Measurements of the tensor analyzing power T₂₀ for the reaction ?d?pn?⁰.pdf Введение Поляризационные исследования играют значительную роль в физике элементарных частиц, поскольку часто именно такие исследования могут разрешить противоречия между различными теоретическими моделями. Помимо этого, многие из предсказанных резонансов, как, например, дибарионный резонанс D(2380), хорошо проявляются именно в поляризационных наблюдаемых. Исследования реакций фоторождения -мезонов на поляризованном дейтроне в области больших внутренних импульсов нуклонов позволяют получить новую информацию о структуре дейтрона. Экспериментальное изучение фоторождения -мезона на тензорно-поляризованном дей-троне к настоящему времени проводится только на внутренней тензорно-поляризованной мише-ни ускорительно-накопительного комплекса ВЭПП-3 [1-9]. Первые результаты измерения , и T22-компонент тензорной анализирующей способности когерентного [5, 6] и некогерент-ного [7-9] фоторождения нейтрального пиона были получены из экспериментальной статисти-ки, накопленной в 2003 г., и имели невысокую статистическую точность, поскольку эксперимент планировался для изучения фоторасщепления дейтрона [10]. В 2013 г. на ускорительно-накопительном комплексе ВЭПП-3 был проведен эксперимент, основной целью которого было изучение когерентного фоторождения нейтрального пиона на дейтроне. Полученные результаты измерения Т20-компоненты тензорной анализирующей способности реакции γd→dπ0 опублико-ваны в работах [11-14]. Цель данной работы - представить новые результаты измерения T20-компоненты тензорной анализирующей способности реакции γd→pnπ0, полученные с использованием тензорно-поляризованной дейтериевой мишени и неполяризованного фотонного пучка. В отличие от экспе-римента, проведенного на ВЭПП-3 в 2003 г., в котором на совпадении регистрировались два ну-клона [7-9], в настоящей работе на совпадении регистрировались протон и два γ-кванта от распада нейтрального пиона. Использованная экспериментальная статистика была набрана в эксперимен-те, проведенном в 2013 г. Постановка эксперимента Основным изучаемым каналом реакции при постановке данного эксперимента являлся канал когерентного фоторождения пиона γd→dπ0, однако восстановление кинематических параметров π0-мезона по двум -квантам позволило провести исследование некогерентного фоторождения пиона в реакции γd→pnπ0. Общее выражение для дифференциального сечения, в случае отсутст-вия векторной поляризации мишени, выглядит следующим образом: (1) где , и - тензорные анализирующие способности реакции; - степень тензорной по-ляризации мишени; углы и определяют ориентацию оси поляризации мишени относитель-но фотонного пучка. В описываемом эксперименте ось поляризации мишени совпадала с направ-лением фотонного пучка. Таким образом, только -компонента вносила вклад в дифференци-альное сечение. На рис. 1 изображена схема эксперимента. Установка использует пучок электронов с энергией до 2 ГэВ с ускорительного комплекса ВЭПП-3. Большую часть времени ВЭПП-3 используется как предускоритель для ВЭПП-4М, в остальное время его возможности используются для других экс-периментов. Рис. 1. Общая схема экспериментальной установки Экспериментальная установка включает адронное плечо, оснащенное многопроволочными пропорциональными камерами для восстановления треков заряженных частиц, за которыми рас-полагались несколько слоев пластиковых сцинтилляторов, и пионное плечо, содержащее вето-счетчики заряженных частиц и электромагнитный калориметр, состоящий из кристаллов NaI(Tl) и CsI(Tl) для детектирования γ-квантов от распада π0-мезона. При анализе данных использовались события двухфотонного распада , по которым восстанавливались кинематические пара-метры π0-мезона. Более подробное описание установки и параметров детектирующей аппаратуры можно найти в работах [11-14]. Для отделения протонов от дейтронов, регистрируемых в адронном плече, были введены па-раметры идентификации , (соответствующие первому и второму сцинтилляторным слоям), рассчитываемые по времени пролета и энергетическому отклику в каждом слое. Данные зависи-мости приведены на рис. 2, где а - зависимость для первого регистрирующего слоя, на которой отчетливо выделяются два пика: протонный и дейтронный, б - для второго слоя. Во втором слое доля регистрируемых дейтронов настолько мала, что дейтронного пика не наблюдается. Рис. 2. Распределение событий по параметру идентификации: а - для частиц, остановившихся в первом сцинтилляторе адронного плеча, б - во втором сцинтилляторе Формула для определения -компоненты тензорной анализирующей способности реакции некогерентного фоторождения π0-мезона на дейтроне определяется следующим выражением: , (2) где - число зарегистрированных событий при положительной и отрицательной тензор-ной поляризации дейтериевой мишени соответственно. Предварительные результаты анализа экспериментальных данных реакции пред-ставлены на рис. 3, где приведена зависимость -компоненты тензорной анализирующей спо-собности от энергии виртуального фотона. Для каждой экспериментальной точки указана полная ошибка измерения, представляющая из себя квадратично сложенную статистическую и система-тическую ошибки. Обсуждение результатов измерений Для анализа полученных результатов измерения -компоненты тензорной анализирующей способности необходимо провести их сравнение с результатами статистического моделирования реакции γd→pnπ0. В свою очередь, для статистического моделирования реакции γd→pnπ0 необхо-димо вычислить ее амплитуду в рамках какой-либо теоретической модели, хорошо согласующейся с полученными ранее экспериментальными данными. В качестве такой модели была выбрана мо-дель некогерентного фоторождения пиона на дейтроне, полученная в работе [15]. Данная модель включает квазисвободное пионное фоторождение, а также пион-нуклонное и нуклон-нуклонное перерассеяние в конечном состоянии реакции. Описание элементарного процесса пионного фото-рождения на отдельном нуклоне было выполнено в рамках модели MAID 2007 [16]. Для описания дейтронной волновой функции и учета вклада NN-перерассеяния в конечном состоянии реакции необходим выбор потенциала нуклон-нуклонного взаимодействия. В качестве такого потенциала был выбран реалистичный Парижский потенциал [17, 18]. При расчете амплитуды нуклон-нуклонного рассеяния учитывались вклады всех парциальных волн NN-подсистемы вплоть до . Другим механизмом взаимодействия в конечном состоянии реакции γd→pnπ0, учтенным в работе [15], является пион-нуклонное перерассеяние. Для его расчета использовалась амплитуда, полученная в работе [19] в рамках сепарабельного приближения. При расчете амплитуды пион-нуклонного рассеяния учитывались все парциальные волны -подсистемы вплоть до парциаль-ных волн с орбитальным моментом . Полученные таким образом амплитуды элементарных процессов , и позволяют вычислить амплитуду исследуемой реак-ции γd→pnπ0. Для перехода к дифференциальному сечению полученную амплитуду свертывают с матрицей плотности тензорно-поляризованного дейтрона. При этом вероятность реализации дан-ного поляризационного состояния дейтрона при статистическом моделировании совпадала с соот-ветствующей вероятностью поляризации дейтериевой мишени в ходе эксперимента. После вычис-ления дифференциального сечения применялся статистический алгоритм Неймана, в соответствии с которым статистически сгенерированное событие реакции γd→pnπ0 либо учитывалось (заноси-лось в базу данных), либо отбраковывалось. Рис. 3. Зависимость T20-компоненты тензорной анализирующей способности реакции γd→pnπ0 от энергии фотона. Заполненные точки соответствуют результатам эксперимента, незаполнен-ные точки - результатам статистического моделирования Из представленных на рис. 3 данных следует, что экспериментально измеренные значения тензорной анализирующей способности достаточно хорошо согласуются с результатами ста-тистического моделирования, полученными в рамках модели [15]. Из рис. 3 следует, что наиболь-шее рассогласование между экспериментальными данными и результатами статистического моде-лирования имеется в области максимальных зарегистрированных энергий фотонов МэВ. Также имеется менее значительное расхождение между теорией и экспериментом в области энер-гий фотонов МэВ. Учитывая наличие сложных механизмов реакции ( - и -пере¬рассеяние в конечном состоянии), а также достаточно высокие энергии фотонов в кинематической области эксперимента, можно сделать вывод о достаточно хорошем согласии между эксперимен-том и теорией. Для улучшения этого согласия необходим учет других возможных механизмов реакции γd→pnπ0. Такими механизмами могут быть взаимодействие нуклонного резонанса и ну-клона-спектатора в промежуточном состоянии реакции, неупругость -рассеяния в конечном состоянии реакции, а также релятивистские эффекты, роль которых возрастает с увеличением энергии фотонов. Кроме того, улучшение согласия между теорией и экспериментом может быть достигнуто при учете -изобарной компоненты волновой функции дейтрона в рамках КХД [20] и при описании волновой функции дейтрона на малых межнуклонных расстояниях (соответствую-щих большим относительным импульсам двухнуклонной системы) на основе новых механизмов нуклон-нуклонного взаимодействия [21, 22]. Заключение В заключении отметим, что в работе представлены новые результаты измерения T20-компо¬ненты тензорной анализирующей способности реакции γd→pnπ0 в диапазоне энергий фотона 300 < < 500 МэВ. Полученные результаты достаточно хорошо согласуются с результатами ста-тистического моделирования с использованием теоретической модели [15], включающей в себя квазисвободное пионное фоторождение, а также пион-нуклонное и нуклон-нуклонное перерассея-ние в конечном состоянии реакции.

Скачать электронную версию публикации