Нурушев Введение в поляризационную 2007

одновременное измерение параметров поляризации Р и поворота спина R (два отдельных триггера);

применение быстрой специальной матричной схемы для предварительного отбора событий упругого рассеяния по критериям компланарно-

сти и углам сопряжений;
работа	при	большой	интенсивности	падающего	пучка
(~ 3 106 част./цикл).

Рис. 1. Поляризационная установка HERA для одновременного измерения поляризации P и параметра поворота спина R при рассеянии адронов (π+, К+, р) и антиадронов (π–, К-, р) на поляризованной протонной мишени при импульсе 40 ГэВ

Для определения лево-правой асимметрии использовались три типа мониторных счетов:

1.Счет падающего пучка с учетом поправки на пучковую загрузку и дрейф пучка.

2.Счет частиц, испытавших упругое рассеяние на протоне в горизонтальной плоскости, содержащей вектор поляризации.

3.Счет частиц, испытавших квазиупругое рассеяние на протонах, содержащихся в ядрах мишени.

Определенные из эксперимента величины поляризации совпадают в пределах точности измерений для всех трех случаев нормировки. Однако наиболее стабильным монитором является третий из перечисленных выше мониторов.

Втабл. 1 показана ситуация по измерению параметров поляризации в упругом рассеянии адронов и антиадронов на ускорителе У-70 ИФВЭ.

491

В этой таблице показан интервал измерений по t в (ГэВ/с)2, если та-

кие измерения были выполнены, или прочерк – при их отсутствии. Из таблицы видно, что только в π p → π p -рассеянии завершается выполне-

ние полного опыта, содержащего восемь величин (включая дифференциальные сечения). В Кp-рассеянии не хватает еще одного опыта, например,

измерения асимметрии в реакции K–p → K 0n на поляризованной мишени. Что касается нуклон-нуклонного рассеяния, то здесь остается обширное поле для дальнейших экспериментальных исследований, в частности, например, с использованием поляризованного пучка.

					Таблица 1
			Наблюдаемые величины
Реакция			P	R	dσ/dt
π–p → π–p			[0,1÷1,9]	[0,19÷0,52]	[0÷1]
π+p → π+p			[0,08÷1,00]	[0,20÷0,52]	[0÷1]
π–p → π0p			[0,1÷1,2]	-	[0÷2]
K–p → K–p			[0,1÷1,7]	[0,19÷0,52]	[0÷0,5]
K–p → K0p			-	-	[0÷0,5]
K+p → K+p			[0,08÷1,00]	-	[0÷0,5]
pp → pp			[0,04÷1,2]	- [0,2÷0,52]	[0÷1,5]
			[0,1÷1,1]	-	[0÷0,5]
	pp → pp

§62.1. Результаты измерений поляризации

Полученные на установке HERA данные по поляризации [Bruneton (1973), Gaidot (1975)] представлены на рис. 2.

Вэтих измерениях импульс отрицательных частиц составлял 40 ГэВ/с,

аположительных частиц – 45 ГэВ/с. Нужно отметить следующие особенности в поведении поляризации:

поляризации в π+р- и π–р-рассеяниях практически зеркально симмет-

ричны, что согласуется с предсказанием асимптотической модели и может быть объяснено преобладающим вкладом в спиральную амплитуду обмена ρ -полюсом;

поляризации в К+р- и К–р-рассеяниях имеют одинаковые знаки, что противоречит асимптотической модели и согласуется с гипотезой сильного обменного вырождения;

поляризации в упругом рр- и pp-рассеяниях также имеют одинаковые знаки и не согласуются с предсказаниями как асимптотической модели, так и реджевских моделей.

492

Определенные из экспериментальных данных зависимости “эффективных” траекторий Редже α от t хорошо согласуются с предсказаниями полюсных моделей для реакции с участием бозонов и находятся в противоречии для реакции с участием протонов и антипротонов (рис. 3, 4 и 5).

Рис. 2. Поляризация P в зависимости от t при упругом рассеянии отрицательных адронов на протонах при импульсе 40 ГэВ (верхние рисунки a, b, c); такой же рисунок, только для положительных адронов (а, б и в)

Для объяснения поведения поляризации в упругом рр- и pp- рассеяниях было высказано предположение о том, что спиновые эффекты

493

возникают непосредственно из померонного обмена [Pierrard (1975), Азнаурян (1975), Трошин (1976), Трошин (1981)]. В этом случае удается хорошо описать как угловое распределение поляризации, так и ее энергетическую зависимость при больших t, а именно, весьма слабое (как логарифм энергии) убывание поляризации с ростом энергии. Дальнейшие измерения поляризации в упругом рр-рассеянии при энергиях до 300 ГэВ в ЦЕРНе и ФНАЛ [Fidecaro (1980), Kline (1980)] показали, что эта гипотеза является привлекательной, хотя однозначного подтверждения ее пока еще нет. В этом плане крайне желательны измерения поляризации в упругом

ðp - и pp-рассеяниях при одинаковых энергиях в области очень больших энергий.

Рис. 3. Траектории Редже αp =1± 0,27t , αR = 0,52 ± 0,93t и интерференцион-

ный член αR −αp	для π–p – рассеяния; точки с ошибками получены подгонкой
зависимости вида	P(t)= A(t) S αR (t )−α p (t ) к экспериментальным данным выше
10 ГэВ/с
	494

Рис. 4. Энергетическая зависимость разности параметра поляризации между π+р и π–р; точки соответствуют величинам α, полученным подгонкой Р(π+р) –Р(π–р) ≈ ≈ А(t)Sα; линия соответствует интерференции между ρ-мезоном и помероном α = = αρ – αр, где αρ = 0,52+0,93t и αр = 1+0,27t

Рис. 5. Зависимость αэф от |t|, определенная из подгонки Р(dσ/dt) ≈ A(t)Sαэф к экспериментальным данным по К+р- и рр -рассеяниям

В связи с данными по поляризации в упругом рассеянии адронов отметим еще две теоретические paботы [Kolar (1976), Соловьев (1979)]. В пер-

495

вой из них получены соотношения между параметрами поляризации при малых t с помощью кварковой модели взаимодействия (при некоторых допущениях). Сравнение с экспериментальными данными, полученными

вИФВЭ, показывает, что эти соотношения выполняются с точностью

≈25 % для упругого рр-рассеяния. Во второй из обсуждаемых работ обращено внимание на то, что если амплитуды взаимодействия адронов насыщают фруассаровский предел, то можно построить модель (модель быстрого роста), которая удовлетворительно объясняет как рост полного сечения, так и слабое “вымирание” поляризации с энергией. Для проверки

этой модели особенно важно иметь данные при больших значениях t, которые, к сожалению, пока еще отсутствуют.

На рис. 6 показана экспериментальная зависимость поляризации для шести заряженных адронов, испытавших упругое рассеяние на протонах в

интервале передач (0,1 ≤ t (ГэВ/с)2 ≤ 0,3). Интересно отметить, что сте-

пень убывания поляризации с энергией является различной для разных адронов. Это может привести к тому, что ожидаемая асимптотическая область, где поляризации должны исчезнуть, может оказаться разной в зависимости от сорта частицы.

Рис. 6 показывает убывание с энергией поляризации для всех адронов. Надо только помнить, что это справедливо для малых передач импульса. Есть определенные указания на более слабый спад поляризации с энергией для больших переданных импульсов. Однако пока это ожидание экспериментально не подтверждено из-за сложности эксперимента, обусловленной очень малыми сечениями упругих процессов.

Завершая краткий обзор экспериментальных данных по поляризации, отметим, что крайне важно получить информацию о спиновых эффектах в разных изотопических состояниях, например, в состоянии I = 0 в нуклоннуклонном взаимодействии. Для этого нужны исследования с поляризованными нейтронами (пучки или мишени), которые еще не проводились в ИФВЭ.

496

Рис. 6. Зависимость поляризации Р в упругом рассеянии адронов на протонах для интервала 0,1 ≤ |t| (ГэВ/с)2≤ 0,3 от s

§62.2. Результаты измерений параметра поворота спина R

Параметр поворота спина R был измерен в упругом π–р- (рис. 7) и рр- рассеяниях (рис. 8). Такие измерения важны не только для осуществления программы полного опыта. Параметр R позволяет определить (вместе с дифференциальным сечением) степень сохранения спиральностей в s- и t-

497

каналах в случае πN-рассеяния. Так, из настоящих измерений следует, что при импульсе 40 ГэВ/с спиральность в s-канале сохраняется с точностью ≈ 10 %, в то время как в t-канале наблюдается сильное нарушение сохранения спиральности.

Интерес к измерению параметра R особенно возрос в связи с высказанной в работах [Левинтов (1978), Chou (1976)] идеей о вращающейся адронной материи. Если допустить, что плотность тока адронной материи пропорциональна плотности электромагнитного тока [Chou (1976)], то возникает предсказание на угловую и энергетическую зависимость параметра R.

Рис. 7 приводит к следующим выводам. Во-первых, из трех кривых, представленных на рисунке, ближе всех к экспериментальным данным проходит сплошная линия. Она соответствует модели вращающейся адронной материи и модели полюсов Редже с одним померонным полюсом. Во-вторых, чтобы различить между предсказаниями различных моделей, нужно проводить измерения при больших передачах импульса и на порядок лучшей точностью, чем это показано на рисунке. Такой эксперимент очень труден из-за малости сечений и необходимости осуществления двойного рассеяния. Возможно, со временем такие опыты окажутся доступными на RHIC при достижении светимости >1032 cм–2c–1. Особенно важно изучить энергетическую зависимость параметра R, так как в обеих моделях, согласующихся с настоящими данными, параметр R не должен зависеть от энергии. И, наконец, данный эксперимент, выполненный более 30 лет назад, не повторен ни разу при более высоких энергиях. Этот факт подчеркивает сложность выполнения такого эксперимента.

Результаты по измерению параметра R в pp-рассеянии, полученные в

ИФВЭ, также хорошо согласуются с зависимостью R = – cos θp (кривая на рис. 8) с учетом больших ошибок в данных. Учитывая, что в модели вращающейся адронной материи поляризация отсутствует, а в эксперименте наблюдаются отличные от нуля ее значения, нужно ожидать (при идеально точных измерениях) какого-то количественного расхождения. Эта модель должна хорошо работать при больших энергиях (> 100 ГэВ), однако, к сожалению, такие данные пока отсутствуют.

498

Рис. 7. Параметр поворота спина R в упругом π–р-рассеянии при импульсе 40 ГэВ/с: сплошная линия соответствует зависимости R = – cos θp, где θp – угол

протона отдачи в лабораторной системе: пунктирная и штрих-пунктирная линии взяты из работ [Kline (1980), Barger (1969)]

Рис. 8. Параметр поворота спина R в упругом рр-рассеянии при импульсе 45 Гэв/с: пунктирная линия – зависимость R = – cos θp

Из совокупности данных по π–р-рассеянию можно найти величину

	s0	F 0
τ0 =		+−	, определяющую относительную долю амплитуды с из-
	(−t)
		F 0
		++
			499

менением отношения приведенной амплитуды со спин-флипом к амплитуде без спин-флипа в изотопическом состоянии I = 0 (в t-канале). Зависимость величины τ0 от энергии приведена на рис. 9 и показывает, что

она слабо меняется с энергией и составляет ≈10 %. Это может означать, что померон способен взаимодействовать с изменением спиральности, что до результатов эксперимента HERA и не предполагалось. Было бы крайне интересно продолжить эти измерения в область очень больших энергий.

Интересно заметить, что параметр поворота спина R практически одинаков для π–р- и рр-рассеяний и приблизительно следует зависимости Rπp = Rpp = −cos θP . Такая зависимость получается в модели Редже в

предположении преобладающего вклада померонного полюса и факторизации.

При этом параметр R одинаков для всех адронов. В модели вращающейся адронной материи этот параметр различен для разных сортов час-

тиц (см. [Bourrely (1980)]).

	s0	F 0	–
		+−		р-рассеяния от начального
Рис. 9. Зависимость величины τ0 =	(−t)		для π
		F 0
		++
импульса

Список литературы

Азнаурян И.Г., Соловьев Л.Д. Препpинт ИФВЭ ОТФ 75-127, Серпухов

(1975).

500