Извлечение моментов структурной функции F2 из реакции инклюзивного рассеяния электронов на протоне тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

Глава I Введение

Два подхода к описанию структуры протона.

Токовые кварки.

Система трех конституентных кварка.

Разложение по твистам и многопартонные корреляции.

Постановка физической задачи.

Новизна работы.22

Полученные результаты.23

Апробация работы.23

Материалы представленные к защите.23

Глава II Методика эксперимента 25

Ускоритель.26

Детектор.27

Тороидальный магнит.28

Дрейфовые камеры.29

Черенковский счетчик .31

Электромагнитный калориметр. .32

Система времени пролета.36

Система сбора данных .37

Реконструкция событий.39

Обработка данных эксперимента. .39

Реконструкция треков.43

Реконструкция времени отсчета.44

Сопоставление событий в различных частях детектора.46

Идентификация частиц. .47

Основные результаты, полученные в диссертации, были представлены на

1. Международной 10-й конференции по физике элементарных частиц "Ломоносов-10 Москва, 2001 г.

2. Международной конференции студентов и аспирантов по фундаментальным наукам "Ломоносов-2000 Москва, 2000 г.

3. Международной конференции студентов и аспирантов по фундаментальным наукам "Ломоносов-98 ", Москва, 1998 г.

4. Ломоносовских чтениях, Москва, 1997 г.

5. Международных конференциях N*2000 (Newport News), N*2001 (Mainz), а также на Международных совещаниях по ядерной спектроскопии и структуре атомного ядра 1998-2002 и Конференции УниРос 2001, 2002. и опубликованы в восьми научных работах [71-78].

Материалы представленные к защите

На защиту выносятся:

1. Измеренные величины сечения неупругого рассеяния электрона на протоне в области нуклонных резонансов.

2. Извлеченные значения моментов структурной функции протона F2.

3. Результаты проверки гипотезы локальной дуальности и оценка кинематическая область ее применимости.

4. Метод извлечения экспериментальных сечений из набора измеренных событий, включающий в себя процедуру определения эффективности детектора CLAS и расчета радиационных коррекций.

Глава II

Методика эксперимента

Основной целью лаборатории Джефферсона являются исследования в области физики элементарных частиц и ядерной физики с помощью электромагнитного взаимодействия. В настоящее время большая часть накопленных знаний, полученных в основном в инклюзивных реакциях, ограниченна электромагнитной структурой нуклона и нижними возбужденными состояниями барионного спектра. Более того кинематическая область доступная в прежних инклюзивных экспериментах не давала возможности извлекать интегральные величины такие как моменты структурных функций.

Причины этих ограничений могут быть найдены в технических характеристиках предыдущих ускорителей и детекторов. Низкая степень заполнения пучка нескольких существующих электронных ускорителей делает совпадательные эксперименты практически неосуществимыми. Обычно электронные ускорители оборудованы магнитными спектрометрами, которые вместе с высоким энергетическим разрешением (dp/p ~ Ю-4) покрывают очень маленький телесный угол (103 of Аж) и маленькую область энергий (Ар/р ~ 10%). Эти характеристики позволяют проводить точные измерения в очень ограниченной кинематической области, но исключают регистрацию многих частиц в конечном состоянии что требует достаточно большого аксептанса детектора. Наконец эксперименты в которых полная светимость сильно ограниченна такими факторами как низкая интенсивность пучка или маленькая плотность мишени совершенно исключают возможность регистрации многих частиц в конечном состоянии из за очень маленькой набираемой статистики.

Для решения этих задач необходимо совместно использовать детектор большого аксептанса и ускоритель непрерывного действия, обладающий большой интенсивностью пучка. Такая экспериментальная установка позволит изучать как эксклюзивные реакции связанные с рождением многих частиц в конечном состоянии так и инклюзивные и семи-инклюзивные процессы, одновременно покрывая широкую кинематическую область в одном эксперименте.

Ускоритель

Основным элементом ускорителя электронов непрерывного действия CEBAF являются сверхпроводящие ускоряющие структуры. Его схема показана на Рис. 14. Электроны испущенные инжектором с энергией 40 МэВ ускоряются в двух линейных ускорителях, соединенных с обоих концов пятью поворотными арками. Ускорение в каждом из линейных ускорителей обеспечивается 40 ниобиевыми ускоряющими структурами разделенными на 8 криомодулей, охлаждаемых жидким гелием. Ускоряющие структуры имеют минимальный градиент ускорения 5 МэВ на метр и частоту 1.5 ГГц. На каждом круге электроны получают ускорение около 800 МэВ, что позволяет достичь максимальной энергии пучка 4 ГэВ после пяти оборотов.

Пучек электронов одновременно доставляется в три экспериментальных зала А, В и С. Пучек состоит из микросгустков разделенных приблизительно на 0.67 не, которые могут быть ускоренны до различных энергий проходя различное количество оборотов в ускорителе. Таким образом экспериментальные залы могут получать пучек с различными величинами энергии, кратными энергии получаемой за один оборот. Кроме того, сгустки могут иметь различную плотность электронов, что дает возможность доставлять в экспериментальные залы пучек с различными значениями тока. Из за отсутствия синхротронного излучения размывание энергии пучка очень маленькое АЕ/Е ~ Ю-4. Ускоритель позволяет получать любые величины тока пучка в пределах от 100 пА до 100 цА.

К настоящему моменту производительность ускорителя значительно увеличена по сравнению с оригинальными характеристиками и максимальная энергия пучка сейчас составляет 6 ГэВ.

Экспериментальные залы оборудованы различными спектрометрами для выполнения их физических программ:

1. Зал А оборудован двумя спектрометрами высокой разрешающей способности (HRS) с Др/р < Ю-4 и максимальным импульсом регистрируемых электронов и адронов до 4 ГэВ.

2. Зал С содержит два магнитных спектрометра среднего разрешения Ар/р < Ю-3, но для различных импульсов регистрируемых частиц: спектрометр больших импульсов (HMS) и спектрометр малой орбиты (SOS) имеют максимальные импульсы регистрируемых частиц 7 ГэВ и 1.8 ГэВ соответственно.

3. Зал В оборудован спектрометром большого аксептанса (CLAS) предназначенным для измерений эксклюзивных, многочастичных реакций.

Рис. 14: Схема ускорителя CEBAF.

Детектор

Детектор CLAS находящийся в зале В был спроектирован для экспериментов в которых конечное адронное состояние характеризуется несколькими нескоррелирован-ными частицами или светимость в которых ограниченна током пучка, плотностью мишени или случайным фоном.

Детектор CLAS это тороидальный магнитный спектрометр, в котором магнитное поле генерируется шестью сверхпроводящими сердечниками магнита (см. Рис. 15). Система регистрации частиц состоит из Дрейфовых Камер (ДК) для реконструкции треков заряженных частиц, Черенковских Счетчиков (ЧС) для идентификации электронов, сцинтилляционных счетчиков (система времени пролета - СВП) для триггера и измерения времени пролета частиц и электромагнитного ливневого калориметра (ЭК) для регистрации фотонов и нейтронов и улучшения электрон-пионного разделения. Шесть секторов детектора расположенных сферически симметрично вокруг линии пучка работают независимо и покрывают весь азимутальный угол ф.

Рис. 15: Схема детектора CLAS, в разрезе по линии пучка.

Тороидальный магнит

Главной частью детектора CLAS являются шесть сверхпроводящих сегментов тороидального магнита симметрично расположенные вокруг линии пучка создающие тороидальное магнитное поле в ^-направлении [15]. Выбор этой конфигурации был определен необходимостью удовлетворить всем требованиям запланированной программы исследований:

1. Однородное магнитное поле в большом интервале углов и энергий для заряженных частиц.

2. Высокое угловое и энергетическое разрешение; из за преобразования Лоренца средний импульс увеличивается с уменьшением угла эмиссии и отношение Ар/р должно быть улучшено на передних углах для того, чтобы абсолютное разрешение оставалось постоянным.

3. Хорошая идентификация частиц.

4. Способность работать при высокой светимости и быстром наборе событий: типичная светимость равна ~ 1034 см~2с-1.

5. Маленький фон от различных электромагнитных процессов (Меллеровские электроны, е+е- пары и т.д.).

6. Азимутальная симметрия.

7. Возможность установки поляризованной мишени.

Рис. 16: Конфигурация тороидального магнита.

По сравнению с чаще используемой соленоидной конфигурацией, тороидальная форма позволяет получить область свободную от магнитного поля вблизи мишени, а также магнитное поле которое все время перпендикулярно траектории частицы. Первая характеристика позволяет устанавливать поляризованную мишень без проблем связанных с интерференцией между магнитными полями детектора и мишени. Более того, поскольку ^-структура события сохраняется, определение ф не связанно с измерением полярного угла в и импульса р. Схема тороидального магнита, используемого в детекторе CLAS, показана на Рис. 16.

Сегменты работают при максимальном токе равном 5 • 106 А и имеют такую форму которая обеспечивает требуемое разрешение как функцию полярного угла в. Температура необходимая для нормальной работы колец равна 4.5 К. Она создается потоком жидкого гелия доставляемого из Центральной Криогенной Станции (ЦКС).

Отсутствие сильного магнитного поля вблизи линии пучка позволяет снизить электромагнитные фоновые процессы, поскольку направленные вперед заряженные частицы не отклоняются (е+е- пары), а частицы несущие небольшой импульс испускаемые на большие углы (Меллеровские электроны) могут быть легко заизолированы с помощью дополнительного магнитного поля.

Дрейфовые камеры

Дрейфовые камеры в детекторе CLAS служат для измерения импульсов заряженных частиц [16,17]. Работа дрейфовых камеры основана на ионизации газа в ней проходящей заряженной частицей и последующем сборе образовавшихся электронов. Газ поддерживается в электростатическом поле таким образом, что электроны и ионы созданные проходящей частицей разлетаются в противоположных направлениях и собираются на аноде и катоде соответственно. Во время дрейфа к аноду электроны создают вторичную ионизацию, которая ведет к умножению числа электронов и следовательно к усилению сигнала. Регистрация этого электрического сигнала на аноде дает информацию о точке через которую пролетела заряженная частица.

Трековая система детектора CLAS состоит из 18 многопроволочных дрейфовых камер сгруппированных в три зоны в каждом из шести секторов. Первая зона находится в слабом магнитном поле внутри тороидального магнита, вторая зона - зона сильного магнитного поля расположена между кольцами тороидального магнита, третья зона расположена за пределами верхней границы магнита.

Проволочки натянуты в азимутальном направлении перпендикулярно плоскости рассеяния. Координату трека вдоль этих "нормальных" проволочек измеряют с помощью "стерео" проволочек повернутых на 6.5°. Каждая камера разделена на два слоя: нормальный и стерео слои. Каждый слой в свою очередь состоит из 6 слоев чувствительных проволочек окруженных обычными проволочками в виде шестиугольника как показано на Рис. 17.

Защитные проволочки расположенные по границе каждого слоя предназначены для того чтобы создавать электрическое поле подобное бесконечной решетке шестиугольных ячеек.

Эта конфигурация была выбрана потому, что она дает довольно точную независимость от угла рассеяния и следовательно предназначена для таких измерений, где рассеивающиеся частицы испускаются в очень широком спектре углов. Такой дизайн приводит к тому, что максимальное расстояние дрейфа составляет 0.7 см в первой зоне, 1 см во второй и 2 см в третьей.

Газ используемый в дрейфовых камерах является смесью 90%-j-10% аргона с СОг-Аргон позволяет достичь коэффициента умножения около ~ 104, а ССЬ необходим чтобы избежать возникновение ионизационных лавин. Внутреннее разрешение этой газовой смеси ~ 100 мкм. Реальное же разрешение достижимое во время работы дрейфовых камер равно ~ 500 мкм. Оно в основном ограниченно знанием геометрии и временной зависимости калибровочных параметров. Таким образом импульсное разрешение детектора CLAS равно ~ 0.5% для низкоэнегичных и 1.5% высокоэнергичных частиц.

Использование проволочек малого диаметра и небольшого натяжения позволило сделать тонкие концевые пластины, что снижает покрытие телесного угла материалом дрейфовых камер. Использование тонкой фольги на входных окнах камеры позволяет минимизировать многократное рассеяние. Весь материал дрейфовой камеры составляет от 0.1 до 0.4 радиационных длин. Приборы формирующие импульс и проводящие дискриминацию сигналов расположены на концевых пластинах, а электроника вычисляющая время прихода сигнала и осуществляющая вывод в систему сбора данных находится в общем электронном крейте.

Рис. 17: Схема дрейфовых камер: здесь показаны два слоя состоящих из 6 шестиугольных клеток. Проволочки создающие магнитное поле расположены в углах шестиугольника. Защитные проволочки (не показаны) окружают каждый слой. Здесь показано как заряженная частица проходит через камеру, а затененная область показывает сработавшие клетки.

Черенковский счетчик

В экспериментах по рассеянию электронов при высоких энергиях главным источником фона являются отрицательно заряженные пионы. По этой причине на детекторе CLAS установлены Черенковские счетчики, которые предназначены для разделения между электронами и пионами [18]. Заряженная частица проходя через вещество со скоростью большей фазовой скорости света в этой среде испускает излучение называемое Черенковским. Порог на котором начинает проявляться этот процесс равен /3 = 1 /п, где п индекс преломления данного вещества.

Черенковские счетчики в детекторе CLAS наполнены перфлорбутаном C4F10, который имеет индекс преломления равный 1.00153. Это приводит к тому что порог энергии частицы равен Е > 7га, где 7 = 18.09 и т масса частицы. Для электронов это дает величину порога энергии при которой начинает происходить Черенковское излучение равной 18 МэВ, для сравнения порог для пионов равен ~ 2.5 ГэВ. Выше этой энергии электронная идентификация осуществляется с помощью электромагнитного калориметра.

Черенковское излучение собирается системой зеркал и фокусируется в специально установленный фотоумножитель. Из за симметрии тороидального магнита азимутальный угол рассеиваемой частицы сохраняется при прохождении через магнитное поле. Это позволяет сфокусировать свет от частиц с разными азимутальными и фиксированным полярным углом рассеяния в точке вблизи колец магнита. Фокальная плоскость оборудована набором фотоумножителей расположенных в тени колец магнита с чувствительностью к единичному фотоэлектрону.

Наилучшая геометрическая конфигурация зеркал была получена с помощью симуляций методом Монте-Карло, ее результат показан на Рис. 18. Симуляции и измерения показывают, что среднее число собираемых фотоэлектронов равно семи, а теоретический минимум неэффективности равен 1 х Ю-3.

Рис. 18: Оптическое устройство одного из 219 модулей Черенковских счетчиков детектора CLAS: показаны оптические и свето-собирающие компоненты. Фотоумножитель находится в области ф защищенной кольцами тороидального магнита.

Электромагнитный калориметр

CLAS оборудован восемью модулями электромагнитного ливневого калориметра который служит для выполнения следующих функций:

1. Детектирование и триггер электронов с энергией свыше 0.5 ГэВ.

2. Регистрация фотонов с энергией свыше 0.2 ГэВ, позволяющая 7Г° и rj реконструкцию по измеренным фотонам из их 27 распадов.

3. Регистрация нейтронов, с разделением между фотонами и нейтронами с помощью времени-пролетной методики.

Шесть из восьми модулей расположены в каждом секторе в передней полусфере, покрывая полярный угол от 10 до 45 градусов (передний калориметр), а оставшиеся

Hyperbolic mirror два модуля расположенные в секторах 1 и 2 покрывают полярный угол от 50 до 75 градусов (задний калориметр).

Передний калориметр

Передняя часть калориметра состоит из шести многослойных калориметров сделанных из чередующихся слоев сцинтиллятора и свинца с полной толщиной равной 16 радиационных длин [19]. Отношение толщин свинецЧ-сцинтиллятор приблизительно равно 0.2, что приводит к абсолютным размерам: 40 см сцинтиллятора и 8 см свинца на модуль. При такой конфигурации приблизительно 1/3 энергии ливня поглощается в калориметре.

Выбор считывающей аппаратуры, сделанный из компромисса между размерами конструкции и необходимым разрешением, привел к тому, что размер ячейки составляет 10 см. Для того, чтобы соблюсти шестиугольную геометрию детектора, "сандвич" свинец-сцинтиллятор имеет форму равнобедренного треугольника. "Саднвич" состоит из 39 слоев, каждый из которых в свою очередь сделан из пластин сцинтиллятора ВС-412 толщиной 10 мм и свинца толщиной 2.2 мм. Для минимизации утечек энергии ливня и дисперсии времени задержки была использована геометрия в которой площадь каждого последующего слоя увеличивается.

Каждый слой сцинтилляторов сделан из 36 полос, параллельных одной из сторон треугольника, направление полос меняется на 120 градусов в каждом последующем слое относительно предыдущего. Таким образом в калориметре присутствуют три ориентации полос сцинтиллятора каждая из которых содержит 13 слоев, которые обеспечивают стерео информацию о местонахождении поглощенной энергии. В разрезе каждый калориметр разделен далее на входную (5 слоев) и выходную (8 слоев) части для измерения продольных потерь ливня, информация о которых необходима для хорошей идентификации адронов.

Опто-волоконная система считывания доставляет свет из сцинтилляторов в фотоэлектронные умножители. Сигналы которых потом посылаются в схемы оцифровывания амплитуды и времени, с которых они считываются с помощью двух FastBus крайтов.

Передний калориметр является главным инструментом для разделения электронов от пионов при энергиях свыше 2 ГэВ. Для этого он включен в электронный триггер.

В работающем состоянии пространственное разрешение калориметра равняется приблизительно а ~ 2.3 см. Это было получено сравнивая местоположение сигнала реконструированного с помощью анализа информации полученной из калориметра и проекции соответствующего трека в плоскость калориметра. Достигнутое энергетическое разрешение равно а/Е = 0.003 + 0.093/л/Е (энергия выражена в ГэВ) с частичным поглощением, т.к. часть энергии ливня поглощенная в калориметре оценивается ~ 0.27.

W - plane |»>

V - plane

U - plane Utf'ShMl

Fiber Lifthl (iuidw (ГМГ)

Tiber Light Guides (frimll

Рис. 19: Вид одного из шести модулей электромагнитного калориметра.

Нейтральные частицы в калориметре идентифицируются по отсутствию соответствующего трека в дрейфовых камерах. Нейтральный пион идентифицируется требованием двух нейтральных частиц чья суммарная энергия равна массе 7г°. Данные показывают, что разрешение 5т/т ~ 0.11 — 0.14. Нейтроны можно отличить от фотонов за счет временного разрешения калориметра, которое равно 500-600 пс. Эффективность регистрации нейтронов была получена в реакции р(е, е', 7г+)гг, в которой нейтрон может быть также восстановлен по методике недостающей массы. Данные показали, что эффективность возрастает от нуля при 0.4 ГэВ и достигает насыщение при величине эффективности равной 60% при 1.6 ГэВ, в согласии с предсказаниями сделанными на основе Монте-Карло симуляций.

Более детальное описание дизайна, калибровки и свойств переднего калориметра можно найти в работе [19].

Задний калориметр

Два модуля калориметра покрывающие большие углы рассеяния очень похожи на переднюю часть калориметра [20]. В данном случае модули сделаны из сандвича свинец-сцинтиллятор прямоугольной формы. Они состоят из 33 слоев, каждый из которых содержит 0.2 см свинцовой фольги и полосок пластикового сцинтиллятора NE110A с шириной 10 см и толщиной 1.5 см. Толщина модуля, таким образом, составляет 12.9 радиационных длин или одну длину поглощения. Тефлоновый лист толщиной 0.2 мм отделяет сцинтилляторы от свинца, а тефлоновые полоски толщиной 0.2 мм расположенные между каждой парой прилегающих пластин сцинтиллятора позволяет избежать оптического перекрытия. Каждый слой повернут относительно предыдущего на 90° в форме 40x24 матрицы состоящей из ячеек размером 10x10 см. Для того, чтобы обеспечить необходимую конусообразную форму толщина полос увеличивается по мере движения из внутренней части калориметра к внешней. Рабочая поверхность таким образом равна 217x400 см. Модули вертикально разделены на внутреннюю и внешнюю части для улучшения электрон-пионного разделения при больших энергиях. Сцинтилляторы, расположенные один над другим (отдельно для внутренней и внешней частей) с одинаковой ориентацией, образуют 128 отдельных стеков.

Электромагнитные ливни производимые высокоэнергичной частицей в свинцовом листе проходят через слои. Энергия поглощенная в активном материале производит излучение, которое собирается у обоих концов полосок сцинтиллятора и выводится по опто-волоконным световодам связанным с сцинтиллятором с воздушным промежутком площадью 7.0-0.4 см. Собранное излучение суммируется, отдельно внутри каждого стека и направляется в фотоумножитель EMI 9945А. Следовательно импульсы излучения испущенные из 8 отдельных сцинтилляторов суммируются в одном фотоумножителе, который расположен на верхней поверхности модуля, в нескольких сантиметрах от сцинтиллятора (см. Рис. 20).

Рис. 20: Система светосбора заднего калориметра. Импульс излучения собирается на обоих концах сцинтиллятора и передается по опто-волоконным световодам. Собранный свет суммируется отдельно для каждого стека прежде, чем он доставляется в фотоумножитель.

Для снижения эффекта неоднородности фотокатода световоды были склеены прежде, чем они были подключены к фотоумножителю. Сцинтилляторы расположенные во внутренней и внешней частях присоединены к различным фотоумножителям.

Монте-Карло симуляции показали, что работоспособность заднего калориметра сильно зависит от эффективности системы светосбора и передачи излучения в фотоумножитель. В этой связи особое внимание было обращено к подбору сцинтилляторов и световодов высокого качества. В частности, были выбраны сцинтилляторы с длиной ослабления света больше чем 300 см и световоды которые будучи подключенными к фотоумножителю EMI 9945А обеспечивают около 5 фотоэлектронов/МэВ.

Система времени пролета

Детектор CLAS оборудован системой сцинтилляционных счетчиков задачей которой является измерение времени пролета заряженных частиц и идентификация частиц [21]. Эта система была разработана специально для очень высокого временного разрешения (а ~ 150 пс). Это особенно важно при малых полярных углах потому, что большинство частиц испускается именно на малые углы. Такое разрешение необходимо для пион-каонного разделения при энергиях свыше 2 ГэВ. Более того, эта система была разработана в соответствии с типичными величинами скорости набора событий детектора CLAS, которые при светимости 1034 см-2с-1 на малых углах могут достигать 100kHz.

Система времени пролета состоит из пластин сцинтиллятора (ВС-408), которые расположены перпендикулярно к направлению пучка, и каждая из них покрывает угол 2°. Сцинтилляторы расположены между Черенковским счетчиком и электромагнитным калориметром. Каждый сектор содержит 48 пластин с постоянной толщиной равной 5.08 см. Ширина сцинтилляторов меняется от 15 см для очень малых углов до 22 см для больших углов, а длина меняется от 30 до 450 см. С помощью такого дизайна полная площадь покрытая сцинтилляторами расположенными в шести секторах и покрывающих угол от 8 до 142 градусов равна 206 м2. Сигнал от каждой пластины сцинтиллятора считывается в фотоумножители расположенные между ближайшими секторами в тени тороидального магнита. Свет доставляется в фотоумножители по специальным световодам.

В каждом фотоумножителе измеряется как время так и амплитуда импульса. Это позволяет извлекать величину коррекций на время запаздывания сигнала. Более того измерение амплитуды импульса позволяет реконструировать энергию оставленную в сцинтилляторе проходящей частицей, что предоставляет дополнительную информацию важную для идентификации частиц. Важно заметить, что для частиц с импульсами менее 500 МэВ энергетическое разрешение, характеризующее систему времени пролета, лучше чем разрешение трековой системы, которое ограниченно для таких малых импульсов из за многократного рассеяния.

Калибровка системы времени пролета, выполненная с космическими лучами показала, что внутреннее временное разрешение меняется от 80 пс для малых углов до 160 пс для больших углов. Набранные экспериментальные данные также были исполь

Рис. 21: Полоски сцинтиллятора из системы времени пролета детектора CLAS. зованы для изучения временного разрешения этой системы. Для этого сравнивались время взаимодействия восстановленное из времени пролета электрона со временем соответствующим приходу электронного сгустка к мишени. Полученное таким методом разрешение равно ~ 160 пс, что достаточно для пион-каонного разделения вплоть до величины импульса равной 2 ГэВ.

Сигнал из системы времени пролета также может быть использован в триггере и эта возможность широко используется в фотонных экспериментах.

Система сбора данных

Когда сигналы полученные с разных детекторов удовлетворяют выбранным условиям триггера они записываются системой сбора данных. В экспериментах по электронному рассеянию триггер выбирается из условия регистрации хотя бы одного электрона в конечном состоянии. Это условие определяется одновременным сигналом в Черенковском счетчике и электромагнитном калориметре, причем сигнал в калориметре должен быть выше определенного порога. Величины порога использованные в данном эксперименте приведены в таблице 1. Такие нестрогие условия позволяют одновременно измерять различные эксклюзивные и инклюзивные реакции в широкой кинематической области.

Заключение

Полученные экспериментальные моменты были проанализированы в терминах разложения по твистам для того, чтобы одновременно извлечь вклады лидирующего и высоких твистов. Лидирующий твист описывался в рамках конечного порядка пКХД, учитывая вклад эффектов высоких порядков с помощью техники суммирования диаграмм излучения мягких глюонов. Вклад высоких твистов был описан в рамках феноменологического подхода эффективных аномальных размерностей. Вклад высоких твистов был извлечен в огромной области Q2 от 1 до 100 ГэВ2 с маленькими систематическими погрешностями в среднем не превышающими 10%. Основные результаты разложения по твистам можно разбить на следующие три части:

• извлеченный вклад лидирующего твиста является значительным во всей Q2-области доступной в рамках данного анализа;

• (^-зависимость данных показывает, что вклад высоких твистов положителен при больших Q2 и становится отрицательным при Q2 ~ 1 -г 2 ГэВ2. Это изменение знака, как уже было отмечено в [10], делает полный вклад высоких твистов значительно меньше их индивидуальных вкладов.

• вклад высоких твистов важен при Q2 и 1 — 5 ГэВ2, в то время как при Q2 > 5 ГэВ2 он не превышает ~ 20%.

Все задачи, поставленные в данной диссертации, были выполнены в полном объеме. При этом некоторые из них, такие, как определения вклада высоких твистов в моменты структурной функции F2, привели к получению качественно новой экспериментальной информации и были вынесены на защиту, другие же подтвердили данные, полученные ранее в экспериментах проводимых в других лабораториях (SLAC, DESY, Hall С TJNAF).

1. Из необработанных экспериментальных данных с детектора CLAS было извлечено число событий рассеяния электрона на протоне в каждом из 104 кинематических отрезков, на которые была разделена доступная кинематическая область.

2. Вклад фоновых процессов, таких как неправильно идентифицированные 7Г~, рождение е+е~ пар, выбивание 5-электронов, рассеяние на стенках мишени, был детально изучен и удален из полученного набора событий.

3. Было проведено детальное изучение эффективности детектора CLAS основанное на компьютерной симуляции отклика детектора с помощью пакета GEANT. Данное изучение показало, что детектор имеет высокую эффективность регистрации электронов, близкую к 100%, более того эффективность является очень гладкой кинематической функцией. Полученная эффективность была напрямую проверена в измерении хорошо известного сечения упругого рассеяния электрона на протоне. Этот результат является очень важным для проведения дальнейших исследований различных реакций в рассеянии электронов на детекторе CLAS, поскольку данный анализ является первой работой по изучению инклюзивного рассеяния электронов на данном детекторе. Более того рассмотренный набор данных (пять различных значений энергии пучка, два значения напряженности отклоняющего тороидального магнитного поля детектора) и полученная кинематическая область пока являются рекордными среди всех других измерений выполненных с помощью детектора CLAS.

4. Были изучены и применены два различных подхода расчета радиационных коррекций к сечению неупругого рассеяния электрона на протоне. Оба подхода продемонстрировали хорошее согласие с точностью в несколько процентов. Это позволило извлечь экспериментальное сечение неупругого рассеяния электронов с высокой достоверностью и надежно оценить систематические ошибки эксперимента.

5. Структурная функция была извлечена из полученного экспериментального сечения неупругого рассеяния электрона в рекордной, двумерной, кинематической области. Это впервые позволило вычислять моменты структурной функции F2 напрямую из экспериментальных данных, практически не прибегая к процедурам интери экстраполяции, вносящим значительные систематические погрешности.

6. Моменты структурной функции F2 были извлечены из совместного анализа данных полученных в данной работе и всех имеющихся на настоящий момент экспериментальных данных, что позволило достичь высокой статистической и систематической точности полученных результатов.

7. Полученное разделение вкладов лидирующего и высоких твистов проясняют картину внутренней структуры протона. Во-первых, ввиду отсутствия заметного вклада высоких твистов в первом моменте М2 вплоть до Q2 = 1 ГэВ2 демонстрирует феномен глобальной дуальности. Данный эффект может быть связан с необходимостью выполнения Кулоновского правила сумм. Во-вторых, для высоких моментов (п > 2) по мере увеличения порядка п, вклад процессов корреляций растет при каждом фиксированном Q2. При этом полный вклад высоких твистов очень быстро падает с Q2 и даже для п = 8 составляет ~ 10% при Q2 & 8 ГэВ2. Это говорит о том, что даже в области больших х при Q2 > 10 ГэВ2 вкладом высоких твистов можно полностью пренебречь.

8. Гипотеза локальной дуальности была проверена и ранее полученные в лабораториях SLAC и Hall С TJNAF указания были подтверждены. Дуальность приближенно выполняется для всех трех резонансных пика вплоть до Q2 = 1 ГэВ2. На языке моментов это объясняется тем, что твист-4 и твист-6 имеют приблизительно одинаковую амплитуду и одновременно обратные знаки. Такое сокращение вкладов различных твистов ответственно за наблюдаемое явление локальной дуальности.

9. Полученная структурная функция F2 в резонансной области демонстрирует хорошее согласие с параметризацией, созданной на основе данных SLAC, что говорит о достоверности полученных результатов.

Благодарности

В заключении автор выражает свою искреннюю благодарность научным руководителям Проф. Б. С. Ишханову и Проф. Дж. Рикко за постоянную поддержку, оказываемую при создании данной работы, за бесценный опыт, способствовавший моему развитию как физика.

Хотелось бы также выразить отдельную благодарность канд. физ.-мат. наук В. И. Мокееву за умелое руководство моей студенческой работой и очень содержательные обсуждения настоящей работы. А также Проф. Симуле за теоретическую поддержку и Проф. Таюти за помощь в работе с международной коллаборацией CLAS.

Наконец, я хотел поблагодарить всех моих друзей и коллег из Научно Исследовательского Института Ядерной Физики им. Д. В. Скобельцына и Национального Института Ядерной Физики Италии за то терпение, с котором они помогали мне несмотря ни на какие трудности.

1. A. Bodek et al., Phys. Rev. D20, 1471 (1979); S. Stein et al., Phys. Rev. D12, 1884 (1975).2 34 5 [6 [789 1011 12 [13 [14 [15 [16

2. Nachtmann, Nucl. Phys. B63, 237 (1973).

3. E. Bloom and F. Gilman, Phys. Rev. Lett. 25, 1140 (1970); Phys. Rev. D4, 2901 (1971).

4. Niculescu et al., Phys. Rev. Lett. 85, 1186 (2000).

5. C. S. Armstrong et al., Phys. Rev. D63, 094008 (2001). S. Capstick and W. Roberts, nucl-th/0008028.

6. N. Isgur and G. Karl, Phys. Lett. B72 109 (1977); Phys. Rev. D20 1191 (1979); Phys. Rev. D23 155 (1981); Phys. Rev. D21 3175 (1980); Phys. Rev. D18 4187 (1978).

7. G. R. Goldstein, TUFTS-TH-G88-5 Presented at Workshop on Diquarks, Turin, Italy, Oct 24-26, 1988.

8. A. De Rujula, H. Georgi and H. Politzer, Ann. Phys. 103, 315 (1977).

9. G. Ricco et al., Nucl. Phys. B555, 306 (1999); G. Ricco et al., Phys. Rev. C57, 356 (1998).

10. J. G. H. de Groot et al., Phys. Lett. 82B, 292 (1979).

11. H. L. Anderson et al., Phys. Rev. Lett. 40, 1061 (1978). P. C. Bosetti et al., Nucl. Phys. B142, 1 (1978).

12. A. J. Buras, Rev. Mod. Phys. 52, 199 (1980).

13. CEBAF Conceptual Design Report for Experimental Equipment, (1990). M.D.Mestayer et al, Nucl.Instr. and Meth.A449, 81 (2000).

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

15. G.Adams et al., Submitted to Nuclear Instruments and Methods:7/28/200.

16. M.Amarian et al, Submitted to Nuclear Instruments and Methods:9/27/200.

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

18. E.S.Smith et al., Nucl.Instr. and Meth. A432, 265 (1999).

19. V.Blobel et al., The BOS system for the CLAS detector: Dynamic Memory Management, (1995).23. http://www.jlab.org/ claschef/.

20. R. De Vita, Ph.D. thesis, INFN sez. di Genova (2000).25. http://wwwinfo.cern.ch/asd/cernlib/overview.html.

21. P. E. Bosted et al., Phys. Rev. C51, 409 (1995).27. http://www.jlab.org/Hall-B/secure/egl/Bosted/.

22. I. Niculescu, Ph.D. thesis, Hampton University (1999).

23. B. Rossi, High Energy Particles, Prentice-Hall, Inc., Englewood Cliffs, NJ, 1952.

24. M. Crozon et al, Nucl. Phys. 64, 567 (1965).

25. F. Binon et al., Nucl. Phys. B17, 168 (1970).

26. L.W. Whitlow et al, Phys. Lett. B282, 475 (1992).

27. B. Adeva et al., Phys. Rev. D58, 112001 (1998).

28. A. Milsztajn et al., Z. Phys. C49, 527 (1991).

29. Benvenuti et al., Phys. Lett. B223, 485 (1989).

30. Adams et al., Phys. Rev. D54, 3006 (1996).

31. Arneodo et al., Nucl. Phys. B483, 3 (1997).

32. Abt et al, Nucl. Phys. B407, 515 (1993).

33. Ahmed et al, Nucl. Phys. B439, 471 (1995).

34. Ahmed et al, Nucl. Phys. B470, 3 (1996).

35. Adloff et al, Nucl. Phys. B497, 3 (1997).

36. Adloff et al, DESY-99-107.

37. Derrick et al, Phys. Lett. B316, 412 (1993).

38. Derrick et al, Zeit. Phys. C65, 379 (1995).

39. Derrick et al, Zeit. Phys. C69, 607 (1995).

40. Derrick et al., Zeit. Phys. C72, 399 (1996).

41. Brietweg et al, Phys. Lett. B407, 432 (1997).

42. Brietweg et al., Eur. Phys. J. C7, 609 (1999).

43. Whitlow et al., Phys. Lett. B282, 475 (1992).

44. Aubert et al., Nucl. Phys. B259, 189 (1985).

45. Allasia et al., Zeit. Phys. C28, 321 (1991).

46. K. G. Wilson, Phys. Rev. 179, 1499 (1972).

47. G. Altarelli, Phys. Rep. 81, 1 (1982).

48. M. Beneke, CERN-TH/98-233; M. Maul et al., Phys. Lett. B401 100 (1997); M. Dasgupta and B. R. Webber, Phys. Lett. B382 273 (1996); E. Stein et al., Phys. Lett. B376 177 (1996).

49. S. Simula, Phys. Lett. B493, 325 (2000); S. Catani et al., CERN-TH/96-86; M. Cacciari and S. Catani, CERN-TH/2001-174.

50. X Ji and P. Unrau, Phys. Rev. D52 72 (1995); U. K. Yang and A. Bodek, Phys. Rev. Lett. 82, 2467 (1999).

51. Particle Data Group, D.E. Groom et al., Eur. Phys. Jour. C15, 1 (2000).

52. M. K. Jones et al, Phys. Rev. Lett. 84, 1398 (2000).

53. L.W. Whitlow et al, Phys. Lett. B250, 193 (1990).

54. J. Bartelski et al, hep-ph/9804415 (1998).

55. V. Burkert, CEBAF-PR-93-035, (1993).

56. J. Drees et al, Z. Phys. C7, 183 (1981).

57. L. M. Stuart et al., Phys. Rev. D58, 032003 (1998).

58. L. W. Mo and Y. S. Tsai, Rev. Mod. Phys. 41, 205 (1969).

59. Yung-Su and Tsai, Phys. Rev. 122, 1898 (1961).

60. I. Akushevich et al., Acta Phys. Polon. B28, 563 (1997).

61. T. Kukhto, N. Shumeiko, Nucl. Phys. B219, 412 (1983).

62. I. V. Akushevich, N. M. Shumeiko, J. Phys. G20, 513 (1994).

63. D. Bardin, N. Shumeiko, Nucl. Phys. B127, 242 (1977).

64. F.W. Brasse et al., Nucl. Phys. BllO, 413 (1976).

65. S. Simula, M. Osipenko, G. Ricco, M. Taiuti., Phys. Rev. D65, 034017 (2002).

66. R. DeVita, M. Anghinolfi and the CLAS Collaboration, Phys. Rev. Lett. 88, 082001 (2002).

67. M. Ripani, M. Anghinolfi, M. Battaglieri, G. Fedotov, E. Golovach, B. Ishkhanov, M. Osipenko, G. Ricco, V. Sapunenko, M. Taiuti, Nucl. Phys. A672, 220 (2000).

68. В. И. Мокеев, M. Рипани, M. Ангинольфи, M. Батальери, E. H. Головач, В. С. Ишханов, М. В. Осипенко, Дж. Рикко, В. В. Сапуненко, М. Таюти, Г. В. Федотов, Ядерная Физика 64, 1368 (2001).

69. М. Рипани, В. И. Мокеев, М. Батальери, Б. С. Ишханов, Е. Н. Головач, М. В. Осипенко, Дж. Рикко, М. Ангинольфи, В. В. Сапуненко, М. Таюти, Г. В. Федотов, Ядерная Физика 63, 2036 (2000).

70. М. Ангинольфи, М. Батальери, Е. Н. Головач, Б. С. Ишханов, В. И. Мокеев, М. В. Осипенко, Дж. Рикко, М. Рипани, В. В. Сапуненко, М. Таюти, Г. В. Федотов, Ядерная Физика 63, 87 (2000).

71. М. Ангинольфи, М. Батальери, Е. Н. Головач, В. С. Замиралов, Б. С. Ишханов, В. И. Мокеев, М. В. Осипенко, Дж. Рикко, М. Рипани Д. А. Родионов, В. В. Сапуненко, М. Таюти, Г. В. Федотов, Ядерная Физика 62 1522 (1999).

72. М. В. Осипенко, В. И. Мокеев, Вестник Московского Университета, Физ. Астр. 54 N6, 14 (1999).