Исследование рождения Л0 гиперонов при глубоко-неупругом рассеянии позитронов на нуклонах в эксперименте "ГЕРМЕС" тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

Введение

1. Глубоко-неупругое рассеяние позитронов на нуклонах.

2. Фрагментация.

3. Обзор экспериментальных данных.

4. Эксперимент HERMES.

Глава 1. Исследование дифференциальных эффективностей и относительной выстройки пропорциональных камер

1. Пропорциональные камеры.

2. Процедура относительной выстройки пропорциональных камер

3. Исследование дифференциальных эффективностей ПК.

4. Исследование импульсного и углового разрешения треков, реконструированных с помощью пропорциональных камер.

Глава 2. Функция фрагментации

1. Процедура получения функции фрагментации D^.

2. Учет аксептанса.

3. Экспериментальный набор данных и селекция А° событий.

4. Монте-Карло моделирование

5. Переопределение переменной . J t »

6. Функция фрагментации V . *.

7. Исследование систематической ошибки.

Глава 3. /^-распределения для А°-гиперонов, К®- мезонов и заряженных пионов

1. Источники поперечного импульса.

2. Получение экспериментальных р^-распределений.

3. Монте-Карло анализ р^-распределений.

4. Сравнение экспериментальных ^-распределений с результатами, полученными в Корнельском университете и в коллаборациях FNAL и ЕМС.

1. Глубоко-неупругое рассеяние позитронов на нуклонах

Исследования спиновой структуры нуклонов, а также процессов фрагментации кварков в адроны, относятся к наиболее актуальным задачам в физике элементарных частиц. Интерес к изучению спиновой структуры нуклона возник в связи с проблемой "спинового кризиса". В настоящее время проведено большое количество экспериментов, посвященных исследованию структуры нуклонов, в то же время процессы фрагментации кварков в адроны являются недостаточно хорошо изученными. Структуру нуклонов изучают в реакциях глубоко-неупругого рассеяния. Исследование процессов фрагментации проводится в экспериментах по глубоко-неупругому рассеянию, е+е~-аннигиляции и в адрон-адронных взаимодействиях. В каждом из упомянутых выше экспериментов процессы фрагментации имеют свои особенности. Для формирования полной картины фрагментации кварков в адроны необходимо знать результаты таких исследований во всех трех типах экспериментов. К настоящему времени накоплено большое количество экспериментальных данных по фрагментации кварков в адроны в е+е~-аннигиляции и адрон-адронных взаимодействиях. В то же время, подобных данных, полученных при ГНР лептонов на нуклонах, для анализа процессов фрагментации имеется недостаточно.

Реакции глубоко-неупругого рассеяния заряженных лептонов на нуклонах. Глубоко-неупругим рассеянием {ГНР) называют такие процессы, при которых квадрат переданного четырех-импульса от лептона к нуклону велик [1]. В первом порядке теории возмущений квантовой электродинамики процессы ГНР заряженных лептонов описываются как обмен виртуальным фотоном (рис. 1), при этом, виртуальный фотон взаимодействует с составляющими нуклон кварками, делая тем самым процессы ГНР важным инструментом для изучения структуры нуклонов. Считается, что фотон поглощается кварком, кварк получает энергию, после чего начинается процесс фрагментации кварка в адроны. Таким образом, ГНР состоит из двух подпроцессов: рассеяние лептона на кварке и последующей фрагментация кварка, и эти два процесса факторизова-ны. Процесс фрагментации не может быть рассчитан методами (теории возмущений) КХД и его описание происходит с использованием феноменологических е'

Рис. 1: Диаграмма процесса глубоко-неупругого рассеяния. моделей.

В инклюзивных реакциях регистрируется только рассеянный позитрон:

I + N i + X, (1) где I - начальный (пучковый) лептон, рассеивающийся на нуклоне /V, /' - рассеянный лептон, X - конечные адронные состояния, образующиеся в результате фрагментации кварков.

Введем следующие обозначения (рис. 1): к = (Е,к) - четырех -импульс налетающего лептона, к' = (Ё ,к') - четырех -импульс рассеянного лептона, в -угол рассеяния лептона в лабораторной системе, Р - четырех -импульс нуклона-мишени, М - его масса, и q = к — к' - четырех -импульс виртуального фотона (7*). Процесс инклюзивного ГНР лептонов на нуклонах определяется через переменные, описанные в табл. 1. При фиксированной энергии пучка Е кинематику ГНР неполяризованных частиц полностью можно описать набором из двух переменных.

Процессы ГНР описываются в рамках кварк-партонной модели. Кварк-партонная модель - это модель, основанная на предположении, что кварки являются точечными безмассовыми составляющими нуклона [2]. В пределе больших Q2 (т.е. при Q2 —> оо) время взаимодействия виртуального фотона с нуклоном мало и длина волны виртуального фотона становится сравнительно меньше внутриядерных расстояний (расстояний между кварками-партонами),

Таблица 1: Переменные, описывающие процесс глубоко-неупругого рассеяния.

Q2 = -д2 = -(к - к')2 Квадрат ^-импульса виртуального фотона взятый со знаком минус.

Энергия виртуального фотона 7*. у» - ^ х — 2 Ми Относительная доля импульса нуклона, которую имеет партон. у кР Е Относительная доля энергии электрона переданная нуклону.

W2 = (д + Р)2 Квадрат инвариантной массы системы (7*, N) следовательно, межпартонными взаимодействиями можно пренебречь и рассматривать кварки как "квазисвободные" объекты. В кварк-партонной модели вводятся функции распределения кварков по импульсам qj(x,Q2), где / - аромат кварка. Эти функции имеют смысл вероятности обнаружить в нуклоне кварк <7/ с относительной долей импульса нуклона х {в системе бесконечного импульса): рд = х • Р. Экспериментально измеряемую пару переменных (Е', в) обычно конвертируют в пару (х, Q2) или (и, Q2), которые можно интерпретировать в рамках кварк-партонной модели.

Процессы рождения адронов изучают в полуинклюзивных реакциях, в которых, помимо глубоко-неупруго рассеянного лептона (, также регистрируется и образовавшийся адрон h: l + N^t + h + X. (2)

Кинематику рождения адронов удобно рассматривать в системе центра масс виртуального фотона 7* и нуклона мишени N (рис. 2), дополнив набор упомянуi о

Рис. 2: Определение переменных ф и Ру, характеризующих полуинклюзивные реакции, в системе (7*,р). тых уже кинематических переменных следующими: рт - поперечный импульс образовавшегося адрона, ф азимутальный угол (угол между плоскостью рассеяния и плоскостью реакции) и z ~ ^ - доля переданной нуклону энергии, которую имеет адрон, т.е. отношение энергии адрона (в лабораторной системе) к энергии виртуального фотона.

Таким образом, полуинклюзивные реакции описываются с помощью набора из пяти независимых переменных: Q2, X, Z, рт И ф. Часто, в дополнение к этим переменным, вводят еще переменную: xf = рм^с , т.е. отношение продольной компоненты щ импульса адрона в системе (7*,р) к его максимально возможному значению рМакс. • Например, максимально возможный импульс А°-частицы получается в том случае, когда в процессе фрагментации образуются только Л°-гиперон и Х-мезон. Практическая польза этой переменной будет пояснена несколько позднее.

Сечение инклюзивного процесса (2) в приближении однофотонного обмена записывается в виде: ^L (3) где Ьцv - лептонный тензор и W^ - адронный тензор, dQ телесный угол рассеянного лептона и а -константа электромагнитного взаимодействия, а по индексам iivlv подразумевается суммирование. Лептонный тензор вычисляется методами квантовой электродинамики и при усреднении но возможным спиновым состояниям записывается как:

V = 2[klik'v + kyk'p] - Q2g^ (4) где к^, ку, к'^ - компоненты-четырех импульса пучкового и рассеянного лепто-нов, a gtw -метрический тензор. Адронный тензор W^y не может быть вычислен прямо, так как он описывает внутреннюю структуру нуклона и включает все возможные конечные состояния. Его наиболее общая форма:

W"" = W,(Q\,/)(-,/"■ + '—)

5) где Wi{Q2,v) и W2(Q2, v) - структурные функции. Таким образом, сечение (3) записывается в виде: = igW, Cfisin'l + tfwj. (6)

Вводя структурные функции:

Fi(x, Q2) = MWi(Q2, и), F2{x,Q2) = vW2(Q\v), инклюзивное сечение рассеяния неполяризованных частиц можно записать в виде:

1-,(Г)

Полуинклюзивные процессы

Как уже говорилось, процессы рождения адронов (полуинклюзивные реакции) описываются набором из пяти переменных. Дифференциальное сечение, как функция переменных у, х, Z, ру и ф, записывается в виде {3]: da 4тга2МЕг 2o, ху2Пi + (1 - у)П2 + dxdzdydpj,d(j) Q4 ^(2 - y)Jl~^y соз(ф)Н3 + ^(1 - у)соз(2ф)Щ, (8) где: 'Hi{XiQ'*, Z,prp)= Hi, H2, и H4 - структурные функции полуинклюзивного рождения адронов в процессе глубоко-неупругого рассеяния лептонов на нуклонах.

После интегрировании по ф и сечение полуинклюзивного рождения адронов (8) приводится к виду: do- 8тта2МЕ, dxdydz Q4 где: хугНi(x, Q\ z) + (1 - у)Н2{х, Q\ z)], (9) tfif2(s, *) = \ fd&dWhdx, Q2, (10)

В рамках кварк-партонной модели структурные функции Н2 записываются как:

Hx(x,Q\z) = ^Ze2fqf(x,Q2)Dhf(z,Q% (11) z f

H2(x,Q2,z) = Ee}xqf(x,Q2)Dhf(z,Q2), (12) где: e/- заряд кварка сорта / и Df(z, Q2) - функция фрагментации этого кварка в адрон h, т.е. вероятность того, что в процессе фрагментации кварка сорта / образуется адрон h.

Следует заметить, что формула для инклюзивного сечения (7) получается из (9) после интегрирования Hi(x, Q2, z) и H2{x,Q2, z) по г и введения структурных функций F\{Q2,x) и F2(Q2,x).

Fi{Q\x) = ^Ее2/д/(х,д2)(Е / Dhf(z,Q2)dz) = z / л 1

13) /

F2(Q2,x) = Ee2fxqf(x,Q2)(Y: J Dhf(z,Q2)dz) = / h

Ze2fxqf(x,Q2), (14) /

При Q2 oo для структурных функций имеет место явление "Бьеркенов-ского склейлинга", т.е. их независимости от переданного импульса Q2 [4]:

H1(Q2,x,z) = H1(x,z). (15)

Структурные функций Hi(x,z) и H?.{x,z) связаны с помощью соотношения Каллана-Гросса [5]:

2xHi{x,z) = H2{x,z), (16) которое отвечает пределу сг^/от —> 0, где aL и сгт - сечения поглощения продольно-скалярных и поперечных фотонов, соответственно.

Окончательно, сечение рождения адрона h при ГНР (8) в рамках кваркпартонной модели, как функцию переменных Q2, х и г, можно записать в виде:

17) где R(Q2, у) - кинематический фактор, равный

R{Q2,y) = ^~[l~y + y2/2}. (18)

2. Фрагментация

Как уже говорилось в предыдущем параграфе, при ГНР кварк поглощает виртуальный фотон, после чего начинается процесс фрагментации этого, как говорят, выбитого кварка в адроны. Как следует из формулы для сечения рождения адронов (17), для описания спектров рождения адронов при ГНР лептонов на нуклонах нужно знать функции распределения кварков по импульсам в нуклоне и функции фрагментации. Функции распределения кварков по импульсам измеряются в экспериментах ( существует много параметризаций для функции распределения, см., например, [б] [7] {8]). Функции фрагментации также измеряются в экспериментах, кроме того, существуют и теоретические предсказания для функций фрагментации, о некоторых из них будет рассказано позднее. Процессы фрагментации кварков в адроны изучаются не только при ГНР, но и в экспериментах по е+е~ -аннигиляции и в адрон-адронных взаимодействиях. Следует заметить, что функции фрагментации кварков в адроны являются универсальными и не должны зависеть от типа реакции, в которых они изучаются. Проверка такой универсальности, в частности, была продемонстрирована в работе {9], для функций фрагментации кварков в мезоны.

Функции фрагментации

Как уже было сказано ранее, для количественного описания процессов фрагментации вводят функции фрагментации , которые определяются как вероятность того, что кварк определенного сорта qj фрагментирует в адрон h.

Для характеристики процессов рождения адронов при ГНР поляризованных частиц вводятся поляризационные (зависящие от спина) функции фрагментации, описывающие фрагментацию продольно-поляризованного кварка в продольно поляризованный адрон: одной спиральности, в адрон, имеющий такую же (противоположную) спираль-ность.

Существуют определенные соотношения между поляризационными и неполяризационными функциями фрагментации, о чем будет сказано позднее.

Исследование рождения Л°-гиперонов

Изучение рождения Л°-гиперонов представляет особый интерес. Связано это с тем, что распад Л° —> р + 7г+ происходит с нарушением четности [10], при этом наблюдается большая анализирующая способность продуктов распада в системе покоя Л°-гиперона. Это позволяет измерять поляризацию Л°-гиперона и, как следствие, коэффициент передачи поляризации Л°-гиперону от выбитого кварка fll], {12].

Поляризационные и неполяризационные функции фрагментации связаны через коэффициент передачи спина C^{z):

ADi(z)=Ct(z)D$(z), (20) для которого существуют различные феноменологические модели [13]. В эксперименте HERMES было проведено достаточно детальное исследование коэффициента передачи поляризации [11], [14], [12].

Токовая фрагментация и фрагментация мишени

При ГНР лептонов на нуклонах существует два типа механизмов фрагментации, в которых образуется Л-гиперон, рис. 3: механизм "токовой" фрагментации и механизм фрагментации мишени. В первом случае Л-гиперон образуется в результате фрагментации выбитого из нуклона кварка. В случае фрагментации мишени возможны различные варианты образования А-гиперонов. Например, оставшийся в нуклоне мс?-дикварк подхватывает морской s - кварк и образует Л-гиперон. Или другой вариант, когда из нуклона выбивается морской s-кварк, тогда парный с ним s-кварк, вместе с «d-дикварком нуклона, образует Л° -гиперон. Приведенные на рис. 3 схемы на самом деле условные, так как оба механизма образования Л°-гиперонов достаточно сложны.

При высоких энергиях взаимодействующих частиц, адроны, образовавшиеся в результате токовой фрагментации и фрагментации мишени, достаточно хорошо разделяются с помощью переменной Xf. При этом, в случае токовой фрагментации х/ > 0, т.е. Л°-гиперон движется в том же направлении, что и выбитый кварк(в системе(7*,р)). Для механизма фрагментации мишени X/ < 0 и Л°-гиперон имеет импульс, направленный в сторону, противоположную направлению выбитого кварка. При не очень больших энергиях разделить эти два механизма сложнее, хотя и существуют модельные предположения об областях их доминирования. Как следует из результатов Монте-Карло моделирования, u 11 d

Рис. 3: Схематическое пояснение механизмов образования Л°-гиперона: слева -токовая фрагментация, справа - фрагментация мишени.

А°-гиперон в основном образуется при фрагментации мишени (вклад этого процесса составляет 75%).

Обзор теоретических работ

В настоящее время для описания процессов фрагментации существуют разные модели (обзор наиболее распространенных моделей приводится в книге [15]), при этом общепринятой является струнная модель.

Расчеты А.Б .Кайдалова и О.И Пискуновой [16], [17], [18], а также Ю.М.Шабельского [19], [20] сделаны в рамках кварк - глюонной струнной модели для адрон-адронных взаимодействий (например рр взаимодействия ). Такие процессы идут с небольшой передачей импульса от первичных адронов вторичным ( т.е. являются "мягкими" процессами) [21], [22]. Механизмы фрагментации в этих процессах еще сложнее, чем при ГНР и в е+е~-аннигиляции, так как рассматриваются взаимодействия двух сложных кварковых систем. Результаты проведенных расчетов хорошо описывают экспериментальные данные по адрон-адронным взаимодействиям.

Еще один теоретический анализ для описания процессов рождения Ларионов был сделан M.Nzar [23] и основывался на кварк-дикварковой модели структуры нуклона и А°-гиперона. В этой работе были получены функции фрагментации кварков в Л°- гиперон и протон, причем полученная функция фрагментации u-кварка в протон находится в хорошем согласии с экспериментальными данными коллаборации ЕМС. Кроме того, в этой работе сделаны расчеты для Q2 эволюции функций фрагментации.

Теоретический анализ процессов фрагментации кварков в А0- и А0- гипероны, а также расчеты для <22-эволюции функций фрагментации при е+е~-аннигиляции был проделан группой теоретиков в CERN [24].

Монте-Карло моделирование процессов фрагментации

Одной из наиболее используемых программ, для Монте-Карло моделирования процессов фрагментации, является программа JETSET [25], разработанная в университете г.Лунд, Швеция. В этой программе реализуется несколько моделей фрагментации: модель независимой фрагментации, кластерная модель и струнная модель. Наиболее используемой является струнная модель.

Струнную модель вкратце можно пояснить на примере е+е~ -аннигиляции. Образованные в результате е+е~ -аннигиляции кварк и антикварк двигаются в противоположных направлениях. По причине конфайнмента, чем больше расстояния между кварками, тем больше силы цветного поля их удерживающие. Считается, что между кварком и антикварком натягивается струна. Чем дальше кварки удаляются друг от друга, тем больше напряженность цветового поля в струне. При определенных условиях струна разрывается с образованием кварк-антикварковых пар qq, причем при заданном начальном кварке qo пара новых кварков рождается с такими значениями ароматов qiqi чтобы была возможность сформировать мезон q0qi- Оставшийся q\- кварк может образовать мезон с кварком Q2 от следующей пары. Таким образом, на начальной стадии задаются как вероятности рождения кварк-антикварковых пар ий dd ss, так и относительные вероятности того, что данная пара кварков qi~iqi образует мезон. В JETSET эти два процесса факторизованы, т.е. сначала рождается пара q^i без условия на формирование определенного физического состояния, а затем комбинация кварков qt-iqi формирует мезон с вероятностью единица. Этот процесс продолжается до тех пор, пока энергия в месте разрыва струны не будет превышать 2тд, где mq- масса кварка, то есть когда новая кварк-антикварковая пара не сможет появиться из-за недостатка энергии. В программе задаются вероятности рождения пар кварков разных сортов ии, dd, ss и более тяжелых.

Механизм образования барионов в этой схеме отличается тем, что может представлять собой антидикварк, и струна формируется между этим антиди-кварком и кварком.

В программе существует возможность выбора функции фрагментации струны, но наиболее используемой является Лундовская симметричная функция фрагментации:

F(z) ос z~l{ 1 - z)aexp{-bm2±fz), (21) где т\ — т2 + Pj- -"поперечная" масса адрона (р^-его поперечный импульс), а а и 6- параметры, подобранные экспериментально.

Следует заметить, что именно струнная модель вместе с Лундовской симметричной функцией фрагментации использовалась при Монте-Карло расчетах, проводимых в данной работе.

Экспериментальное получение функций фрагментации

В экспериментах функции фрагментации извлекают с помощью дифференциальной множественности n(z), которая определяется как число адронов dN/г, рожденных в определенном интервале dz, деленное на размер интервала dz и нормированное на полное число глубоко-неупруго рассеянных позитронов Ne: ' 1 dNHz) , ч W.-HT' (22)

В то же время, согласно кварк-партонной модели, rih(z) можно выразить через полное сечение ГНР позитронов на нуклонах и сечение рождения адронов в процессах ГНР: V = Е/ е) / R{Q\ y)qf(x, Q2)D}(z, Q2)dxdQ2 nh[Z) Zf>e2,fR(Q2,y)qf,(x,Q2)dxdQ2 1 } или, введя обозначение: e2fR(Q2,y)gf(x,Q2)dxdQ2

Zf'e2flfR{Q2,y)qf.{x,Q2)dxdQ2' 1 j где L)f имеет смысл вероятности того, что глубоко-неупругое рассеяние произойдет на кварке сорта /, можно записать формулу (23), при условии усреднения по Q2, в виде: nh(z) = ^ufDhf(z) \<Qa>. (25)

О применении формулы (25) для получения функции фрагментации D£ и об используемых при этом модельных предположениях будет рассказано во второй главе.

3. Обзор экспериментальных данных

Процессы фрагментации изучаются в экспериментах по электрон - позитрон-ной аннигиляции [26]-[28], глубоко-неупругому рассеянию лептонов на нуклонах |29]-[34] и в адрон-адронных взаимодействиях (подробный список ссылок на статьи, посвященные анализу данных экспериментов по адрон-адронным взаимодействиям, приведен в работе [17]). К настоящему времени имеется большое количество данных по изучению фрагментации при е+е~ -аннигиляции и в адрон-адронных взаимодействиях, но, к сожалению, данных по фрагментации кварков в адроны в процессах ГНР имеется недостаточно. Вкратце остановимся на экспериментах, в которых исследовалось рождение странных частиц.

Один из первых экспериментов, посвященных изучению рождения странных частиц при рассеянии заряженных лептонов на нуклонах, был проведен в Корнельском университете, в Нью-Йорке [29]. В этом эксперименте исследовалось рождение Л°-гиперонов и Я^-мезонов при рассеянии пучка электронов с энергией Ее = 11.5 ГэВ на водородной мишени. Данные анализировались в кинематической области: 0.5 < Q2 < б ГэВ2, при этом средние значения переменных были равны: < Q2 >= 1.45 ГэВ2, < W >= 3.15 ГэВ и < х >= 0.14. В этой работе были получены: n(z) для А^-мезонов и распределения по квадрату поперечного импульса - для Л°-гиперонов и К®-мезонов, а также продемонстрирована зависимость < рт > от переменной z для К®-мезонов. Следует заметить, что кинематическая область этого эксперимента находится ближе к области эксперимента HERMES, в отличие от описываемых далее экспериментов.

В коллаборации ЕМС, в CERN, [30], [35] изучалась фрагментация кварков и дикварков в адроны при ГНР мюонов с энергией Ей = 280 ГэВ на протонах. Данные анализировались в кинематических границах: Q2 > 4 ГэВ2, 20 < v < 260 ГэВ, 16 < W2 < 400 ГэВ2. Были получены распределения по переменным: Xf, pj*, W2 и z ( функция фрагментации).

Исследование рождения /^-мезонов и А°-гиперонов проводилось и на коллайдере HERA (с использованием встречных пучков), в коллаборации HI [31], [32]. Были измерены распределения по переменным хг, р?г, а также распределения по другим переменным. Следует заметить, что поперечный импульс в этом эксперименте рассматривался относительно пучка. Данные анализировались в кинематической области: 10 < Q2 < 70, 0.0001 < xbj < 0.001 и 0.05 < у < 0.6.

В эксперименте Е665 [33], который проводился в ускорительном центре FNAL, исследовалось рождение /Г°-мезонов и А0, А0 - гиперонов при ГНР мю-онов с энергией Ей = 490 ГэВ на нуклонах. В этом эксперименте были получены ^-распределения для разных интервалов переменной xj, а также измерена средняя множественность и значение < р? > как функции переменных Xf и W2. Как было показано в данной работе, заметный вклад при формировании ^-распределений, при энергиях этого эксперимента, вносят КХД процессы {излучение и поглощение "жестких" глюонов).

В другом эксперименте Е398 [34], также проведенном в ускорительном центре FNAL с использованием мюонов с импульсами р^ = 225 ГэВ/с в кинематической области: 0.4 < Q2 < 50 ГэВ2 20 < v < 210 ГэВ, было получено распределение n(z) (функция фрагментации).

Детальный обзор и параметризация данных экспериментов по е+е~ -аннигиляции были сделаны в работе [24]. Следует заметить, что в этих процессах существует только механизм фрагментации выбитого кварка (так как не существует остатка мишени) и, таким образом, измеряемые функции фрагментации являются чисто токовыми (т.е. в n(z) нет вклада от механизма фрагментации мишени). При получении функций фрагментации авторы использовали следующее предположение: D^ = = D^ = = = D^. Кроме того, в силу невозможности разделения в этих экспериментах А0- и А°-гиперонов полученная функция фрагментации являлась суммой: = + D^.

Механизмы фрагментации достаточно сложны и являются многоступенчатыми. При получении функций фрагментации из экспериментальных данных используются модельные предположения, что необходимо учитывать при сравнении функций фрагментации, полученных в разных экспериментах (об этом будет рассказано в третьей главе). При сравнении функций фрагментации, полученных при разных энергиях, следует учитывать также и <22-зависимость.

4. Эксперимент HERMES

Эксперимент HERMES проводится на ускорителе HERA в исследовательском центре DESY в г.Гамбурге, Германия. Идея постановки эксперимента HERMES возникла с известной проблемой "спинового кризиса". Основной задачей эксперимента является изучение инклюзивных и полуинклюзивных процессов глубоко-неупругого рассеяния поляризованных позитронов (электронов) на нуклонах [36].

Первыми важными результатами были измерения спиновых структурных функций дг(р) [37] и ^1(п) [38]. Одним из наиболее существенных достижений эксперимента HERMES явилось исследование вкладов кварков разных сортов в спин протона [39]. Другими важными достижениями являются измерение вклада глюонов в спин нуклона [40], а также измерение азимутальной асимметрии фотонов, рожденных в процессе глубоко-неупругого комптоновского рассеяния виртуального фотона на нуклоне (DVCS) [41], [42]. Как уже было сказано ранее, в эксперименте HERMES изучалась и поляризация А0-гиперонов [12]. В эксперименте HERMES также проводилось исследование процессов фрагментации кварков в пионы [43], [44] и К®-мезоны {45].

Рис. 4: Коллайдер "HERA".

Ускоритель HERA представляет собой позитрон-протонный коллайдер, рис. 4. Поляризованный позитронный пучок имеет энергию 27.5 ГэВ, протонный пучок не поляризован и его энергия - 920 ГэВ.

В эксперименте HERMES используется поляризованный позитронный пучок, который рассеивается на газообразной "фиксированной" мишени. Детектор HERMES находится в восточном зале ускорителя HERA. Детальное описание детектора HERMES дано в работе [46]. Вид сбоку детектора показан на рис. 5.

00 К о сл fa ф в п « 3

43

Я Н

33 £ н оз и в и о о\ о

О.I

FIELD CLAMPS

FRONT MUON HODO

VERTEX / \

CHAMBERS . f \

TARGET CELL

VC1£

DVC HODOSCOPE HO

STEEL PLATE

TRIGGER HODOSCOPE H1

• MAGNET

WIDE ANGLE MUON HODOSCOPE

170 mrad.

140mrad

140 mrad 170 mrad

MUON HODOSCOPES

10

11 m

Угловой захват детектора составляет 40-140 миллирадиан в вертикальном направлении и 0 ± 170 миллирадиан в горизонтальном направлении. Так как детектор HERMES имеет ограниченный аксептанс, то это накладывает соответствующие ограничения и на кинематическую область, в которой анализируются данные. Кинематические пределы эксперимента показаны на рис. 7.

Поперечная поляризация пучка позитронов достигается благодаря эффекту Соколова-Тернова {47], после чего с помощью специальных спин-ротаторов пучок становится продольно поляризованным. Время жизни пучка подчиняется экспоненциальному закону с начальной интенсивностью (для позитронов) 25-35 миллиампер и в среднем равно 9-10 часам при условии бесперебойной работы ускорителя. Типичные размеры позитронного пучка равны: сгх = 0.31 мм и (Ту = 0.07 мм.

Мишень. Особенностью эксперимента HERMES является то, что он проводится на коллайдере, параллельно с экспериментами HI и ZEUS, и, в отличие от экспериментов на выведенном пучке, к мишени предъявляются особенные требования, основным из которых является то, что мишень не должна разрушать пучок, что и определяет ее основные параметры и конструкцию [48], [49].

Мишень состоит из Т-образной накопительной ячейки рис. 6, источника поляризованных атомов, системы магнитов (удерживающего магнитного поля) и поляриметра для измерения поляризации мишени. Ячейка представляет собой

BEAM

Рис. 6: Схема установки газовой ячейки на пучке. v(GeV)

Рис. 7: Кинематическая область эксперимента HERMES. эллиптическую трубку, с размерами 9.8 мм в высоту, 29 мм в ширину и 400 мм длинной. Ячейка изготовлена из алюминия, толщина стенок трубки равна 100 микронам. Газ подается в середину ячейки и распространяется к концам, после чего откачивается вакуумной системой. Преимуществом мишени такого типа является отсутствие окон у мишени, т.е. постороннего вещества на пути пучка. Плотность газа в неполяризованной мишени ограничена, так как большая плотность может разрушить пучок. Значение плотности для поляризованной мишени 1014 нуклонов/см2 и около 1015 нуклонов/см2 для не поляризованной мишени. Распределение плотности газа в мишени имеет треугольный вид, то есть мишень имеет максимальную плотность в середине (в месте, где подается газ ) и плавно спадает к краям. Для увеличения плотности мишени, стенки мишени охлаждаются (это достигается за счет уменьшения скорости атомов газа мишени ). Для того, чтобы избежать влияния синхрогронного излучения (которое может привести к перегреву стенок ячейки), ячейка защищена системой коллиматоров.

Детектор HERMES представляет собой магнитный спектрометр, включающий в себя трековые детекторы и детекторы для идентификации частиц. Напряженность магнитного поля составляет 1.3 Тш. Аксептанс детектора разделен на верхнюю и нижнюю части металлической плитой, которая защищает позитронный и протонный пучки ускорителя от магнитного поля {рис. 5).

Трековая часть детектора состоит из следующих основных элементов (рис. 5): вершинных камер VC, дрейфовых вершинных камер DVC, передних дрейфовых камер FC и задних дрейфовых камер ВС [50], а также пропорциональных камер МС [51], установленных в зазоре спектрометрического магнита. Основные параметры трековых детекторов представлены в табл. 2.

Таблица 2: Основные характеристики трековых детекторов.

Название VC1.VC2 DVC FC1,FC2 MC1,MC2,MC3 BC1/2.BC3/4

Расстояние от центра мишени 731,965 1100 1530,1650 2725,3047,3369 4055,5800 ширина ячейки (мм.) 0.193 6 7 2 15 материал анода 200 мк. стекло (А1) W(Au) W(Au) W(Au) W(Au) материал катода А1 на стекле А1 на mylar A1 на mylar Be-Cu С на capton структура VUX XUV UU'XX'VV' UU'XX'VV' UXV UU'XX'VV'

Газовая смесь (%) DME/Ne 50/50 Ar/COi/CFt 90/5/5 Ar/C02/CF4 90/5/5 Ar/C02/CF4 65/30/5 Ar/C02/CF4 90/5/5

Разрешение плоскостей, в микронах 65 220 225 700 275,300

Система идентификации частиц предназначена для разделения позитронов, пионов, протонов и каонов. Она состоит из следующих компонентов, (рис. 5): электромагнитного калориметра [52], пластиковых годоскопов сцинтилляционных счетчиков, перед одним из которых (Н2, см. рис.5) установлена свинцовая пластина толщиной в две радиационные длины, детектор переходного излучения TRD и RICH. Следует заметить, что детектор RICH был установлен в 1998 году, а до этого использовался пороговый черенковский счетчик. Представленный в данной работе анализ проводился с использованием данных 1996-1997 годов, с использованием порогового черенковского счетчика. TRD (детектор переходного излучения) служит для разделения позитронов и пионов [53] и имеет высокую эффективность такого разделения (90%) при энергии частиц больше 5 ГэВ. Основным назначением порогового черенковского детектора является отделение пионов от протонов и позитронов. Детектор RICH [54] является более совершенным прибором и позволяет разделять каоны, протоны и пионы.

На спектрометре HERMES, помимо уже описанных, готовятся к работе еще два детектора: Recoil Detector и Lambda Wheels. [55]. Recoil Detector представляет собой набор кремниевых счетчиков, расположенных параллельно ячейки мишени. Этот прибор позволит детектировать медленные частицы, образованные в процессе ГНР. Другой детектор Lambda Wheels, также состоит из набора кремниевых детекторов, расположенных в виде колес. Этот детектор позволит регистрировать Л°-гипероны, образованные в результате механизма фрагментации мишени, о котором уже говорилось ранее.

Триггер. Задачей триггера в эксперименте HERMES является отбор событий, соответствующих ГНР, и режекция фоновых событий. Основным триггером является сигнал от калориметра и годоскопов (НО, HI, Н2), рис. 5, при этом порог калориметра устанавливался на уровне 3.5 (1.4) ГэВ.

Программное обеспечение эксперимента HERMES состоит из следующих основных элементов: программы считывания данных с детекторов DAQ, программы декодирования "сырых" данных HDC, программы реконструкции HRC, набора программ для контроля за работой отдельных компонентов детектора SLOW CONTROL, программы Монте-Карло моделирования НМС и ряда других программ. Программа HDC служит для перекодировки данных из формата ЕРЮ (т.е. формата, в котором производится набор данных) в формат ADAMO, который является основным форматом для анализа данных в эксперименте HERMES), а также для подготовки данных, для реконструкции треков частиц.

Реконструкция треков

Полученный в результате декодирования файл обрабатывается с помощью программы HRC [56], основной задачей которой является реконструкция треков частиц по информации, полученной от трековых детекторов, и установления соответствия между треком частицы и информацией с детекторов идентификации частиц.

Треки, которые получаются в результате реконструкции, делятся на 2 группы: "длинные треки", реконструированные вершинными камерами VC, и дрейфовыми камерами, установленными перед и за магнитом DVC, FC,BC (т.е. образованные частицами, прошедшими через весь спектрометр), и "короткие треки", реконструируемые с помощью вершинных камер VC и передних дрейфовых камер DVC, FC, а также пропорциональных камер МС, установленных в зазоре спектрометрического магнита. Как правило, таким образом реконструируются треки низкоэнергетичных частиц, прошедших через переднюю часть спектрометра, пропорциональные камеры и вышедшие из спектрометра после магнита, по причине сильного отклонения магнитным полем. На рис. 8 пока

ВС 3,4

D VC VC F< С L - Shor М< tTra -ч ^ ± \ В( :i,2 Beam Line - -

- HEF ГШ JME! ignet 3 - Long Track „

Рис. 8: Длинные и короткие треки. заны примеры длинных и коротких треков. Алгоритмы реконструкции треков разных типов, соответственно, отличаются. Программа реконструкции сначала восстанавливает "передние" треки, т.е. прямые треки, реконструированные с помощью камер VC, DVC и FC, и задние треки, которые реконструируются с помощью задних дрейфовых камер ВС. Это "стандартный" метод реконструкции треков. Существует также и другой вариант реконструкции "переднего" трека, называемый "NOVC", при использовании которого вершинные камеры VC не используются.

Для реконструкции передних и задних треков используется алгоритм "деревьев" [56], который позволяет достаточно быстро восстанавливать треки по известным откликам трековых детекторов, а для быстрого определения импульсов частиц используются "look-up" таблицы.

В результате сшивки переднего и заднего треков получается длинный трек. "Сшивка" переднего и заднего треков происходит в центре спектрометрического магнита (в плоскости, перпендикулярной оси пучка, на расстоянии 275 см от центра мишени).

При реконструкции коротких треков используется передний трек, а также информация, полученная от пропорциональных камер. Короткие треки восстанавливаются методом "проводки" переднего трека через пропорциональные камеры, для этого используется алгоритм Рунге-Кутта.

Информация о состоянии пучка, мишени и состоянии детектора (например, о поляризации пучка мишени, типа газа мишени, ее плотности, т.е. те параметры эксперимента и детектора, которые не изменяются в течение относительно длительного промежутка времени, так называемый SLOW CONTROL), записывалась отдельно от основных данных.

Предпоследняя стадия обработки сводится к созданию DST файлов, в которых содержится полная информация, необходимая для анализа экспериментальных данных (т.е. информация о реконструированных треках и о состоянии детектора). Эти файлы анализируются с помощью программ, предназначенных для окончательного физического анализа. Для графического представления результатов используется программа PAW [57].

Идентификация частиц в эксперименте HERMES (при обработке данных) основана на методе максимального правдоподобия [58]. Параметры, с помощью которых производится разделение позитронов и адронов PID3 и PIDb, вычисляются следующим образом:

PID3 = PID5 = logl0(26) pre Cer^Cal TRD где CeD (D = pre, Cer, Cal, TRD) есть условные вероятности того, что отклик детектора D (предливневого детектора,черенковского счетчика, калориметра или детектора переходного излучения) вызван прохождением через него позитрона или адрона. Эти условные вероятности рассчитываются с использова

Рис. 9: Отклики детекторов, используемых при идентификации частиц на "прохождение" адронов и позитронов. Результаты расчетов PID группы. нием параметризаций откликов детекторов на прохождение частиц, которые получены при калибровочных измерениях. Результаты Монте-Карло Моделирования, демонстрирующие отклики детекторов, представлены на рис. 9. Для позитронов значение PID3 + PID5 > 0, а для адронов PID3 + PIDb < 0. При использовании такого алгоритма для селекции позитронов, эффективность идентификации позитронов больше 99%, а вклад адронов менее 1%.

Монте-Карло моделирование

Для моделирования эксперимента использовалась программа НМС (HERMES Монте-Карло), включающая в себя три основные составляющие: генерацию событий (включая процессы фрагментации), моделирование прохождения частиц через экспериментальную установку, и моделирование откликов детекторов. При этом использовались широко известные библиотеки программ CERNLIB.

Конечное состояния глубоко-неупруго рассеянных частиц генерировалось с помощью программы LEPTO [59] для неполяризованного случая, или с помощью программы PEPSI [60]- для моделирования взаимодействия поляризованных частиц. Процессы фрагментации кварков в адроны моделировались с помощью программы JETSET (25]. Следует отметить, что программа JETSET включает в себя большое количество параметров, многие из которых получены на основе анализа данных по е+е~ -аннигиляции. Применимость этой параметризации для описания процессов ГНР исследовалась практически во всех проводимых экспериментах. В результате такой работы значение ряда параметров были подкорректированы. В качестве модели фрагментации использовалась наиболее используемая в настоящее время струнная модель LUND. Для моделирования прохождения частиц через детектор, с учетом возможных взаимодействий, использовался пакет программ GEANT [61]. Для моделирования функций откликов детекторов каждой детекторной группой были разработаны специальные программы, рассчитывающие функцию отклика на основе соответствующих моделей, а также экспериментальных данных.

В результате работы программы НМС образовывался файл, сходный по структуре с файлом, полученным после процедуры декодирования, и готовый к анализу программой реконструкции. Таким образом, программа Монте-Карло моделирования была разработана с использованием уже имеющихся и проверенных пакетов программ, с учетом наиболее точного описания эксперимента HERMES.

В заключение этой части хочется отметить, что спектрометр HERMES предоставляет хорошие возможности не только для изучения инклюзивных процессов, но и для полуинклюзивных реакций, имеющих важное значение для понимания процессов фрагментации.

Выводы из методической части

При анализе работы пропорциональных камер исследовались дифференциальные эффективности (эффективности отдельного канала или группы каналов) , также проводилась относительная выстройка плоскостей камер, что имеет важное значение для эффективной и правильной реконструкции треков низкоэнергетичных частиц.

В ходе работы были получены поправки к положению плоскостей камер для анализа данных 1996-1997 годов.

Была разработана методика получения дифференциальных эффективностей плоскостей ПК с помощью треков, реконструированных в задней части спектрометра. Данная методика позволяет осуществлять дополнительный контроль за работой камер, что имеет важное значение для анализа реакций, реконструированных с помощью коротких треков.

Короткие треки, реконструируемые с помощью ПК, играют важную роль в анализе А°-событий, т.к., как было показано в ходе проведенного Монте-Карло моделирования, около половины пионов от распада А°-гиперонов имеют небольшой импульс и регистрируются с помощью коротких треков. Множественности n(z) и г^Рт), полученные для А°-событий с использованием длинных и коротких треков, согласуются в пределах статистических ошибок

Как было выяснено в ходе проведенного исследования (для пионов), импульсное и угловое разрешения спектрометра для коротких треков, с импульсами в интервале 0.5 < рж < 1.5 ГэВ, сравнимы с разрешениями для длинных треков и составляют: ^ т 1% и Ав < 5 миллирадиан, соответственно.

Результаты анализа функции фрагментации

В результате анализа экспериментальных данных получена множественность nA(z), с учетом поправки на аксептанс детектора.

В ходе Монте-Карло исследования было выяснено, что -гипероны, в основном, рождаются при фрагментации и и d кварков.

С использованием множественности n(z) и с учетом поправки на вклад s-кварка и антикварков получена функция фрагментации DA(z). При этом использовались условия доминирования и- и d- кварков и изотопическая инвариантность, согласно которой = Следует заметить, что результат эксперимента HERMES (функция фрагментации) является наиболее статистически точным в настоящее время (в экспериментах по ГНР заряженных лептонов на нуклонах), и согласуется в пределах статистических ошибок с данными эксперимента FNAL Е398 и коллаборации ЕМС.

Показано, что в кинематической области эксперимента HERMES функция фрагментации слабо зависит от переменной Q2. В проведенном анализе этой зависимостью пренебрегалось, а функция фрагментации была получена при значении < Q2 >= 2.55 ГэВ2.

При анализе кинематики рождения А°-гиперонов обнаружена зависимость функции фрагментации от переменной у (как при Монте-Карло моделировании так, и в экспериментальных данных), связанная с ограниченным фазовым обьемом. Для частичного устранения такой зависимости была переопределена переменная Z = ^ на Z* = в результате чего зависимость от у стала существенно меньше.

Полученная функция фрагментации DA(z) хорошо согласуется с расчетами, основанными на кварк-глюонной струнной модели. Существующие отклонения могут быть связаны с тем, что эти расчеты были сделаны для процессов с небольшими переданными импульсами, а экспериментальный результат получен для "жестких" процессов, что требует дополнительную коррекцию таких моделей, для их использования при описании процессов фрагментации при ГНР.

Экспериментально полученная функция фрагментации отличается от Монте

Карло функции фрагментации, как по абсолютной величине, так и по форме. Этот факт говорит о необходимости изменения параметров Монте-Карло генератора. Такую поправку необходимо одновременно производить с учетом всех возможных конечных состояний (т.е. с учетом распределений для всех образовавшихся при ГНР адронов).

Результаты анализа ^-распределений

Получены распределения по квадрату поперечного импульса для А°-гиперонов, К^-мезонов и заряженных пионов.

Значение параметра а = 4.2 ± 0.1 ± 0.4 ГэВ-2, полученного для А°-гиперонов, хорошо согласуется с результатом эксперимента, проведенного в Корнельском университете, в котором исследовалось рождение Я^-мезонов и А°-гиперонов при рассеянии электронов с энергией 11.5 ГэВ на водородной мишени а = 4.2 ±0.3 ГэВ-2. В то же время, отличие результатов для А^-мезонов связано с дополнительным кинематическим ограничением, используемым в Корнельском эксперименте: г > 0.3.

Сравнение результатов аппроксимации ^^-распределений для Л°-гиперонов, полученных в экспериментах HERMES и FNAL Е665, и проведенный Монте-Карло анализ показали, что с ростом энергии пучка лептонов вклад КХД процессов в nA(p^) заметно увеличивается. Аналогичный вывод делается и при сравнении ^-распределения для пионов (данные коллаборации HERMES), с /^-распределением для адронов (среди которых доминируют пионы), полученным в коллаборации ЕМС, при рассеянии мюонов с энергией Е^ = 200 ГэВ на нуклонах. В то же время, с помощью Монте-Карло моделирования было продемонстрировано, что вклад КХД-процессов при энергиях эксперимента HERMES мал.

Показано, что р^-распределения для А°-гиперонов, полученные на водородной и дейтериевой мишенях, согласуются в пределах статистических ошибок. Таким образом, вклад ферми движения оказывается несущественным для р^-распределений.

Учитывая сказанное выше можно заключить, что доминирующий вклад при формировании поперечного импульса вносит процесс фрагментации.

Сравнение экспериментальных и Монте-Карло р^-распределений говорит о необходимости коррекции параметров Монте-Карло генератора. В результате проделанной работы сделана поправка параметра Монте-Карло генератора, соответствующего ширине гауссового распределения поперечной компоненты импульса, формирующейся в процессе фрагментации.

Благодарности

В заключение автор выражает благодарность своим научным руководителям С.Л.Белостоцкому и О.Г.Гребенюку за помощь и поддержку при проведении работы, И.Акушевичу за помощь в оценке радиационных поправок для функции фрагментации, сотрудникам вычислительного центра ОФВЭ ПЙЯФ за предоставленные вычислительные возможности.

Заключение

Данная работа посвящена изучению процессов фрагментации кварков в Л°-гиперон при глубоко-неупругом рассеянии позитронов с энергией Ее — 27.5 ГэВ на нуклонах в, эксперименте HERMES, проводимом на электронном пучке кол-лайдера HERA. К характеристикам процессов фрагментации, которые исследовались в данной работе, относятся: функция фрагментации DA(z) и распределение по квадрату поперечного импульса адрона р

Кроме того, в работе заметное место отведено методике эксперимента, а именно, исследованию характеристик работы пропорциональных камер, установленных в зазоре спектрометрического магнита, которые позволяют реконструировать треки низкоэнергетичных частиц. Проведено исследование угловых и импульсных характеристик спектрометра для треков, реконструируемых с помощью ПК.

1. Ф.Клоуз. Кварки и партоны. Издательство Мир, 1982.

2. Р.Фейнман. Взаимодействие фотонов с адронами. Издательство Мир, 1975.

3. J. Levelt, P. J. Mulders. Quark correlation functions in deep inelastic semiinclusive processes. Phys. Rev., v. D49:96-113, 1994.

4. J.D. Bjorken. Asymptotic sum rules at infinite momentum. Phys. Rev., 179:1547-1553, 1969.

5. C.G. Callan, D.G. Gross. High-energy electroproduction and the constitution of the electric current. Phys. Rev. Lett., 22:156-159, 1969.

6. Stanley Л. Brodsky, Matthias Burkardt, Ivan Schmidt. Perturbative qcd constraints on the shape of polarized quark and gluon distributions. Nucl. Phys., v. B441:197-214, 1995.

7. D. de Florian, O. A. Sampayo, R. Sassot. Next-to-leading order analysis of inclusive and semi- inclusive polarized data. Phys. Rev., v. D57: 5803-5810, 1998.

8. D. W. Duke, J. F. Owens. Q**2 dependent parametrizations of parton distribution functions. Phys. Rev., v. D30:49-54, 1984.

9. B. A. Kniehl, G. Kramer, B. Potter. Testing the universality of fragmentation functions. Nucl. Phys., B597:337-369, 2001.

10. Д.Перкинс. Введение в физику высоких энергий. Энергоатомиздат, 1991.

11. A. Airapetian,. Yu.Naryshkin, et al. Measurement of longitudinal spin transfer to A hyperons in deep-inelastic lept.on scattering, hep-ex/9911017, 1999.

12. A. Kotzinian, A. Bravar, D. von Harrach. A and A polarization in lepton induced processes. Eur. Phys. J., C2:329-337, 1998.

13. S. Belostotski. Strange particle production and polarization of A hyperons in the HERMES experiment. Proc. of 7th International Workshop on Deep Inelastic Scattering and QCD (DIS 99), Zeuthen, Germany, Apr 19 23,, 1999.

14. В.С.Мурзин, Л.И.Сарычева. Физика адронных процессов. Энергоатомиздат, 1986.

15. А. В. Kaidalov. Fragmentation functions for quarks and diquarks in the model of quark gluon strings. Препринт ITEP-116-1984.

16. A.B.Kaidalov, O.I.Piskunova. Inclusive spectra of barions in the quark-gluon string model. Z.Phys., v. C30:145-162, 1986.

17. A.B.Kaidalov, M.A.Klochkov, L.I.Sarycheva, L.N.Smirnova. Differential cross sections of A- and A-hyperon production in pp and pp interactions at 12,32 and 100 GeV/c in quark-gluon string model. Yad.Fiz., 49(3):781-786, 1989.

18. Yu. M. Shabelski. Inclusive spectra of secondary particles in К p and К A collisions in the model of quark-gluon strings. Sov. J. Nucl. Phys., v. 49:1081-1086, 1989.

19. G. H. Arakelian, A. Capella, A. B. Kaidalov, Yu. M. Shabelski. Baryon production asymmetries for meson fragmentation in dual parton models. hep-ph/0103337, 2001.

20. А.Б.Кайдалов. О возможной связи между процессами с малыми и большими переданными импульсами. Sov. j.Nucl.Phys., v. 33 вып. 5:1369, 1981.

21. В.С.Мурзин, Л.И.Сарычева. Взаимодействие адроннов высоких энергий. Издательство Наука, 1983.

22. М. Nzar, P.Hoodbhoy. Quark fragmentation functions ina diquark model for proton and A hyperon production. Phys. Rev, v. D51:32, 1995.

23. W. Vogelsang, D. de Florian, M.Stratmann. QCD analysis of unpolatized and polarized Л barion production in leading and next-to-leading order. Phys. Rev. A, v. 57:5811-5824, 1998.

24. T.Sjdstrand, M.Bengtsson. The LUND Monte-Carlo for jet fragmentation and e+e~ physics: JETSET version 6.3: an update. Comput. Phys. Commun., v. 43, 1987.

25. M. Acciarri, O. Adriani, M. Aguilar-Benitez, et al. K0(s) and Lambda production in quark and gluon jets at LEP. Phys. Lett., v. B407:389-401, 1997.

26. G. Alexander, J. Allison, N. Altekamp, et al. Strange baryon production in hadronic ZO decays. Z. Phys., v. C73:569-586, 1997.

27. I.Cohen, R. Erickson, F. Messing, et al. Inclusive K® and A electroproduction. Phys. Rev. Lett., v. 40(25):1614-1617, 1978.

28. M. Arneodo, A. Arvidson, J.J. Aubert, et al. Quark and diquark fragmentation into neutral strange particles as observed in muon proton interactions at 280- GeV. Phys. Lett., v. B145:156-172, 1984.

29. S. Aid, M. Anderson, V. Andreev, et al. Strangeness production in deep-inelastic positron proton scattering at HERA. Nucl. Phys., v. B480:3-34, 1996.

30. S. Aid C. AdlofF, M. Anderso, et al. Photoproduction of КО and Lambda at HERA and a comparison with deep inelastic scattering. Z. Phys., C76:213-221, 1997.

31. M. R. Adams, M. Aderholz, S. Aid, et al. Production of neutral strange particles in muon nucleon scattering at 490-GeV. Z. Phys., v. C61:539-550, 1994.

32. R.G. Hicks, H.L. Anderson, N.E. Booth, and et al. Muoproduction of neutral strange hadrons at 225 GeV. Phys. Rev. Lett., v. 45(9):765, 1980.

33. M. Arneodo, A. Arvidson, J.J. Aubert, et al. Transverse momentum and its compensation in current and target jets in deep inelastic muon proton scattering. Phys. Lett., v. B149:415, 1984.

34. M. Dueren. The HERMES experiment: From the design to the first results. PhD Thesis, 1995.

35. A. Airapetian,. Yu.Naryshkin, et al. Measurement of the proton spin structure function gl(p) with a pure hydrogen target. Phys. Lett., B442:484-492, 1998.

36. K. Ackerstaff, . Yu.Naryshkin, et al. Measurement of the neutron spin structure function gl(n) with a polarized he-3 internal target. Phys. Lett., B404:383-389, 1997.

37. K. Ackerstaff, . Yu.Naryshkin, et al. Flavor decomposition of the polarized quark distributions in the nucleon from inclusive and semi-inclusive deep-inelastic scattering. Phys. Lett., B464:123-134, 1999.

38. A. Airapetian, . Yu.Naryshkin, et al. Measurement of the spin asymmetry in the photoproduction of pairs of high p(t) hadrons at HERMES. Phys. Rev. Lett., 84:2584-2588, 2000.

39. A. Airapetian,. Yu.Naryshkin, et al. Measurement of the beam spin azimuthal asymmetry associated with deeply-virtual compton scattering, hep-ex/0106068, 2001.

40. A. Nagaitsev M. Amarian. Comparative study of DVCS at HERMES. HERMES Internal note 00-006, 2000.

41. A. Airapetian,. Yu.Naryshkin, et al. Multiplicity of charged and neutral pions in deep-inelastic scattering of 27.5-GeV positrons on hydrogen, hep-ex/0104004, 2001.

42. P. Geiger. Measurement of fragmentation functions at HERMES. PhD Thesis, 1998.

43. S.I. Manayenkov A.A. Jgoun. Cross section of reaction e + n— > e' 4- K°s + x. HERMES Internal note 99-007, 1999.

44. K. Ackerstaff, . Yu.Naryshkin, and et al. The HERMES spectrometer. Nucl. Instr. Meth., v. A417:230-265, 1998.

45. A. A. Sokolov, I. M. Ternov. On polarization and spin effects in the theory of synchrotron radiation. Phys. Dokl., 8:1203-1205, 1964.

46. K. Zapfe-Duren. The internal storage cell target for HERMES. In *Cologne 1995, Polarized beams and polarized targets* 400-407.

47. D. De Schepper et al. The HERMES polarized 3He internal gas target. Nucl. Instr. Meth., v. A419:16, 1998.

48. S.Bernreuther, A.B.Borissov, H.Boettcher et al. The HERMES back drift chambers. Nucl. Instrum. Meth., A416:45, 1998.

49. V.Andreev, . Yu.Naryshkin, et al. Multiwire proportional chambers in HERMES experiment. Preprint PNPI, Preprint PNPI EP-35-1998, 2249: 22 c; Nucl. Instrum. Meth., A465:482-497, 2001.

50. H. Avakian, N. Bianchi, G.P. Capitani et al. Performance of the electromagnetic calorimeter of the HERMES experiment. Nucl. Instrum. Meth., A417:69-78, 1998.

51. J. V. Emerson. Modeling of the HERMES transition radiation detector. M.Sc. Thesis, 1996.

52. N. Akopov, E.C. Aschenauer, K.Bailey et al. The HERMES dual-radiator ring imaging Cerenkov detector. HERMES Internal note 01-003, 2001.

53. S.Belostotski, M.G. van Beuzekom, K.Fiedler, et al. A recoil-detector test setup for the 1998 run. HERMES Internal note 97-024, 1997.

54. W.Wander. Reconstruction of high energy scattering events in the HERMES experiment. Ph.D. Thesis (engl. version June 97).

55. PAW- Physics Analysis Workstation, edition july 1994. CERN Program Library entry, Q121, CERN, Genf, 1994.

56. R. Kaiser (for the HERMES PID Group). Particle identification at HERMES. HERMES Internal note 97-025, 1997.

57. G. Ingelman, A. Edin, J. Rathsman. LEPTO 6.5 a Monte-Carlo generator for deep inelastic lepton-nucleon scattering. Comput. Phys. Commun., 101:108-134, 1997.

58. L. Mankiewicz, A. Schafer, M. Veltri. PEPSI: A Monte-Carlo generator for polarized leptoproduction. Comput. Phys. Commun., 71:305-318, 1992.

59. GEANT detector description and simulation tool. CERN Program Library, Long Writeup, W5013, 1994.

60. A.Adreev, . Yu.Naryshkin, et al. Multiwire proportional chambers in the HERMES experiment. HERMES Internal note 98-012, 1998.

61. E. Cisbani et al. The HERMES implementation of the PCOS4 system. Proceedings of the International Conference on Electronics for Particle Physics, LeCroy Research Systems, Chestnut Ridge, 28-29 May, 1997.

62. Y. Naryshkin, S. Belostotski, O. Grebenyuk, O.Mikloukho. Magnet chambers efficiencies. HERMES Internal note 98-013, 1998.

63. Д.Худсон. Статистика для физиков. 1967.

64. S. Belostotski, О. Grebenyuk, Y. Naryshkin. Fragmentation function of up quark to lambda hyperon. HERMES Internal note 01-010, 2001.

65. S. Belostotski, O.Grebenyuk, A. Jgoun, S. Manaenkov, Yu. Naryshkin. Analysis of semi-inclusive unpolarized reactions with A and A production in hermes experiment. HERMES Internal note 97-021, 1997.

66. S. Belostotski. Study of strange particle production in HERMES experiment. Proc. of 13th, International Symposium on High Energy Spin Physics (SPIN 98), Protvino Russia, Sep 8 12, 1998.

67. R. M. Barnett et al. Review of particle physics. Particle Data Group. Phys. Rev., D54:1-720, 1996.

68. I. Akushevich, H. Bottcher, D. Ryckbosch. RADGEN 1.0: Monte-Carlo generator for radiative events in DIS on polarized and unpolarized targets. hep-ph/9906408:12, 1998.

69. N.M. Shumeiko I.V. Akushevich, A.E. Tolkachev. Structure and algorithms of fortran code POLRAD. Hamburg DESY Int.Rep.Zeuthen-94-02, 94/12: 43-49, 1994.

70. P. Renton, W. S. C. Williams. Hadron production in lepton nucleon scattering. Ann. Rev. Nucl. Scl, v. 31:193-230, 1981.

71. S. Belostotski, O. Grebenyuk, Y. Naryshkin. Transverse momentum distributions of A, K^, 7г+, тт~ produced in semi-inclusive reactions in HERMES experiment. HERMES Internal note 01-001, 2001.

72. D. De Schepper, J. O. Hansen, H. E. Jackson, T. G. O'Neill, D. Potterveld, John L. Orrell. The HERMES Cerenkov detector. HERMES Internal note 00-021, 2000.

73. A.Schlagbohmer. Transversalimpulse von hadronen in der myon-proton-streuung. PhD Thesis, 1986.