Изучение структуры нуклонных резонансов в реакциях рождения пар пионов на протоне реальными и виртуальными фотонами тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

Введение.

Сильные взаимодействия в области расстояний между конфайнментом и пертурбативной КХД.

- Нуклонные резонансы в реакциях с фотонами.

Новые возможности исследования эксклюзивных каналов взаимодействия фотонов с протоном в экспериментах на непрерывных пучках и 4л детекторах. 13 Экспериментальные данные по электромагнитным формфакторам нуклонных резонансов.

- Исследование эксклюзивных каналов во взаимодействиях фотонов с протоном на детекторе CLAS.

- Постановка задачи.

Глава. I Измерение сечения рождения пар заряженных пионов на протоне виртуальными фотонами (Описание экспериментальной установки).

- Ускоритель.

- Детектор.

- Тороидальный магнит.

- Дрейфовые камеры.

Черенковский счётчик.

Электромагнитный калориметр.

- Система времени пролёта.

Система сбора данных.

Реконструкция событий.

- Калибровка детектора.

Окончательный процесс реконструкции.

- Реконструкция треков.

Реконструкция времени отсчёта.

- Подбор событий в выходящих детекторах.

- Идентификация заряженных адронов.

- Идентификация нейтральных частиц.

Глава. П Модель для описания рождения пар пионов на прогоне реальными и виртуальными фотонами.

- Цели модельного описания рождения пар фотонами.

- Описание процессов рождения ~ пар совокупностью квазидвухчастичных механизмов и фазового объема.

Описание возбуждения и распадов нуклонных резонансов в s-канале взаимодействия фотон-протон.

Описание нерезонансных механизмов.

- Нерезонансные процессы в рр канале.

- Нерезонансные процессы в лА канале.

- Связь сечений и амплитуд.

Сравнение расчетов в рамках модели с мировыми данными.

Глава. Ш Анализ данных CLAS Collaboration по рождению пар заряженных пионов виртуальными фотонами.

Извлечение электромагнитных форм факторов известных резонансов, поиск missing" резонансов.

Определение параметров модели.

- Расчеты с зафиксированными амплитудами.

Основные особенности процедуры определения свободных параметров.

- Извлечение форм факторов известных резонансов.

- Детальный анализ и поиск "missing" резонансов.

- Дальнейший поиск "missing" резонансов.

- Оценка ошибок для извлеченных формфакторов Д/2 3/2.

- Разделение резонансных и фоновых процессов.

Сильные взаимодействия в области расстояний между конфайнментом и пертурбативной КХД

Исследование динамики сильных взаимодействий и структуры адронов в зависимости от расстояний является одной из актуальных задач современной физики. Согласно представлениям квантовой хромодинамики (КХД) фундаментальное сильное взаимодействие представляет собой взаимодействие между кварками (q) со спином 1/2 находящимися в 3s цветовых состояниях и глюонами (g) со спином 1 находящимися в 8 цветовых состояниях (Рис. 1.). Квантовое число цвет, связанное с SUC(3) симметрией сильного взаимодействия имеет, фундаментальное значение. Оно играет роль подобную электрическому заряду в электромагнитных взаимодействиях. Цвет порождает поле сильного взаимодействия переносимое 8 цветными глюонами, подобно тому как электрический заряд электрона со спином 1/2 порождает электромагнитное поле переносимое фотонами со спином 1 (Рис. 1б).

6)

Рис. 1. Фундаментальные вершины сильного и электромагнитного взаимодействий. Из сравнения фундаментальных вершин сильного и электромагнитного взаимодействий (Рис. 1.а,б) видно, что их пространственно-временная структура одинакова. Действительно, в обоих случаях имеет место взаимодействие спинорных полей кварков (лептонов) с векторным полем глюонов (фотонов). Различия сильного и электромагнитного взаимодействий обусловлены: а) наличием цвета у глюона и кварка (фотон и лептон являются бесцветными частицами) б) связанными с наличием цвета различиями в поведении эффективных или бегущих констант сильного () и электромагнитного (-Ja)взаимодействий.

Константы Jcl и %/а характеризуют амплитуды фундаментальных процессов: испускания глюонов кварками в КХД и фотонов лептонами в квантовой электродинамике (КЭД), На расстояниях порядка размера нуклона (10'13см = 1Фм) as~ l, a~ 1/137.

Эффекты одевания показанных на Рис. 1 фундаментальных вершин сильного и электромагнитного взаимодействий виртуальными частицами [1] приводят к зависимости

-Щ. и ~[а от расстояний. Наличие цветовых степеней свободы с неабелевой симметрией в процессах показанных на Рис. 1а и их отсутствие в процессах на Рис. 16 приводит к тому что эти зависимости от расстояния различны. Неабелева симметрия SU°(3) приводит к механизмам, показанным на Рис. 2 и отсутствующим в КЭД.

Рис. 2 Неабелевы КХД вершины.

В результате поведение бегущей константы электромагнитного взаимодействия определяется вкладом процессов показанных на Рис. За. Поведение бегущей константы сильного взаимодействия а% (О2) определяется как вкладом механизмов кваркглюонного взаимодействия показанных на Рис. 36, подобных вершинам КЭД, так и вкладом дополнительных процессов, содержащих вершины Рис. 2 и показанные на Рис. Зв. Диаграммы на Рис. 36 как и в случае КЭД приводят к экранированию сильных взаимодействий, т. е. росту as(Q2) с увеличением Q2. Однако процессы показанные на

Рис. Зв приводят к противоположной зависимости a J О2): уменьшению (О2) с ростом е27 (а) (б) в)

Рис. 3. КЭД процессы, определяющие поведение бегущей константы электромагнитного взаимодействия а (а); КХД процессы, приводящие к экранированию в 01 -зависимости бегущей константы сильного взаимодействия a s (б) и КХД механизмы приводящие к антиэкранированию as (в).

В результате О2-зависимость бегущей константы сильного взаимодействия становится результатом конкуренции процессов экранирования и антиэкранирования и определяется соотношением: a,(Q2) =-oi / (О.

33 -2llf) 'n( Уд2 ) где nf -число ароматов кварков, 33 есть фактор SUC(3) группы. О2 -величина четырехимпульса переданного глюону и определяющая масштаб расстояний, Л « 0.2ГэВ фундаментальный КХД параметр, определяющий верхнюю границу расстояний в пределах которых проявляет себя квантовое число цвет. Второе слагаемое в знаменателе (1) отвечает процессам экранирования (Рис. 36), а первое антиэкранирования (Рис. Зв). Поскольку число ароматов кварков nf = 6, антиэкранирование доминирует над экранированием и бегущая константа as,(Q2) уменьшается с уменьшением расстояния.

На Рис. 4 сравниваются экспериментальные данные по Q2 -зависимости бегущей константы ал (О2) с КХД расчетами, показанными сплошной линией, заштрихованная область отвечает неопределенностям этих вычислений. Бегущая константа сильного взаимодействия уменьшается от единицы на расстоянии порядка размера адронов ~1Фм до -0.1-0.3 на расстояниях <0.01 Фм.

1 2 5 10 20 50 100

Q (GeV)

Рис. 4. Зависимость константы сильного взаимодействия «„от О2. Точки экспериментальные данные, сплошная линия - расчеты в рамка КХД, заштрихованная область - неопределенность расчетов [2].

Малая величина as дает возможность описывать процессы сильного взаимодействия на расстояниях <0.01 Фм в рамках фундаментального лагранжиана КХД, используя для вычисления амплитуд сильных процессов диаграммную технику, базирующуюся на теории возмущений. Исследования процессов глубоконупругого рассеяния электронов на нуклонах , формирование струй адронов в е е аннигиляции дали убедительные свидетельства адекватности КХД описания сильных взаимодействий на расстояниях <0.01 Фм.

Иная ситуация имеет место в области переходных расстояний между конфайментом (~1Фм) и асимптотической свободой кварков (<0.01 Фм). Рост бегущей константы сильного взаимодействия с ростом расстояния приводит к одеванию фундаментальных КХД объектов глюонов и кварков облаками виртуальных кварков и глюонов и на расстояниях > 0.05Фм в сильном взаимодействии участвуют эффективные -одетые кварки и глюоны. Рост константы сильного взаимодействия не позволяет ограничить рассмотрение механизмов сильных процессов диаграммами с минимальным числом вершин. Теория возмущений перестает работать и разнообразие механизмов сильного взаимодействия значительно возрастает с ростом расстояния.

Вопросы эволюции с расстоянием динамики сильного взаимодействия, динамической структуры фундаментальных КХД объектов глюонов и кварков в области расстояний отвечающих переходу между конфайнментом и пертурбативной КХД являются открытыми вопросами и одним из наиболее актуальных направлений современной фундаментальной физики.

Нуклонные резонансы в реакциях с фотонами

Ярким проявлением непертурбативных эффектов в сильном взаимодействии является формирование нуклонных резонансов N*. Их возбуждение отчетливо проявляется в зависимости полных сечений взаимодействия виртуальных фотонов с протоном от величины инвариантной массы системы адронов в конечном состоянии в области квадрата четырехимпудьса фотона Q1 ниже б ГэВ2, показанных на Рис 5 [3]. Формирование резонансных структур не может быть описано только механизмами типа несколько лидирующих порядков КХД и лидирующие twists. Следовательно они являются ярким проявлением непертурбативных эффектов со значительным вкладом процессов типа high twist.

О к.о f U

UJ аа.О СО

СО 15.0 V W \ g ,».<,!р # in:

I* t.o и 1Л гл |.в гя °ij> иг i.u 1.1

И (CEV> И (GEV) t-8 7.0

Рис.5 Полные сечения взаимодействия виртуальных фотонов с протоном в зависимости от инвариантной массы W, для различных значений квадрата переданного четырехимлульса: О2 = 0.1 ГэВ2 (a), Q2 =1 ГэВ2 (b), Q1 = 3 ГэВ2 (с) Q2 =6 ГэВ2 (d) [3].

Как следует из данных Рис. 5, О2 -эволюция W-зависимости полных сечений взаимодействия фотонов с протоном различна для различных резонансных состояний. Наиболее сильные изменения с ростом О2 претерпевает область при W=1.23 ГэВ, отвечающая возбуждению А-оезонанса. О2 * ,

1 ~ - эволюция формирующих второй и третий резонансные пики является менее выраженной. Подобное поведение свидетельствует о сложной внутренней структуре N* различной для различных состояний.

На Рис. 6 показано расположение нуклонных резонансов на шкале W или их масс и приведена огибающая инклюзивного сечения взаимодействия виртуальных фотонов на протоне при Q2 = 0.6 ГэВ2 [4]. Как видно из Рис. 6 сечение имеет 3 ярко выраженных максимума. Первый из них обусловлен возбуждением резонанса Р33(1230) и представляет собой изолированный резонансный максимум с минимальным перекрытием с другими резонансными состояниями, а также с минимальным вкладом нерезонансных процессов.

Р33(1230) или Л-резонанс относится к наиболее хорошо изученным. Минимальный вклад других N* и нерезонансных процессов делает эту область W предпочтительной для изучения слабо возбуждаемых мультиполей. В настоящее время в JLAB выполняются обширные исследования слабо возбуждаемых мультиполей СО и Е2 в процессах возбуждения А-резонанеа виртуальными фотонами при О < 5 ГэВ2 [51. Эти исследования дают важную информацию об особенностях механизмов конфаймента на больших расстояниях, в частности коррелированном движении кварк - антикварковых пар в виде возможного мезонного облака.

JW(G «V)

Р37

РЗЗ F3S

F1S

56.0*>„

Pit

-РЗЗ

S6,0+)<

1— Pit

1.8

Stt', D13.

033 :

4-1 £ 015 T'<e sat

S11 :

D13 лл

1.2 t.o

ISO 200 300 r tot sr. . {yiby

Рис. 6. Нуклонные резонансы с массами меньше 2 ГэВ (левая часть) и огибающая инклюзивного сечения рассеяния виртуальных фотонов на протоне при О2 = 0.6 ГэВ2 (правая часть) [4].

Второй максимум составлен состояниями D13(1520) и S11(1535). При этом вблизи фотонной точки (О2 = 0) доминирующим является вклад состояния D13(1520). При О2 > 1 ГэВ2 вклады обоих состояний сравнимы.

Третий резонансный максимум обусловлен вкладом многих состояний приведенных на Рис. 6 Вблизи фотонной точки доминирующим является вклад состояния F15(1680). Состояния с массами более 1.6 ГэВ сильно перекрываются друг с другом. С ростом W также возрастает вклад нерезонансных механизмов. Перечисленные факторы приводят к тому что состояния с большими массами ( > 1.9 ГэВ ) вообще не формируют пиков в W-зависимости инклюзивных сечений (Рис. 6).

Таким образом, данных инклюзивных процессов оказывается недостаточно для определения электромагнитных форм факторов N*. Эффективным средством выделения вкладов отдельных состояний является изучение эксклюзивных каналов реакций взаимодействия фотонов с протоном, протекающих через возбуждение N* схематически показанных на Рис. 7. Так исследования эксклюзивного канала yvp —»гр позволило исследовать состояние S1 1(1535) при Q2 < 1 ГэВ2, где вклад этого состояния во второй резонансный механизм сильно подавлен сравнительно с вкладом D 13(1520). Состояние S11(1535) является единственным N* с массой менее 1.6ГэВ и значительной долей распадов на конечное состояние rjp. Это дает возможность несмотря на почти 10-кратное подавление сечения его возбуждения вблизи фотонной точки наблюдать возбуждение состояния S11(1535) в виде пика в эксклюзивном сечении УР^ЛР (Рис. 8) [6]. Однако рассмотренный эксклюзивный канал YP ~> VP практически единственный канал протекающий с возбуждением изолированного N*. Сечения остальных эксклюзивных каналов обусловлены перекрытием многих N* со значительным вкладом нерезонансных процессов.

7V N Yv N Yy N

Рис. 7. Эксклюзивные каналы реакций взаимодействия фотонов с протоном, протекающих через возбуждение N* в s-канале. Вершина у „АТУ* описывается тремя амплитудами Д ,„,Д.,„ и S,,^. которые зависят только от О2.

•Г • • 1 ) > 3 I' ^ I / z;7 L А—

15 10 5

Q 15

10 5 0

15 10 b 5

0 15

10 5 Q

15 10 5 0

Рис. 8. Интегральное сечение реакции ур -^rp. Точками показаны экспериментальные данные со статистическими ошибками, линиями Брейт-Вигнеровский фит [6].

Надежная информация об электромагнитных форм факторах N* может быть извлечена при изучении всей совокупности эксклюзивных каналов взаимодействия фотонов с протоном Рис. 7. Для определения форм факторов N* абсолютно необходимым является развитие модельных подходов, связывающих электромагнитные форм факторы N* с измеренными сечениями и поляризационными асимметриями. Использование таких моделей позволяет извлечь формфакторы N* из воспроизведения измеренных наблюдаемых в условиях, когда измеренные сечения и асимметрии формируются вкладами многих состояний и сложной совокупностью нерезонансных механизмов.

Е - £.445 GeV Qz= 1.375 СеУ2 2.445 GeV

X.

I X, .L.,+ ♦>.?»>

Е = 2.445 GeV Qa= 0.875 GeV8 V

Б = 2.445 GeV

ПЛ» Q2=5 0-625 GeV2 r\

E = 1.645 GeV

Qz= 0.375 GeV2

I V

I \ I

1.5 1.8 1.7 1.8 1.8

V (GeV)

Новые возможности исследования эксклюзивных каналов взаимодействия фотонов с протоном в экспериментах на непрерывных пучках и 4п детекторах

Необходимость одновременного измерения всей совокупности эксклюзивных каналов реакций взаимодействия фотонов с протонами предъявляет специальные требования к эксперименту. Исследование эксклюзивных реакций являются совпадательными экспериментами с регистрацией на совпадениях нескольких ( < 5 в исследовавшейся нами кинематической области) частиц. Для минимизации ложных совпадений при максимальной скорости набора данных необходимо использование непрерывных пучков электронов (фотонов). Для обеспечения регистрации многих частиц испущенных в фотон - протонных столкновениях детектор должен осуществлять сбор информации в области телесного угла около 4п. Сочетание непрерывных пучков электронов и 4:1 - детекторов является ключевым требованием для эффективного исследования совокупности многих эксклюзивных каналов.

В конце 80-х и 90-х годах в Европе и США были начаты физические исследования на пучках ускорителей электронов непрерывного действия: MAMI (Германия), AmPS (Нидерланды), ELSA (Германия), TJNAF (США). Наибольшими возможностями для исследования эксклюзивных реакций обладает TJNAF (США) предоставляющий в распоряжение экспериментаторов непрерывный пучок электронов с рекордной энергией и её стабильностью, диапазона токов, поляризацией (табл. 1). На Рис. 9 Сравниваются кинематические области в переменных v-переданная виртуальному фотону энергия и О2 -квадрат его четырехимпульса, перекрываемые в процессах рассеяния электронов на протоне в JLAB (с максимальной энергией электронов 4.0 ГэВ) и перечисленных выше других лабораторий. Как следует из показанного на Рис. 9 сравнения JLAB позволяет исследовать процессы возбуждения N* и физику других непертурбативных процессов в значительно более широкой кинематической области сравнительно с достижимыми в любых других лабораториях мира.

Табл. 1. Параметры пучка электронов JLAB по состоянию на 2002г.

Энергия, ГэВ <6.0

Ток пучка От 10 нАдо 200мкА

Стабильность энергии ^/jy ~ ю-5

Поляризация до ВО %

0 I 2 S 4

E-F(GeV)

Рис. 9 Кинематические области доступные для исследований в рассеянии электронов на протоне при максимальной энергии пучка электронов для различных находящихся в эксплуатации ускорителей электронов непрерывного действия [4].

В состав экспериментальной установки JLAB входит 4п - детектор CLAS с характеристиками приведенными в табл. 2. Сочетание непрерывного пучка электронов и 4 к - детектора CLAS позволяет исследовать одновременно всю совокупность кинематически открытых каналов реакций с реальными и виртуальными фотонами в том числе с поляризованными пучками электронов, фотонов и с поляризованными протонами и нейтронами. Большинство из этих каналов недоступны для выполнявшихся ранее экспериментов на ускорителях с импульсным пучком и детекторах малого аксептанса из-за неприемлемого числа ложных совпадений. Детектор CLAS в настоящее время является единственным в мире детектором, позволяющим в каждом событии определить все типы частиц и их четырехимпульсы, что связано как с возможностями самого детектора, так и с использованием непрерывного пучка электронов.

Перечисленные обстоятельства делают детектор CLAS в JLAB лабораторией с наибольшими в мире возможностями по исследованиям структуры нуклонных резонансов. Представленные в настоящей диссертации результаты являются первыми физическими результатами полученными на установке CLAS Международной Коллаборацией CLAS по исследованию N* в реакциях рождения пар заряженных пионов ( я- ) фотонами.

Табл. 2 Характеристики детектора CLAS.

Доступная область по углу 0 8°-140°

Доступная область по углу ф 9=15° /О

6=20° 65% из 2к

8=90° 85% из 2к

Разрешение по импульсу а3 0.4% при 1 ГэВ/с, 20°

0.8% при 1 ГэВ/с, 90°

Доступные диапазоны импульса 6=20° (выгнутые треки) > 0.2 ГэВ/'с

6—20° (вогнутые треки) > 1.5 ГэВ/с

В=90° >0.1 ГэВ/'c

Идентификация частиц (За разделениепо времени пролета и dE/dx)

Разделение к/К вплоть до 2.0 ГэВ/с

Разделение тг/p вплоть до 3.0 ГэВ/с

Разделение К/р вплоть до 3.5 ГэВ/с

Эффективность детектирования, нейтронов 5% сцинтиплятор

60% электромагнитный калориметр

Экспериментальные данные по электромагнитным формфакторам нуклонных резонансов

В настоящее время наиболее детально исследована структура основного состояния нуклона. Имеются надежные данные по магнитному формфактору протона GM(02) вплоть до Q2 = 30 ГэВ2 Данные по электрическому форм фактору протона Ge (Q2) ограничены значительно меньшим диапазоном О2 до 5 ГэВ2. Кроме того систематические неопределенности данных, полученных до экспериментов в JLAB сильно возрастают с ростом О2. Полученные в этих экспериментах отношение uQ / /v->2sc величинами QM(Q~) взятыми из выполненных ранее работ приведены на / (j, ,((/ )

JVJ ^

Рис. 10 [7]. Систематическая неопределенность электрического форм фактора GE(02) при Q2 4-5 ГэВ2 достигает 50%,

Q (Ge\T)

Рис.10 Мировые данные и данные JLAB по отношению электрического и магнитного форм фактора протона [7].

В выполненных в JLAB экспериментах по исследованию отношения . 2, mKQ ) использовалась новая методика состоящая в измерении двойной асимметрии рассеяния поляризованных электронов на поляризованной мишени. Её использование позволило на порядок величины повысить систематическую точность в определении этого отношения как это следует из данных JLAB [7], показанных на Рис. 10. Исследования [7] позволили обнаружить новый эффект: при О2 >0.5 ГэВ2 электрический форм фактор протона Ge(Q2) падает быстрее чем ^ у^ . Эта качественно новая черта структуры нуклона на расстояниях сравнимых с размерами адрона имеет важное значение в развитии современных представлений о физике конфаймента.

Среди возбужденных состояний нуклона наиболее детально изучен А-резонанс Р33(1232). Основной вклад в возбуждение этого состояния фотонами дает магнитный форм фактор GM (О2 ). Экспериментальные данные по О2-зависимости GM(02) показаны на Рис. 11 [8]. Характерной особенностью возбуждения А-резонанса виртуальными фотонами является наиболее быстрое с О2 падение форм фактора GM (О2) сравнительно со всеми другими N* и основным состоянием нуклона. Эта особенность может быть связана с максимальным вкладом high twist механизмов в формирование этого единственного изолированного N*.

Рис. 11. Экспериментальные данные по магнитному форм фактору А-резонанса [8]. Кривыми представлены расчеты в рамках различных кварковых моделей [9] [10].

В выполненных в TJNAF экспериментах [5,11,12] были впервые получены детальные данные о вкладе слабо-возбуждаемых мультиполей Е1+ и S1+ в возбуждение

Л-резонанса при Q2 <1.0 ГэВ2. Полученные отношения ^ /м'1 + ' + " основной мультиполъ) показаны на Рис. 12. Сравнение измеренных отношений ^ /д/] + с результатом модельных расчетов также показанных на Рис. 12 свидетельствуют о вкладе кварк - антикварковых корреляций в виде возможного формирования мезонного облака в структуру А-резонанса. ш 1 о <

-2 -5 -4 -5 -5

BATES (MER01) ELSA (KAL9?) S.EGS (81А9?) MAMI (8ЕС97) А МАМ! (POSOt) О JLA8 (FR099)

JLAB/CLAS

Dynamicol - Kamolov and Yang Oynomicot - Soto ond Lee MA'D 2000 — Tfois г

ROM — Aznaurvan. ROM - Worns ' CQSM SU(3) - Sllvo CG3M S'J(2) - SJSva A

-6 L

- kQM - Aznouryon

- CQSM SUf3) - Silva CQSM SU(2) - Silvo

-to ^

-15

-20

0.5

Dynamicol - Kamolov ond Yang Dynomical - Sato and Lee MAID 2000 - Tiotof

1.5

3.5 4

Q2(GeV/e)2

Рис. 12. Экспериментальные данные no Q2 -зависимостям отношений /М]+ и расчеты в рамках различных моделей [5].

Е1+/ S1 + /М1 + '

В пределе жесткого пертурбативного взаимодействия фотона с протоном величины мультиполей Е1+ и М1+ должны бать одинаковы [13]. Малая величина + свидетельствует о том что перекрываемый в современных экспериментах диапазон Q2 далек от пертурбативного режима взаимодействия фотона с А-резонансом.

Среди возбужденных состояний нуклона с массами превышающими массу Л-резонанса наиболее изученными являются состояния D13(1520), SI 1(1535), формирующие второй резонансный механизм и состояние F 15(1685), формирующие третий резонансный максимум в инклюзивном сечении. Данные о электромагнитных форм факторах этих состояний ограничены областью Q2 <3.0 ГэВ2 и показаны на Рис. 13 [14]. Электромагнитные форм факторы состояний D13(1520) и F15(1685) извлечены из анализа реакций рождения одиночных пионов виртуальными фотонами [15,16,17]. Данные по электромагнитному форм фактору состояния S11(1535) получены в исследованиях эксклюзивного канала yvp—>rp [15,17]. В выполненных в JLAB [6] экспериментах удалось значительно повысить точность определения электромагнитных форм факторов S11(1535) резонанса (Рис. 13а). Электромагнитные форм факторы состояний D13(1520), SI 1(1535) и F15(1685) спадают с О1 медленнее, чем электромагнитный форм фактор протона. Дня состояний D13(1520) и F15(1685) О2 -зависимость электромагнитных форм факторов может быть описана монопольным фитом, в то время как Q2 -зависимость магнитного форм фактора протона описывается дипольным фитом, а О2-зависимость электрического форм фактора GK(02). как уже обсуждалось выше, является более быстрой. Электромагнитный форм фактор состояния S 11(1535) обнаруживает наиболее медленную О2-зависимость из всех измеренных форм факторов N*. При изменении О2 от фотонной точки до -2,0 ГэВ2 величина форм фактора S11(1535) уменьшается лишь примерно в 2 раза. Это обстоятельство а также тот факт что Sll(1535) представляет собой единственное низколежащее возбуждение нуклона со значительной долей распадов по каналу ?тр свидетельствует о специфических чертах структуры этого возбуждения.

Данные о электромагнитных форм факторах высоколежащих N* с массами более 1.6 ГэВ являются очень ограниченными. На Рис. 14 приведены данные для состояний Г70,1"1 и [56,2+] [SU(6) х 0(3)] мультиплетов с массами более 1.6 ГэВ [151. Для состояний этих мультиплетов помимо низколежащих D13(1520) и S11(1535) данные пл форм факторам либо ограничены фотонной точкой, либо определены с низкой точностью для 2 значений О2. Для мультиплета [56,2+1 имеются данные по электромагнитным форм факторам состояния F 15(1685). Для всех других состояний этого мультиплета данные ограничены фотонной точкой. ff(G^)

Рис. 13 Электромагнитные форм факторы наиболее изученных нуклонных резонансов в зависимости от О1. Сплошные и штриховые линии расчеты в рамках SQTM с различной параметризацией мультиполей. Точками обозначены имеющиеся мировые данные, в том числе данные JLAB (черные квадраты) [14].

Столь ограниченная информация обусловлена тем, что до проведения экспериментов в Hall В JLAB форм факторы N* определялись лишь из данных по сечениям рождения одиночного пиона виртуальными фотонами. Для N* с массами более 1.6 ГэВ основными каналами распада являются каналы с образованием нескольких пионов в конечном состоянии. Исследования многопионных конечных состояний были сильно затруднены как малыми аксептансами детекторов, так и импульсным характером пучков электронных ускорителей. С другой стороны данные о электромагнитных форм факторах высоколежащих состояний являются абсолютно необходимыми для понимания механизмов формирования N*, являющихся одной из важнейших компонен определяющих динамику сильного взаимодействия в непертурбативной области. Сочетание непрерывного пучка электронов с рекордными параметрами и 4я:-детектора CLAS делает Hall В JLAB единственной в мире лабораторией обладающей возможностью исследования электромагнитных форм факторов высоколежащих возбуждений нуклона в эксклюзивных каналах с эмиссией многих пионов. ол j п Li i t^z-—- .Q^flTBD) лш-,/2

0.1 т * J. —I

1/2 L J ^ * -L

Г ll, , . I .T i ■ • i

-0L1

-AL9 о 1 2

- PsCieiQ)

T"

Ji—uiLii

Рис. 14. Электромагнитные форм факторы нуклонных резонансов с массами более 1.6 ГэВ в зависимости от О2. Сплошные и штриховые линии расчеты в рамках SQTM с различной параметризацией мультиполей параметрами. Точками обозначены имеющиеся мировые данные, в том числе данные JLAB (черные квадраты). Данные полученные в экспериментах представленных в данной диссертации не приведены и будут показаны ниже.

Исследование эксклюзивных каналов во взаимодействиях фотонов с протоном на детекторе CLAS

На Рис. 15 приведены выходы реакций для различных эксклюзивных каналов во взаимодействиях виртуальных фотонов с протоном, полученные в экспериментах коллаборации CLAS [18]. Данные по всем представленным на Рис. 15 каналам получены в одной серии измерений, чем достигается значительное повышение систематической точности в определении вкладов различных эксклюзивных каналов в инклюзивное сечения взаимодействия виртуальных фотонов с протоном. Впервые определены сечения канала yvp —» плл в области энергий возбуждения N*. Отчетливо наблюдается формирование резонансных пиков в эксклюзивных каналах с эмиссией одного и двух пионов, при этом чувствительности различных эксклюзивных каналов к вкладу различных резонансных состояний отличаются. Это делает совместный анализ эксклюзивных каналов с эмиссией одного и нескольких пионов эффективным средством разделения вкладов различных N*. Впервые наблюдался резонансный пик в канале YvP Vе0 ■ В настоящее время не известно N*, распадающихся по такому каналу и наличие этого пика указывает на необходимость детального анализа этих данных в целях поиска новых типов нуклонных возбуждений - "missing" барионных состояний.

0.8 1 1.2 1.4 1.6 1Л 2 22

10000

5000i,a 1 1 з. 1.4 1.6 1.8 г ял

200В рш

- • *Л

• —

0.8 1 1.2 1.4 1.6 1.8 2 2.2

W(GeV)

Рис. 15. Выходы различных эксклюзивных каналов взаимодействия фотонов с протоном измренные Коллаборацией CLAS в JLAB [18].

В экспериментах коллаборации CLAS [19-22] были получены первые в мире данные по сечениям инклюзивного канала yvp —»яг+;т~ р во всей области энергий возбуждения N*, позволяющие извлечь информацию об электромагнитных форм факторах N*, вносящих вклад в этот эксклюзивный канал. Данные получены во всей области энергий возбуждения N* (W < 2.1 ГэВ) и в диапазоне О2 < 1.5 ГэВ2. Выход этой реакции показан на Рис. 16. Данные включают в себя: а) W-зависимости интегральных сечений измеренных с разрешением по W 25 МэВ в области W < 1.89 ГэВ при Q2~0.65, 0.95 ГэВ2 и в области W < 2.1 ГэВ при О2 = 1.3 ГэВ2; б) распределения по инвариантным массам (к+,ж ), (тг+р) и угловым распределениям я---мезонов, измеренным при каждом значении W. Для сравнения на Рис. 16 приведены полученные ранее данные DESY [27] по эксклюзивному каналу yvp —>• р. Эти данные ограничены лишь интегральными сечениями, измеренными с энергетическим разрешением 200-300 МэВ, т. е. в 10 раз уступающему разрешению достигнутому в экспериментах коллаборации CLAS. Вследствие перечисленных ограничений эти данные не могли использоваться для извлечения электромагнитных форм факторов N*.

Постановка задачи

Настоящая диссертация посвящена физическому анализу первых данных коллаборации CLAS по эксклюзивному каналу рождения пар заряженных пионов на протоне виртуальными фотонами.

Как следует из сравнения выходов реакций рождения одиночного пиона и двух пионов, показанных на Рис. 15,16, оба этих канала обнаруживают резонансные структуры. При этом основная часть сечения эмиссии одиночного пиона сосредоточена при W < 1.6 ГэВ. Для двух пионного канала основная часть силы возбуждения расположена при W > 1.7 ГэВ. Таким образом исследование двухпионного канала открывает перспективы для изучения электромагнитных форм факторов высоко л ежащих N* (А/ . >1.7 ГэВ). В тоже время как это видно из данных Рис. 16 эксклюзивное двухпионное сечение сформировано вкладом многих перекрывающихся между собой состояний и в этом канале значителен вклад нерезонансных механизмов. Следовательно, для извлечения электромагнитных форм факторов N* из экспериментальных данных необходимо развитие модели связывающей электромагнитные формфакторы N* с измеряемыми наблюдаемыми: дифференциальными сечениями, поляризационными асимметриями. Использование таких моделей является абсолютно необходимым для извлечения электромагнитных формфакторов N* в вариационной процедуре из условия наилучшего описания измеренных наблюдаемых. й 20i

DESY — Glasgow

1 1 e®=0.6{GeV/c)2 7 i r

1.25 1,3 t,3S 1,4 1.45 1,5 1,55 1,6 1,65

1 о

U2000E 1500E 1000F

Q =0.4(GeV/c)z

••ii

• •

CLAS 1.65 GeV soo§

1.25 1.3 1.35 1.4 1.45 1.5 1.55 1,6 1.65

2 5000F с

Я4000Е

3000 = 2000; 1000 =

QJ=1.0 - 2.0(GeV/c)'

CLAS E = 4 GeV

1.3 1.4 1.5 1.6 1.7 1.8 1.S 2 2.1 2.2

W(OeV)

Рис. 16. Сравнение данных коллаборации CLAS по выходу пар заряженных пионов на протоне в реакциях с виртуальными фотонами с данными полученными в DESY [23].

В настоящей диссертации развита модель описания сечений рождения пар заряженных пионов реальными и виртуальными фотонами в области W < 3.0 ГэВ, Q2 <2.0 ГэВ2 и -t < 5.0 ГэВ2. Эта модель связывает между собой электромагнитные формфакторы N* и все возможные одномерные и многомерные дифференциальные сечения рождения пар заряженных пионов фотонами. Модель позволяет извлечь из фита экспериментальных данных информацию: а) о электромагнитных форм факторах N* А1!2(02) и А,г (О1); б) о вкладе резонансных и нерезонансных механизмов; в) о вкладе различных квазидвухчастичных каналов ур-^-п' А++, ур —» рр, ур А0; г) о вкладе сечений аи2 и сг,/2, отвечающих протеканию реакции в двух возможных состояниях полной спиральности в системе фотон-протон 1/2 и 3/2. Развитая модель хорошо описывает всю совокупность мировых данных по сечениям рождения пар заряженных пионов реальными и виртуальными фотонами. Модель была принята коллаборацией CLAS в качестве основного подхода для анализа экспериментальных данных по эксклюзивному двух пионному каналу и использована для извлечения первых в мире данных по О2 -зависимостям электромагнитных форм факторов большинства высоколежащих N* (А/,,. > 1.6 ГэВ).

Современные кварковые модели [23-27] предсказывают наличие значительно большего числа N*, чем обнаружено в эксперименте. Все обнаруженные в настоящее время могут быть классифицированы как отвечающие отсутствию орбитальных возбуждений по р и X координатам системы из 3 коституентных кварков (Рис. 17) / = 1? = 0, либо как орбитальному возбуждению только р или только X координаты

1р Ф- 0, /; =0 \1р =0,/3 ^0). Если N* представляют собой системы из 3 конституентных кварков должны наблюдаться состояния отвечающие возбуждению как по р так и пол координатам (/ ^ 0, А, ^0 ). Поиск таких состояний, называемых "missing" резонансами является приоритетной задачей современной физики конфаймента. На Рис. 18 показаны [SU(6) х О(З)] мультиплеты N* для различных радиальных возбуждений N*. Квадраты заполненные символами, указывающими квантовые числа N*, отвечают обнаруженным резонансам. Открытые квадраты отвечают предсказываемым в рамках [SU(6) х 0(3)] симметрии, но до сих пор не обнаруженным "missing" барионным состояниям. Подобная картина отвечает отсутствию корреляций в движении 3 конституентных кварков. При наличии таких корреляций часть орбитальных возбуждений будет блокирована и число "missing" барионных состояний уменьшится сравнительно с предсказываемым в рамках

SU(6) x 0(3)] симметрии. Таким образом поиск "missing" резонансов, предсказываемых в рамках наиболее общих принципов кварковой структуры барионов является проверкой основ современных кварковых моделей, а данные по числу и структуре "missing" состояний позволят сделать выбор между различными моделями конфайнмента.

Согласно модельным описаниям [23-27], доли распадов "missing" резонансов на конечные состояния с одиночным пионом подавлены сравнительно с распадами на многопионные конечные состояния. Подобные особенности распада новых мод возбуждений нуклона (/„ ^ О,/, ^0) могли быть причиной того, что их не наблюдали в экспериментах с одиночными пионами. Модели [23-27] предсказывают значительную долю распадов "missing" N* на конечные состояния с образованием 2-х пионов. При этом электромагнитные форм факторы "missing" состояний сравнимы с электромагнитными форм факторами наблюдавшихся резонансов. Перечисленные особенности делают изучамый в диссертации эксклюзивный канал у., р —> к+к~ р перспективным направлением поиска "missing" барионных состояний.

Поиск возможных сигналов от "missing" резонансов является одной из основных задач физического анализа данных представленного в диссертации. в

18 t "ft

FSB П

СГ U tit ttt tu ttt m Ш r я m ре,»'] ptUJ-J

4ie z» ^10 4i *«

1 1

Р11 {1446 РЭ1 ше ш m m ш ю m

Г 3 t

7 \ 1 517 i »я|

1 » 1

1

3sj"i раз-j

Ш'1

17" m ttt m tu m щ

F f F

F tti ttt ttl (W) {75.1"} 1

1 f 1 ял-> оы'у л * 410 "1 г1« a« !1

А" a 025j n п

A" г 1 i I

Г г Щ i 1 ttt m m ttt tu tu ttt m tu H

Рис. 18. [SU(6) x 0(3)] мультиплеты N* для различных радиальных возбуждений N*. Квадраты заполненные символами указывающими квантовые числа N* отвечают обнаруженным резонансам. Открытые квадраты отвечают предсказываемым в рамках [SU(6) х О(З)] симметрии, но до сих пор не обнаруженным "missing" барионным состояниям.

Основные результаты представляемые на защиту

1. Впервые получены экспериментальные данные по сечениям рождения пар заряженных пионов виртуальными фотонами в полностью перекрытой области энергий возбуждения нуклонных резонансов ( W < 2.1 ГэВ) и при 02 <\.5ГэВ2. Наряду с интегральными сечениями впервые измерены распределения по инвариантным массам (я1 я ), (я+р) и угловые распределения я - мезонов в реакциях под действием виртуальных фотонов.

2. Развита модель описания рождения пар заряженных пионов реальными и виртуальными фотонами в области W < 3.5 ГэВ и переменных Q1, t несколько ГэВ2. Модель хорошо воспроизводит имеющиеся данные и позволяет из условия наилучшего описания измеренных сечений рождения пар заряженных пионов извлечь информацию о:

- электромагнитных формфакторах нуклоных резонансов

4/2(О2),4/2(02),С5/2(б2); вкладе различных двухчастичных каналов с формированием нестабильных частиц в промежуточном состоянии;

- вкладе резонансных и нерезонансных процессов;

Модель не имеет мировых аналогов и принята Международной Коллаборацией CLAS в качестве основного подхода для анализа экспериментальных данных по рождению пар заряженных пионов.

3. В рамках развитого в работе подхода впервые определены (У2 - зависимости электромагнитных формфакторов большинства высоколежащих нуклонных резонансов с массами более 1.6 ГэВ. Показано, что Q2 - эволюция формфакторов большинства высоколежащих возбуждений нуклона может быть описана в рамках предположения об одночастичном кварковом переходе между когерентными конфигурациями основного и возбужденного состояний нуклона. Это указывает на то, что одночастичный кварковый переход может быть основным механизмом возбуждения нуклонных резонансов при Q2 < 1.5ГэВ2.

174

4. Впервые обнаружена резонансная структура в зависимости интегральных лл л~ сечений от инвариантной массы конечной адронной системы при W ~ 1.7 ГэВ, отсутствующая в реакциях с реальными фотонами, но отчетливо проявляющаяся при всех исследованных О2 в реакциях с виртуальными фотонами при одной и той же величине W. Показано, что резонансная структура при W 1.7 ГэВ может быть описана в двух предположениях: а) сильно различающихся от приведенных в мировой систематизации парциальных ширинах распадов состояния D13(1700); б) за счет введения нового так называемого "missing" барионного состояния. Полученные из условия наилучшего описания данных квантовые числа этого состояния -Р13(33)(1720).

Таким образом, получены первые указания на возможность существования не наблюдавшегося ранее в экспериментах "missing" барионного состояния. 5. Впервые получены данные о вкладах резонансной и нерезонансной частей в сечение эксклюзивного рождения л' тс' пар виртуальными фотонами, а также извлечены сечения квазидвухчастичных каналов yvp —vvp тг '"Д°, уvp —> рр.

Автор выражает благодарность своим научным руководителям проф. Ишханову Б. С., с. н. с. Мокееву В. И. и всем сотрудникам кафедры общей ядерной физики МГУ за помощь в подготовке данной диссертации.

Заключение

1. GAUGE THEOR1.S IN PARTICLE PHYSICS: A PRACTICAL INTRODUCTION. By I.J.R. Aitchison (Oxford U.-), A.J G. Hey (Southampton U.). 1989. BRISTOL, UK: HILGER (1989) 571 p

2. Phys. Rev. D. 54 (1996) 82.

3. F. W. Brasse, e. a. Nucl. Phys. B110 413 (1976).

4. V. Burkert. Leptonic production of baryon resonances CEBAF-PR-93-035.

5. K. Joo, L. C. Smith, e. a. Phys. Rev. Lett. 88,122001 (2002).

6. R. Thompson, S. Dytman, e. a. Phys. Rev. Lett. 86, 1702 (2001).

7. K. de Jager, B. Pire Nucl. Phys. A666,330 (2000).

8. K. Biitzner, e. a. Phys. Lett. 39B, 575 (1972).

9. M. Warns e. a. Z. Phys. C45, 627 (1990).

10. F. Forster, G. Hughes Z. Phys. C14, 123 (1982).

11. V. Frolov, e. a. Phys. Rev. Lett. 82, 45 (1999).

12. P. Stoler in Proc. of NSTAR2000 Conference ed. V. Burkert, L. Elouadrhiri, J. J. Kelly, R. Minchart p. 42.

13. C. Carlson Phys. Rev. D34, 2704 (1986).

14. V. Burkert Nucl. Phys. A684 16 (2001).

15. F. Foster, G. Hughes, Rep. Prog. Phys. 461445 (1983).

16. F. Foster, Proc. Baryon Conference (1980).

17. H. Breuker e. a. Z. Phys. CI 3 113 (1982).

18. V. Burkert in Proc. of NSTAR2000 Conf. ed. by Y. D. Burkert, L. Elouadrhiri, J. J. Kelly, R. C. Minehartp. 1.19. M. Ripani ibid p. 266.20. V. Mokeev ibid p. 234.

19. M. Ripani in Proc. of the Workshop on the Physics of the Excited Nucleons ed. by D. Drechsel, L. Tiatorp. 439.22. V. Mokeev ibid p. 181.

20. R Koniuk, N. Isgur Phys. Rev. D21, 1868 (1980).

21. M. M. Giannim, Rep. Prog. Phys. 54, 453 (1990).

22. S. Capstick, W. Roberts Phys. Rev. D49, 4570 (1994).

23. F. Stancu, P. Stassart, Phys. Rev. D47, 2140 (1993).

24. K. F. Liu, C. W. Wong Phys. Rev. D28, 170 (1983).

25. CEBAF Conceptual Design Report for Experimental Equipment (1990).

26. M. D. Mestayer et. al. Nucl. Instr. and Meth. A449,81 (2000).

27. D. S. Carman et. al. Nucl Instr. and Meth. A419,315 (1998).

28. G. Adams et al. Submitted to Nuclear Instruments and Methods 7/28/2000.

29. M. Amarian et al. Submitted to Nuclear Instruments and Methods 9/27/2000.

30. M. Anghinolfi et. al. Nucl. Instr. and Meth. A447,424 (1998).

31. E. S. Smith et. al. Nucl. Instr. and Meth. A432?256 (1999).

32. V. Blobel et. al. The BOS system for the CLAS detector: Dynamic Memory Management1995.36. http//www.jlab.org/claschef7

33. ПИОНОВ НА ПРОТОНЕ РЕАЛЬНЫМИ И ВИРТУАЛЬНЫМИ ФОТОНАМИ. Ядерная--------1. Физика 62 1522 (1999).

34. М. Pilkuhn, Relativistic Particle Physics. Springer Verlag (1979).

35. Particle Data Group, Phys. Rev. D54,1(1996).

36. M. Giannini, Rep. Prog. Phys. 54,453 (1990).

37. D. M. Manley, E. M. Salesky, Phys. Rev. D45,4002 (1992).

38. R. G. Newton, Scattering theory of waves and particles. McGraw-Hill (1969),

39. R. Walker, Phys. Rev. 182, 1729 (1969); R. G. Moorhouse et al., Phys. Rev. D9, 1 (1974).

40. R. R. Longacre, J. Dolbeau, Nucl. Phys., B122, 493 (1977).

41. J. M. Batty Wr F. Waisskopf, Theorettcal Nuelear PhysJCS, NewYork-London (1952).

42. P. Soding Phys. Lett. VI9 702 (1966):

43. J. Ballam, G. D.Chadwick et al. Phys. Rev. D7 31501973.

44. D. Cassel et al. Phys. Rev. D24 2787 (1981).

45. A. Bartl, W. Majjerotto, D. Schildknecht Nuovo Cimento 12A 703 (1972).

46. Machleidt R, Holinde K., Elster Ch. Phys. Rep. Y.149. P.l. (1987). 57: Machleidt R Advances in Nucl Phys V. 1^9.(1979).-------

47. Bebek C. J. etal/Phys. Rev. V.D17. P. 1693. (1978).

48. Amaldi E., Fubini S., Furlan G. Springer Tracts inMod. Phys. V.83. (1989).

49. ABBHN Collaboration Phys. Rev. 175. 1669. (1968).

50. F. J. Klein Bonn University thesis BONN-IR-96-08.

51. T. P. Vrana etal, Phys. Rept. 328,181 (2000).

52. Y. D. Burkert, Chezn. Journ. of Phys., Vol. 46, 627 (1996).

53. S. Capstik et al., Phys. Rev. C59, 3002 (1999).