
EdmN - EdEn + PdP n mdmN
< 2,
где xc обозначает кумулятивное число. Кумулятивная переменная xc была предложена Балдиным и Ставинским в качестве скейлинговой переменной при описании спектров фрагментов ядер [10—12]. Определение xc основано на условии сохранения 4-импульса взаимодействующей системы частиц в инклюзивной реакции a + b — c + X c рождением кумулятивного фрагмента c при условии минимальной массы адронного остатка X.
В выражении (1) в знаменателе стоит масса фрагментирующей частицы mN, при этом xmax = = 1. Если фрагментирующая масса больше mN, то при сохранении mN в знаменателе получаем xmax > 1. В этом случае xjmax показывает, во сколько раз минимальная фрагментирующая масса должна превышать массу нуклона, чтобы было возможным рождение частицы с измеренным значением Рс.т.ц. Подобная трактовка кумулятивного числа xc как минимальной фрагментирующей массы (в единицах mN) следует из ее определения. Соотношение (1) удобно для оценки величины xc при условии тс <С л/s. Различие значений хр и xc (определяемого согласно [11, 12]) невелико и быстро уменьшается с ростом энергии: Axpc < < 8% при y/s = 4 ГэВ и <2% при y/s = 8 ГэВ ([13], Appendix A, B).
В изучаемой нами реакции фрагментации дейтронов на нуклонах мишени с выходом пионов под
где рг — 4-импульс частицы г; шг, Ег, Рг — ее масса, полная энергия и 3-импульс (в л.с.) соответственно.
Мы подробно остановились на гипотезе предельной фрагментации, фейнмановском скейлинге, гипотезе кумулятивного эффекта и использовании скейлинговых переменных хр и хс, чтобы отметить общность подходов при изучении механизмов фрагментации нуклонов высоких энергий и фрагментации релятивистских ядер. Общим является выделение партонных механизмов и кварк-глюонных степеней свободы в нуклонах и ядрах. Кумулятивный эффект определяется обобществлением кварков в скоррелированных нуклонах ядер, флуктонах, импульсное распределение партонов в которых, характеризуемое переменной Бьеркена х в [14], выходит за предельное значение х в = 1, допустимое для свободных нуклонов. Кумулятивное число хс > 1, как и переменная Бьеркена хв > 1, является индикатором этого
превышения
1)
Независимость спектров кумулятивных частиц, рожденных с малым поперечным импульсом, от энергии взаимодействия и от типа пробника (h, l, Y) является аргументом в пользу доминирования спектаторного механизма рождения кумулятивной частицы, т.е. адронизации кварка-спектатора, образующегося при развале многокварковой конфигурации в ядре A, инициированном частицей-пробником h, l, 7:
h(l, y) + A — hc + X. (2)
Интенсивные исследования кумулятивных процессов в 1970-е и 1980-е гг. проводились А.М. Балдиным с сотрудниками на синхрофазотроне в
области очень больших передач 4-импульса д, когда значением масс частиц можно пренебречь, переменная хс трансформируется в переменную Бьеркена хв, характеризующую долю 4-импульса покоящегося в ядре нуклона, которую несет взаимодействующий партон в реакции глу-боконеупругого рассеяния е + А ^ е' + X [10, 12]:
Г (£>е -£>е')2
q
(PePN ) - (pPNPe.' ) 2(pn q)
: X B.
c
c
X
/
/
*
Ж'
N
X
N
Рис. 1. Диаграммы импульсного приближения при фрагментации дейтрона на нуклоне d + N ^ h + X: а — спектаторная диаграмма для реакции стриппин-га d + N ^ p(0°) + X; б — диаграмма для "прямого" механизма при фрагментации дейтрона в адрон h = = n, p, п, K, ... Сплошные линии соответствуют наблюдаемым частицам.
Дубне [11, 12], Г.А. Лексиным с коллегами в ИТЭФ [15] и физиками в Беркли [16]. Все эксперименты, включая выполненные при более высоких энергиях в Серпухове [17] и ФНАЛ [18, 19], подтвердили масштабно-инвариантное поведение кумулятивных спектров, характерное для режима предельной фрагментации. При этом в соответствии с соотношением (1) форма спектров кумулятивных частиц с массой тс, много меньшей энергии взаимодействия л/в, слабо зависит в системе фрагментирующего ядра от выбора одной из переменных хс, Рс или Ес. В опытах, выполненных в Дубне, экспериментальные данные представлялись, как правило, в зависимости от инвариантной переменной хс, которую удобно использовать как при фрагментации ядер мишени, так и при фрагментации релятивистских ядер. В настоящей работе будет использовано представление в переменной хс.
Один из альтернативных механизмов, способных дать количественные оценки для выхода кумулятивных частиц, основывается на нуклонной модели ядра и использовании импульсного приближения (ИП) (см. рис. 1). В этом подходе нуклоны рассматриваются как квазисвободные частицы с импульсом внутреннего движения в ядре — ферми-импульсом. Рождение кумулятивного мезона становится возможным при этом в результате взаимодействия высокоимпульсного нуклона из фраг-ментирующего ядра с нуклоном мишени NN — — NNпX (в дальнейшем упоминается как "прямой" механизм). Присутствие высокоимпульсной компоненты в ядре объясняется наличием короткодействующих малонуклонных корреляций (МНК) между двумя или более нуклонами [20, 21]. Импульс относительного движения в скоррелирован-
ной паре нуклонов увеличивается по мере уменьшения межнуклонного расстояния тии и может достигать значений свыше 0.5 ГэВ/с при тии < 0.4 фм, т.е. при значительном перекрытии волновых функций нук
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.