Исследование импульсных спектров протонов фрагментации дейтрона при 8,9 ГэВ/с и оценка параметров примеси шестикваркового состояния в дейтроне тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.01 ВАК РФ

ВВЕДЕНИЕ

1. Актуальность задачи

2. Характеристика работы.

ГЛАВА I. МЕТОДИЧЕСКИЕ ОСОБЕННОСТИ ЭКСПЕРИМЕНТА

1.1 Постановка задачи.

1.2 Выбранная схема измерений

1.3 Выделение событий фрагментации и определение их характеристик

1.4 Требования к детекторам и возможности их дальнейшей модернизации для задач поиска мульти-барионных состояний

ГЛАВА П. ПРОЩЕНИЕ ИЗМЕРЕНИЙ И ОБРАБОТКА ДАННЫХ 2Л Набор статистики и оперативный контроль детекторов и экспериментальных условий

2.2 Обработка экспериментального материала

2.3 Выделение импульсных спектров исследуемой реакции.

ГЛАВА Ш. АБСОЛЮТНАЯ НОРМИРОВКА ИМПУЛЬСНЫХ РАСПРЕДЕЛЕНИЙ

3.1 Процедура нормировки.

3.2 Калибровочный эксперимент

3.3 Расчет инвариантных сечений

3.4 Нормировка спектров.

ГЛАВА 1У. ОБСУЖДЕНИЕ РЕЗУЛЬТАТОВ ЭКСПЕРИМЕНТА

4.1 Общий обзор и замечания.

4.2 Анализ мягкой части спектров

4.3 Сравнение С и СН2 данных.

4.4 Поведение спектров в кумулятивной области

ГЛАВА У. АНАЛИЗ ЖЕСТКОЙ ЧАСТИ СПЕКТРОВ И ИЗВЛЕЧЕНИЕ

ИМПУЛЬСНОГО РАСПРЕДЕЛЕНИЯ НУКЛОНОВ В ДЕЙТРОНЕ

5.1 Сравнение данных с расчетом и оценка вкладов взаимодействий в конечном состоянии.

5.2 Структура дейтрона с точки зрения современных моделей.НО

5.3 Описание экспериментальных данных в рамках гибридной модели дейтрона и определение параметров примеси шестикваркового состояния дейтрона.

5.4 Извлечение импульсного распределения нуклонов в дейтроне.

5.5 Обсуждение результатов анализа и сравнение с оценками 6 С^ - примеси, извлеченными из данных других экспериментов.

5.6 Некоторые перспективы.

I. Актуальность задачи.

Квантовая хромодинамика - теория взаимодействий цветных ад-ронных конституентов - открывает новые перспективы для более глубокого понимания свойств ядерной материи. В описании жестких столкновений методы КХД хорошо разработаны и успешно объясняют многие экспериментальные данные. Однако, для описания явлений в области конфайнмента кварков ее методы еще далеки от завершения. Тем не менее, построенные на основе КХД феноменологические модели, на/1-4/ пример, модели кварковых мешков ' неплохо описывают спектроскопию адронов. Для многокварковых ( М> 3) систем ими предсказываются новые явления, необъяснимые с точки зрения "обычных" (бесцветных) обменных ядерных сил. В частности, модели предсказывают существование необычных объектов - довольно узких (несколько десятков МэВ) шести-, девяти- и двенадцатикварковых одноадрон-ных систем на 300*1200 МэВ более массивных, чем соответствующие легкие ядра d ,"t, %е. Из основных предпосылок моделей кварковых мешков вытекает, что такие метастабильные мультибарионные состояния должны быть довольно компактными объектами (радиус Ы -кваркового мешка R=n>-Nl/3 » Г0 = 0,72§м/^Л, поэтому экспериментальное обнаружение таких систем может интерпретироваться как открытие сверхплотных состояний ядерной материи. Предсказываемые многокварковые системы представляют интерес при описании ядерных

4/ явлении, возникающих на малых расстояниях ' .

Детальное исследование проявлений кварковых степеней свободы в ядерном веществе является важной задачей на пути к пониманию основ кваркового строения материи. Такие данные помогут прояснению некоторых аспектов взаимодействия кварков, в частности, до сих пор не разрешенной еще проблемы конфайнмента в КХД. Особый интерес представляет также экспериментальное исследование фазового перехода от обычной ядерной материи к кварк-глюонной плаз-ме/5>6/.

С точки зрения упрощения экспериментальных и теоретических аспектов проблемы наиболее привлекательны поиск и исследование ди-барионных В = 2 шестикварковых (6ф состояний. Для М KI - системы здесь необходимо рассматривать три различных области межнуклонных расстояний. На больших расстояниях два нуклонных трехкварковых мешка не перекрываются и картина взаимодействия нуклонов определяется результатом обмена виртуальными мезонами. При меньшем пространственном разделении нуклонов, в области частичного перекрытия нуклонных кварковых мешков, помимо мезонного обмена будут в какой-то мере проявлять себя во взаимодействии нуклонов кварковые степени свободы. И, наконец, на малых расстояниях ( Г < I Фм) двухнуклонная система должна, вероятно, рассматриваться как один адрон - шестикварковый мешок(В = 2)с характерным локальным меж-кварковым взаимодействием. Такие объекты могли бы проявиться как резонансы в отдельных каналах с определенным моментом и изоспином, например, в адрон-ядерных столкновениях при высокой энергии и больших передачах импульса. К настоящему времени имеется большое число теоретических и экспериментальных (полученных из данных по NWjTid - взаимодействиям) указаний проявления таких шестикварковых состояний. Правда эти указания порой довольно противоречивы (см. обзоры поэтому для прояснения ситуации, существующей в этом вопросе, необходимо получение дополнительной информации.

Кварковые степени свободы во взаимодействии двух нуклонов могут быть, например, учтены с помощью формализма1? - матрицы в модели связных кварковых каналов^^Л Анализ S - фазММ - рассеяния показывает, что шестикварковые состояния могут играть доминирующую роль в области энергий налетающего нуклона Tn > 300 МэВ. При этом массы состояний, получающиеся из уравнений с выключенным потенциалом перехода мультикваркового состояния в нуклонное, соответствуют полюсам^ - матрицы^■''Л Рассмотрение N N - системы в рамках такой модели показывает трудность (или даже невозможность) экспериментального наблюдения в виде резонансов в Ы W взаимодействиях & ty - связанных состояний из-за того, что такие резонансы оказываются очень широкими (полюсы S - матрицы оказываются сильно сдвинутыми относительно полюсов 1? - матрицы как по действительной, так и по мнимой осям). Поэтому кажется более перспективным поиск и исследование мультибарионных (В = 2, 3, 4) одноадронных состояний,возможно существующих в ядрах, как примесь к обычной нуклонной фазе ядерного вещества.

Согласно идеям ряда авторов /12-15/ и обычный дейтрон может содержать шестикварковое состояние в виде примеси. Вектор состояния дейтрона представляется ими как суперпозиция слабосвязанного состояния двух трехкварковых кластеров (пр - состояние) и шести-кваркового кластера (перекрытие протона и нейтрона - дейтронопо-добный шестикварковый мешок

I<*> а/ТрМnр> + jM6<v> . (В.I)

В такой, так называемой "гибридной", модели дейтрона, предполагается, что на малых расстояниях в качестве фундаментальных выступают ( кварковые поля, на больших же относительных расстояниях-нуклонные поля.

Необходимо отметить важное отличие между тем, что называется двухнуклонной системой и тем, что собой представляет шестикварковый мешок. Двухнуклонная система всегда может быть разложена в базисе на два трехкварковых цветосинглетных состояния.

Для системы же с фиксированными спином и изосшном, состоящей из шести кварков, находящихся в основном состоянии коллективного потенциала с включением цветомагнитных сил, этого сделать невозможно. Здесь в разложении на базисе появляются состояния несущие восемь цветов. В.А.Матвеев и П.Сорба ^^рассчитали состав дейтрона, в котором помимо обычного пр - состояния (цветные син-глеты) присутствуют "смешанные цветные" состояния. Исходя из предположения о том, что в шестикварковом мешке все кварки находят

• р i. ся на одном и том же энергетическом уровне с j = -Ь в сферически симметричной полости, они показали, что d - подобный шестикварко-вый мешок на ~ 80% должен состоять из пары цветных барионов противоположных цветов - компонента со "скрытым цветом"

I = Q1 lnp> + Схг | ДД> -V аъ\ЪсЪс> > (Вж2) а^* , о,о9 , = о,в .

Здесь индекс С соответствует цветным степеням свободы.

Таким образом,в И - мешке кварки лишь с небольшой вероятностью могут группироваться в два трехкварковых цветосинглетных кластера. Динамика многокварковых систем на малых расстояниях преимущественно динамика цвета. Вклад такой цветной октетной час/12/ ти шестикваркового состояния в дейтрон оценивается ' 7 в несколько процентов (см. ниже). Поиски наблюдаемых проявлений скрытого цвета являются одной из наиболее важных задач релятивистской ядерной физики.

Важной особенностью расчетов масс мультибарионных состояний, основанных на моделях кварковых мешков, является предсказание для таких систем весьма большого числа уровней с различными квантовы-/2 3/ ми числами 7,7. Причем почти все эти предсказанные состояния оказываются, вообще говоря, нестабильными относительно деления на изолированные барионы. Массы таких состояний значительно больше на 3004-1200 МэВ) масс соответствующих легких ядер. Так, в частности, предсказываемая масса шестикваркового мешка с квантовыми числами дейтрона оказывается на 2704-300 МэВ больше, чем у дейтрона

Ева- 2ЕаЛ - 2704-300 МэВ . ох

Н LH d- подобное (В'3)

Это обстоятельство может существенно облегчить экспериментальные поиски таких объектов.

Исходя из результата (В.З), многие авторы^* естественно трактуют отталкивающий кор многих WW - потенциалов именно как проявление на малых межнуклонных расстояниях шестикваркового

3/ мешка. Потенциал кора можно понимать ' ' как энергетический барьер, который должен быть преодолен нуклонами для того, чтобы перейти в - состояние. Механизм перехода заключается в туннелирова-нии нуклонов под барьер отталкивающего кора. Такая модель кора позволяет получить оценку вероятности туннелирования нуклонов,т.е. величину - примеси в дейтроне. Исходя из указанной выше высоты кора (В.З) и оценок его радиуса 0,44-0,6 Фм), для вероято/ о ности получают ' ' значения (134-5) • 10 . Если принять величину примеси равной 7*10"^, то содержание в дейтроне компоненты со скрытым цветом (Ти>сЪс) получается равным 5,6%; т.е. теория обычной ядерной материи, "не знающая" цвета, не является полной

3/ на уровне нескольких процентов7 ' . Вышеупомянутая интерпретация отталкивающего кора NNI - потенциалов также является одним из аргументов, мотивирующим поиск и исследование дибарионного бс^, - состояния.

Другой привлекательной, с точки зрения эксперимента, чертой проблемы поиска дибарионных состояний является предсказание для них, в рамках определенных предположений, очень узких ширин возбуждений, в сравнении с типичными ширинами адронных резонансов. Причем,эта узость обусловлена именно преобладанием в - системе компоненты со скрытым цветом. Как показывают оценки/*^ ширина перехода состояния со скрытым цветом "В с"В с в обычные барионы посредством одноглюонного обмена (механизм цветной перезарядки) ожидается Т"^вс&£ Вь) ^ Ю Правда, вопрос о возможных каналах распада таких систем и их ширинах остается пока открытым, так как пока нет более детальной теории, позволяющей описать эволюцию рассматриваемых многокварковых систем.

Какая же экспериментальная ситуация проблемы обнаружения 6cj,- примеси в дейтроне существовала ко времени постановки экспериментов, описываемых в диссертации. Пожалуй, первые грубые оценки величины 6 fy - примеси в дейтроне были сделаны Леманом^^. На основании данных/^/ по рождению кумулятивных пионов в diCu -столкновениях он получил оценку величины примеси бс^ - состояния в дейтроне? 8%, Довольно грубая оценка величины примеси(около 5%) была сделана им и посредством прямой экстраполяции от больших г значений к нулю дейтронного электрического формфактора

Fd( tf) по данным из ^^,

Для реакций рассеяния на дейтроне возможное существование коллективного 6 fy - состояния будет отражаться в процессах, кинематически запрещенных на отдельном нуклоне. "Запрещенный" процесс реализуется, когда cL > 0,5. Здесь oL - масштабно-инвариантная переменная светового фронта, представляющая долю импульса дейтрона, уносимую конституентом (см. приложение). Часть сечения такого процесса может быть объяснена высокоимпульсным "хвос

25/ том" двухнуклонной волновой функции ' Однако, следует иметь в виду, что, по-видимому, для процессов с большими передачами не только понятие ЫК/ - потенциала, но и понятие нуклонов, как квазичастиц, лишаются смысла и при относительных межнуклонных расстояниях меньших, чем радиус конфайнмента (< I Фм\ основную роль должны играть кварковые степени свободы. Указание на кварковую структуру дейтрона дает экспериментальное поведение при больших передачах импульса дейтронного электромагнитного формфактора, которое согласуется с предсказаниями правил кваркового счета /26/

Fd - Icf )"5 . при ^ 4 (ГэВ/с)2 (В.4)

Таким образом на малых расстояниях, соответствующих большим передачам импульса, дейтрон более адекватно должен описываться в терминах кварковых конституентов вместо нуклонов. Именно в этой области возможно проявление дибарионного 6 ср - состояния.

В экспериментальном поведении электромагнитных формфакторов дейтрона /24,27,28/ прослеживается два наклона - две области, характеризующие его структуру на различных межнуклонных расстоя

2. Р ниях. Мягкая часть формфактора - С^ 0,5 (ГэВ/с) определяется, в основном, периферией дейтрона - слабосвязанной пр - системы. В асимптотике, при достаточно больших передачах импульса, поведение формфактора обусловлено кварковой структурой дейтрона на малых расстояниях (см. формулу В.4). В гибридной модели дейтрона такое поведение формфактора часто выражают в виде f ГчЧ1)* (В.5)

13/

Используя гибридную модель, А.П.Кобушкин ' ' получил хорошее описание поведения электромагнитного формфактора дейтрона для эксперимента по глубоконеупругому ed - рассеянию /2'/. Величина Gfy -примеси в дейтроне ( jib ), оцениваемая им на основании этих данных, составляет 2+3%. Аналогичное описание формфакторов дейтрона

29/ при больших передачах импульса было сделано ' ' гтри выборе величины - примеси в дейтроне - 7%.

- II

Полученные до нас оценки величины примеси в дейтроне можно найти в обзорах /30-32/^ Здесь ш только отметим большой разброс существовавших оценок - от 0,008 до 0,15 /Ю/. Было видно, что для однозначного утверждения о существовании GС^-состояния в дейтроне и получения надежных оценок его характеристик необходимо иметь достаточно полные и статистически обеспеченные экспериментальные данные по разным процессам в области их максимальной чувствительности к вкладу Наиболее полная информация о характеристиках Gc^, - состояния могла бы быть получена из непосредственных измерений волновой функции дейтрона (ШЩ) в широкой области значений переменных. Получение данных о высокоимпульсной компоненте ЩЦ весьма актуально и для понимания его структуры на малых расстояниях,и для проверки современных моделей дейтрона и извлечения информации о кварковых степенях свободы в ядерном веществе.

Данные о высокоимпульсной компоненте ВФД могут быть получены из исследований инклюзивных спектров для реакции фрагментации d d + А —- р + X . св.б)

При достаточно высоких энергиях налетающего дейтрона, доминирующий вклад в дифференциальное сечение такой реакции под нулевым углом обусловлен спектаторным механизмом (см. например /^/),т.е. инклюзивный импульсный спектр представляет информацию непосредственно о квадрате ВшД в импульсном представлении. Такие данные могут иметь большую статистическую обеспеченность по сравнению с процессами глубоконеупругого ed - рассеяния, т.к. вследствие малости величины сечений электромагнитного взаимодействия, экспериментальное исследование процессов электродезинтеграции дейтрона(с целью получения информации о поведении формфактора дейтрона при больших ) довольно затруднительно.

В имевшихся ко времени постановки нашего эксперимента данных по одночастичным инклюзивным сечениям для dp- столкновений (реакция В.6), полученных камерной методикой /33/э также как и в по ведении электромагнитного формфактора дейтрона, на первый взгляд, прослеживалось различное поведение (два наклона) в мягкой и жесткой частях импульсных спектров. Естественно было отождествить эти наклоны с различной природой взаимодействующих конституентов (нуклоны, кварки), определяющих динамику столкновения. Расчет /34/ с использованием волновой функции гибридной модели дейтрона показывает, что одночастичное инвариантное сечение процесса (В.6) в жесткой части импульсного спектра (при импульсах протона в системе покоя дейтрона р* > 200 МэВ/с) чувствительно к вкладу 6С^ - состояния. Таким образом, из сравнения с расчетом экспериментальных данных по инвариантным сечениям процесса (В.б) в жесткой части спектра можно извлечь информацию о параметрах шестикваркового состояния дейтрона.

Данные /33,35/ по инвариантным сечениям процесса (В.6), существовавшие ко времени постановки нашего эксперимента, относились к довольно узкой области импульсов протонов р* is (200*400) МэВ/с и, следовательно, были малоинформативны с точки зрения извлечения высокоимпульсной компоненты ВЗЩ. Результаты /33/^ полученные лишь для одной мишени в широком диапазоне углов вылета протонов и при энергии -1 ГэВ/нуклон, допускали и иную трактовку в области Р*> 200 МэВ/с, не требующую примеси - состояния в дейтроне. При таких энергиях нуклонов максимален выход процесса N NJ * N А- , который посредством механизма взаимодействия в конечном состоянии может давать заметный вклад в импульсные спектры протонов при Р*> 200 МэВ/с.

Более информативные с точки зрения извлечения высокоимпульсной компоненты ВЗЩ данные /^6/ по сечениям реакции фрагментации де йтрона-мишени

А + d - р + х , еР= 18о° <в-7) были получены лишь для одного налетающего ядра-протона (А = р ) с импульсом 8,6 ГэВ/с. Эти данные были недостаточно подробными и относились только к кумулятивной области р* ^ 300 МэВ/с, что делало затруднительным даже сравнение их с результатами других экспериментов.

Было видно, что для извлечения наиболее полной информации о высокоимпульсной компоненте ВшД необходимо получение достаточно подробных, статистически обеспеченных данных по инвариантным сечениям процесса (В.6) для разных мишеней при высоких энергиях налетающего дейтрона ( Е.» I ГэВ) и в более широкой области значений импульсов протонов.

Результаты работы подтверждают, что исследования процессов сИА-*рУ ПРИ высоких энергиях налетающего дейтрона позволяют получать информацию непосредственно о волновой функции дейтрона. Отличительной чертой такого процесса, с регистрацией протонов под нулевыми углами, является тот факт, что поведение инвариантных сечений в области значений к 7 0, обусловлено лишь вкладом импульсного распределения нуклонов в дейтроне | ^(к*)!2. При надежной идентификации протона, другие фоновые процессы и различные механизмы реакции не дают заметных вкладов в сечения в этой области импульсов.

Благодаря использованию высокоинтенсивного пучка релятивистских дейтронов синхрофазотрона ОИШ, в описываемом эксперименте удалось измерить импульсные спектры протонов в большом диапазоне изменения сечений процесса 6 порядков). Получены подробные данные по инвариантным сечениям реакции d + C (С в широкой кинематической области значений импульса протонов -вплоть до кинематической границы процесса. Таким образом измерено импульсное распределение нуклонов в дейтроне [ Ч^ (.к2) вплоть до импульсов к ^ 0,8 ГэВ/с. В области больших значений импульсов, вблизи кинематического предела реакции, возможен вклад в измеренные сечения от фонового процесса dp-*p(np) , идентификация которого довольно затруднительна.

Получение информации о структуре дейтрона при к > 0,8 ГэВ/с представляет большой интерес, так как здесь ожидается асимптотическое поведение его структурных функций, которые будут определять поведение инвариантных сечений исследуемого процесса. В этой области разрешены все КХД-обменные взаимодействия и возможен доминирующий вклад конфигураций со "скрытым цветом" В с Ъ £ . В эксперименте, аналогичном выполненному нами на синхрофазотроне ОИШ, такая информация может быть получена при исследовании процесса d А р X при более высоких энергиях столкновений. Например, при энергиях ускорителя ИФВЭ (60 ГэВ) для исследуемого процесса граничное значение импульса протона будет km - 2,6 ГэВ/с.

- 132

В этом диапазоне энергий налетающего дейтрона надежная идентификация протонов с помощью газовых пороговых черенковских счетчиков значительно упрощается, так как требуемые малые значения плотностей вещества газа - радиатора счетчика обеспечивает достаточно низкий уровень фоновых срабатываний счетчиков от частиц со скоростями ниже пороговой ( 6ер ^ 10"^).

В рамках используемого нами подхода мы учитывали примесь шестикварковой компоненты только к S - волне двухнуклонной ВФД, так как рассматривали только Sb конфигурацию для 6Су- состояния. Конечно, при более последовательном подходе к описанию данных должны учитываться вклады всех разрешенных состояний по ор-биталям для дейтроноподобного шестикваркового мешка. Имеются указания (см. например ^ что с^ р2 конфигурация является более предпочтительной для 6 <\ системы. В то же время спиновая структура волновой функции дейтрона еще недостаточно изучена. В области кг 0,4 ГэВ/с вклад D - волновой компоненты доминирует и, следовательно, здесь (а также при более высоких значениях в районе второго минимума 5 - волны) сечения исследуемого процесса должны сильно зависеть от ориентации спина налетающего дейтрона. Поэтому исследования фрагментации поляризованных релятивистских дейтронов, в аналогичной постановке эксперимента, были бы в этом отношении чрезвычайно информативными. В настоящее время, в связи с получением на синхрофазотроне ОИЯИ пучка релятивистских поляризованных дейтронов, открываются возможности для проведения таких исследований. Представляется важным запланировать проведение таких исследований и в "серпуховском" диапазоне энергий.

С тем же набором аппаратуры, в рамках описанной методики эксперимента, можно проводить исследования и процессов фрагментации легких ядер t >5Не Не . Получение на синхрофазотроне

ОИШ релятивистских пучков таких ядер с достаточно высокими инТА тенсивностями £«10 частиц/цикл делает вполне достижимыми измерения импульсных спектров фрагментов этих ядер в процессах t ,гНе + p,d,t)aHe+ X во всей кинематической области. Из таких данных могут быть извлечены одночастичные волновые функции "t ,Ъ Не ? Не вплоть до значений внутренних импульсов нуклонов I ГэВ/с.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В заключении приведены основные результаты работы и вывода.

1. Создана система сцинтилляционных и черенковских детекторов установки "АЛЬФА", которая обеспечила проведение исследований спектров протонов от фрагментации релятивистских ядер на высокоинтенсивных пучках медленного вывода синхрофазотрона ОИЯИ.

2. На синхрофазотроне ОИЯИ с помощью установки "АЛЬФА" на пучке релятивистских дейтронов (р^ = 8,9 ГэВ/с) получены впервые подробные (с шагом 0,01 pd ) и с высокой точностью данные по импульсным спектрам протонов при 6р 0,4° из реакции на углеродной и полиэтиленовой мишенях. Данные по абсолютным значениям инвариантных сечений фрагментации дейтрона охватывают широкую область значений импульсов протонов (вплоть до кинематической границы реакции), в которой сечения изменяются более чем на б порядков.

3. Проведенный в работе анализ данных показал, что:

- измеренные инвариантные сечения находятся в области предельной фрагментации процесса d А p X ;

- форма измеренных импульсных спектров протонов в области значений внутреннего импульса нуклонов 0 \< 4 (0,8*1,0) ГэВ/с определяется импульсным распределением нуклонов в дейтроне

1 ^ (к*) ;

- удовлетворительное описание наших данных в этой области импульсов возможно в рамках импульсного приближения с учетом перерассеяний;

- поведение инвариантных сечений исследуемого процесса при I k I * 200 МэВ/с обусловлено свойствами дейтрона, как слабосвязанной двухнуклонной системы;

- при импульсах протонов к> 200 МэВ/с расчеты с использованием известных двухнуклонных феноменологических ВФД (Рейд, парижский NW- потенциал) не вполне описывают наши данные; экспериментальные значения сечений намного (максимум в 2 раза) превышают расчетные;

- хорошее описание данных во всей области 0 £ k £ I ГэВ/с получено в рамках гибридной модели волновой функции дейтрона,которая включает примесь шестикваркового состояния.

4. Впервые из подгонки расчетов с использованием гибридной модели ВФД к экспериментальным данным одновременно получены значения совокупности характеристик шестикварковой примеси: вероятность примеси состояния в дейтроне 0,08+0,1; радиус шестикваркового кластера ^ I Фм; вклады двухнуклонной компоненты дейтрона и 6cj, - состояния практически можно рассматривать как некогерентные. Полученные результаты практически не зависят от ядра-мишени и от выбора той или иной параметризации двухнуклонной ВФД.

5. Извлеченная из наших данных новая ВФД хорошо описывает и появившиеся в последнее время результаты группы СЛАК, где из данных по электродезинтеграции дейтрона также была извлечена информация о квадрате волновой функции •

6. Совокупность полученных данных способствует более глубокому пониманию кварковой структуры ядер и используется, в частности, при планировании новых экспериментов на создаваемых в ОИШ пучках релятивистских поляризованных дейтронов и на ускорителе ИФВЭ.

В работах по созданию экспериментальной установки, последующей ее эксплуатации на пучках синхрофазотрона ОИШ, в экспозициях по набору статистики, обработке и анализе результатов эксперимента участвовал коллектив людей, проникнутых энтузиазмом и знанием дела. Автор был рад ощущать свою принадлежность этому коллективу и глубоко признателен за постоянное и тесное сотрудничество Н.М.Пискунову, внесшему определяющий вклад в создание комплекса аппаратуры установки "АЛЬФА", И.М.Ситнику, решающий вклад которого в создание программного обеспечения эксперимента и обработку данных способствовал скорейшему получению результатов, В.Г.Аблееву, Г.Г.Воробьеву, С.А.Запорожцу, Д.К.Никитину, А.А.Номо-филову, Е.А.Строковскому, без творческого вклада которых было бы невозможным проведение описанных в работе исследований, а также зарубежным коллегам А.Филипковски, Л.Визиревой, Х.Димитрову, вносивших вклад в работу нашего коллектива.

Приношу глубокую благодарность научному руководителю доктору физико-математических наук Л.И.Струнову за идейное вдохновение, постоянное внимание и постоянную готовность поделиться своими научными знаниями. Автор особенно признателен нашему соавтору, сотруднику ИТФ АН УССР А.П.Кобушкину за плодотворные обсуждения научных вопросов, возникавших в процессе работы. Я искренне благодарен З.П.Мотиной за большую работу по подготовке иллюстраций и Р.Н.Петровой за помощь в оформлении работы.

Мне приятно выразить благодарность коллективу Лаборатории высоких энергий. За время работы в этом коллективе мне приходилось обращаться в различные подразделения, встречаться с людьми на разных уровнях и всегда я ощущал самое доброжелательное отношение.

1. Боголюбов Н.Н., Матвеев В.А., Нгуен Ван Хьеу, Стоянов Д., Струминский Б.В., Тавхелидзе А.Н., Шелест В.П. ОИЯИ, Д-2075, 2141, Дубна, 1965;

2. Bogolubov P.N. Ann.Inst. Henri Poincare, 1968, VIII, p.2;

3. Боголюбов П.Н. ЭЧАЯ, 1972, 3, сЛ44.

4. Chodos A., Jaffe R.L., Johnson К., Thorn С.В., WeiBskopf V.F. Phys.Rev., 1974, D9, р.3471 ;

5. De Grand Т., Jaffe R.L., Johnson К., Kiskis J. Phys.Rev., 1975, D12, p.2060;

6. Jaffe R.L. Phys.Rev.Lett., 1977, 38, p.195;

7. Mulders P.J., Aerts A.T., De Swart J.J. Phys.Rev., 1978, D17, p.260; Phys.Rev., 1979, D19, p.2635; Phys.Rev., 1980, D21, p.2653.

8. Matveev V.A., Sorba P. Fermilab-Pub-77/56THY, 1977; Nuovo Cim., 1978, 45A, p.257;

9. Матвеев B.A. ОИЯИ, P2-I2080, c.57, Дубна, 1978.

10. Блохинцев Д.И. ЖЭТФ, 1957, 33, с.1295; Ефремов А.В. ОИЯИ, Е2-9529, Дубна, 1976; ЭЧАЯ, 1982, 13, с.613;

11. Burov V.V., Lukyanov V.K., Titov A.I. Phys.Lett., 1977, 67B, p.46; JINR, E2-10680, Р2-Ю927, Dubna, 1977.

12. Балдин A.M. ЭЧАЯ, 1977, 8, c.429.

13. Satz H. New States of Matter. Preprint University of Bielefeld, B1-TR82/29, 1982;

14. Горенштейн М.И., Зиновьев P.M. В трудах совещания по исследованиям в области релятивистской ядерной физики.ОИЯИ, Д2-82-568, с.179, Дубна, 1982.

15. Locher М.Р. SIN preprint, PR-81-16, Villigen, 1981.

16. Макаров М.М. УФН, 1982, 136, с.185.

17. Симонов Ю.А. УФН, 1982, 136, с.215.

18. Simonov Yu.A. Phys.Lett., 1981, 107В, р.1; ITEP-142, M., 1981.

19. Jaffe R.L., Low F.E. Phys.Rev., 1979, D19, p.2105.

20. Matveev V.A., Sorba P. Fermilab-Pub-77/36-THY, 1977; Nuovo Cim.Lett., 1977, 20, p.435.

21. Кобушкин А.П. Препринт ИТФ-76-145Е, Киев, 1976; ЯФ, 1978, 28, с.495.

22. De Таг С.Б. Phys.Rev., 1978, D17, p.323; 1979, D19, p.100.

23. Hogaasen H. Preprint University of Oslo, Report 79-03, 1979; Hogaasen H., Sorba P., Viollier R.Z. Phys., 1980, C4, p.131.

24. Neudatschin V.G., Obukhovsky I.Т., Kukulin V.I., Golovanova N.F. Phys.Rev., 1975, C11, P.128.

25. Liberman D.A. Phys.Rev., 1977, D16, p.1542.

26. Neudatschin V.G., Smirnov Yu.F., Tamagaki R., Tchuvilsky Yu.M, Phys.Lett., 1979, 88B, p.231

27. Vento V., Rho M., Brown G.E. Phys.Lett., 1981, 103B, p.285.

28. Paessler A., Fernandez F., Lubeck G., Schimizu K. Phys.Lett., 1982, 112B, p.201.

29. Matveev V.A. Ins Proceedings of the 1981 GERN-JINR School of Physics. Hanko. Finland. 6-9 June 1981. CERN 82-04,p.306, Geneva, 1982.

30. Lehman E. Phys.Lett., 1976, 62B, p.296.

31. Балдин A.M. и др. ЯФ, 1973, 18, с.79.

32. Arnold R.G. et al. In: High Energy Physics and Nuclear Structure 1975, Eds. D.E. Nagle et al. (American Institute of Physics New York, 1975), p.373.

33. Стрикман М.И., Франкфурт Л.Л. ЯФ, 1978, 27, сЛ361, Frankfurt L.L., Strikraan M.I, Nucl.Phys., 1979, В 148, p.107.

34. Matveev V.A., Muradyan R.M., Tavkhelidze A.N. Nuovo Cim. Lett., 1973, 7, p.719;

35. Brodsky S.J., Parrar G. Phys.Rev.Lett., 1973, 31, p.1153.

36. Arnold R.G. et al. Phys.Rev.Lett., 1975, 35, p.776;

37. Rand R.E. et al. Phys.Rev.Lett., 1967, 18, p.497; Phys.Rev., 1973, D8, p.3229;

38. Buchanan C.D. et al. Phys.Rev.Lett., 1965, 15, p.303.

39. Arnold R.G. et al. Phys.Rev.Lett., 1977, 38, p.1516.

40. Буров B.B., Доркин C.M., Лукьянов B.K., Титов A.M. ОИЯИ, P2-8I-62I, Дубна, 1981.

41. Bergstrom L., Fredriksson S. Rev.Mod.Phys., 1980, 52, p.675.

42. Lukyanov V.K., Titov A.I. Proc.Int.Conf. on Extreme States . in Nuclear System. Dresden, 1980, v.2, p.60.

43. Кобушкин А.П., Шелест В.П. ЭЧАЯ, 1983, 14, с.1146.

44. Аладашвили Б.С. и др. ОИЯИ, PI-I07I9, Дубна, 1977; ЯФ, 1978, 27, с.704.

45. Kobushkin А.P., Vizireva L. Preprint ITP-81-108E, Kiev, 1981; J.Phys.G: Nucl.Phys., 1982, 8, p.893.

46. Papp J. LBL-3633, Berkeley, 1975.

47. Балдин A.M. и др. ОИЯИ, PI-III68, Дубна, 1977.

48. Аблеев В.Г., Шаров В.И. и др. ОИЯИ, 13-10568, Дубна, 1977.

49. Ableev V.G., . Sharov V.I. et al. JINR, E1-82-377, Dubna, 1982.

50. Ableev V.G., . Sharov V.I. Nucl.Phys., 1983, A393, -p.491; A411, p.541 (E).

51. Ableev V.G., . Sharov V.I. et al. JINR, E1-82-777, Dubna,1982.

52. Ableev V.G., . Sharov V.I. et al. JINR, E1-82-919, Dubna, 1982.

53. Аблеев В.Г., Шаров В.И. и др. Письма в ЖЭТФ, 1983, 37,с.196; JETP Lett., 1983, 37, р.20.

54. Ableev V.G., . Sharov V.I. et al. JINR, E1-83-487, Dubna,1983.

55. Baldin A.M. et al. JINR, E1-82-472, Dubna, 1982.

56. Аблеев В.Г. и др. ОИЯИ, 13-10256, Дубна, 1976; ПТЭ, 1978, 2, с.63.

57. Аблеев В.Г. и др. ОИЯИ, 13-81-782, Дубна,-1981; ПТЭ, 1983, I, с.33.

58. Ставинский B.C. ЭЧАЯ, 1979, 10, с.949.

59. Lacombe М. et al. Phys.Rev., 1980, G21, р.8б1; 1981, С23, p.2405; Phys.Lett., 1981, 101В, p.139.

60. Dubai L. et al. Phys.Rev., 1974, D9, p.597.

61. Балдин A.M. и др. ОИШ, 1-8028, Дубна, 1974.

62. Аверичева Т.В. и др. ОИШ, I-II3I7, Дубна, 1978.

63. Козодаев М.С., Тяпкин А.А. ПТЭ, 1956, I, с.21.

64. Аблеев В.Г. и др. ОИШ, 1-82-276, Дубна, 1982; ЯФ, 1983, 37, с.132.

65. Аблеев В.Г. и др. В "Трудах Совещания по исследованиям в области релятивистской ядерной физики". ОИЯИ, Д2-82-568, с.130, Дубна, 1982.

66. Соляник В.И. ИФВЭ 81-63, Серпухов, 1981.

67. Cantin М. et al. Nuel.lHtr. and Meth., Т.974» 118, p.177.

68. Bourdinand M. et al. Nucl.Instr. and Meth., 1976, 136, p.99.

69. Benot M. et al. Nucl.Instr. and Meth., 1978, 154, p.253.

70. Yasumi S. et al. Ins Proc. INS Intern. Symposium on Nuclear Radiation Detectors, March, 1981, Tokyo.

71. Guzik Z., Basiladze S.G. Nucl.Instr. and Meth., 1974, 114, p.83.

72. Василишин Б.В. и др. ОИЯИ, Р9-6973, Дубна, 1973.

73. Пискунов Н.М. и др. ОИЯИ, 10-10255, Дубна, 1976.

74. Волков В.И. и др. ОИЯИ, 10-81-261, Дубна, 1981.

75. Аблеев В.Г. и др. ОИЯИ, 13-8967, Дубна, 1975.

76. Аблеев В.Г. и др. ОИЯИ, 13-8829, Дубна, 1975.

77. Басиладзе С.Г. ОИЯИ, 13-7613, Дубна, 1973.

78. Басиладзе С.Г., Парфенов А.Н. ОИЯИ, 13-7672, Дубна, 1974.

79. Аблеев В.Г. и др. ОИЯИ, PI-I0565, Дубна, 1977.

80. Hulthen L., Sugawara М# Handbuch der Physik, 1957, ed.by S.Plugge (Springer-Verlag, Berlin), 39, p.1.73* Moravcsik M. Nucl.Phys., 1958, 7, p.113.

81. Danburg J.S. UCRL-19275, Berkeley, 1969.

82. Bertocchi L., Treleani D. Nuovo Cim., 1976, 36A, p.1.

83. Nissen-Meyer S. Nucl.Phys., 1978, A306, p.499.

84. Dirac P.A.M. Rev.Mod.Phys., 1949, 21, p.392.

85. Гарсеваншвили B.P. и др. ОИЯИ, P2-9859, Дубна, 1976.

86. Mc.Gee I.J. Phys.Rev., 1966, 151, p.772.

87. Alberi G., Rosa L.P., Thome Z.D. Phys.Rev.Lett1975, 34,3p.503C.

88. Стрикман М.И., Франкфурт Л.Л. ЭЧАЯ, 1980, II, с.571.

89. Frankfurt L.L., Strikman M.I. Phys.Rep., 1981, 76, N4, p.215.

90. Locher M.P., Svarc A. SIN, PR-83-13, Villigen, 1983.

91. Ефремов А.В. ЯФ, 1976, 24, с.1208.

92. Лукьянов В.К. и др. ОИЯИ, P2-II049, Дубна, 1977; Phys.Lett., 1977, Вб7, р.4б.

93. Anderson L. et al. Phys.Rev., 1983, C28, p.1224.

94. Стрикман М.И., Франкфурт Л.Л. В кн.: Материалы X зимней школы ЛЙЯФ, т.2, с.449, Л., 1975;1. Preprint LNPI-238, 1976.

95. Baldin A.M. In: Proc. of the 1981 CERN-JINR School of Physics. Hanko, Finland, 6-19 June 1981. CERN 82-04, p.1, Geneva, 1982.

96. Балдин A.M. Докл. АН СССР, 1975, 222, с.1064.

97. Benecke J., Chou T.T., Yang C.N., Yen E. Phys.Rev., 1969, 188, p.2159.

98. Балдин A.M. и др. ОИЯИ, 1-80-488, Дубна, 1980.

99. Baldin A.M. JINR, E1-80-545, Dubna, 1980.

100. Stavinsky V.S. In: Proc. of the VI Int.Seminar on High Energy Physics Problems. JINR, D1,2-81-728, p.205, Dubna, 1981

101. Балдин A.M. и др. ОИЯИ, 1-82-28, Дубна, 1982.

102. Лукьянов В.К., Титов А.И. ЭЧАЯ, 1979, 10, с.815.

103. Titov A.I. JINR, E2-83-72, Dubna, 1983.

104. Hamada T, Johnston I.D. Uucl.Phys., 1962, 34, p.382.

105. Reid R.A. Ann.Phys., 1968, 50, p.411.

106. Копелиович В.Б. Письма в ЖЭТФ, 1976, 23, с.348; 1977, 26, с.168.

107. Браун М.А., Вечернин В.В. 1977, 25, с.1276; Браун М.А. и др. Ш, 1978, 27, с.1329.

108. Кондратюк Л.А., Лев Ф.М. ЯФ, 1976, 23, с.1056; ЯФ, 1978, 27, с.831.

109. Амелин Н.С., Глаголев В.В., Лыкасов Г.И. ЭЧАЯ, 1982, I3,c.I30.

110. Копелиович В.Б., Радоманов В.Б. ОИЯИ, P2-II938, Дубна, 1978. Ю4. Аблеев В.Г. и др. В трудах второго симпозиума "Нуклон-нуклонные и адрон-ядерные взаимодействия при промежуточных энергиях", Гатчина, 23-26 апреля 1984, ЛИЯФ.

111. Zabolitsky J.G., Еу W. Phys.Lett., 1977, 7бВ, р.1527.

112. Brodsky S.J., Lepage G.P. Phys.Scripta, 1981, 23, p.945.

113. Pal P., Dasgupta P., Dasgupta N. Z.Phys. C: Particles and Fields, 1983, 17, p.243.

114. Williams S.A., Margetan P.J. Phys.Rev. Lett., 1982, 49, p.771.

115. Ohta S., Oka M., Arima A., Yazaki K. A Shell Model Study of Six Quark System, Tokyo University Preprint, Tokyo 113, 1981.

116. Макаров M.M. В Трудах У1 Международного семинара по проблемам физики высоких энергий. Дубна, 1981. ОИЯИ, Д1-2-81-728,с.73, Дубна, 1981.

117. Матвеев В.А. Множественное рождение частиц и предельная фрагментация ядер. ОИЯИ, 1978, с.137.

118. Dorkin S.M., Lukyanov V.K., Titov A.I. JIUR, E2-43, Dubna, 1980.

119. Доркин С.М., Резник Б.Л., Титов А.И. ЯШ, 1982, 32, с.1244.

120. Bosted P., Arnold. R.J., Rock S., Szalata Z. Phys.Rev.Lett., 1982, 49, p.1380.

121. Schutz W. et al. Phys.Rev.Lett., 1977, 38, p.259.

122. Rock S. et al. Phys.Rev.Lett., 1982, 49, p.1139.

123. Агранович И.Л. и др. ЯФ, 1977, 25, с.1123.

124. Schmidt I.A., Blankenbecler R. Phys.Rev., 1977, D15, p.3321.

125. Kopeliovich B.Z., Zacharov B.G. In: Proc. of the 6-th Balaton Conf. on Nucl.Physics, 1983, p.113.

126. Wheeler J.A. Phys.Rev., 1937, 52, p.1082, 1107.

127. Bondarchenko E.A., Efremov A.V. JINR, E2-82-927, Dubna, 1982.

128. Савин И.А. В Трудах У1 Международного семинара по проблемамфизики высоких энергий. Дубна, 1981, ОИШ. Д1-2-81-728, с.223, Дубна, 1981.

129. Efremov A.V., Bondarchenko Е.А. JINR, Е2-84-124, Dubna, 1984; Titov A.I. JINR, E2-83-60, Dubna, 1983.

130. CERN COURIER, 1982, 22, p.362;

131. Aubert J.J. etaL. Phys.Lett., 1983, 123B, p.275.

132. Obuchovsky I.T. et al. J.Phys .A: Math.Gen., 1982, 5, p.113.

133. Mc Tavish J.P. J.Phys.G: Nucl.Phys., 1982, 8, p.911.

134. Allen L.J., Mc lavish J.P., Kermode M.W., Mc Kerrell A. J.Phys.G: Nucl.Phys., 1981, 7, p.1367.

135. Peynman R.P. Photon-Hadron Interactions. V.A.Ben;}amin inc., Massachusetts, 1972.

136. Карманов B.A. Препринт 56, ИТЭФ, 1976.