Эффекты кварковой структуры мезонов при их взаимодействии с нуклонами и ядрами тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

РГ6 од

Ч Г и !;•,?} п».

РГ6 од

< • . - • «г

1 СА1<1ЛП *РО/.

ОБЪЕДИНЕННЫЙ ИНСТИТУТ ЯДЕРНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ

1-93-79

УДК 539.1.074.6 +539.171.12/.6+539.126

РУСАКОВИЧ Николай Артемьевич

ЭФФЕКТЫ КВАРКОВОЙ СТРУКТУРЫ МЕЗОНОВ ПРИ ИХ ВЗАИМОДЕЙСТВИИ С НУКЛОНАМИ И ЯДРАМИ

Специальность: 01.04.16 — физика атомного ядра и элементарных частиц

Автореферат диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук в форме научного доклада

Дубна 1993

Работа выполнена в Лаборатории ядерных проблем Объединенного института ядерных исследований.

Официальные оппоненты: доктор физико-математических профессор

доктор физико-математических профессор

наук

В.Н.Болотов

наук

В.Н.Ройнишвили

доктор физико-математических наук

старший научный сотрудник Ю.А.Панебратцев

Ведущее научно-исследовательское учреждение: Институт физики высоких энергий, Протвино.

' Защита диссертации состоится и_"_ 1993 I

в_ часов на заседании специализированного Совета

Д. 04,7.01.03 при Лаборатории ядерных проблем Объединенногс института ядерных исследований, г. Дубна Московской обл.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ОИЯИ.

Диссертация в форме научного доклада разослана и_"_ 1993 г.

Ученый секретарь специализированного Совета доктор физико-математических наук

профессор

Ю.А.Батусов

Работа посвящена исследованию вопросов динамики взаимодействия адронов при высоких энергиях с учетом их кварковой структуры. В центре внимания находятся следствия одного из предсказаний КХД - эффекта взаимного экранирования цветов кварков.

Для экспериментальных исследований создан спектрометр ГИПЕРОН на 76 ГэВ-протонном синхротроне ИФВЭ. Разработан и реализован ряд детектирующих систем установки, детально исследованы их характеристики, разработаны алгоритмы обработки экспериментальных данных.

Методические, экспериментальные и теоретические исследования,

положенные в основу диссертации, выполнены в 1977-1992 гг. и

< < /1-8,10-11,13,15-23,28,34/

опубликованы в работах'

1. ВВЕДЕНИЕ

Открытие кварк-партонной структуры адронов привело к тому, что их взаимодействие стало рассматриваться как сложный динамический процесс, протяженный в пространстве и во времени. Оказалось, что размеры области, в которой происходит диссоциация адронов в партоны (кварки) и последующее формирование конечного адронного состояния, могут превышать размер нуклона и при достаточно высокой энергии взаимодействия становятся сравнимыми с размерами атомных ядер. поэтому исследование взаимодействий адронов с ядрами, наряду с более "элементарными" адрон-нуклонными столкновениями, открывает дополнительные возможности для изучения свойств промежуточной кварк-партонной фазы, теоретическая интерпретация которой весьма неоднозначна и носит, по-существу, лишь качественный характер.

Современная теория сильного взаимодействия - квантовая хромодинамика - успешно применяется для описания так называемых "жестких" процессов с большой передачей импульса, где можно использовать методы теории возмущений из-за малости константы связи. в "мягких" процессах, наоборот, теория возмущений неприменима и методы расчета сечений взаимодействия не разработаны. Однако, как мы увидим ниже, экспериментальные данные по отношениям дифференциальных сечений реакций с небольшой

передачей импульса на свободном нуклоне и на атомном ядре

предоставляют нетривиальную информацию о пространственно-временной

структуре взаимодействия. В одинаковых процессах рождения частиц

на свободных и внутриядерных нуклонах имеют место одни и те же

механизмы взаимодействия, вклады которых в отношениях сокращаются.

С другой стороны, в случае ядерной мишени диссоциация налетающей

частицы в партоны и формирование конечного состояния происходят

внутри ядра. Ядро играет роль своеобразного фильтра, имеющего

избирательную прозрачность по отношению к механизму процесса.

Одним из важнейших качественных предсказаний КХД является

эффект зависимости сечений взаимодействия адронов от их размеров,

связанный с взаимным экранированием цветов кварков/31-33/.

Экспериментальное исследование следствий этого фундаментального

предсказания - актуальная задача современной адронной физики.

Важным моментом является выбор для исследования процессов,

наиболее чувствительных к этому эффекту. В качестве наиболее ярких

примеров таких процессов можно привести реакции образования

ОУФ-мезонов на ядрах, изучавшиеся в работах'39'процессы

/41/

образования симметричных пар адронов с большими на ядрах

реакции квазибинарной перезарядки на ядрах/42,Зб/. Были наблюдень необычные А-зависимости этих процессов, которые интерпретируются

на основе учета цветовой структуры взаимодействия адронов.

/30,33/ /22.34/

Как показано в , а также в наших работах ' , одной из

физических величин, весьма чувствительных к учету цветовогс

экранирования, является эффективное число нуклонов в процесса*

инклюзивной перезарядки на ядрах в трехреджеонной области. Е

качестве конкретного объекта исследования были выбраны инклюзивные

реакции

+

!?+ А --> т) X, где А означает ядра Н,Б,Ы,Ве,А1 и Си,

к

в области значений фейнмановской переменной х >0,6. Реакции с т)-мезонами выбраны потому, что эти частицы, в отличие, например, от п- и К-мезонов, являются, в основном, прямыми продуктами реакции I редко образуются в результате каскадных процессов. Это облегчает теоретическую интерпретацию результатов. Кроме того, т)- мезонь представляют собой композицию и-, <3-, и в-кварков, что позволяет одновременно исследовать их кварковую структуру путем сравненш сечений образования 7)-мезонов в пучках, имеющих различны{ кварковый состав.

До начала нашей работы сведения об инклюзивном образовании г)-мезонов при энергиях выше . 5 Гэв были весьма ограничены и исчерпывались лишь данными по реакциям на протонной мишени. Экспериментально не изучались инклюзивные реакции с рождением г)-мезонов на дейтоне и сложных ялрах в пучках различного кваркового состава. Появившиеся впоследствии результаты единственного эксперимента, выполненого также на установке

/43 44/

ГИПЕРОН ' , в известной мере восполнили этот пробел. Однако в этих работах представлены лишь интегральные данные о выходах т)-мезонов при взаимодействиях л+- и к+-мезонов с протонами и ядрами, а дифференциальные сечения определены лишь для бериллиевой мишени. Данные по протонной мишени получены разностным методом по измерениям на углеродной и полиэтиленовой мишенях и имеют, по-существу, оценочный характер из-за большой систематической погрешности. Поэтому результаты предыдущих измерений не могли быть использованы для извлечения интересующих нас зависимостей от фейнмановской переменной относительных выходов 17-мезонов на нуклонах и ядрах в трехреджеонной области.

ЦЁ5Ь_настоящей_работы заключается в следующем:

- исследование эффекта цветового экранирования в "мягких" адронных взаимодействиях - реакциях инклюзивной перезарядки на атомных ядрах;

- получение новой информации о кварковом составе т)-мезона и динамике его образования.

Кроме того, в качестве дополнительной физической задачи,

решенной при анализе экспериментальных данных, нами было получено

ограничение на вероятность запрещенного распада К° —>е е-.

Предыдущее ограничение на вероятность этого распада, которое нам

/45/

удалось улучшить в 3 раза, было получено в 1969 году . Отметим,

/28/

что после опубликования нашей работы было достигнуто еще более

/46/

жесткое ограничение на вероятность такого распада

На защиту выносятся_след^ющие_основные_рез^льтаты2

1. Создание универсальной экспериментальной установки на 76 Гэв протонном ускорителе ИФВЭ - спектрометра ГИПЕРОН.

2. Новые методические результаты в области применения в физическом эксперименте ливневых черенковских гамма-калориметров.

3. Результаты эксперимента по измерению относительных выходов т)-мезонов в пучках л+- и К+-мезонов на нуклонах и атомных ядрах при импульсе пучка 10 ГэВ/с.

4. Результаты теоретического анализа А-зависимости процессов квазиупругого рассеяния и квазисвободной перезарядки на атомных ядрах с учетом эффекта экранирования цвета и интерпретация, на этой основе, полученных экспериментальных данных.

5. Измерение отношения вероятностей "слияния" странных и легких кварков на основе предложенного метода анализа относительных выходов т)-мезонов в пучках я - и К -мезонов.

6. Определение верхней границы вероятности распада К°-->е+е".

__Спект£омет2_гипЕРОН

Схема экспериментальной установки ГИПЕРОН/1/в ее современном

виде показана на Рис.1. Установка представляет собой комплекс из

двух магнитных спектрометров, позволяющих измерять параметры как

пучковых, так и вторичных (заряженных и нейтральных)

частиц.Разработка и создание основных узлов установки начались в

1976 году. Автор настоящей работы принимал участие во всех этапах

создания спектрометра ГИПЕРОН, начиная с задачи оптимизации

геометрии установки, определения необходимых параметров детекторов

/2 3/

и разрешающих способностей спектрометра' ' . На установке, по мере

ее совершенствования, были выполнены два эксперимента:

исследование бинарных реакции с обменом гиперзарядом^"*5'и

изучение инклюзивных процессов мезонообразования в пучках разного

кваркового состава на адронах и ядрах''21,37''. В стадии исполнения

находится третья программа экспериментов, связанная с изучением /38 /

распадов К-мезонов

Ниже мы кратко рассмотрим схему и основные параметры установки. Более детально будет представлено лишь описание ливневого электромагнитного калориметра, поскольку этот детектор являлся ключевым элементом при решении поставленной физической задачи. Методика, связанная с использованием свинцового стекла для регистрации электромагнитных ливней, имеет более чем 30-летние традиции, во многом связанные с работами групп М.Н. Хачатуряна в ОИЯИ и Ю.Д.Прокошкина в ИФВЭ.Ниже будут обсуждаться лишь теновые методические результаты в этой области, которые были получены в ходе нашей работы.

2.1 Ха2акте£истики_пучка_и_пучкового_спектромет[)а^ Установка находится на вторичном пучке положительно заряженных частиц (е+,д|тг+,К+,р) серпуховского ускорителя (канал

№ 18). Импульс частиц может быть выбран в интервале от 5 до 17 ГэВ/с; характерная интенсивность - около юб частиц/сек. Состав пучка при импульсе 10 ГэВ/с: ц,е - 37., л - 457., к - 57., р -477.. Разброс импульсов пучковых частиц составляет +/-27..

Для идентификации частиц используются газовые пороговые черенковские счетчики пучкового спектрометра (Рис.1а) С1-С4 общей длиной 20 м, включаемые в различных комбинациях совпадений-антисовпадений в зависимости от требуемой задачи.

Анализирующий магнит СП-129 поворачивает пучок на угол 100 мрад. Импульс пучковых частиц измеряется с помощью системы пропорциональных камер ПК-1 - ПК-4 с шагом намотки сигнальных проволок 1 и 2 мм. Импульсное разрешение пучкового спектрометра составляет +/-0,357..

В качестве мишеней использовались как криогенная мишень, наполняемая жидким водородом либо дейтерием, так и различные твердые ядерные мишени ( Ы,Ве,А1,Си,РЬ) . Поток частиц, падающих на мишень, мониторировался сцинтилляционными счетчиками 31-34.

ХМ

■йй

„ -I

51 52

Г><1

Г.-3 £< П«-, |

Рис.1а. Пучковый спектрометр установки ГИПЕРОН

1Ы

-2в -24 -22 -20 -16 -18 -14 -12 -10

X [м]

■1

ЛГВ-1

ПК-1 ПК-5

_ г^ лг о-е

г

Рис.1б Спектрометр вторичных частиц установки гиперон

-е о

2.2__?пект20мет£_вт0£ичных_частиц;_

В спектрометре вторичных частиц (Рис.16) использован

/4/

модифицированный электромагнит МС-12 с межполюсным зазором 90

см. В качестве координатных детекторов на первом этапе применялись

искровые проволочные камеры'5,б/, которые затем уступили место

более современным пропорциональным камерам. Идентификация

вторичных заряженных частиц производится с помощью специально

разработанных широкоапертурных газовых пороговых черепковских /7 8/

счетчиков ' . Поскольку одним из решающих условий для достижения

высокой точности измерения импульсов во вторичном спектрометре

является малое количество вещества на пути частиц, при создании

/9/

этих счетчиков нами была использована предложенная в новая

технология изготовления тонких сферических зеркал большого

диаметра на основе эпоксидной смолы с отражающим слоем из

алюминизированной лавсановой пленки. В результате была достигнута

точность восстановления импульсов вторичных частиц Др/р =

+/-0,457., что позволило надежно выделять бинарные процессы типа

п+р —> К+ £+/35/ методом анализа недостающей массы.

Для организации триггера на определенную множественность

вторичных заряженных частиц нами также создан ряд сцинтилляционных

2

годоскопов с апертурой до 2м . Наконец, для изучения процессов с образованием 7-квантов и электронов (позитронов) в конечном состоянии служат электромагнитные ливневые калориметры ЛГД-1 и ЛГД-2, первый из которых был создан в ОИЯИ под руководством автора диссертации, а второй - в ИФВЭ.

2

2^3_Элект£омагнитный_кало2Имет£_с_ячейкой

Общий вид калориметра ЛГД-1 показан на Рис.2. Основные

параметры прибора, который усовершенствовался и увеличивался по

апертуре в течение 1982-1990 гг., опубликованы в /10>11/ для

того, чтобы обеспечить возможность простой адаптации ЛГД к

требованиям конкретных физических задач, мы избрали модульную

/12/

конструкцию, в основном следуя конструкции, предложенной в Радиаторы счетчиков сделаны из свинцового стекла высокой прозрачности ТФ1-000 размером 10*10*35 см3. Черенковское излучение регистрируется фотоумножителями ФЭУ-110, приклеенными к торцам счетчиков. Контроль за дрейфом спектрометрических каналов осуществлялся с помощью реперных световых импульсов, передаваемых от стабильного источника света к каждому счетчику через систему

шдк

Рис.2. Общий вид калориметра ЛГД-2. АК - активный

конвертор, ШДК -широкозазорные

дрейфовые камеры.

гибких пластмассовых световодов. Модули ЛГД конструктивно не связаны между собой, что позволяет легко менять конфигурацию детектора и наращивать его апертуру. Проблема калибровки была решена путем размещения ЛГД на специальной платформе, которая позволяет перемещать весь детектор общим весом около 4-х тонн в горизонтальном и вертикальном направлениях с помощью электропривода. Процедура полной калибровки детектора, когда пучок позитронов поочередно направляется в центр каждого счетчика и затем производится коррекция высоковольтного питания ФЭУ, занимает около 8 часов.

Сигналы с ФЭУ измеряются при помощи 8-битных преобразователей заряд-код, средняя чувствительность составляет около 30 МэВ/канал. Отклик детектора на сигналы от позитронов и л-мезонов с одинаковой энергией показан на Рис.3.

Как видно, вследствие образования адронных ливней в свинцовом стекле адроны (в данном случае л-мезоны) могут имитировать электромагнитный ливень. Для дополнительного подавления адронных ливней нами были созданы "активные" конверторы из свинцового стекла толщиной 2,5 и 4 рад.ед., которые в комбинации с ЛГД

Рис.3. Распределение амплитуд сигналов с ЛГД от позитронов и 71+-мезонов с энергиями 4 ГЭВ.

позволили добиться подавления адронных ливней факторами 2,5*10~3 и 1,8*10 3 соответственно. При этом потери количества регистрируемых электронов не превышают 67..

Энергетическое разрешение калориметра несколько зависит от того, произошло ли энерговыделение в одном или в нескольких смежных счетчиках. Для первого случая разрешение составляет се/Е =1% + 6%/ИЗ[ГэВ] (см. Рис.4). Во втором случае величина разрешения ухудшается на 307..

Разрешение по координате ствола ливня, определяемое из

отношения энергий, выделившихся в смежных счетчиках, зависит от

места попадания и от энергии ливня (Рис.5). Средняя величина

разрешения ст^ составляет 9 мм. Используя конвертор с последующим

позиционным детектором, можно добиться существенно более точного

определения координаты ствола ливня, что особенно важно для

калориметров с большим ( >10 см) размером ячейки. В качестве

позиционного детектора нами впервые была применена широкозазорная

дрейфовая камера, размещенная между активным конвертором и ЛГД

(Рис.6). Получено значение разрешения а = 3 мм /13'что обычно

/14/

достигается лишь в детекторах типа ГАМС с существенно меньшей ячейкой.

Е (ТэВ;

Рис.4 Зависимость разрешения с£/Е от полной энергии электромагнитного ливня.

Рис.5 Координатное разрешение ЛГД. Кривая - распределение Гаусса с а = 9 мм.

ЦпЯП

ак

\

Р

✓ У

у У у'

уу и*.

1к.

лиЗ. ¡р*у. /

УХУ У Г у ✓ У УУу

м

Ч>ФН

до

ПУ У I

т

ВЦП

*щп 5

- звм

Рис.6 схема размещения широкозазорных дрейфовых камер (ДК) между АК и ЛГД для улучшения координатного разрешения

Иллюстрацией работы ЛГД служат Рис.7 и 8, где показаны :пектры эффективных масс пар у-квантов в области пиков п°- и т) -[езонов. в первом случае фон практически отсутствует, поскольку 1нализировались распады К+--> л+п°, тогда как спектр на Рис.8 :оответствует инклюзивной реакции п+П --> Т7Х.

М„ ( МэЦ) Л/„ СМэЦ)

РИС.7 Эффективная масса Мгу в Рис.8 Эффективная массаМуу

событиях от распадов К+-->п+п° в реакции п+р --> т) X

Особенности_регистрации_электромагнитных_и_а в калориметре_из_свинцового_стекла. 3.1 П£одольное_развитие_ливня^

особенность свинцового стекла как среды, используемой для регистрации электромагнитного ливня, состоит в том, что энергия первичной частицы восстанавливается по измерению суммарной интенсивности черенковского света, излученного электронами и позитронами ливня. Методы же расчета энерговыделения, реализованные в известных Монте-Карло программах типа GEANT, основываются на суммировании пробегов заряженных компонент ливня в среде. Достоверная информация о плотности энерговыделения в зависимости от глубины развития ливня важна для правильного определения полной энергии, поскольку мы всегда имеем дело с детектором ограниченной глубины, а также для расчета доли энергии, выделяющейся в конверторе. В работе/15/мы определили плотност энергии ливня в свинцовом стекле в зависимости от глубины, непосредственно измеряя интенсивность черенковского света (Рис.9). Отличие от результатов Монте-Карло оказалось не превышающим 57..

в 10 12 и-I |раални]

Рис.9 Плотность распределения энергии электромагнитного ливня, вызванного позитронами с энергиями 5 и 10 ГэВ, в зависимости от глубины.

3^2 _ад донные _ливни_в_лгд;_

Как уже указывалось, в ряде физических задач необходимо знать точную форму отклика ЛГД на адронные ливни. В частности, при изучении редких процессов с образованием электронов и г-квантов, а также при необходимости регистрировать ливни с энергиями меньше 1 Гэв, не удается в достаточной степени дискриминировать адроны. в этих случаях для правильной интерпретации данных важна детальная информация о том, какова вероятность имитации электромагнитных ливней адронами в зависимости от их энергии.

Рис.Ю Спектр сигналов от л+~мезонов с энергией 9 ГэВ

Рис.11 Распределение событий по величине энегровыделения (ЕЛГд) в зависимости от импульса тг+-мезона (Р +)

Такая информация была нами получена на основе измерения интенсивности черепковского света от адронных ливней, вызванных л-мезонами с импульсами 4-11 ГэВ/с в лгд (Рис.10,11). Результаты

этих измерений использованы

при

обработке данных

формфакторам распада К+--> .

3_;_3_Особенндсти_регистраиии_ливня_в_зависимости от угла входа

В калориметрах с ячеистой структурой процедура определения полной энергии и координат входа ливня всегда включает поправки, связанные с его конструкцией. Имеются небольшие мертвые зоны между модулями. Кроме того, вследствие неизотропности черенковского излучения светосбор может зависеть от места входа ливня в счетчик. По тем же причинам имеется зависимость от угла входа ливня. В большинстве экспериментов с использованием подобных зг-калориметров они располагаются на достаточном удалении от мишени, когда угловые эффекты невелики или могут быть учтены введением небольших поправок. Другой способ избежать этой проблемы - "проективная" геометрия калориметра, которая, однако, приводит к существенному усложнению и удорожанию детектора

Е МэВ 6000

.00 0.20 0.40 0.60 0.80 1.00 Я

Рис.12 Отношение суммы энерговыделения в ячейках ЛГД к исходной энергии ливня (Б) при разных углах входа а. И -

/17/

функция координат точки входа ливня

Рис.13 Сумма энерговыд« ления в ЛГД (*) и восстановленная энергия ливня (•).

ЛГД-1 установки ГИПЕРОН перекрывает апертуру около +/-20°, необходимую для эффективной регистрации продуктов распада К-мезонов. В этих условиях угловые поправки велики. На основе обработки данных специальных измерений мы определили алгоритм восстановления параметров ливня при углах входа до 30о/17/. Как видно из Рис.12 и 13, при углах входа около 30° калориметр "видит" лишь 707. черенковского света, однако введением соответствующих поправок удается восстановить исходную энергию ливня.

Быстрый_алгоритм__поиска__и__восстановления____параметров

ливней_в_ЛГД_с_ячеистой_структурой^

Задача восстановления энергий и координат электромагнитных ливней в ячеистом калориметре достаточно тривиальна, если речь идет об "изолированных" ливнях, не искажаемых эффектами наложения или фона. В самом деле, если имеются ячейки достаточно большого размера (по сравнению с поперечным размером ливня), то энерговыделение всегда происходит в не более чем четырех ячейках, как показано на Рис.14. Полная энергия равна сумме энергий, выделившихся в четырех (двух, одной) ячейках, с поправками на эффекты утечки, угла входа и пр. Координата точки входа ливня вычисляется по соотношению долей энерговыделения в смежных ячейках. Функции, определяющие распределение энергии ливня по ячейкам в зависимости от точки входа, определяются экспериментально или с помощью моделирования.

1шшш

Рис. 14 Рис.15

Однако на практике мы часто имеем дело с "перекрывающимися"

ливнями. Пример показан на Рис.15, в этих случаях для решения

о

задачи могут быть применены статистические методы: критерий х для

проверки гипотез количества ливней и метод наименьших квадратов для оценки параметров каждого ливня. Однако стандартные алгоритмы типа MINUIT потребляют для решения задачи большое время ЭВМ. В

/то/

работе' нами предложен метод, позволяющий на порядок (по сравнению с MINUIT) сократить время вычислений путем выбора формы функционала, который минимизируется. Здесь мы кратко изложим основную суть метода.

Пусть ливень с энергией Е и координатами точки входа х,у выделился в ячейках 1-4 (Рис.14). значения энерговыделения в ячейках обозначаемые ej- е4, связаны с искомыми параметрами Е,х,у соотношениями

ei= E'f^x.y) (1)

Оказалось, что f - f4 достаточно хорошо факторизуются: fx= R1(x)'R2(y),

f2= R2(x)'R1(y)i (2)

f3= R1(x)-R2(y), f4= R2(x)"R2(y)

Функции Rj^ и R2 были измерены экспериментально. Соотношения (2) позволяют в дальнейшем использовать условие

^4= f2f3 (3)

Задача определения величин Е,х и у сводится к минимизации

функции

L(E,x,y) = Z {[е.- Е ^<х,у)]?/ d?} (4)

где d^ есть погрешности измерения величин е^. В точке минимума

(5)

функции (4) 6L/6E = 0, что позволяет выразить Е через х,у: Z(fp d?)

Используя (5), а также переходя к новым переменным

ик= ^«ч^/ф (6>

функцию (4) можно привести к виду

Ь(и1,и2,и2,и2) = Е(и?/ d?) (7)

при этом из определения (6) следует, что

Е(и±е±/а?) = 1 (8)

Переменные и. можно рассматривать как независимые переменные, на которые наложено условие (8). таким образом, минимизация

функции общего вида (4) сведена к минимизации простой функции (7)

с дополнительным ограничением (8).

Дальнейшее упрощение процедуры минимизации связано с

использованием соотношения (3), которое можно переписать в виде

/18/

и1и2= и3и4. Как показано в , в этом случае минимизация функции (7) сводится к решению уравнения шестой степени. Описанная процедура неприменима лишь в случаях ех = е4 =0 или е2 = е3 =0. Однако, как это видно из Рис.14, такие случаи совершенно явно соответствуют двум разделенным ливням и решение задачи тривиально.

В результате минимизации функции Ь получаются искомые параметры ливня Е, х и у. Величина Ъ в минимуме позволяет судить о том, насколько вероятна гипотеза одного ливня. Методы определения параметров перекрывающихся ливней, использующие изложенный выше алгоритм, приведены в/18/.

Подводя итог предыдущим двум разделам, можно заметить, что, хотя представленные методические исследования и алгоритмы были реализованы в связи с использованием конкретного электромагнитного калориметра, все они по своему содержанию имеют достаточно общий характер и могут быть применены в других экспериментах.

__ПБ9§ЁА§!?ЙЁ__экспе£имента___по___исследованию___пр°Ц§2!:25 ,

обдазования_2);мезонов_во_ взаимодействиях_я;_и_К;мезонов___е..,

нуклонами_и_ядрами^

В эксперименте, схема которого показана на Рис1б, использована относительно небольшая часть детекторов установки ГИПЕРОН. На рисунке не показан спектрометр пучковых частиц, описанный в пункте 2.1. т)-мезоны регистрировались по их основной моде распада на 2у (относительная вероятность 397.). Магнитный спектрометр вторичных частиц не использовался.

Т ПК Н АК ЛГЛ

О 45 и

н л

Рис.16 Установка для исследования реакций л+(К+) А —> V X Для регистрации г-квантов использовалась часть счетчиков ЛГД

с апертурой 70*90 см . В этом эксперименте, наряду с основной задачей, мы стремились получить новые данные по вероятности распада к°—> е+е7 который, в принципе, мог бы быть зарегистрирован при такой постановке. Поэтому для регистрации треков заряженных частиц использовались пропорциональные камеры пк и сцинтилляционный годоскоп Г. Для достижения хорошего подавления распада к°—>п+п~ по отношению к распаду к°—> е+е~ мы использовали активный конвертор ак толщиной 2,5 рад.ед.

Для организации триггера модули ЛГД были объединены в 4 группы примерно равной площади, как показано на Рис.17.

Рис.17 Разделение ЛГД на группы для организации триггера

динодов фотоумножителей счетчиков,

входивших в состав группы, складывались на пассивных элементах и

затем дискриминировались. Запуск установки производился при

условии значительного (>1,5 ГэВ) энерговыделения хотя бы в двух

группах из четырех. Восемь счетчиков в центральной области ЛГД

(Рис.17) были исключены из системы запуска. Это было сделано для

большей избирательности установки к распадам V —>Г7 по отношению о

к распадам л ->гг, характерным в 4 раза меньшими 'углами разлета г-квантов при той же энергии мезона. Таким образом, триггером выбирались конечные состояния с двумя и более электромагнитными ливнями, причем наибольшая эффективность регистрации достигалась для пар у-квантов с эффективной массой в области 400-700 МэВ.

Перед набором статистики производилась первоначальная калибровка ЛГД путем выравнивания амплитуд сигналов, отвечающих черенковскому излучению мюонов в радиаторах счетчиков, с помощью регулировки напряжения высоковольтного питания ФЭУ. Такой метод позволяет ограничить разброс коэффициентов перевода амплитуд сигналов в энергии до +/- 107., что достаточно для организации триггера.

Набор статистики с пучковыми л+- и К+-мезонами производился

ИР

---1

н пгл

«Ё

_______~Э1~____}

>=

Сигналы

с последних

одновременно, с "отметкой" типа пучковой частицы для каждого события, измерения проводились с криогенной мишенью, наполняемой водородом и дейтерием, а также с четырьмя ядерными мишенями: Ы, Ве, А1 и Си. Использовались ядерные мишени нескольких толщин для последующего учета потерь событий вследствие вторичных взаимодействий у-квантов. Для вычитания различного рода фоновых процессов часть статистики была набрана с "пустой" криогенной мишенью, а также без ядерной мишени. Всего через установку было пропущено около 109 К+-мезонов и 3"109 тг+-мезонов.

Реконструкции событий^ Для обработки данных нами было разработано программное обеспечение, частично описанное в работах'19,20/. программа геометрической и кинематической реконструкции событий, записанных в ходе эксперимента на магнитные ленты, решает следующие задачи:

слежение за дрейфом спектрометрических каналов и соответствующие коррекци;

восстановление треков пучковой и вторичных заряженных* частиц, определение точки взаимодействия по их пересечению;

- поиск и восстановление электромагнитных ливней в ЛГД;

- идентификация электронов (позитронов) как заряженных частиц, ассоциированных со значительным энерговыделением в активном конверторе и ЛГД;

- контроль работы детекторов.

Для тестирования процедуры реконструкции мы использовали события,120-

обязанные распадам пучковых К+-мезонов

..+ *+о +оо „ на лету, К —>тг л , п пл. Триггерные

условия позволяли запуск установки от

таких распадов. События, эд-

соответствующие этим распадам, легко

было выделить по продольной координате

точки пересечения первичного и

вторичных треков заряженных частиц. На

Рис.18 приведен спектр эффективных

масс пар у-квантов для тех случаев,

когда вершина взаимодействия (распада)

находится вне мишени. Как видно,

л°-мезон хорошо выделяется. Такие М Мэ^у.ГэВ

события служили нам удобным монитором. Рис.18

(И 0.6 Нэ<рф

Рис.18

Как отмечалось в пункте 2.3, дрейф спектрометрических каналов корректировался с помощью реперных световых импульсов. На Рис.19 представлена картина остаточного временного дрейфа восстановленного значения массы л-мезона М^ за 17 суток, в течение которых проводился эксперимент. Как видно, отклонения от табличной массы в среднем не превышают 0,57..

Мен» А

+ач+М!|||1: дмицЦи«—I

570 560550-54СН

2 4 б 8 10 12 14 16

■Нсутки)

Рис.19 Дрейф величины массы ч -мезона за время эксперимента

Нашей основная целью было определение относительных выходов т)-мезонов в пучках разного кваркового состава (тг,К) и на различных мишенях, от простейших (Н,0) до достаточно сложных (АХ,Си). Для дальнейшего анализа отбирались события с числом г-квантов не менее двух и с любы* количеством заряженных частиц в конечном состоянии.

Для каждой пары т-квантов вычислялась их эффективная масса М ,

* **•

поперечный импульс и фейнмановская переменная х = р^ 'Ртах-Величина р„„ определена из реакции перезарядки на свободном

^оаЖ

нейтроне п п —> чр. При вычислении использовались координаты точки взаимоде&ствия, найденной по пересечению треков первичной и вторичных частиц.

Все события были разнесены в "клетки" в пространстве кинематических переменных х и рь (Дх = о,04, Дрь= 0,1). После нормировки на пучковые мониторы и вычитания фона, соответствующего "пустой" мишени, числа событий (гг-комбинаций) в каждом из [х,рь]-интервалов корректировались на эффективность регистрации, расчитанную методом Монте-Карло с учетом:

- геометрии установки;

- разделении ЯГ Л на гримерные грунпи/

- порога регистрации г-квантов;

- эффективности восстановления ливней и треков. Далее в результате суммирования по поперечным импульсам в диапазоне [О - 0,8 ГэВ] были получены спектры эффективных масс гг-комбинаций для каждого х-интервала. Пример такого распределения показан на Рис.20.

200

400 600 ВОО М„[ МеУ/с2]

Рис.20 Спектр эффективных масс

1000

[0,70-0,75]; [0,0-0,8 Гэв/с2]. Вклад

М в интервале х= >

тг -мезонов существенно подавлен вследствие условий триггера

Количество событий в каждом интервале по фейнмановской переменной определялось в результате аппроксимации спектров Муу, подобных приведенному на Рис.20, функцией

Р(Муу) = Ып(А,Х)С7г(Муу) + Нт)(А,1)Ст)(Муу) + МЬд(А,1)Вд<Муу) (9)

где - гауссовские распределения для пиков п°- и т)-мезонов,

член Вд описывает вклад нерезонансного фона. Величины Ял. определяют вклады тг0-, г)-мезонов и нерезонансных »у-комбинаций в данное распределение и вычисляются следующим образом:

НЯ>1|(А,1) = Ы°^(А)-1-ехр[-Ь-1/Х0(А)] (10)

Здесь а,1 - массовое число и толщина мишени, Х0(А) - радиационная длина для данной мишени. ^(А) имеет смысл числа т|-мезонов, приведенного к нулевой толщине мишени, и отличается от N(А,1) экспоненциальным фактором, учитывающим поглощение в мишени. Параметр Ь определяет интенсивность поглощения. Его значение Ь = О,35+/-0,05 было найдено по соотношению чисел зарегистрированных событий, приведенных к одному и тому же монитору, для мишеней различных толщин/21/. Величины Ы°(а) определялись как свободные параметры при аппроксимации всех м - спектров, относящихся к

данной мишени, зависимостью (9). Сечение образования ч-мезонов при Определенном значении х пропорционально найденным величинам Ы^СА):

). Лт/Ах = сопв1;*А/р(А) *Ы°(А) (11)

здесь р(а)- плотность, А - массовое число ядра-мишени. Для дальнейшего обсуждения нам понадобятся, в основном, данные по отношениям дифференциальных сечений

К0/р(х) = ^А^С1*11 —> 1>х> 1 —>ЧХ) (12)

Ид(х) = с1(Г/ах(п+А —> 1)Х) / с1сг/с1х(п+0 —>т)Х) (13)

и КК/71(Х> = ^/^(к4^0 ~> ч*) / С1ст/с1х(П+С —>т)Х) (14)

здесь А обозначает мишени 1Л,Ве,А1,Си. Данные (12-14) представлены на Рис.21-23 и даны в виде таблиц в Приложении. Указанные погрешности вычислены из ошибок параметров М°(А) и обусловлены как статистической точностью, так и неоднозначностью в выборе фоновой кривой на Рис.20. В следующих двух параграфах мы переходим к обсуждению этих результатов.

Рис. 21. Относительные выходы т)-мезо-

нов в реакциях п+0 ->т)Х и п+р ->т>Х.

Кривая - расчет вкладов барионных /21/

резонансов

Рис.22 Отношение дифференциальных сечений (14) в ли К^пучках. Кривая расчетная (см. раздел 7).

ю

О Си/Э Д А1 /й о Ве/О 9 и / О

06

0.7

0.9

09

10

Рве.23 Измеренные зависимости х) (13). Пунктиры - расчет в приближении Глаубера-Снтенко. Сплошная линия - учет "нейтрон-наго гало (см. ниже)

б.Эффективное числонуклонов в 2еакциях_перезарядки_на_ядрах^

/21/

Обратимся сначала к зависимости (12). Как показано в ,

поведение ^^(х) хорошо описывается на основе двухреджеонного графика с обменом А2~мезоном (пунктирная линия на Рис.21). Наблюдаемый рост ПРИ х >0,9 обусловлен, главным образом,

вкладом Щ1400)-резонанса. Для того, чтобы в дальнейшем избежать необходимости учета разного поведения дифференциальных сечений перезарядки л —>т) на протоне и нейтроне, мы в дальнейшем будем анализировать отношения (13), "нормировавшие" на дейтронную

мишень. Как видно из Рис.23, экспериментальные данные обнаруживают растущую зависимость Кд(х) в интервале 0,6 < ж < 1. Этот эффект наиболее заметен для самого тяжелого ядра Си.

В рамках ГСП не зависит от х и определяется выражением

Яд = \ X а2Ь ¿г р(Ь,г) [1- £ №'р(Ь,г)] А_1 (15)

где Ь - прицельный параметр, г - координата вдоль импульса частицы, сг - полное сечение взаимодействия л- и т)-мезонов с нуклоном, плотность нуклонов в ядре р(Ь,г) бралась в форме Вудса-Саксона,

Р(г) = р0 / { 1 + ехр[(г-го)/с]};

ро = ЗА /4лг^ (1+ге2с2/г2) , г2= Ь2 + г2

Результаты расчета для разных ядер показаны на Рис.22 пунктиром. видно, что средние значения в исследуемом

диапазоне фейнмановской переменной хорошо согласуются с расчетом, но наблюдаемая х-зависимость противоречит ГСП.

Один из способов объяснить такое поведение И (х), /21/

предложенный нами в , основывается на предположении о существовании в ядрах значительной нейтронной периферии. Как видно из Рис.21, дифференциальные сечения перезарядки л*—>т) на протоне и нейтроне отличаются. С другой стороны, глауберовское экранирование приводит к тому, что однократные взаимодействия происходят, в основном, на поверхности ядра. Если отношение плотностей нейтронов и протонов на внешних ядерных оболочках Н=рп/рр, называемое "нейтронным гало", существенно отличается от единицы, то из наблюдаемого поведения следует растущая

зависимость ЯА(х). Хорошее согласие с экспериментом достигается при значениях Н = 4,0 +/- 1,5 для ядра Си (сплошная линия на Рис.23). Такое предположение, хотя и объясняет наблюдаемое поведение Яд(х), кажется все же довольно экзотическим. Существует, как минимум, еще одна возможность теоретического предсказания зависимости на основе учета эффектов цветовой прозрачности,

к рассмотрению которых мы переходим.

6.2_Цветовое эк2анирование_при_об2азовании_ад£онов_на_яд2ах.^

Поскольку адроны представляют собой бесцветные объекты, то их взаимодействие с цветным полем возможно лишь благодаря внутреннему распределению цвета (цветовому дипольному моменту). На малых расстояниях между кварками их цвета взаимно экранируются. В простейшем, но достаточно надежном предположении сечение взаимодействия мезона а пропорционально квадрату расстояния между кварком и антикварком г.

<г(т) = т2/<т2> а (16)

Если энергия мезона (например,л-мезона) в лабораторной системе достаточно велика,

Е >> гдт2 , (17)

где Гд- радиус ядра-мишени, то расстояние между составляющими кварками не успевает заметно измениться за время прохождения дистанции порядка радиуса ядра. Это значит, что размер адрона остается "замороженным" на время взаимодействия, а величина г может рассматриваться как параметр, определяющий собственное состояние оператора рассеяния.

При столкновении с ядерной мишенью существенными становятся эффекты поглощения начального и конечного адронов в ядерной среде, определяемые величиной сечения <г(т) (16).

/22 /

С учетом этих обстоятельств в работе нами рассмотрено рассеяние л-мезонов на ядрах при энергии, достаточно высокой для того, чтобы выполнялось условие (17). Анализировалось эффективное число нуклонов в ядре А^^, определяемое как отношение сечений процесса на ядре и на свободном нуклоне:

а ? n 9

с!сглЛ1я = Ае££(д) <3<ги/Ас^ (18)

Показано, что вследствие зависимости сечения взаимодействия от размера адрона (16) эффективное число нуклонов получается существенно разным для квазиупругого рассеяния и для

реакций перезарядки, связанных с аннигиляцией антикварка пучкового мезона с кварком мишени Используя оптическое приближение и

выбирая гауссовскую форму для волновой функции л-мезона

| Фп(т)|2 = 1/(я <т2>) ехр (-т2/<т2>)

па1 свх

«г!^'0' и Ае£:£'0' можно привести к виду

А

^ff"1* = CH^h T/h\ / М4-1/9/Т Ф/bSl^

(0) = J-d'b Т(Ь) / [l + l/2<rtotT(b)r Г (19)

и Aeff<°> = М2* т<ь> I [l+l/2crtotT(b)]2 , (20) тогда как в рамках ГСП получается

Aeff = Xd2b T(b) exp[-<rtotT(b)] (21)

Здесь <rfc t есть полное сечение nN-взаимодействия, а Т(Ь) - функция

профиля ядра, T(b) = Xdz p(b,z). Результаты численного расчета величин (19)-(20) для некоторых ядер приведены в таблице.

Мишень

ГСП ef f

Aqei ef f

ef f

Be 4. ,9 3. .5 5, .4

А1 9. ,1 5. .8 11. .4

Си 15, ,0 9. .0 21. .1

РЬ 23. .4 14. ,2 44. .0

Как видно из таблицы, учет цветового экранирования приводит к

существенно различным результатам в зависимости от типа реакции и

дает значения отличные от ГСП.

/22/

Далее в работе рассмотрены основные трехредхеонные диаграммы, дающие вклад в сечение исследуемой реакции л+ А —>т)Х {см. Рис.24).

Рис.24 Основные трехреджеонные графики ШШ и Ш1Р, соответствующие исследуемым инклюзивным процессам, и их "расшифровка" на языке квар-ковых диаграмм

Основная разница между диаграммами состоит в том, что в первом случае (ШУг-график) мы имеем дело с аннигиляционной диаграммой, которую слодует расчитывать аналогично (20), тогда как в случае ши>-графика взаимодействие происходит посредством излучения глюонов и необходимо учитывать цветовое экранирование, как в (19). В конечном счете для экспериментально измеренных зависимостей Кд(х) получается выражение

R»<*> =

2 .{X/i/s + A ✓(xQ-x)

(22)

здесь RRP,

х0 представляет собой границу фазового объема для графикг X имеет смысл отношения реджевских вершинных функций.

}

А=С;1*ЯР(0)/С1Ш1(0> ■ Наилучшее согласие с данными достигается при значении Л = 1,0 +/- 0,3. На Рис.25 показано сравнение расчета по формуле (22) с экспериментальными данными по С х), наиболее показательными вследствие сравнительно большой массы ядра Си.

Таким образом, в рассмотренном подходе удается описать наблюденную в эксперименте растущую зависимоть кд(х). отметим, что в отличие от Кд(х) поведение функции а(х), определенной нами в результате параметризации ЯА(х) ~ Аа(х),не обнаруживает заметной зависимости от фейн-мановской переменной х (см. Табл. 1 в Приложении),

Рис.25 Экспериментальные данные по кСц(х) и расчет по формуле (22) (кривая 1) .

Кривая 2 - предсказание для энергии пучка 40 гэв.

Пунктир - расчет в рамках ГСП.

б^з_Длина_формирования_и_параметр_н^

Наше предыдущее рассмотрение относительных выходов т)-мезонов на нуклонах и ядрах никак не затрагивало такое понятие, как длина формирования адронов. Это понятие связано с феноменологическим представлением о том, что реальные адроны образуются не непосредственно в точке взаимодействия, но на некотором расстоянии от нее, называемым длиной формирования При этом на длине

сечение взаимодействия промежуточного состояния равно нулю либо существенно меньше сечения взаимодействия, характерного для адронов. В КХД-интерпретации длина формирования связана с промежутком времени между первичным актом излучения глюона (либо аннигиляции кварка и антикварка) и моментом, когда образуется бесцветная кварковая система, реализующаяся затем в виде наблюдаемого адрона. Как показано, например, в/30/, в области фрагментации пучка (х --> 1) длина формирования определяется выражением

= Р0А (1-х) (23)

где р - импульс пучка, к - коэффициент натяжения цветной струны.

Очевидно, что учет длины формирования приводит к большим значениям RA по сравнению с ГСП, так как в этом случае вторичные адроны испытывают поглощение в ядре лишь на расстоянии lf от точки первичного взаимодействия. Выражение (15) для R^ при этом преобразуется следующим образом:

RA = \ S dz P<b'z> [1-1 Xdz'p(b,z) Jdz'p(b,z) ]A_1 (24)

-Ю Z+lj

Как видно из выражений (23) и (24), учет длины формирования

приводит к падающей зависимости RA(x), причем при х=1 (24)

сводится к предсказанию ГСП (15). Из Рис.13 видно, что

экспериментальные данные обнаруживают, наоборот, возрастание R (х)

721 /

с увеличением фейнмановской переменной. в нашей работе показано, что удовлетворительное согласие с данными достигается лишь при условии к * 3 ГэВ/фм. В этом случае для рассматриваемой области фейнмановских переменных ( х £ 0,6) длина формирования lf s 1,4 фм, т.е. меньше среднего межнуклонного расстояния в ядре. Таким образом, эффекты длины формирования не сказываются при энергии взаимодействия 10 ГэВ, что и позволяет получить ограничение на величину к. Отметим, что приведенная оценка к « ГэВ/фм, вообще говоря, не противоречит значению kq ~ 1 ГэВ/фм, следующему из величины параметра наклона реджевских траекторий. В рассматриваемом нами процессе "адронизации" цветной струны величина к может превышать результат стационарного решения kq вследствие дополнительных эффектов, связанных с тормозным излучением мягких глюонов.

Как известно, кварковая структура т)-мезона такова, что наряду с легкими (u,d) кварками он содержит также заметную компоненту si-состояния. Примесь странных кварков в 17-мезоне определяется углом смешивания "чистых" октетного и синглетного состояний в: т) = т)„соб0-т) sine. В представлении смеси кварк-антикварковых состояний

о О

состав т)-мезона можно записать в виде

V = /3[ (uü + d3)/y^) - asi (25)

где а2+ р2= 1. Параметр а связан с углом смешивания в следующим соотношением:

а - S2 (1-а2)1/2

0 =arctg [-ТТТт.-J

(l-a2)1' + а/2

Из (25) понятно, что вероятность образования 7/-мезонов в

пучках тг- и К- мезонов должна быть различной вследствие различного

кваркового состава этих пучков. На языке кварк-партонных моделей /24/

(см., например, ) отношение сечений инклюзивных процессов (14) сводится к выражению вида

R(x) = F(x) +[<x2/(l-<x2)]*[gsi/cfqq]*Q(x) (26)

Здесь ggg и g^- означают вероятности образования т)-мезонов в

результате "слияния" странных и легких кварков соответственно, а

F(x) и Q(x) есть комбинации структурных функций мезонов и

нуклонов, принятых в такого рода моделях и заимствованные нами из /25/

работы Как видно из выражения (26), сравнением с

экспериментальными данными можно определить лишь общую величину фактора перед функцией Q(x). Полагая, в качестве простейшей возможности, gsg= 9qq. и варьируя et, мы получили а = 0,42+/-0,04, из чего следует значение угла синглет-октетного смешивания е=-(30+/-3)Результат расчета представлен на Рис.22. Однако полученное значение в не совпадает с результатами измерения этой

/9fi 97/ л

величины другими методами ' , где получается О = -(17-18) . Принимая же в = 18°, согласие с экспериментальными данными мы получаем при

9qq= <Ь8 +/- 0,2)gs5. (27)

Таким образом, полученная экспериментальная информация по позволяет сделать вывод об относительных вероятностях образования ij-мезонов в si- и qq- состояниях в зависимости от величины угла синглет-октетного смешивания 0, либо, наоборот, определить независимым образом в при появлении теоретических предсказаний для

SS (jvj

В этом последнем параграфе мы рассмотрим один из результатов, который выходит за рамки рассматриваемой проблематики, но теснейшим образом связан с выполненными методическими разработками и получен "by-product" в ходе рассмотренного выше эксперимента. Оценка вероятности распада К°—>е+е~/28,/была первой задачей, положившей начало программе исследования распадов к-мезонов на установке ГИПЕРОН.

Изучаемый распад интересен тем, что он может идти с большой -9

вероятностью ( >10 ) лишь посредством токов, нарушающих правило

сохранения кварковых ароматов. Постановка эксперимента,

рассмотренная выше, позволяла регистрировать возможные распады о + -

К5-->е е с эффективностью около 207,.

К°-мезоны образовывались в реакциях К+А —>КдХ/ гДе А = Н, И, Ве, А1, Си. При обработке отбирались события с двумя треками, инициирующими ливни в ЛГД. Такие треки могли иметь следующее происхождение:

- одиночные электроны (позитроны);

- е+е - пары с очень малыми углами разлета от Далиц-распадов тг°- и 7)-мезонов;

- адроны, взаимодействующие в ЛГД.

Для дискриминации адронов использовалась информация с активного конвертора, как было описано выше. Распределение эффективных масс пар отобранных треков показано на Рис.26. как видно, не наблюдено пар с эффективной массой больше чем 400 Мэв.

Рис.26 Распределение по эффективной массе двух заряженны частиц, прошедших критерии отбора в качестве кандидатов в электроны

100 200 300 400 500 МэВ или позитроны

0

Разрешение по эффективной массе определено из анализа

спектров эффективных масс гг-пар в области пика т)-мезона и

составляет а < 30 МэВ. Таким образом, в окрестности массы

Кд-мезона, определяемой коридором +/-3сг, события отсутствуют.

Расчет количества образовавшихся К°-мезонов, которые могли бы

быть зарегистрированы по искомой моде распада, производился на

основе имеющихся экспериментальных данных по диифференциальным + О /29/

сечениям реакции К р--> К X . Для ядерных мишеней была принята зависимость сечения от массового числа А в форме Аа с величиной а = 0,4, что можно считать нижней оценкой. С учетом условий

эксперимента расчетное число К°-мезонов составило 2,15'104, что приводит к ограничению на вероятность распада

В.И. (К°—>е+е~) < 1,1'Ю"4 (28)

на 907. уровне достоверности.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

1. В результате выполненных работ по проектированию, разработке и изготовлению детектирующих систем создана универсальная экспериментальная установка на 76 ГэВ протонном ускорителе ИФВЭ - спектрометр ГИПЕРОН. Установка включает в себя два магнитных спектрометра заряженных частиц, систему идентификации на основе газовых пороговых черенковских счетчиков, сцинтилляционные счетчики и годоскопы, ливневые гамма-калориметры.

2. На основе специальных измерений исследован ряд свойств электромагнитных калориметров из свинцового стекла. Получены новые данные по интенсивности черенковского излучения электромагнитного ливня в зависимости от глубины, отклику калориметра на адронные ливни в зависимости от энергии адронов, зависимости интенсивности регистрируемого излучения от координат и углов входа в калориметр. Реализован метод измерения координат ствола ливня в системе активный конвертор - координатный детектор - ЛГД с использованием в качестве координатного детектора широкозазорной дрейфовой камеры; получено разрешение = 3 мм.

3. Разработано программное обеспечение для обработки данных с установки ГИПЕРОН. Предложен и реализован новый, алгоритм восстановления параметров электромагнитных ливней в ячеистом калориметре, основанный на аналитическом решении задачи подгонки модельного распределения к реальным данным.

4. Предложен и выполнен эксперимент по исследованию эффектов, связанных с кварковой структурой т)-мезонов, в инклюзивных чроцессах тг+А --> т) X и К + А --> т) X при 10 ГэВ/с с использованием иирокого набора ядерных мишеней. Зарегистрировано около 50 тыс. событий исследуемого типа. Впервые измерены отношения дифференциальных сечений образования т)-мезонов на протонной, »ейтронной и ядерных мишенях. Обнаружена растущая зависимость эффективного числа нуклонов в ядре в зависимости от фейнмановской

переменной, которая является нетривиальной в рамках ранее существовавших теоретических моделей.

5. Исследованы следствия экранирования цвета кварков внутр! адронов в реакциях квазиупругого рассеяния и квазисвободно! перезарядки на атомных ядрах и установлены новые закономерности:

экранирование цвета в квазиупругом рассеянии на ядра) приводит к меньшей "прозрачности" ядра по сравнению с ГСП;

в реакциях квазибинарной перезарядки, идущих за счет аннигиляционных диаграмм, учет экранирования приводит, наоборот, » меньшему поглощению начального и конечного состояний в ядерно? среде.

6. Выдвинута КХД-интерпретация основных трехреджеонны>

графиков 1*1*1?. и отвечающих реакциям инклюзивной перезарядки ^

позволяющая объяснить наблюдаемое поведение Я,(х) на основе

А

учета эффекта цветовой прозрачности ядер.

7. Получено нижнее ограничение на параметр КХД - эффективнук величину коэффициента торможения кварков в ядерной среде к г 2 Гэв/фм. Показано, что эффекты, связанные с длиной формирование адронов, не проявляются про энергии 10 ГэВ.

8. Показано, что измерение относительных выходов ч-мезонов е пучках пионов и каонов может служить источником информации с вероятности образования мезонов из пар легких и странных кварков, а также об угле синглет-октетного смешивания в псевдоскалярное нонете. Впервые получено отношение вероятностей "слияния" странных и легких кварков дВд/9дд = 1,8+/-0,2.

9. Получено ограничение на вероятность распада, запрещенногс правилом сохранения кварковых ароматов, К° -->е+е ,

В.II. (К°-->е+е~) < 1,1'Ю"4

исследования, положенные в основу диссертации, выполнены пс инициативе и при ведущем участии автора. Результаты работь докладываались на научных семинарах ОИЯИ и ИФВЭ, международных конференциях по физике высоких энергий, сессиях Ученого Совета и ИКС ОИЯИ. Циклы работ по созданию установки ГИПЕРОН и пс исследованию эффектов экранирования цвета в адрон-ядерных взаимодействиях отмечены первыми премиями ОИЯИ (1987 и 1991 гг.).

Приложение

Таблица № 1. Экспериментальные данные Кс/р(х) и КА(х) по относительным выходам п - мезонов на различных мишенях и параметр а в параметризации

у в Ед

х Б/р -

Ь1Л> Ве/Ю А1/В Си/д

0.57-0.62 1.74+0.42 2.01+0.21 2.00+0.20 3. 08+0.38 4.76+0.55 0.403+0.049

0.62-0.66 1.91+0.38 2.06+0.36 2.75+0.39 4. 44+0.69 6.15+1.00 0.412+0.057

0.66-0.70 1.52+0.24 2.44+0.28 2.54+0.34 5. 49+0.78 7.01+1.18 0.521+0.065

0.70-0.74 1.87+0.19 2.16+0.28 2.43+0.35 4. 93+0.70 6.93+0.93 0.540+0.053

0.74-0.78 2.20+0.26 2.72+0.29 2.92+0.31 5. 96+0.70 8.59+0.98 0.541+0.046

0.78-0.83 1.94+0.28 2.71+0.30 3.12+0.32 5. 91+0.71 9.21+1.16 0.554+0.052

0.83-0.87 2.37+0.38 2.30+0.29 2.92+0.30 4. 37+0.60 8.84+1.11 0.554+0.058

0.87-0.91 2.64+0.41 3.17+0.32 2.99+0.29 4. 64+0.63 8.86+1.09 0.468+0.054

0.91-0.96 5.68+1.85 3.35+0.40 3.21+0.36 5. 80+0.80 10.3 +1.39 0.491+0.049

0.96-1.00 23.1 +52.4 3.59+0.72 4.08+0.71 о 58+1.16 7.02+2.08

Таблица * 2. Относительные выходы т) - мезонов в пучках %+- и К+- мезонов на дейтериевой мишени (х)

X %/Х

0.54-0.63 0.281+0.032

0.63-0.72 0.290+0.030

0.72-0.81 0.236+0.026

0.81-0.90 0.180+0.022

0.90-0.99 0.110+0.025

Автор выражает глубокую благодарность коллегам, совместно с которыми были проведены эксперименты на установке ГИПЕРОН и получены представленные здесь результаты: С.А.Акименнко, Г.С.Бицадзе, В.И.Белоусову, A.M.Блику, Ю.А.Будагову, Г.В.Велеьу, В.Б.Виноградову, В.В.Глаголеву, А.Б.Йорданову, Б.3.Копелиовичу,

B.М.Кутьину, Ю.Ф.Ломакину, В.М.Маниеву, И.А.Минашвили, А.А.Семенову, Б.ситару, А.С.Соловьеву, В.Б.Флягину, Р.В.Ценову, Л.Шандору, Й.Шпалеку.

Автор глубоко признателен А.М.Балдину, С.А.Бунятову,

C.Б.Герасимову, В.П.Джелепову, |Л.И.Лапидусу| и |В.А.Свиридову | за полезные обсуждения.

ЛИТЕРАТУРА

1. Антюхов В.А,...,Русакович H.A. и др. Спектрометр ГИПЕРОН. -ПТЭ, 1985, »5, 35.

2. Виноградов В. Б...... Русакович H.A. и др. Программа

моделирования для одноплечевого магнитного искрового спектрометра с бесфильмовым съемом информации. ОИЯИ, 1-10997, 1977.

3. Виноградов В. Б...... Русакович Н.А и др. О восстановлении

кинематических параметров заряженных частиц в условиях спектрометра ГИПЕРОН. ОИЯИ, 1-13015, 1980.

4. Акименко С.А.,...,Русакович H.A. и др. Характеристики магнитного поля модифицированного электромагнйта МС-12. ОИЯИ, Р13-80-155, 1980.

5. Акименко С.А......Русакович H.A. и др. Система газообеспечения

искровых проволочных камер спектрометра ГИПЕРОН. ОИЯИ, 13-82-834,

1982.

6. Акименко С. А......Русакович H.A. и др. Настройка и контроль

искровых проволочных камер спектрометра ГИПЕРОН. ОИЯИ, 13-83-610,

1983.

7. Бицадзе Г.С.,...,Русакович H.A. и др. Широкоапертурный газовый пороговый черенковский счетчик. ПТЭ,1982,№3,1982

8. Блик А.М.,...,Русакович H.A. и др. Газовый пороговый черенковский счетчик с зеркалом из металлизированной полиэтилен-терефталатной пленки с оптимизированной толщиной покрытия. ОИЯИ, 13-83-153, 1983.

9. Йорданов А.Б. и др. Технология изготовления тонких фокусирующих зеркал большого диаметра. ОИЯИ, 13-127-52,1979.

10. г. С.Бицадзе,...,Н.а.Русакович и др. Характеристики

годоскопического электромагнитного калориметра из свинцового

2

стекла с апертурой 2 м . ПТЭ, 1987,№4,52.

11. Ju.A.Budagov,...,N.A.Russakovich et al.Study of a 260-channel Lead Glass Calorimeter. JINR,E13-92-219,1992

12. Г. А. Акопджанов и др. Установка для исследования радиационного рассеяния я-мезонов на ядрах. ИФВЭ,82-97,1982.

13. г.С.Бицадзе,....н.а.Русакович и др. определение координат

ствола электромагнитного ливня в годоскопическом калориметре с 2

апертурой 2м . ПТЭ,1990,№2,70.

14. F.Binon et al. NIM,1981,188,507

15. G.S.Bitsadze,...,N.A.Russakovich et al. Longitudinal Development of Electromagnetic Shower produced by 5 and 9 GeV Positrons in Lead Glass. JINR,El-86-87,1986

16. г.в.Велев.....H.А.Русакович и др. Зависимость интенсивности

черенковского излучения от энергии адронных ливней, вызванных я+-мезонами в электромагнитном калориметре. ПТЭ,1991,№5,65

17. G.S.Bitsadze,...,N.A.Russakovich et al. Reconstruction of the coordinate and energy of the electromagnetic shower in the lead-glass hodoscope calorimeter at different entrance angles of 5 GeV positrons. NIM,A311,1992,472

18. г.А.Ососков,H.А.Русакович,H.И.Чернов. Моделирование и обработка данных электромагнитных калориметров с ячеистой структурой. Математическое моделирование, 2,№10,1990,132

19. С.Н.Малюков,...,Н.А.Русакович и др. Обработка данных в

экспериментах с использованием ливневого годоскопического

2

детектора с размером ячейки 10*10 см установки ГИПЕРОН. ОИЯИ, Р10-86-138, 1986

20. Г.В.Велев, В.М.Маниев, Н.А.Русакович. Интерактивная программа минимизации линейного функционала для персональных компьютеров. ОИЯИ, Р11-89-329, 1989

21. G.S.Bitsadze,...,N.A.Russakovich et al: A-dependence of y-meson inclusive production at 10.5 GeV/c. Nucl.Phys.,B279,1987, 770

22. B.Z.Kopeliovich, N.A.Russakovich. Colour screening effects in hadron production on nuclei in the triple Regge region. JINR, E2-86-298, 1986

23. Акименко С.А......Русакович Н.А. и др. Относительные выходы т)-

ыезонов, образованных пионами и каонами с энергией 10 ГэВ. ЯФ, 1986,т.43,615

24. Князев В.В. и др. ИФВЭ, 77-106, 1977

25. Chliapnikov P.V. et al. Nucl.Phys.,1979,В148,400

26. Weinstein A. et al. Phye.Rev., 1983,D28,2896

27. АпеЛЬ В.Д. И др. ЯФ, 1979,30,366

28. Bitsadze G.S., . . . ,Russakovich N.A. et al. A new upper limit for the branching ratio of the decay K°—>e+e~. Phys. Lett., 1986, 167B,138

29. J.V.Beaupre et al. Nucl.Phys.,1971,B30,381

30. Б.3.Копелиович. Эффекты экранирования цвета при взаимодействии адронов и ядер. ЭЧАЯ, т.21,вып.1, 1990, 117

31. F.Low. Model of the bare Pomeron. Phys.Rev.D, 1975,v.12,163

32. S.Nussinov. Coloured quark version of some hadron puzzles. Phys.Rev.Lett.,1975,v.34,1286

33. B.Z.Kopeliovich,L.I.Lapidus. Colour exchange of high energy hadrons in nuclei. Proceedings of the 6-th Balaton Conf. on Nucl. Phys.,Balatonfured,1983,73

34. H.А.Русакович. Экспериментальное исследование эффектов экранирования цвета в процессах бинарной и инклюзивной перезарядки при энергии Ю ГэВ. Диссертация на соискание ученой степени канд. физ.-мат. наук, Дубна, 1987

35. G.S.Bitsadze,...,N.A.Russakovich et al. Study of the hypercharge exchange reactions n+p —>K+Z+ and n+p -->K+£+(1385) at 12 GeV/c. Nucl.Phys.,B2 60,1985,407

36. G.S.Bitsadze,...,N.A.Russakovich et al. Differential cross sections for reactions л+п —>K+£° and л+п —> К+Л and ratio of differential cross sections for quasi-binary processes п A—Ж YA' on Carbon and Deuterium nuclei at 10.3 GeV/c. JINR,El-86-780,1986.

37. Akimenko S.A.,...,Russakovich N.A. et al. Investigation of Inclusive Production of K° and K°(892) mesons in К A -interactions at 11.2 GeV. To be published in Zeit. fur Phys,1993

38. S.A.Akimenko,...,N.A.Russakovich et al. Measurement of the K+—>7i°e+y formfactors. Phys.Lett.,B259,1991,225

39. Yu. M.Antipov,V.A.Bessubov,N.P.Budanov et al. Phys. Lett.B76, 1978, 235

40. W.Katsanevas et al. FERMILAB 87-57E, 1987

41. Абрамов В.В.,БалдИН А.М.,Бузулуков А.Ф. и Др. ИФВЭ 84-143,1984

42. апокин В.д.,Васильев а.н.,Матуленко ю.а. и др. ЯФ.т.36, 1982, 1191.

43. С.А.АКИМенКО и др. ЯФ, Т.38, 1983, 1212

44. С.А-Акименко И др. ЯФ, Т.39, 1984, 649

45. А.Böhm, Theais, Technishe Univ. Aachen, 1969

46. Barmin et al. Nuovo Cim. 96A,1986, 159

Рукопись поступила в издательский отдел 15 марта 19РЗ года.