Рождение дипионов отрицательными пионамис импульсом 1.78 ГэВ/с в реакции п-p - п+п-nна поперечно-поляризованной протонноймишени тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

ГОСУДАРСТВЕННЫЙ НАУЧНЫЙ ЦЕНТР РОССИЙСКОЙ ФЕДЕРАЦИИ ИНСТИТУТ ТЕОРЕТИЧЕСКОЙ И ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЙ ФИЗИКИ

На правах рукописи

Алексеев Игорь Геннадьевич

Рождение дипионов отрицательными пионами с импульсом 1.78 ГэВ/с в реакции 7гр-»тс+ягп на поперечно-поляризованной протонной

мишени.

Специальность: 01.04.16 - физика ядра и элементарных частиц

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Москва 1997

ТДК 539.1

Работа выполнена в Государственном научном центре Российской Федерации ■ Институт Теоретической и Экспериментальной Физики

Научные руководители:

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук В.П. Канавед доктор физико-математических наук, профессор И.И. Левинтов

кандидат физико-математических наук, Ю.С. Калашникова (ИТЭФ);

доктор физико-математических наук, профессор С.Б. Нурушев (ИФВЭ).

Ведущая организация:

ГНЦ РФ Петербургский Институт Ядерной Физики.

Защита состоится 10 <ре-£рсиля 199? года в 11 часов на заседании диссертационного совета Д.034.01.01 по присуждению ученых степеней доктора наук в Государственном научном центре РФ Институт Теоретической и Экспериментальной Физики по адресу: г. Москва, 117259, Б. Черемушкинская, 25, конференц-зал института.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке института.

Автореферат разослан ян£о-/>я 1997 г.

Ученый секретарь диссертационного совета кандидат физико-математических наук // ч

Ю.В. Терехов

1. Общая характеристика работы.

Поляризационные эксперименты в физике высоких энергий позволяют исследовать тончайшие особенности динамики реакций. Особый интерес' к данной реакции связан с несколькими аспектами. Во-первых, в экспериментах при высокой энергии были обнаружены достаточно большие спиновые эффекты и исследование энергетического поведения спиновой зависимости реакции представляется весьма интересным. Во-вторых, эта реакция уникальна тем, что измерение элементов спиновой матрицы плотности позволяет безмодельно восстановить амплитуды реакции, которые дают ключ к исследованию как механизмов обмена, так и пион-пионного взаимодействия. Нуждается в решении также проблема неоднозначности фазового анализа пион-пионного рассеяния. В-третьих, до сих пор остается под вопросом существование сигма-мезона -скалярного мезона под пиком р-мезона. Новые экспериментальные данные дают возможность изучить это состояние более подробно и попытаться ответить на вопрос о его существовании и природе.

Настоящая работа основана на проводимом в лаборатории поляризационных исследований ИТЭФ при участии автора эксперименте на установке СПИН по исследованию реакции рождения дипионов на поляризованной протонной мишени в последние 8 лет.

Актуальность.

Актуальность проведенного исследования состоит в получении новой экспериментальной информации по динамике рождения дипионов на поляризованной протонной мишени и оценке на основе этой информации параметров сигма-мезона и интерсепта реджевской ар-траектории.

Цели исследования.

• Экспериментальное изучение реакции л+р 7с+тгп на поляризованной протонной и жидководородной мишенях в резонансной области, восстанопление элементов спиновой матрицы плотности этой реакции в системе 1-канала, проведение амплитудного анализа и нахождение модулей всех 8 амплитуд и углов между Ь, Б и и-амплитудами.

• Оценка параметров о(750).

• Исследование энергетической зависимости спиновых эффектов.

Научная новизна.

• Впервые в резонансной области показана зависимость данной реакции от спина протона на уровне 6 стандартных отклонений.

• Впервые измерены все 14 элементов спиновой матрицы плотности реакции я+р п+тгп в системе (-канала при импульсе налетающего пиона 1.78 ГэВ/с. Исследование перекрывает диапазон / < 0.2 (ГэВ/с)2 по переданному импульсу и 0.6 ГэВ < Мга < 1.0 ГэВ по массе дипиона.

• Модельно-независимым образом восстановлены 8 комплексных амплитуд реакции. Модельно-зависимым образом восстановлены с высокой точностью амплитуды реакции в диапазоне по массе дидиона 0.6 ГэВ < М„ < 1.0 ГэВ.

• На основании сравнения найденных амплитуд с амплитудами при высоких энергиях и решениями фазового анализа выделено единственное физически приемлемое решение и, таким образом, решена давно стоящая проблема неоднозначности амплитудного и фазового анализов данной реакции.

• На основании новых экспериментальных данных проведена оценка параметров а-мезона.

• В рамках модели Кимеля-Оуенса найдена оценка интерсепта реджевской траектории а^мезона.

Практическая и научная ценность диссертации.

Тема диссертационной работы связана с выполнением плановых научно-исследовательских работ на ускорителе ИТЭФ и лежит в русле основного направления работ лаборатории поляризационных исследований ИТЭФ, посвященных измерениям спиновых эффектов в адрон-адронных реакциях для восстановления участвующих амплитуд. Новые экспериментальные данные, полученные в настоящей работе, являются существенными для проверки теоретического понимания спиновых явлений и механизмов обмена. Полученная экспериментальная информация о сигма-мезоне является важным свидетельством в пользу существования этого резонанса (данный вопрос по-прежнему является открытым).

Практическую ценность представляют созданные при активном участии автора система контроля и подстройки токов магнито-оптического канала установки СПИН и схема добавки фреона в систему газового питания искровых камер.

Апробация.

Материалы, изложенные в диссертации, докладывались на Сессиях отделения ядерной физики Академии наук СССР (в 1992, 1996 годах), были представлены на 4-м Международном симпозиуме по пион-нуклонной физике, проходившем в 1991 году в Бад-Хоннефе (Германия), на 10-ом и 12-ом Международных симпозиумах по спиновым явлениям в физике высоких энергий, состоявшихся в Нагоя (Япония) и Амстердаме (Нидерланды) в 1992 и 1996 годах, на Международных семинарах по спиновым явлениям в физике высоких энергий, проходивших в Протвино (1991 и 1995 годы) и Дубне (1997 год), и на 7-м Международном симпозиуме по мезон-нуклонной физике и структуре нуклона, состоявшемся в Ванкувере (Канада) в 1997 году.

Основные результаты изложенные в диссертации опубликованы в 8 печатных работах.

Структура и объем диссертации.

Диссертация состоит из 8 глав, введения и заключения и списка литературы. Объем диссертации составляет 64 страницы. Диссертация содержит 19 рисунков, 10 таблиц и список литературы 85 пунктов.

2. Содержание работы.

Во введении дается краткий обзор современного состояния проблемы, показана актуальность настоящего эксперимента. Там же кратко изложено содержание остальных глав.

Глава 1. Наблюдаемые и амплитуды реакции 7гр->шгж+.

В первой главе вводятся основные обозначения и излагаются основы формализма исследования реакции

тгрт Я+7ГП. (1)

Кинематика реакции (1) при фиксированном импульсе налетающего пиона описывается 5 кинематическими переменными: массой дипиона (Мтг), переданным четырехимпульсом t (или t'=t-tmi„), углом между нормалью к плоскости реакции и проекцией вектора поляризации на плоскость, перпендикулярную импульсу налетающего пиона, (у/) и двумя углами, описывающими распад дипиона. Последние два угла определяются как полярный (угол Готфрида-Джексона 6) и азимутальный (угол Треймана-Янга <р) углы вылета jr-мезона в Джексоновской системе координат. В этой системе дипион покоится, ось z направлена вдоль пучка, а ось у - по нормали к плоскости реакции.

При фиксированных Мш и / зависимость сечения от угловых переменных и поляризации мишени Pt может быть представлена в виде:

W<p,Y) = /о(0,р)+/?-cosy-Iyie,?)* P,-smy/-Ix(9,<p).

При этом функции Io,x,y(9,<P) зависят от 14 элементов спиновой матрицы плотности (ЭСМП), 5 из которых спино-независимы и 9 спино-зависимы. Наблюдение угловых распределений реакции (1) дает возможность восстановить все 14 ЭСМП.

В этой же главе вводятся спиральные и поперечные (по спину нуклонов) амплитуды с определенной натуральностью обмена и даются выражения для ЭСМП через амплитуды реакции.

Как показали G. Lutz и К. Rybitcki, на основе измерения ЭСМП можно модельно-независимым образом восстановить все 8 модулей поперечных амплитуд и их фазы, кроме общей фазы, фазы между группами амплитуд с разной поляризацией нуклона отдачи и фаз N-волны (волны, описывающей натуральный обмен со спином дипиона 1).

Глава 2. Экспериментальная установка.

Для экспериментального изучения реакции (1) в настоящей работе использовался двухплечевой магнитный спектрометр, в котором

регистрировались тс'-мезон пучка и два заряженных л-мезона в конечном состоянии. По этой информации восстанавливалась кинематика реакции и вычислялся х2 гипотезы, что незарегистрированная частица нейтрон. Это дает возможность выделить исследуемую реакцию на фоне реакций с более чем двумя пионами в конечном состоянии.

Основной целью этой работы является измерение поляризационно зависимых матричных элементов. Для этого рассеяние проводилось на поляризованной протонной мишени. Рабочим веществом мишени является

пропандиол С3Н8О2, в котором содержание свободного водорода составляет 10.5 %. Измеряемые величины не позволяют при этом выделить рассеяние на свободном водороде на фоне рассеяния на протонах ядер. Поэтому на поляризованной мишени измерялись только поляризационно зависимые матричные элементы. При этом, т.к. протоны ядер не поляризованы, реверс направления поляризации мишени позволяет выделить чистый эффект. Для измерения поляризационно независимых матричных элементов использовалась жидководородная мишень.

Схема установки. СПИН-Ро показана на рис. 1. Это двухплечевой магнитный спектрометр на основе проволочных искровых камер. Основными элементами являются: мишень (М), расположенная в поле широкоаппертурного магнита (Ю5); система магнитострикционных искровых и гибридных камер

V

(МИК и МГК); сцинтилляционные и черенковские счетчики (С и С).

М1Ш5-18 МИИ9'М

МИК10-13 С1

Рис. 1. Экспериментальная установка.

Отрицательные пионы пучка регистрируются сборкой из трех искровых (МИК1-3) и трех гибридных камер (МГК1-3), а также сборкой из двух камер (МИК4,5), помещенной в магнитное поле вблизи от мишени. Две заряженные частицы — продукты реакции регистрируются гремя сборками камер МИК6-9, МИК10-13 и МИК14-20, из которых две расположены в нижнем плече спектрометра, а одна (МИК14-20) — в верхнем. Расположенная в магнитном поле сборка (МИК6-9) обеспечивает спектрометрические свойства установки.

Камеры МИК19,20 развернуты на угол ±26° относительно остальных камер верхнего плеча. В качестве мишеней использовались поляризованная прогонная и жидководородная мишени.

Установка расположена во втором фокусе магоито-оптического канала, предназначенного для вывода положительных и отрицательных частиц с импульсом до 2.1 ГэВ/с. Импульсный диапазон определяется коллиматором, расположенным в первом фокусе и составляет ±2%. Центральный импульс канала был откалиброван по разности времен пролета пионов и антипротонов и по отклонению траекторий в поле мапшта мишени с точностью лучше 0.5%.

Максимальная интенсивность пучка отрицательных пионов с импульсом I ГэВ/с составляет 106 частиц/цикл при сбросе 1012 протонов на внутреннюю мишень ускорителя. Длительность сброса частиц на мишень 800^1000 мс, частота аиклов ускорителя 0.4 Гц. Угловая расходимость пучка ±0.0065 и +0.0035 в оризонтальной и вертикальной плоскостях соответственно. Пучок имеет

приблизительно Гауссово пространственное распределение, и его размеры во втором фокусе (полуширина на полувысоте) составляют 8-10 мм. в обеих проекциях.

В работе использовалась автоматическая система управления магнитооптическим каналом на основе персональной ЭВМ, что позволило существенно улучшить стабильность наводки пучка на мишень и поддержания импульса пучка.

Магнит поляризованной мишени состоит из С-образного железного ярма и медных обмоток с водяным охлаждением. Конфигурация, позволяет

регистрировать частицы в диапазоне углов ±21.5° относительно медианной

плоскости и в пределах 200° в медианной плоскости. Межполюсной зазор равен 72 мм. Поле магнита обладает приблизительной аксиальной симметрией и в центральной области, где расположена мишень, имеет напряженность 2.55 Тл с неоднородностью 0.02%. Интеграл поля по радиусу 0.45 Тл м.

Рабочее вещество поляризованной протонной мишени - пропандиол

С3Н8О2 с добавкой Сгу. Плотность материала мишени - 1.1 г/см3, водородная

плотность — 0.12 г/см3. Поляризация протонов достигается методом динамической поляризации ядер. Накачка производится на частоте около 70 ГГц. Размеры резонатора 21x28x60 мм3, а его объем около 35 мл. Поляризация измеряется методом ядерного магнитного резонанса (ЯМР). Реверс поляризации осуществлялся примерно каждые 6 часов. Точность измерения поляризации 5%, а ее величина 70-г80%. Рабочая температура мишени 0.5 К обеспечивалась с помощью криостата на основе испарения 3Не.

Кроме поляризованной мишени в работе использовалась жидководородная мишень (ЖВМ). За основу для создания ЖВМ был взят имеющийся криостат от ППМ, что позволило эксплуатировать установку в вариантах с поляризованной и неполяризованной мишенями без дополнительных перестановок и юстировок. Жидкий водород получается охлаждением газообразного водорода при атмосферном давлении с помощью жидкого гелия. Полученный жидкий водород собирается в специальной ванне, которая расположена на месте резонатора поляризованной мишени. Скорость протока гелия через теплообменник поддерживается автоматически так, чтобы давление водорода в замкнутом объеме мишени было постоянным. При этом достигается точность поддержания объема жидкой фазы лучше 2%. Объем жидководородной мишени 50-100 мл. Расход гелия 2.5 л/ч.

В качестве координатных детекторов в установке использованы проволочные искровые камеры с магнитосгрикционным съемом информации. Размеры камер - 250*250 мм2 для пучковых и 420*600 мм2 для камер верхнего и нижнего плеч. Камеры нижнего плеча, расположенные в магнитном поле, однокоординатные с меньшими размерами. Передача информации от камер в магнитном поле осуществляется отдельно от каждой проволочки по бифиляру к магнитострикционному датчику, расположенному вне поля. Для выделения пучкового трека использовано три гибридных камеры с эффективным временем памяти 250 не. Все камеры, кроме камер в магнитном нале, двухкоординатные с шагом намотки 1 мм. Камеры в магнитном поле — однокоординатные, измеряется вертикальная координата, шаг намотки — 0.5 мм. Точность измерения координат лучше 0.5 мм. Время деионизации 6 мс у искровых и 3 мс у гибридных камер. Трековая эффективность — 95-98%. Трековые детекторы

продуваются газовой смесью, состоящей из 98.5% неона, 1.5% паров этилового спирта и 0.06% паров фреона-12. Общий объем камер около 50 л. Используется система газообеспечения замкнутого типа, обеспечивающая обновление смеси во всем объеме примерно за 40 минут.

Схема выработки триггера основана на системе сцинтилляционных и черенковских счетчиков. Триггер вырабатывается при наличии частиц в пучковом, верхнем и нижнем плечах установки и отсутствии срабатывания вето-счетчика на линии пучка за мишенью. Черенковские счетчики подавляют фон от мягких протонов.

Юстировка аппаратуры производилась с помощью геодезических измерений и в двух экспериментах с "точечными" мишенями.

Глава 3. Система сбора данных и обработки "в линию".

Электроника накопления данных и связи с мини ЭВМ ЕС1010 выполнена в стандарте "ВЕКТОР". Основными ее элементами являются:

• Блок выработки прерываний, на который подаются сигнал триггера и сигналы синхронизации ускорителя.

• Блоки быстрых пересчеток, используемые для мониторирования пучка и мастеров.

• Блок АЦП для измерения поляризации мишени.

• Блоки кодирования информации с искровых камер с возможностью промежуточного хранения до 15 искр от каждого датчика.

• Блок генератора и фазировки.

• Контроллер связи с ЭВМ ЕС10Ю.

Передача данных в ЭВМ осуществляется по канату прямого доступа со скоростью 0.5 Мбайт/с. В среднем регистрировалось 15+25 событий за цикл ускорителя. Вся считанная информация была записана на магнитную ленту для дальнейшей обработки.

В работе использована специализированная мониторная система сбора и накопления информации с электронных экспериментов, занимающая 8 Кбайт оперативной памяти и имеющая пропускную способность до 40 Кбайт/цикл. Эта система обеспечивает доступ к поступающей информации без уменьшения скорости накопления данных и имеет суммарное время на обработку прерывания и считывание информации о событии меньше времени блокировки на деионизацию искровых камер (8 мс).

Пакет программ контроля установки состоит из программ диагностики отказов, статистического анализа, гистограммирования, реконструкции траекторий и диалога, имеющих более низкий приоритет, чем программы приема данных. Программы измерения поляризации мишени осуществляют быструю обработку сигналов ЯМР, в том числе суммирование, вычитание фона, статистическую обработку, вычисление поляризации, вывод сигнала ЯМР на графический дисплей.

Глава 4. Математическая обработка.

На рис. 2 приведена общая блок-схема процедуры математической обработки. Данные эксперимента, записанные на магнитные ленты, сначала проходят кинематическую реконструкцию. Далее по событиям, записанным на жвдководородной мишени, и событиям, полученным при моделировании установки методом Монте-Карло, методом максимального правдоподобия

восстанавливаются сгшно-независилше ЭСМП в системе ^канала. Используя спино-независимые ЭСМП вместе с событиями на поляризованной протонной мишени, можно восстановить спино-завмсимые ЭСМП. Полученные ЭСМП были использованы для проведения амплитудного анализа, из интенсивности Б-волны которого предпринята попытка оценить параметры с(750)-мезона.

Рис. 2. Общая блок-схема математической обработки.

После декодирования информации, записанной на лентах, и проверки ее корректности восстанавливалась геометрия и кинематика событий. При этом с помощью матричного формализма учитывалось многократное рассеяние в веществе установки, точности детекторов, возможные систематические ошибки в юстировке. Каждый из трех треков описывался пятью параметрами Ру В первом приближении они находились в упрощающих предположениях с учетом основных характеристик установки.

Каждое событие проходило следующую процедуру обработки.

• Отбор однотрековых событий.

• Определение в первом приближении импульса частицы в нижнем плече установки.

• Нахождение вершины взаимодействия.

• Уточнение параметров треков с учетом матрицы ошибок.

• Уточнение координат вершины взаимодействия с учетом матрицы ошибок.

• Нахождение параметров трека в верхнем плече установки.

• Уточнение параметров реакции в предположении, что незарегистрированная частица нейтрон._

337« .М35

Missing Mass squared

БОСО 5ОС0

а) б)

Рис. 3. Распределение событий по недостающей массе (а) и но вероятности идентификации исследуемой реакции (б)

На рис. За показано распределение событий по квадрату недостающей массы (тонкая линия). В дальнейшей обработке для выделения событий исследуемой реакции был использован критерий X, определенный следующим образом:

X =

х2 Мгх > М\ Ml < Ml

(3)

где Мх - недостающая масса, а Му - масса нуклона. Такой критерий позволяет исключить события с рождением трех и более пионов, так как такие :обытия должны иметь недостающую массу больше массы нуклона. При обработке было проверено, что окончательные результаты слабо зависят от

г so

накладываемого ограничения no X. Приведенные ниже данные соответствуют условию Х< 5 (это соответствует выделению по недостающей массе, показанному на рис. За штриховкой). Проиллюстрируем сказанное с помощью распределения по вероятности идентификации исследуемой реакции Р(х2)- Это распределение получается из у}-распределения, построением последнего на нелинейной шкале по оси X, такой, чтобы количество событий исследуемой реакции во всех бинах было одинаково. На рис. 36 показано такое распределение для реальных событий. Для наглядности событиям с квадратом недостающей массы меньше массы нейтрона приписано Р(х2) < 0. Видно, что распределение достаточно равномерно кроме самого правого бина, в котором и сосредоточен фон.

Подробная проверка программы геометрической и кинематической реконструкции была выполнена с помощью Монте-Карло модели установки. При этом координаты в камерах от модельных событий с учетом реальных точностей и ошибок оцифровки использовались для реконструкции событий. Полученные точности реконструкции параметров реакции характеризуют как проектную точность установки, так и надежность программ геометрической реконструкции событий.

На рис. 4 показаны распределения событий на жидководородной мишени в установке по переданному четырехимпульсу -/' (а), инвариантной массе дипиона Мт (б) и углам Готфрида-Джексона в (в) и Треймана-Янга q> (г). По ним хорошо видны особенности кинематического интервала, перекрываемого установкой СПИН-РО.

Для проверки вклада реакций л-р-»лгА+ и я-р-»тс+Д" в исследуемое конечное состояние были построены распределения по инвариантной массе системы пион-нейтрон. Пика в районе массы Д(1232) не обнаружено.

Дальнейшая статистическая обработка данных с целью определения элементов спиновой матрицы плотности (ЭСМП) производилась методом максимального правдоподобия в отдельных интервалах по t и Ма. При этом

методом градиентного спуска искался минимум функции — -|^ln(L), где L -

функция правдоподобия, а N - количество реальных событий. В начале каждой следующей итерации производилась проверка методом Монте-Карло на то, что матричные элементы лежат внутри области определения, задаваемой условием неотрицательности дифференциального сечения в любой точке по углам у, 6 и q>. Найденными считались только такие решения, которые лежат внутри области определения. Статистическая ошибка результата и матрица корреляции вычислялись стандартным способом через матрицу ковариации.

Монте-Карло моделирование установки было выполнено с помощью программы GEANT с учетом геометрии установки и магнита поляризованной мишени, реальных точностей камер, распределения пучка и многократного рассеяния. Для" экономии машинного времени был использован метод существенной выборки.

Глава 5. Результаты.

В этом разделе приведены результаты восстановления нормированных ЭСМП в системе t-канала, полученные на основе обработки 40 тыс. событий на водородной мишени, прошедших статистическую обработку, и 320 тыс. событий

на поляризованной мишени в кинематическом интервале 0.005<-1'<0.2 (ГэВ/с)2 и 0.6 ГэВ < Мот < 1.0 ГэВ.

Результаты настоящей работы по спино-независимым ЭСМП в системе Готфрида-Джексона получены с применением жидко водородной мишени. Они представлены на рис. 5.

Рис. 4. Распределение событий по переданному импульсу (а), по массе дипиона Ми (б), углам Готфрида-Джексона В (а) и Треймана-Янга <р (г)

Д)

Рис. 5. Спино-независимые элементы спиновой матрицы плотности как функция массы дипиона.

При массах дигшона Mm ниже 0.85 ГэВ матричные элементы pm + -^p5S и

Repos, измеренные во всех экспериментах, демонстрируют близкую массовую зависимость. При Мта> 0.85 ГэВ проявляется существенное различие с данными при высоких энергиях. Матричный элемент рц мал, как и при высоких энергиях. Матричные элементы Repl0 и Rcpls уменьшаются в массовом интервале (0.8-0.9) ГэВ с ростом Мщ существенно быстрее, чем при высоких энергиях. На рис. 5 (г) и (д) видно также, что имеет место значительная энергетическая зависимость этих ЭСМП. Стандартное описание процесса генерации дипионов в модели однотонного обмена с поглощением ОРЕА приводит к следующей массовой зависимости отношений матричных элементов:

Rep10 ^ Re As ___£_

Рш ~ Ai Rcp„ M„ • (4)

где C>0 константа. Экспериментальные данные качественно удовлетворяют этим соотношениям, но проявляют более сильную зависимость от массы дипиона в интервал (0.7 - 0.95) ГэВ. Энергетическая эволюция массовой зависимости ЭСМП при MŒ>0.85 ГэВ, по-видимому, связана со вкладом

асимптотически вымирающих амплитуд, которые содержат множитель ,

близкий по порядку величины к единице и быстро возрастающий с ростом Мп в рассматриваемом интервале масс.

В этой главе также представлены спино-независимые ЭСМП в системе t-канала как функция переданного импульса. Как и при высоких энергиях, все ЭСМП (за исключением pi_i) не обнаруживают значительной t'-зависимости вне интервала -t'<0.01, где наблюдается ожидаемое кинематическое подавление Repm и Re Рц вблизи t' =0. Матричный элемент р^ медленно возрастает до -t'=0.1, что согласуется с ожиданиями модели Редже с движущимися ветвлениями. Возможно, имеет место слабая энергетическая зависимость ЭСМП 1

Роо + "з Pss'

Для предварительной оценки поляризационных эффектов в исследуемой реакции удобно ввести функцию Е(\р) :

Е(¥) " + N-M ' {}

где - нормированные счета событий для положительной и отрицательной поляризаций мишени, соответственно. График Е(у) по данным, полученным в настоящем эксперименте, приведен на рис. 6.

Видно, что экспериментальная кривая вполне хорошо описывается чистой функцией косинуса с коэффициентом 0.018±0.003. В наивной модели это, с учетом поляризации мишени и разбавления эффекта нелоляризованными ядрами углерода и кислорода мишени, соответствует асимметрии около 9%, что существенно меньше, чем при высокой энергии. Знак эффекта такой же, как и при высокой энергии. Для возникновения асимметрии необходимо, чтобы фазы амплитуд генерации дипионов с опрокидыванием и без опрокидывания спиральности отличались. Поэтому полученный результат означает, что описание рождения дипионов в рамках OPE, ОРЕА и других моделей, предполагающих

"спиновую когерентность", то есть нулевую относительную фазу спин-флиповой и нефлиповой амплитуд, является неполным.

0.03

0.02

0.01

-0.01

-0.02

\

\

XVndf 6.324 / 17

PI -3508Е-05± .2297Е-02

Р2 .1771Е—01 ± .2931Е-02

РЗ ,2315Е-02± .3415Е-02

\ . !

i

Î Х-*

■ - !

! /

i /:

i . ; /; il/

12 3 4 5

E(» = (N+ - 1\T)/(N+ + NT)

0

б

Рис. 6. Функция E(y).

На рис. 7 показаны зависимости от массы дипиона только для тех спино-зависимых матричных элементов, которые оказались отличны от нуля с учетом ошибок, а именно A =pyss +Pyoo+2pyu, роо-ри, Rs Pio, Im P*io-

Видно, что величины наблюдаемой асимметрии и других спино-зависимых ЭСМП значительно меньше, чем при 5.98, 11.85 ГэВ/с и 17.2 ГэВ/с.

Обращает на себя внимание ненулевое значение ЭСМП lui р*0, отражающего интерференцию амплитуд различной натуральности. Оно свидетельствует о вкладе амплитуд натуральной четности с фазой, отличной от фазы лидирующих {L,L )-амплитуд. В рамках модели Редже им соответствует обмен аг-реджеоном.

О 75 0 8 o.as А( M.J = (Р,с0-+Р,ц-»-2р',,)(М_)

§L

О BECKER Р«1 7 2. 0.005-0 2 ф Tha ехр. Р = 1.78. 0.005—0.2

0.7Ь

Re g*J>Q

о: O.-JS о

в) г)

Рис. 7. Слино-зависимые ЭСМП как функция массы дипиона.

Глава 6. Амплитудный анализ.

Решение системы алгебраических уравнений дает возможность модельно-независимым образом получить модули всех 8 поперечных амплитуд реакции, а также углы между L, S и U амплитудами для обеих поляризаций нуклона отдачи. В этой главе приведены результаты амплитудного анализа данных настоящего эксперимента. Анализ был проведен в бинах по массе дипиона шириной 25 МэВ. При этом данные по поляризации были распространены на соответствующие интервалы.

Безмодельный анализ приводит к двум сильно различающимся решениям 1 и 2. Эти решения характеризуются ярко выраженной сигнатурой. А именно, решение 1 имеет близкий к нулю угол между S и L волнами, а решение 2 близкий к 180° угол между L и U волнами. Кроме того, решение 1 характеризуется значительно меньшей амплитудой S-волны. Такие же признаки двух решений отмечаются и при остальных энергиях, что дает возможность выделить определенные ветви решения во всем диапазоне энергий начального пиона. С другой стороны, в отличие от более высоких энергий в нашем случае наблюдается слабый поляризационный эффект и соответственно слабое отличие амплитуд с разной проекцией поперечной поляризации нуклона отдачи. В

пределе нулевого поляризационного эффекта эти два набора амплитуд должны совпасть. Таким образом, хотя, строго говоря, решения для наборов амплитуд с разной поляризацией нуклона отдачи между собой никак не связаны, мы можем оставить только две комбинации из четырех возможных, а именно 1.1 и 2.2 (в терминологии М. Свека).

Интенсивность 5 и 55-волн во втором решении близка к интенсивности Ь и Г-волн, что вызывает сомнения в его физической обоснованности. В обоих решениях наблюдаемая асимметрия проявляется в интенсивности Ь-волны. В решении 1 парциальная асимметрия в этой волне, определяемая как |Ь|2-|Г|2, составляет -0.10±002 в полном массовом интервале. Спиновые эффекты проявляются также и в относительных фазах. Так в решении 1 относительная фаза и и Ь-волн (со^и) заметно отличается от относительной фазы V и Т.-волн (сову^и) при Мот>0.75 ГэВ.

Решение 2 характеризуется весьма высокой интенсивностью Б-волны, аномально низкой интенсивностью и и ТЧ-иоли, значительной энергетической зависимостью относительной фазы и интенсивности 8 и Ь-волн. Существенная энергетическая зависимость интенсивности Б-волны для решения типа 2 ранее отмечалась авторами амплитудного анализа, выполненного на основе измерений при 4.0 и 4.5 ГэВ/с методикой пузырьковых камер. Совокупность приведенных особенностей решения 2 трудно объяснить в рамках сложившихся представлений о механизме периферического рождения пионов.

В решении 1 интенсивность волны под пиком р-мезона мало отличается от полученной при 17.2 ГэВ/с для решений (1.1) и (2.2), близких друг к другу. Относительная фаза и и Ь-амгшпуд проявляет заметную энергетическую зависимость. Этот экспериментальный факт нуждается в теоретическом объяснении.

Из результатов анализа следует, что интенсивность и-волны, описывающей "не-пионный" обмен в районе пика ро-мезона близка к 0.12. Интерференция этой амплитуды с лидирующей Ь-волной (а также в-волной) приводит к анизотропии углового распределения по углу Треймана-Янга.

Различие интенсивностей I и Х-волн определяет парциальную поляризацию Р1 =|1|2-|Г]2 «-0.1. Используя связи между поперечными и спиральными амплитудами, можно показать, что наблюдаемое различие модулей поперечных амплитуд соответствует различающимся фазам спин-флиповой и нефлиповой спиральных 1,-волновых амплитуд. Таким образом, результаты указывают на вклад в Ъ-волну нефлиповой амплитуды с фазой, отличной от фазы амплитуды пионного обмена. Амплитуда такого типа обычно интерпретируется как следствие обмена аксиально-векторной траекторией Редже (агреджеоном).

Так как поляризационный эффект при нашей энергии невелик, то представляется полезным провести модельно-зависимый амплитудный анализ, положив все спино-зависимые ЭСМП равными нулю. При этом удается распространить анализ на существенно более широкий интервал масс дшхиона.

Дополнительной проверкой законности данной модели является сравнение результатов модельно-зависимого и независимого анализов. Суммы интенсивностей соответствующих амплитуд из модельно-независимого анализа в пределах ошибок совпадают с интенсивностями, полученными в модельно-зависимом анализе. То же справедливо для средних косинусов относительных фаз.

Важными результатами амплитудных анализов являются массовая зависимость интенсивности 5-волны, весьма близкая к наблюдаемой при высоких энергиях, и малые относительные фазы и между I и 5, Ь и 5 -волнами во всем массовом интервале. Эти наблюдения свидетельствуют в пользу существования относительно узкого скалярного мезона с параметрами, близкими к полученным М. Свеком при 17.2 ГэВ/с.

Глава 7. Оценка параметров а(750).

Для оценки массы и ширины наблюдаемого скалярно-изоскалярного резонанса мы использовали нормированную интенсивность 5-волны, измеренную в настоящем эксперименте, и массовую зависимость дифференциального сечения рождения дипионов, полученную в эксперименте при 2.26 ГэВ/с в условиях 4л геометрии. Полученная ненормированная интенсивность 8 и Ь-волн описывалась релятивистским Брейт-Вигнеровским распределением с постоянным некогерентным фоном. Результаты представлены

Рис. 8. Описание ненормированных интенсивностей распределением Брейта-Вигнера для S-волны (а) и L-волны (б).

Наилучшее описание L-волны: Мр=764±3 МэВ и Гр=139±14 МэВ достаточно хорошо согласуется с мировыми данными для параметров р-мезона (МР=768.5±0.6 МэВ и Г,,=150.7±1.2 МэВ). Результирующие параметры для а(750) составляют: Мп=744±5 МэВ и Г„=77±22 МэВ. Значения соответствующих параметров о(750) из различных вариантов анализа М. Свека М„=676-788 МэВ и Г„=73-282 МэВ. Анализ современных данных по fo(400-1200) (о), приведенных в Particle Data дает весьма противоречивую картину. Хотя существование fo(400-1200)-мезона подтверждается достаточно большим количеством работ, но сильное различие в получаемых параметрах не дает возможности сделать какие-либо окончательные выводы. С одной стороны, амплитудный анализ реакций с распадом сигма на два заряженных пиона (jrp->rc+jrn при 1.78 и 17.2 ГэВ/с и 3t+n-wt+jrp при 5.98 и 11.85 ГэВ/с), выполненных на поляризованных мишенях,

уверенно свидетельствует в пользу существования узкого (70-200 МэВ) о-мезона с массой,близкой к массе р-мезона. С другой стороны,результаты фазового анализа данных, полученных на неполяризованных мишенях, дают весьма слабовыраженный широкий резонанс с массой от 400 до 1200 МэВ. Вероятная причина лежит в используемом в фазовом анализе приближении спннонезависимости реакций. Более точно, это приближение соответствует отсутствию не-флиповых амплитуд. Из работ на поляризованных мишенях видно, что это приближение может существенно нарушаться при высоких энергиях, к которым относятся наиболее современные и точные работы. Новые интересные данные по с-мезону могут быть получены при исследовании реакции 7Г-р-»Л°п, в которой запрещено состояние с Р-волной, на поляризованной мишени. Это было бы логичным продолжением работ, выполненных на неполяризованных мишенях, при 18 [Е852] и 38 ГэВ/с [GAMS]. Кроме того, весьма интересно исследование этой реакции при промежуточных энергиях даже на неполяризованной мишени, гак как небольшие поляризационные эффекты в реакции (1) при 1.78 ГэВ/с позволяют надеяться на достаточную точность модельно-зависимого амплитудного анализа.

Глава 8. Феноменологический анализ.

В этой главе рассмотрено энергетическое поведение амплитуд в рамках модели Редже и проведено сопоставление результатов настоящей работы с данными при высоких энергиях. Воспользуемся моделью Кимеля-Оуенса, учитывающей асимптотически вымирающие амплитуды, существенные в области настоящего эксперимента, а также вклад амплитуд aj-обмена, определяющих спиновую зависимость динамики генерации пионов. Модель была параметризована при 17.2 ГэВ/с. Оценка относительной фазы L и U-амшштуд в рамках модели приводит к 130°, что согласуется с решением 1 и противоречит решению 2. Наблюдаемое уменьшение парциальной поляризации />(172) „ л

= 3.0 ±0.7 соответствует интерсепту реджевской траектории а^мезона

Рс(\.1ъ)

-0.1+0.2 и не противоречит значению -0.3+0.1, оцененному Кимелем и Оуенсом. К сожалению, оценка интерсепта ai-траектории модельно-зависима. Так, в предположении о равенстве интерсептов полюсного члена и реджевского разреза ai-траектории, экспериментальная энергетическая зависимость асимметрии приводит к оценке интерсепта +0.2±0.2.

3. Основные результаты диссертации.

• Впервые в области промежуточных энергий показана зависимость данной реакции от спина протона на уровне 6 стандартных отклонений.

• Впервые измерены все 14 элементов спиновой матрицы плотности реакции я~р —> гс+7гп при импульсе налетающего пиона 1.78 ГэВ/с в диапазоне / < 0.2 (ГэВ/с)2 по переданному импульсу и 0.6 ГэВ < М„ < 1.0 ГэВ по массе дилиона.

• Модельно-независимым образом восстановлены 8 комплексных амплитуд реакции. Модельно-зависимым образом восстаношхены с высокой точностью амплитуды реакции в диапазоне по массе дипиона 0.6 ГэВ < М0 < 1.0 ГэВ. Сравнение с амплитудами при более высоких энергиях позволило впервые выделить однозначное физически приемлемое решение амплитудного анализа.

• Полученные экспериментальные данные по спино-зависимым матричным элементам и результаты амплитудного анализа демонстрируют заметный вклад обменов арреджеоном в лидирующие Ь и Ь амплитуды и а2-реджеонои в амплитуды натуральной четности при промежуточных энергиях.

• Получен ряд экспериментальных свидетельств в пользу существования сравнительно узкого скалярно-изоскалярного о(750) мезона.

• На основании новых экспериментальных данных проведена оценка параметров о-мезона и интерсепта реджевской траектории армезона.

• К важным методическим результатам настоящей работы следует отнести создание системы управления токами элементов магнито-оптического канала на основе ПЭВМ.

4. Публикации.

1. I.GAlekseev et al. Asymmetry in Dipion Production on Transversely Polarized Proton Target at 1.78 GeV/c. Preprint ГГЕР 108-91, Moscow, 1991.

2. И.Г. Алексеев и др.// Ядерная Физика 1992. Т. 55, С. 1912.

3. I.G. Alekseev et al// nN Newsletter 1992, Vol. 6, P. 35.

4. I.G.Alekseev et al., Spin Effects in Rho-meson Production. Proc. of IV Workshop on High Energy Spin Physics, Protvino, 1992, pp. 321-328.

5. I.G. Alekseev et al., Study of Dipion Production on Transversely Polarized Target. Proc. of the 10th International Symposium on High-Energy Spin Physics, Nagoya, 1992, pp. 541-544.

6. I.G. Alekseev et al., Measurements of spin-dependent observables in the two-body and quasi two body interactions at the ITEP accelerator. Proc. of the VI Workshop on High Energy Spin Physics, Protvino, 1996, pp. 8099.

7. I.G, Alekseev et al., Experimental study of the dipion production in the scattering of negative pions on the polarized proton target at beam momentum 1.78 GeV/c. Proc. of the 12th International Symposium on High-Energy Spin Physics, Amsterdam, 1996, pp. 176-178.

8. И.Г. Алексеев и др., Рождение пионов в реакции лгрг->1гл*п на поляризованной протонной мишени при 1.78 ГэВ/с, Препринт ИТЭФ 19-97, М., 1997, статья принята к публикации в журнале Ядерная Физика во 2м номере 1998 года.