Эксперименты с внутренними мишенями на накопителе
advertisement
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА, 2010, том 73, № 8, с. 1365–1381 ЯДРА ЭКСПЕРИМЕНТЫ С ВНУТРЕННИМИ МИШЕНЯМИ НА НАКОПИТЕЛЕ ЭЛЕКТРОНОВ ВЭПП-3 c 2010 г. Д. М. Николенко1)* , Х. Аренховель2) , Дж. Аррингтон3) , Л. М. Барков1), С. Л. Белостоцкий4), Х. де Врис5), Р. Гилман6), А. В. Грамолин1), В. Ф. Дмитриев1) , С. А. Зеваков1) , И. В. Карнаков1), Б. А. Лазаренко1) , С. И. Мишнев1) , Н. Ю. Мучной1), В. В. Нелюбин4), 7) , А. В. Осипов8), Д. Х. Поттервельд3) , И. А. Рачек1) , Р. Ш. Садыков1), В. Н. Стибунов8), Д. К. Топорков1), Р. Дж. Холт3) , Ю. В. Шестаков1), Л. И. Шехтман1) Поступила в редакцию 28.12.2009 г. Дан обзор недавно завершенных, текущего и готовящихся экспериментов с внутренними мишенями на электрон-позитронном накопителе ВЭПП-3, Новосибирск. Приведены результаты эксперимента по раздельному измерению формфакторов дейтрона в упругом ed-рассеянии в диапазоне переданных импульсов Q2 = 8−15 Фм−2 . Представлены результаты измерения компонент анализирующей способности реакции фотодезинтеграции тензорно-поляризованного дейтрона в диапазоне энергий γ-кванта Eγ = 25−600 МэВ. Впервые измерены анализирующие способности процесса когерентного фоторождения нейтрального пиона на тензорно-поляризованном дейтроне. Обсуждается создаваемая система мечения квазиреальных фотонов. Описано состояние проводимого эксперимента по определению вклада двухфотонного обмена в сечение упругого ep-рассеяния. 1. ВВЕДЕНИЕ Метод внутренней мишени в накопителе заряженных частиц – один из современных методов ядерной физики – используется во многих лабораториях мира. Во многом интерес к нему связан с тем, что этот метод обладает рядом привлекательных возможностей [1]. Так, для него характерна высокая эффективность использования накопленных частиц, что открывает возможность получения высокой удельной светимости. Это, в свою очередь, особенно важно для использования уникальных пучков (например, позитронов). Другое важное следствие высокой эффективности – возможность при постановке экспериментов достичь относительно низкого уровня фона. Поскольку реальная толщина мишени очень мала, кинематические параметры вторичных частиц, включая параметры медленных ядерных фрагментов и ядер 1) Институт ядерной физики им. Г.И. Будкера СО РАН, Новосибирск. 2) Институт ядерной физики, Университет им. Иоганна Гутенберга, Майнц, Германия. 3) Аргоннская национальная лаборатория, США. 4) Петербургский институт ядерной физики РАН, Гатчина. 5) НИКХЕФ, Амстердам, Нидерланды. 6) Университет Рутгерса, Пискатевэй, США. 7) Университет Вирджинии, Шарлоттсвиль, США. 8) Научно-исследовательский институт ядерной физики Томского политехнического университета, Россия. * E-mail: D.M.Nikolenko@inp.nsk.su отдачи, не искажаются при прохождении через мишень и, следовательно, могут быть измерены с высокой точностью. Еще одно преимущество, связанное с малостью толщины мишени, – возможность постановки экспериментов с уникальными мишенями, такими, например, как поляризованные газовые мишени. Наконец, непрерывный режим работы позволяет проводить эксперименты на совпадениях. Метод внутренней мишени в накопителе заряженных частиц был предложен и впервые использован в ядерно-физических экспериментах в конце 1960-х гг. в ИЯФ СО РАН, Новосибирск [1]. За последующий период в ИЯФ были реализованы почти все преимущества методики внутренних мишеней. Так, на накопителе электронов ВЭПП-2 был проведен ряд экспериментов по изучению свойств легких ядер c регистрацией на совпадениях рассеянного электрона и продуктов распада ядер, включая медленные частицы. Здесь же впервые были проведены эксперименты с использованием тензорно-поляризованной дейтериевой газовой мишени. В настоящей работе дан обзор недавно завершенных, текущего и готовящихся экспериментов с внутренними мишенями на электрон-позитронном накопителе ВЭПП-3. Во втором разделе даются общие замечания по экспериментам на тензорнополяризованном дейтроне и описана их постановка. В трех следующих разделах описаны три завершенных эксперимента по измерению тензорных 1365 1366 НИКОЛЕНКО и др. наблюдаемых в процессах рассеяния электронов на дейтроне. В шестом разделе приведено описание создаваемой системы мечения квазиреальных фотонов, которая расширит возможности для постановки экспериментов с внутренними мишенями на ВЭПП-3. В седьмом разделе описан текущий эксперимент по измерению вклада двухфотонного обмена в упругое рассеяние электрона на протоне. Этот вклад будет определен из сравнения сечений упругого рассеяния электронов и позитронов на протоне. Данный эксперимент важен потому, что, возможно, объяснит недавно обнаруженное драматическое противоречие между результатами новых поляризационных измерений и старыми данными по формфакторам протона. 2. ЭКСПЕРИМЕНТЫ НА ТЕНЗОРНО-ПОЛЯРИЗОВАННОМ ДЕЙТРОНЕ Простейшая ядерная система, дейтрон, является идеальным полигоном для проверки правильности представлений о свойствах сильных взаимодействий, поэтому его исследованию посвящено множество как экспериментальных, так и теоретических работ. Особое место занимают работы, посвященные взаимодействию дейтрона с электронами и фотонами, в силу относительной простоты интерпретации таких реакций [2, 3]. Измерение поляризационных наблюдаемых позволяет анализировать изучаемый процесс намного глубже, чем только измерение дифференциального сечения. Это связано с тем, что, в отличие от дифференциального сечения, которое есть сумма квадратов амплитуд реакций, поляризационные наблюдаемые содержат интерференционные члены в различных комбинациях. Поэтому они могут быть более чувствительны к малым амплитудам и интересным эффектам с малым вкладом в дифференциальное сечение, таким, например, как субнуклонные степени свободы и релятивистские поправки. Хотя уже на ранних стадиях исследований дейтрона стало понятно, что нецентральные (тензорные) компоненты сил межнуклонного взаимодействия в значительной степени определяют картину реакций, особенно при взаимодействиях на малых расстояниях, их исследование в электро- и фотореакциях на дейтроне началось лишь в последнее время. Одна из причин этого – отсутствие в экспериментах на выведенных пучках плотных тензорнополяризованных мишеней с достаточно высокой степенью поляризации. Метод внутренней мишени в накопителе позволяет успешно проводить такие исследования, а именно, дает возможность работать с чистой, без примесей, дейтериевой мишенью, имеющей высокую степень поляризации (векторной или тензорной), не требующей больших магнитных полей, с возможностью получения любых спиновых состояний с быстрым переключением направления и знака поляризации. К концу 1990-х гг. в ИЯФ были созданы новые варианты поляризованной мишени и детекторов частиц. Это позволило провести измерения тензорных наблюдаемых в упругом рассеянии и в фотопроцессах на дейтроне. Эксперименты с поляризованной газовой мишенью проводились на накопителе ВЭПП-3 при энергии электронов 2 ГэВ и токе пучка ≈100 мА. Время жизни пучка в присутствии внутренней мишени составляло около 3 часов. Внутренняя газовая мишень накопителя [4] – это поляризованные атомы дейтерия, направляемые в виде струи с интенсивностью 8 × 1016 ат./с в тонкостенную Т-образную накопительную ячейку с открытыми краями. Отражаясь от стенок ячейки, атомы могут многократно пересекать циркулирующий через нее электронный пучок, увеличивая тем самым толщину мишени. Струя атомов создавалась источником поляризованных атомов (ИПА). В основе источника лежит классическая схема сепарации атомов с различными магнитными моментами в неоднородном магнитном поле, как в известном опыте Штерна–Герлаха. Неоднородное магнитное поле создается пятью сверхпроводящими секступольными магнитами S1–S5 (рис. 1). После третьего и пятого магнитов установлены блоки высокочастотных (ВЧ) переходов в промежуточном (MFT) и сильном (SFT) магнитном поле, которые позволяют изменять заселенность магнитных подуровней. Векторная (Pz ) и тензорная (Pzz ) степени поляризации мишени выражаются через n+ , n0 , n− (заселенности состояний дейтрона с проекцией спинa +1, 0, −1) следующим образом: Pz = n+ − n− , Pzz = 1 − 3n0 . В наших экспериментах на выходе из источника векторная поляризация атомов струи поддерживалась близкой к нулю (|Pz | < 0.02), в то время как степень тензорной поляризации атомов струи была близка к предельной (Pzz ≈ +1 или ≈ −2). Схема ИПА и заселенность сверхтонких подуровней атомов дейтерия при их движении вдоль оси источника приведены на рис. 1. В течение эксперимента малая доля атомов струи направлялась в поляриметр Брейта–Раби для непрерывного контроля эффективности работы блоков ВЧ-переходов и стабильности параметров ИПА. Для задания направления поляризации на мишень накладывалось однородное магнитное поле величиной до 90 мТл. ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 73 №8 2010 ЭКСПЕРИМЕНТЫ С ВНУТРЕННИМИ МИШЕНЯМИ äËÓÒÚ‡Ú Ò ÊˉÍËÏ „ÂÎËÂÏ D 1367 ÜˉÍËÈ ‡ÁÓÚ S1 S2 S3 MFT S4 íåê S5 SC SFT 0.5 Ï – Pzz + Pzz Me Md +1/2 +1 n1 n1 0 0 0 0 +1/2 0 n2 n2 n1 n1 n1 0 +1/2 –1 n3 0 n2 –1/2 –1 n4 0 n3 0 0 0 –1/2 0 n5 0 0 0 n2 0 –1/2 +1 n6 0 0 0 0 S1 S2 S3 n3 MFT n2 S4 S5 n2 SFT , n1 Рис. 1. Схема источника поляризованных атомов и заселенность сверхтонких подуровней атомов дейтерия при их движении вдоль оси источника: D – диссоциатор, S1—S5 – сверхпроводящие секступольные магниты, MFT (SFT) – блоки высокочастотных переходов в промежуточном (сильном) поле, SC – накопительная ячейка мишени, TMP – − + или Pzz получается при различных уровнях магнитного турбомолекулярный насос. Тензорная поляризация мишени Pzz поля в блоке SFT. В накопительной ячейке атомы испытывают определенное количество соударений с ее стенками, в результате чего их поляризация уменьшается. Кроме того, к деполяризации атомов мишени может приводить ВЧ-поле циркулирующего электронного сгустка, а также спин-обменные столкновения атомов друг с другом. Для определения средней степени поляризации атомов мишени использовался поляриметр, в основе которого лежит измерение асимметрии упругого ed-рассеяния в диапазоне малых переданных импульсов (LQполяриметр), для которых анализирующая способность реакции известна [5]. Поляризационные наблюдаемые обычно извлекаются из экспериментальных асимметрий различного типа. При постановке экспериментов с использованием ИПА наиболее эффективным, с точки зрения минимизации систематических погрешностей, является измерение асимметрии, связанной с переключением знака степени поляризации Pzz . Такие переключения совершенно не влияют на работу ускорителя и детекторов, ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 73 №8 2010 их можно делать часто, тем самым подавляя ошибки, вызванные дрейфом параметров детектора и мишени. Тензорная асимметрия определяется выражением √ N+ − N− aT = 2 + − (1) − +, Pzz N − Pzz N где N + (N − ) – число зарегистрированных событий + (P − ). Если в N + при поляризации мишени Pzz zz − (N ) учтено различие в интегралах светимости и сделаны поправки на наличие фона, то формулу (1) можно переписать, используя σ + и σ − – сечения реакции с мишенью, имеющей различные знаки тензорной поляризации: √ σ+ − σ− (2) aT = 2 + − − +. Pzz σ − Pzz σ Дифференциальное сечение процесса в случае тензорно-поляризованной дейтериевой мишени, помимо неполяризационной части, определяется тремя компонентами T20 , T21 и T22 тензорной 1368 НИКОЛЕНКО и др. анализирующей способности (ТАС) реакции (см. формулы ниже). Чтобы определить каждую из компонент T2M , в общем случае требуется иметь три измерения асимметрии aT , в которых угол между направлением магнитного поля, ориентирующего ось поляризации мишени, и импульсом, переданным дейтрону, имеет различеные значения. В этом случае будут получены три независимых уравнения для нахождения T2M . В разд. 3–5 обсуждаются эксперименты по упругому и неупругому рассеянию электрона на дейтроне. В случае неупругого рассеяния регистрировались продукты различных реакций, а электроны, вызывающие эти реакции, не регистрировались. Формально такие реакции следует отнести к электропроцессам на дейтроне. Однако при нашей постановке экспериментов в большей части событий угол рассеянного электрона близок к нулю, при этом виртуальный фотон находится почти на массовой поверхности. Поэтому такие процессы можно интерпретировать как фотореакции (этот вопрос также обсуждается ниже). 3. УПРУГОЕ ed-РАССЕЯНИЕ Как уже упоминалось, теоретические и экспериментальные исследования дейтрона играют важную роль для определения свойств нуклоннуклонного взаимодействия и для изучения субнуклонных степеней свободы. Взаимосвязь этих свойств и экспериментальных наблюдаемых особенно прозрачна в упругом электрон-дейтронном рассеянии, где теоретическое описание в терминах формфакторов хорошо разработано в силу относительной слабости электромагнитного взаимодействия. В предположении P - и T -инвариантности электромагнитная структура дейтрона полностью описывается тремя формфакторами: зарядовым монопольным GC (Q2 ), зарядовым квадрупольным GQ (Q2 ) и магнитным дипольным GM (Q2 ), зависящими только от квадрата переданного импульса. Две структурные функции дейтрона, 8 2 A = G2C + τ 2 G2Q + τ G2M , 9 3 B= 4 τ (1 + τ )G2M , 3 где τ = Q2 /4Md2 , Md – масса дейтрона, могут быть найдены из серии измерений дифференциальных сечений dσ0 /dΩ упругого неполяризационного edрассеяния при различных кинематических условиях [2, 3]. Формфакторы GC и GQ могут быть определены раздельно только в результате дополнительных измерений поляризационных наблюдаемых. Сечение рассеяния электрона на тензорнополяризованном дейтроне может быть записано следующим образом [6]: dσ dσ0 Pzz 3 cos2 (θH ) − 1 = T20 − 1+ √ dΩ dΩ 2 2 3 sin(2θH ) cos(φH )T21 + − 2 3 sin2 (θH ) cos(2φH )T22 . + 2 (3) Здесь углы θH и φH определяют ориентацию поляризации мишени относительно импульса виртуального фотона (ось z), азимутальный угол отсчитывается от плоскости рассеяния. С учетом этого выражения формулу для тензорной асимметрии можно переписать следующим образом: T a = 2 (4) cM T2M , M =0 где cM зависят от ориентации поляризации мишени и расположения детекторов. В упругом рассеянии компоненты ТАС могут быть выражены через формфакторы дейтрона: √ 4τ 2 1 2 2τ 4GC GQ + GQ + GM , T20 = − 3S 3 2ε 2 τ 3 (1 + ε) τ GQ GM , T22 = √ G2M , T21 = S 6ε 2 3S где S ≡ A + tg2 (θe /2)B, θe – угол рассеяния электрона; ε – степень поляризации виртуального фотона: −1 2 θe . (5) ε = 1 + 2(1 + τ ) tg 2 Предыдущие измерения поляризационных наблюдаемых в упругом рассеянии были проведены с помощью различных методик: с поляриметрами дейтронов отдачи (пучок электронов и мишень не поляризованы) [7–9], с внутренней поляризованной газовой мишенью (пучок электронов не поляризован) [10–14] и единственный эксперимент с поляризованной твердой мишенью [15]. Набор данных обсуждаемого эксперимента [16] был проведен в 1999–2000 гг. Детектор частиц, регистрирующий рассеянные электроны и дейтроны отдачи на совпадениях, состоял из двух практически идентичных систем, расположенных по разные стороны от медианной плоскости накопителя. Каждая из систем имела плечо регистрации электронов и дейтронное плечо. Угловой аксептанс составлял θe ≈ 16◦ −30◦ по полярному углу и по азимутальному углу φe ≈ −30◦ ÷ +30◦ для одной из систем и φe ≈ 150◦ −210◦ для второй. Детекторы ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 73 №8 2010 ЭКСПЕРИМЕНТЫ С ВНУТРЕННИМИ МИШЕНЯМИ T20(70°) 1.0 GC 0.05 a 0.5 1369 GQ ‚ „ 2 0 0.04 –0.5 1 0.03 –1.0 –1.5 0.02 T21(70°) 1.4 · 0.5 0.01 1.0 0.2 0 0.6 –0.01 10 0.2 15 20 25 0.1 10 15 20 25 Q2, îÏ–2 –0.2 0 10 30 20 40 50 Q2, îÏ–2 Рис. 2. Результаты эксперимента [16] по упругому ed-рассеянию (точки •) и данные предыдущих измерений: – Bates (1984) [7], ♦ – Bates (1994) [8], – TJNAF (2000) [9], – ВЭПП-2 (1985) [10, 11], – ВЭПП-3 (1990) [12], ◦ – NIKHEF (1996) [13], – NIKHEF(1999) [14]. а и б – Компоненты тензорной анализирующей способности T20 и T21 соответственно (затемненные полосы демонстрируют величину систематических ошибок T20 и T21 ); в и г – зарядовые монопольный, GC , и квадрупольный, GQ , формфакторы соответственно. Кривые – теоретические предсказания: длинные штрихи – [17], сплошная – [18], точечная – [19], штрихпунктирная – [20], короткие штрихи – [21]. дейтронов перекрывали телесный угол, соответствующий электронным детекторам. Ось поляризации мишени лежала в вертикальной плоскости так, что дейтроны отдачи одной из систем регистрации вылетали в среднем параллельно направлению поляризации мишени. Из формул (3) и (4) видно, что при этом основной вклад в aT дает компонента T20 . В то же время в другой системе регистрации средний угол вылета дейтронов по отношению к направлению поляризации мишени был близок к π/2. В этом случае доминирует вклад T21 . Поскольку магнитный формфактор дейтрона (а следовательно, и T22 ) известен из неполяризационных измерений, информации, полученной в эксперименте, достаточно для нахождения как T20 , так и T21 . Траектории частиц восстанавливались с помощью трековых детекторов (дрейфовых камер). Энергии электронов измерялись электромагнитными калориметрами, состоящими из кристаллов CsI и NaI. В дейтронных плечах после дрейфовых камер были установлены три слоя пластиковых сцинтилляторов, которые служили для измерения ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 73 №8 2010 энергии дейтронов отдачи, а также идентификации частиц, что было необходимо для выделения событий упругого рассеяния на фоне большого количества ep-совпадений процесса квазиупругого рассеяния. Для выделения событий ed-рассеяния использовались также кинематические корреляции упругого рассеяния, а именно: энергия дейтрона– угол вылета дейтрона, угол вылета дейтрона–угол рассеяния электрона, корреляция азимутальных углов электрона и дейтрона. Угловой аксептанс детектора был разделен на шесть интервалов, где соответствующие средние значения квадрата переданного импульса составили 8.41, 9.88, 11.78, 14.50, 17.67 и 21.56 Фм−2 . В каждом интервале была найдена асимметрия aT , затем компоненты ТАС T20 и T21 . Полученные данные совместно с известными данными неполяризационных измерений (по структурным функциям дейтрона A(Q2 ) и B(Q2 )) позволили определить зарядовые формфакторы дейтрона GC и GQ . Результаты эксперимента представлены на рис. 2. Там же приведены данные предыдущих измерений вместе с результатами нескольких 1370 НИКОЛЕНКО и др. теоретических расчетов. Полученные результаты не противоречат предыдущим измерениям и превосходят их по точности в диапазоне 8−15 Фм−2 . Измерения проведены в важной области переданного импульса, где зарядовый монопольный формфактор обращается в нуль. Соответствующее значение Q2 , при котором это происходит, было найдено с учетом обсуждаемого и предыдущих измерений как 17.41 ± 0.32 Фм−2 . Экспериментальные результаты сравнивались с теоретическими расчетами. В одном из таких расчетов использовано нерелятивистское импульсное приближение с Парижским потенциалом [17]. Расчеты [18, 19] основаны на нерелятивистских моделях с релятивистскими поправками и с учетом мезонных обменных токов. Наконец, расчеты [20, 21] были выполнены в релятивистском подходе. Результаты сравнения показывают некоторое преимущество релятивистских расчетов в описании всей совокупности данных. Хотя видно, что поведение GQ не описывается хорошо ни одним из приведенных расчетов. 4. ФОТОДЕЗИНТЕГРАЦИЯ ТЕНЗОРНО-ПОЛЯРИЗОВАННОГО ДЕЙТРОНА Двухчастичная фотодезинтеграция дейтрона относится к числу наиболее интенсивно изучаемых как теоретически, так и экспериментально фотопроцессов на дейтроне. Спиновая структура реакции γ + d → p + n, с учетом количества спиновых состояний каждой из участвующих в процессе частиц, а также закона сохранения четности в электромагнитных взаимодействиях, требует n = = 12 комплексных амплитуд для полного описания процесса. Наблюдаемые величины являются квадратичными формами, в которые входят те или иные комбинации из действительных и мнимых частей 12 комплексных амплитуд. Полное количество всевозможных наблюдаемых величин, связанных с различными комбинациями из начальных состояний фотона и дейтрона и конечных состояний протона и нейтрона, насчитывает 2n2 = 288, однако большинство этих величин являются линейными и квадратичными комбинациями других. Для получения исчерпывающей информации о процессе должны быть измерены, как минимум, 2n − 1 = 23 независимые наблюдаемые величины как функции от энергии фотона и угла вылета протона. В работе [22] рассматривается алгоритм формирования таких минимальных наборов наблюдаемых и предлагается несколько вариантов. В любой такой “комплект-23” обязательно входят несколько величин, связанных с тензорной поляризацией мишени. Поэтому экспериментальное изучение фотодезинтеграции тензорно-поляризованного дейтрона является необходимым вкладом в базу данных по этому важнейшему для фотоядерной физики процессу. 4.1. Извлечение поляризационных наблюдаемых Дифференциальное сечение процесса фотодезинтеграции в случае тензорно-поляризованной дейтериевой мишени и неполяризованного фотонного пучка описывается формулой, по структуре аналогичной выражению (3) для сечения упругого рассеяния, в которой углы θH и φH определяют ориентацию вектора магнитного поля в системе координат с осью z, направленной вдоль импульса фотона. Компоненты T20 , T21 и T22 ТАС реакции являются функциями двух кинематических параметров. Обычно выбираются Eγ и θpц.м. – энергия γ-кванта в л.с. и угол вылета протона в с.ц.м. протона и нейтрона. Поляризационные наблюдаемые извлекаются из измерений асимметрии aT (формулы (1), (2), (4)). В эксперименте на ВЭПП-3 [23] асимметрия измерялась для трех углов ориентации магнитного поля: θH0 = 180◦ , θH1 = 54.7◦ и θH2 = 125.3◦ , a φH = 180◦ во всех трех случаях. При этом соответственно aT0 ∼ c0 T20 , aT1 ∼ (+c1 T21 + c2 T22 ), aT2 ∼ (−c1 T21 + c2 T22 ), и все три компоненты T2M однозначно извлекаются. 4.2. Детектор Детектирующая система состояла из двух пар плеч регистрации протона и нейтрона. Каждое протонное плечо – это система дрейфовых координатных камер и сцинтилляционный годоскоп из трех сцинтилляторов толщиной 2 + 12 + 12 см. Каждое нейтронное плечо – это слой сцинтилляторов толщиной 20 или 24 см, перед которым расположен вето-счетчик заряженных частиц толщиной 2 см. Использование двух пар плеч позволяло одновременно регистрировать события в двух диапазонах по углу вылета протона (θpц.м. = 25◦ −45◦ и 75◦ −105◦ ). Набор экспериментальных данных велся с октября 2002 г. по январь 2003 г. Средняя степень поляризации, определенная LQ-поляриметром, + = 0.341 ± 0.025 ± 0.012. Здесь персоставила Pzz вая ошибка связана с погрешностью определения экспериментальной асимметрии в поляриметре, а вторая – с неопределенностью ТАС реакции упругого ed-рассеяния, на которой основана − /P + работа поляриметра [5]. Отношение r = Pzz zz величин поляризации для двух поляризационных ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 73 №8 2010 ЭКСПЕРИМЕНТЫ С ВНУТРЕННИМИ МИШЕНЯМИ состояний определялось с использованием данных как с поляризованной, так и с неполяризованной дейтериевой мишенью. Получено r = −1.70 ± ± 0.15. Средняя толщина поляризованной мишени составляла 3 × 1013 ат./см2 . Общий интеграл тока пучка, распределенный примерно поровну между тремя режимами ориентации ведущего магнитного поля, составил 200 кКл. 4.3. Обработка экспериментальных данных Из исходных данных было отобрано 37.5 млн событий-кандидатов процесса γd → pn. Выделение событий процесса фотодезинтеграции проводилось идентификацией частиц (протона в протонном плече и нейтрона в нейтронном плече) и проверкой кинематических корреляций, присущих этому процессу. Всего было отобрано 540 тыс. событий. В этих событиях оставался неотделимый фон от процесса γd → pnπ 0 . Вклад фона от этой реакции оценивался из формы распределения событий по разности азимутальных углов вылета протона и нейтрона. Доля фона составила от 2% до 7% в зависимости от энергии фотона. Основным источником систематической погрешности является неопределенность в степени поляризации мишени Pzz , измеренной LQполяриметром: (δT2M /T2M )Pzz = 8.5 × 10−2 . Другие вклады в систематическую погрешность связаны с неопределенностью в ориентации оси поляризации, т.е. в значениях θH и φH , определяющих угловые коэффициенты при T2M , а также с неточностью реконструкции энергии фотона Eγ и угла вылета протона θpц.м. . Были рассмотрены также следующие вклады в систематическую ошибку: ложная асимметрия, которая может быть вызвана неодинаковостью экспериментальных условий для различных поляризационных режимов; погрешность, связанная с вкладами в сечение продольных компонент лептонного тока в используемой экспериментальной методике – выделении событий вблизи “фотонной точки” из более общего процесса электродезинтеграции. Было установлено, что в условиях эксперимента на ВЭПП-3 эти ошибки пренебрежимо малы. 4.4. Результаты эксперимента Полученные данные охватывают довольно большие непрерывные диапазоны по энергии фотона и углу вылета протона. Были выбраны три следующих варианта разбиения статистики на интервалы. 1. Для сравнения с предыдущим экспериментом на ВЭПП-3 [24] из новых данных была отобрана часть, где кинематические аксептансы ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 73 №8 2010 1371 двух экспериментов совпадают (θpц.м. ≈ 88◦ , Eγ = = 34−464 МэВ); эта статистика была разбита на восемь интервалов по Eγ , таких же, как и в первом эксперименте на ВЭПП-3. 2. Для анализа зависимости компонент ТАС реакции от энергии фотона с высокой статистической точностью данные были разбиты на два интервала по θpц.м. , соответствующие двум детекторным плечам: θpц.м. = 24◦ −48◦ и 70◦ −102◦ . Каждый из этих θ-интервалов был разбит на девять интервалов по Eγ . Таким образом, в этом варианте разбиения было получено 18 экспериментальных точек для каждой компоненты T2M . 3. Для анализа угловой зависимости компонент ТАС реакции данные были разбиты на восемь диапазонов по энергии фотона. В каждом диапазоне статистика была разбита на 10–12 интервалов по θpц.м. с шириной каждого интервала 4◦ . В итоге в этом варианте получена 91 экспериментальная точка для каждой компоненты T2M . Для каждого интервала (θpц.м. , Eγ ) были вычислены три компоненты ТАС со статистическими и систематическими погрешностями. Результаты измерений [23] представлены на рис. 3 и 4. На этих же рисунках показаны результаты нескольких расчетов, полученные в рамках современных теоретических моделей: расчет в диаграммном подходе [25] (точечная кривая); расчет по модели [26], использующей теорему Зигерта и Боннский NN-потенциал (сплошная кривая); расчет в подходе связанных каналов с учетом релятивистского запаздывания пиона [27] (штриховая кривая). Численные результаты измерений можно найти в [28, 29]. 4.5. Обсуждение результатов Старые и новые экспериментальные данные по компонентам T20 и T22 хорошо согласуются. Два эксперимента, хотя и проведены по одной методике, но в деталях имеют много различий: другая мишень (другие ИПА, ячейка, конфигурации и значения ведущего поля, спиновые состояния в мишени), другие детектор, поляриметр и т.д. Поэтому хорошее совпадение результатов двух измерений свидетельствует о малости неучтенной систематической погрешности и соответственно о достоверности результатов. Точность новых данных по T2M до энергии Eγ ≈ ≈ 400 МэВ достаточна для выбора теоретической модели, лучше описывающей реакцию. 1372 НИКОЛЕНКО и др. ˆ.Ï. θp 0 ˆ.Ï. = 24 ° –48 ° θp = 70 ° –102 ° T20 0.8 –0.5 0.4 –1.0 0 0.8 T21 1.0 0.5 0.4 0 0 –0.5 0.5 T22 0 –0.5 0 –1.0 –0.5 0 200 400 –1.5 600 0 Eγ , å˝Ç 200 600 400 Рис. 3. Зависимость компонент ТАС реакции фотодезинтеграции дейтрона от энергии фотона – экспериментальные данные [23]. Для каждой точки показана статистическая ошибка и интервал интегрирования по энергии фотона. Затемненные полосы демонстрируют величину систематических ошибок. Кривые – теоретические предсказания: точечная – [25], длинные штрихи, штрихпунктирная, сплошная – [26], короткие штрихи – [27]. Несмотря на некоторые различия в деталях, теоретические модели в целом хорошо описывают поляризационные данные, что подтверждает правильность теоретических представлений о данном процессе. Степень согласия теоретических расчетов с полученными данными по T2M аналогична той, что наблюдается и для других поляризационных величин, таких, как фотонная асимметрия Σ и поляризация протона py . Можно отметить следующее: при малых Eγ теория и эксперимент хорошо согласуются; качество описания ухудшается с ростом энергии фотона; более детальный расчет с учетом релятивистского запаздывания пиона [27] существенно улучшает согласие между экспериментом и теорией. Экспериментальные угловые зависимости компонент T2M хорошо описываются теориями, и здесь тоже наблюдается лучшее согласие с моделью [27]. ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 73 №8 2010 №8 2010 60 80 100 –1.0 20 –1.0 20 40 60 80 Eγ = 45–70 MeV –1.5 100 20 c.m. θ p , deg –1.0 –0.5 0 –1.0 0.5 –0.5 0 0.5 1.0 1.5 –1 0 1 40 60 80 Eγ = 70–100 MeV 100 20 –1.5 –1.0 –0.5 0 0.5 –0.5 0 0.5 1.0 1.5 –1 0 1 40 60 80 Eγ = 100–140 MeV 100 Рис. 4. Зависимость компонент ТАС реакции фотодезинтеграции дейтрона от угла вылета протона в с.ц.м. – экспериментальные данные [23]. Интервал интегрирования по углу θpц.м. равен 4◦ для каждой точки. Обозначения такие же, как на рис. 3. –0.5 0 0.5 –0.5 0 0.5 –0.5 –0.5 1.0 0.5 1.0 –1.0 –0.5 0 0.5 0 40 Eγ = 25–45 MeV 0 0.5 –1.0 1.0 –0.5 T20 T21 том 73 T22 ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА 0 0.5 ЭКСПЕРИМЕНТЫ С ВНУТРЕННИМИ МИШЕНЯМИ 1373 T20 T21 0 0.5 –1 0 1 –1 0 1 –1.5 20 –1.0 –0.5 T22 40 60 80 Eγ = 140–180 å˝Ç 100 20 –1 0 –1 0 1 –1.0 –0.5 0 0.5 1.0 40 60 ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА 100 20 ˆ.Ï. θ p , „‡‰ –1 0 0 1 –1.0 –0.5 0 0.5 1.0 Рис. 4. Окончание. 80 Eγ = 180–230 å˝Ç 40 60 80 Eγ = 230–330 å˝Ç 100 –2 20 –1 0 1 –1 0 1 –1.0 –0.5 0 0.5 1.0 40 60 80 Eγ = 330–440 å˝Ç 100 1374 НИКОЛЕНКО и др. том 73 №8 2010 ЭКСПЕРИМЕНТЫ С ВНУТРЕННИМИ МИШЕНЯМИ 5. КОГЕРЕНТНОЕ ФОТОРОЖДЕНИЕ НЕЙТРАЛЬНОГО ПИОНА Когерентное фоторождение нейтрального пиона на дейтроне является одним из важных процессов в ядерной физике, который дает ценную информацию о структуре дейтрона, пион-нуклонного и нуклоннуклонного взаимодействий. Наличие всего двух частиц в конечном состоянии упрощает расчеты и позволяет делать более определенные предсказания как об их взаимодействии, так и о промежуточных состояниях протон-нейтронной пары. Особое место эта реакция занимает еще и потому, что вследствие “зануления” лидирующих членов в амплитуде большую роль здесь играют эффекты перерассеяния и взаимодействия в конечном состоянии. В то время как теоретические исследования этой реакции с предсказаниями по дифференциальным сечениям и по различным поляризационным наблюдаемым проводятся давно и с применением разнообразных подходов к описанию процесса, подробные экспериментальные данные по поперечным сечениям появились лишь в последние годы, после запуска установок с непрерывными электронными/фотонными пучками (MAMI, TJNAF и др.) [30–32]. Из поляризационных наблюдаемых этой реакции есть лишь несколько измерений Σасимметрии, данные же по ТАС реакции отсутствуют. В результате анализа статистического материала описанного выше эксперимента по фотодезинтеграции дейтрона были выделены события реакции γd → dπ 0 , что позволило измерить ТАС этой реакции [33]. Продукты реакции регистрировались на совпадениях: дейтрон отдачи фиксировался одним протонным плечом, а один из γ-квантов от распада нейтрального пиона – соответствующим нейтронным плечом. В отличие от фотодезинтеграции дейтрона, где определялись импульсы обоих партнеров двухчастичной реакции, здесь имелась полная информация лишь для дейтрона отдачи. Для процесса γd → dπ 0 этого достаточно, чтобы восстановить кинематику реакции, но возникает вопрос о вкладе других процессов, продукты которых могут дать в детекторе dγ-совпадения. Это, например, такие реакции когерентного фоторождения, как γd → → dπ 0 π 0 , γd → dη, γd → dπ 0 π + π − , а также процесс комптоновского рассеяния γd → γd. Из этих реакций экспериментальные данные есть только для фоторождения η-мезона и для комптоновского рассеяния. Есть также теоретические предсказания по когерентному рождению пар π 0 -мезонов [34] и по когерентному рождению η-мезона [35]. Используя эту информацию, можно найти оценку сверху, которая показывает, что ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 73 №8 2010 1375 вклад перечисленных процессов в счет детекторов должен быть невелик – не более 1–2%. Нет оснований полагать, что процесс γd → dπ 0 π + π − или когерентное фоторождение других мезонов (ρ, ω, φ и др.) могут дать существенно больший вклад. Предположение о доминировании в нашем случае реакции γd → dπ 0 подтверждается также близостью друг к другу полученных в эксперименте и при моделировании в GEANT4 распределений событий по углам и энергиям частиц. При моделировании были использованы данные [30, 31] для дифференциальных сечений реакции. Ниже мы рассматриваем события с энергиями дейтронов в интервале ≈20−70 МэВ. При более высоких энергиях количество событий dγсовпадений становится малым, к тому же здесь появляется большое количество событий γpсовпадений, что осложняет идентификацию дейтронов. Как показало моделирование, появление большого количества событий γp-совпадений объясняется фоторождением π 0 -мезона на квазисвободном протоне. При отборе событий dγ-совпадений требовалось, чтобы дейтроны останавливались в первом сцинтилляционном счетчике (отсутствует сигнал в следующем слое сцинтилляторов). При таком условии энергии дейтронов попадают в указанный выше диапазон, а энергии протонов лежат в интервале ≈15−50 МэВ. Идентификация дейтронов проводилась с помощью времяпролетной методики. При отборе γ-квантов в нейтронном плече использовалось ограничение по времени пролета, кроме того, требовалось отсутствие сигнала в ветосчетчике. Поскольку поперечное сечение реакции γ d → → dπ 0 на поляризованном дейтроне записывается одинаковым образом с реакцией фотодезинтеграции дейтрона (с той лишь разницей, что здесь компоненты T2M ТАС реакции есть функции энергии фотона Eγ и угла вылета пиона θπц.м. 0 ), вычисление экспериментальной асимметрии и получение компонент ТАС реакции производятся аналогичным образом. Результаты эксперимента приведены на рис. 5. Слева показаны зависимости T2M от энергии фотона, при этом берутся все события, попадаю◦ ◦ щие в интервал углов θπц.м. 0 = 90 −145 . Справа показаны зависимости T2M от угла вылета пиона, при этом интервал энергий фотонов составляет 250−450 МэВ. Для каждой точки показана статистическая ошибка и интервал усреднения (по Eγ или по θπц.м. 0 ). Наибольший вклад в систематическую ошибку вносят погрешности в определении степени поляризации мишени: вклад от статистической ошибки 1376 НИКОЛЕНКО и др. ˆ.Ï. 0.5 θπ = 90 ° –145 ° Eγ = 250–450 å˝Ç 0.5 0 T20 T20 0 –0.5 –0.5 –1.0 –1.0 0.5 0 T21 T21 0 –0.5 –0.5 –1.5 –1.0 0.5 0.5 T22 T22 –1.0 0 –0.5 200 0 –0.5 300 400 Eγ , å˝Ç 90 110 130 150 ˆ.Ï. θ π , „‡‰ Рис. 5. Результаты эксперимента [33] по компонентам ТАС реакции γ d → dπ 0 : слева – в зависимости от энергии фотона, справа – в зависимости от угла вылета π 0 -мезона в с.ц.м. Кривые – теоретические расчеты: штриховая – Камалова и др. [37], сплошная – Фикса [38]. Pzz равен 7.3%, от систематической – 2.6%. В отличие от фотодезинтеграции здесь велика ошибка T2M из-за пренебрежения вкладом продольных формфакторов. При малых углах рассеяния электрона θe она растет квадратично с увеличением этого угла [29]: θ 2 (1 − x)2 ΔT2M ≈ 2e , T2M x (1 − x/2)2 здесь x = Eγ /E. Для определения ошибки это выражение было усреднено по рабочему интервалу Eγ и по θe в интервале от нуля до угла, соответствующего переданному импульсу 100 МэВ/c (выше этого импульса сечение процесса падает из-за уменьшения формфактора дейтрона). При усреднении использовалось распределение эквивалентных фотонов по энергии и углу вылета из [36]. В результате погрешность по этому эффекту составила 5%. Неопределенность от вклада других реакций оценена как 2%. Суммарная систематическая ошибка T2M оказалась равной 9.4%. Видно, что определяющими являются статистические ошибки. Поскольку интервалы усреднения экспериментальных точек по энергии фотона и по углу вылета пиона велики, это необходимо было учитывать при сравнении полученных данных с теоретическими предсказаниями. Для этого результаты расчетов были усреднены с весами, соответствующими распределению событий в интервалах, относящихся к каждой экспериментальной точке. Для проведения такой процедуры достаточная информация имелась только в двух расчетах – [37] и [38]. В расчетах Камалова и др. [37] было применено микроскопическое описание в импульсном пространстве, учет взаимодействия в конечном состоянии был выполнен в рамках приближения многократного рассеяния. В расчетах Фикса [38] использовалась элементарная амплитуда MAID2003, применялось импульсное приближение, пион-дейтронное взаимодействие в конечном состоянии не учитывалось. Аналогичная модель использовалась автоЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 73 №8 2010 ЭКСПЕРИМЕНТЫ С ВНУТРЕННИМИ МИШЕНЯМИ 1377 1Ï äç2 àèÄ Éç äÑ2 äÑ1 çü ò1 èÛ˜ÓÍ ˝ÎÂÍÚÓÌÓ‚ Ee = 2 É˝Ç åìè Ñ1 äã1 E e' = Ñ2 åìè 0.5 É˝Ç äã2 C1 Ç 1 É˝ C2 Ñ3 ò2 äç3 äç1 Åêè Рис. 6. Схематическое изображение системы мечения квазиреальных фотонов (вид сверху): Д1, Д2, Д3 – тройка дипольных магнитов системы мечения; КЛ1, КЛ2 – квадрупольные линзы; МУП – магнит управления направлением поляризации мишени; КД1, КД2 – координатные детекторы; С1, С2 – триггерные сцинтилляторы-сэндвичи; ИПА – источник поляризованных атомов; НЯ – накопительная ячейка мишени; БРП – поляриметр Брейта-Раби атомов струи ИПА; КН1, КН2, КН3, ГН – криогенные и геттерный насосы; Ш1, Ш2 – пролетные шиберы экспериментального промежутка. ром в [39]. На рис. 5 видно, что в целом наблюдается соответствие между данными и расчетами, небольшое предпочтение можно отдать расчетам [38]. Следует отметить, что, наряду с описанными выше экспериментами, изучалась реакция фоторождения отрицательного пиона (γ d → ppπ − ), где регистрировались два протона на совпадениях. Первые измерения тензорных наблюдаемых этой реакции [40–42] были проведены на накопителе ВЭПП-3 одновременно с экспериментами по изучению упругого ed-рассеяния [12] и двухчастичной фотодезинтеграции дейтрона [24]. Исследование было продолжено после модернизации поляризованной мишени и магнитной системы ВЭПП-3. Измерения [43, 44] были выполнены одновременно с экспериментом [16]. Было исследовано поведение компоненты T21 ТАС реакции в диапазоне энергий фотонов 300−900 МэВ. Экспериментальные результаты сопоставлены с расчетами, основанными на теоретических моделях, представленных в работе [45]. Анализ полученных экспериментальных данных продолжается. 6. СИСТЕМА МЕЧЕНИЯ КВАЗИРЕАЛЬНЫХ ФОТОНОВ Дальнейший прогресс экспериментов связан с введением на ВЭПП-3 системы мечения квазире4 ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 73 №8 2010 альных фотонов (СМФ), которая позволит провести серию измерений поляризационных наблюдаемых с энергией фотона до 1.5 ГэВ в различных реакциях с поглощением фотона. Предполагается, например, продолжить эксперимент по фоторасщеплению дейтрона, где, по данным неполяризационных измерений, уже с энергии ≈1 ГэВ наблюдается переход к кварк-глюонному описанию реакции [46]. Создание СМФ будет важным этапом в развитии методики экспериментов с внутренними мишенями на накопителе ВЭПП-3. Система кардинально упростит процесс реконструкции событий различных реакций. Особенно это касается случая двухчастичных реакций, таких, как фотодезинтеграция дейтрона, когерентное рождение нейтрального пиона, η-мезона или векторных мезонов. Это позволит, например, в случае фотодезинтеграции дейтрона, снизить требования к детектору – регистрировать только направления вылета протона и нейтрона. Телесные углы таких детекторов, очевидно, легче сделать большими, что позволит, при фиксированной светимости эксперимента, продвинуться в область более высоких энергий фотонов, где к тому же возникают трудности с измерением энергии как протонов, так и нейтронов. Например, при энергии фотона 1 ГэВ (соответственно Ep ≈ ≈ En ≈ 500 МэВ) уже плохо работают как метод полного поглощения, так и метод времени пролета, 1378 НИКОЛЕНКО и др. применяющиеся при меньших энергиях. В случае когерентного рождения мезонов для реконструкции событий, очевидно, можно ограничиться только регистрацией дейтрона, что также значительно упрощает задачу создания детекторов. СМФ располагается внутри экспериментального прямолинейного промежутка и не нарушает оптику пучка накопителя. СМФ имеет тройку “теплых” дипольных магнитов (Д1, Д2 и Д3 на рис. 6) с интегралами магнитных полей 0.248, 0.562 и 0.314 Тл м. Внутренняя мишень располагается между первым и вторым магнитами. Электроны, потерявшие энергию в результате какой-либо реакции на мишени и сохранившие направление движения, близкое к первоначальному, отклоняются от траектории пучка накопителя сильным полем второго магнита и выводятся через окно из вакуумной камеры накопителя. Система координатных детекторов (КД1 и КД2) определяет координаты пролета этих электронов, после координатных детекторов располагается триггерный сцинтиллятор-сэндвич (С2). Антисовпадения со сцинтиллятором-сэндвичем С1 позволят отбраковать большую часть событий тормозного излучения электронов на ядрах мишени. Аксептанс СМФ по энергии электронов лежит в диапазоне от ≈E0 /4 до ≈E0 /2, где E0 – энергия электронов пучка накопителя. При E0 = 2.0 ГэВ аксептанс по энергии электронов составит от 0.5 до 1.0 ГэВ, или по энергии фотона от 1.0 до 1.5 ГэВ; при этом разрешение по энергии фотона составит от 14 до 4 МэВ на соответствующих концах спектра фотонов. Аксептанс по горизонтальному углу составит ±20 мрад (разрешение ≈2 мрад), по вертикальному углу ±10 мрад (разрешение около 1 мрад). Как видно, угловой аксептанс системы мечения на порядок превышает ее разрешение по углам вылета электронов. Это позволяет примерно в половине зарегистрированных событий достоверно измерять полярный и азимутальный углы электрона, что дает возможность определить поперечную поляризацию фотона. Таким образом, СМФ дает возможность постановки экспериментов с двойной поляризацией. 7. ДВУХФОТОННЫЙ ОБМЕН И УПРУГОЕ РАССЕЯНИЕ ЭЛЕКТРОНОВ И ПОЗИТРОНОВ НА ПРОТОНЕ Исследование электромагнитных формфакторов протона, важнейших характеристик этой частицы, позволяет глубже понять природу протона, так же как и природу взаимодействия составляющих его кварков. До сравнительно недавнего времени два формфактора протона, электрический GE (Q2 ) и магнитный GM (Q2 ), характеризующие соответственно распределение в нем зарядов и токов, определялись с помощью разделения продольных и поперечных вкладов в упругое электронпротонное рассеяние. Дифференциальное сечение упругого рассеяния в однофотонном приближении и в предположении P - и T -инвариантности дается следующим выражением [47]: 2 GE + τ G2M dσ 2 2 θe = σMott + 2τ GM tg , (6) dΩ 1+τ 2 где σMott – сечение Мотта; θe – угол рассеяния электрона; τ = Q2 /4Mp2 . Используя определение ε (5), формулу (6) можно записать следующим образом: σMott 2 dσ = τ GM + εG2E . (7) dΩ ε(1 + τ ) Как видно из (7), с увеличением Q2 вклад в сечение электрического формфактора падает, что вызывает трудности при его определении этой методикой. С середины 1990-х гг. в изучении формфакторов нуклонов получила развитие методика поляризационных экспериментов. При таких измерениях вклады от малых формфакторов могут быть усилены, что повышает точность их измерений. Систематические ошибки этих измерений также малы. Так, в TJNAF была проведена серия точных измерений отношения формфакторов протона GE (Q2 )/GM (Q2 ) в широкой области передачи импульса [48, 49]. В этих экспериментах измерялось отношение поперечной (Pt ) и продольной (Pl ) поляризации протонов отдачи при упругом рассеянии продольно-поляризованных электронов на неполяризованной водородной мишени. В таком случае отношение формфакторов протона выражается непосредственно через отношение Pt к Pl [50]: Pt E + E θe GE =− tg , GM Pl 2Mp 2 где E и E – энергии электрона до и после рассеяния; Mp – масса протона. Результаты поляризационных измерений оказались неожиданными. Согласно им, отношение GE /GM сильно зависит от Q2 , тогда как раньше считалось, что это отношение меняется слабо и близко к единице, а сами формфакторы примерно следуют дипольной формуле. Аккуратный анализ проведенных ранее неполяризационных измерений ясно показал, что эти две методики дают противоречивые результаты [51]. Этот вывод подтверждают также результаты новых точных неполяризационных измерений, проведенных в TJNAF [52]. Предполагается, что наиболее вероятной причиной этих разногласий является неправомерность ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 73 №8 2010 ЭКСПЕРИМЕНТЫ С ВНУТРЕННИМИ МИШЕНЯМИ 1379 R = σe+/σe– 1.15 1.10 1.05 1.00 0.95 0.90 0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 ε Рис. 7. Проектная точность эксперимента ВЭПП-3 по измерению R в зависимости от параметра ε – точки •, статистические и систематические ошибки объединены. Точки × – результаты существующих измерений (см. [53] и ссылки там). Штриховая и сплошная кривые описаны в тексте. применения однофотонного приближения при интерпретации результатов неполяризационных измерений. Учет поправок двухфотонного обмена, однако, наталкивается на трудности: с одной стороны, на отсутствие корректных расчетов, а с другой стороны, на отсутствие достаточно точных экспериментальных данных. Вклад двухфотонного обмена может быть определен экспериментально сравнением сечений упругого рассеяния электронов и позитронов на протоне. Такие эксперименты проводились ранее, в 1960-х гг. (см. [53] и ссылки там), однако точность этих измерений была недостаточно высока. В эксперименте, который будет проведен в ИЯФ на накопителе ВЭПП-3 [54], энергия пучков электронов/позитронов будет составлять 1.6 ГэВ; система регистрации позволит произвести измерения одновременно при переданных импульсах 0.4 и 1.6 (ГэВ/c)2 . На рис. 7 приведена проектная точность эксперимента ВЭПП-3 по измерению R – отношения сечений упругого рассеяния позитронов и электронов на протоне. Там же приведены результаты существующих измерений. Штриховой кривой на рисунке показан результат подгонки R по мировым данным [55]. Поскольку средний переданный импульс этих измерений был ≈0.5 (ГэВ/c)2 при ε < 0.5, наклон в эксперименте на ВЭПП-3 ожидается выше (сплошная кривая). К настоящему времени по обсуждаемому эксперименту проведен ряд подготовительных работ: созданы детектор частиц, монитор светимости, газовая водородная мишень и др. В 2007 г. был проведен первый сеанс работы на ВЭПП-3, в ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 73 №8 2010 течение которого была отлажена работа накопителя в нужных режимах, проверена работа детектора и мишени, отлажено измерение энергий пучков электронов/позитронов по краю спектра γквантов от обратного комптоновского рассеяния лазерного излучения на этих пучках. Сеанс набора статистики предполагается провести в 2009 г. 8. ЗАКЛЮЧЕНИЕ В ИЯФ СО РАН в течение ряда лет проводятся эксперименты с внутренними мишенями. На накопителе ВЭПП-3 в экспериментах с использованием внутренней газовой тензорнополяризованной дейтериевой мишени получены данные по компонентам тензорной анализирующей способности в упругом рассеянии, в фотодезинтеграции и в реакциях фоторождения пионов. Результаты эксперимента по упругому рассеянию не противоречат предыдущим измерениям и в диапазоне 8−15 Фм−2 превосходят их по точности. Измерения проведены в важной области переданного импульса, где зарядовый монопольный формфактор обращается в нуль. При сравнении данных с теоретическими предсказаниями обнаруживается некоторое преимущество релятивистских расчетов в описании данных. Измерения тензорных наблюдаемых в фотореакциях проводились пока только в Новосибирске. В реакции фотодезинтеграции дейтрона были получены данные в широкой кинематической области. При малых Eγ теория и эксперимент хорошо согласуются друг с другом. Качество описания ухудшается с ростом энергии фотона, здесь более детальный расчет с учетом релятивистского запаздывания пиона существенно улучшает согласие между экспериментом и теорией. 4* 1380 НИКОЛЕНКО и др. В реакции когерентного фоторождения нейтрального пиона на дейтроне наблюдается качественное согласие с доступными теоретическими предсказаниями. Предполагается продолжить эксперимент в постановке, где наряду с дейтроном оба γ-кванта от распада нейтрального пиона будут регистрироваться калориметром из 150 кристаллов CsI. Такое измерение позволит в несколько раз уменьшить статистическую ошибку, снизит систематические неопределенности. Реакция фоторождения отрицательного пиона изучается в параллельном режиме с экспериментами, проводимыми на ВЭПП-3. Анализ результатов ведет группа из Томска (НИИЯФ ТПУ). Дальнейший прогресс экспериментов с поляризованными мишенями связан с введением на ВЭПП-3 системы мечения квазиреальных фотонов, сооружение которой уже началось. Кроме расширения возможностей для экспериментов с поляризованными мишенями, СМФ позволит примерно в половине зарегистрированных событий определять поперечную поляризацию фотона. Это открывает возможность постановки экспериментов с двойной поляризацией. Текущий эксперимент на ВЭПП-3 – измерение отношения сечений упругого рассеяния позитронов/электронов на протоне. Такие измерения важны, так как, возможно, объяснят недавно обнаруженное драматическое противоречие между результатами новых поляризационных измерений и старыми данными по формфакторам протона. Набор статистики предполагается провести в 2009 г.9) Работа частично поддержана грантами № 0102-16929-а, 04-02-16434-а, 05-02-17688-а, 0802-00624-a и 08-02-01155-а Российского фонда фундаментальных исследований, контрактом № 02.740.11.0245.1 с Федеральным агентством по науке и инновациям, государственным контрактом № П522 с Федеральным агентством по образованию в рамках ФЦП “Научные и научнопедагогические кадры инновационной России” на 2009–2013 годы. СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ 1. С. Г. Попов, ЯФ 62, 291 (1999). 2. R. Gilman and F. Gross, J. Phys. G 28, R37 (2002). 3. M. Garçon and J. W. Van Orden, Adv. Nucl. Phys. 26, 293 (2001). 4. M. V. Dyug, L. G. Isaeva, B. A. Lazarenko, et al., Nucl. Instrum. Methods A 495, 8 (2002). 5. M. V. Dyug, B. A. Lazarenko, S. I. Mishnev, et al., Nucl. Instrum. Methods A 536, 344 (2005). 6. T. W. Donnelly and A. S. Raskin, Ann. Phys. (N.Y.) 169, 247 (1986). 9) Эксперимент проведен, осуществляется анализ данных. 7. M. E. Schulze, D. Beck, M. Farkhondeh, et al., Phys. Rev. Lett. 52, 597 (1984). 8. M. Garçon, J. Arvieux, D. H. Beck, et al., Phys. Rev. C 49, 2516 (1994). 9. D. Abbott, A. Ahmidouch, H. Anklin, et al., Phys. Rev. Lett. 84, 5053 (2000). 10. V. F. Dmitriev, D. M. Nikolenko, S. G. Popov, et al., Phys. Lett. B 157, 143 (1985). 11. Б. Б. Войцеховский, Д. М. Николенко, К. Т. Оспанов и др., Письма в ЖЭТФ 43, 567 (1986). 12. R. Gilman, R. J. Holt, E. R. Kinney, et al., Phys. Rev. Lett. 65, 1733 (1990). 13. M. Ferro-Luzzi, M. Bouwhuis, E. Passchier, et al., Phys. Rev. Lett. 77, 2630 (1996). 14. M. Bouwhuis, R. Alarcon, T. Botto, et al., Phys. Rev. Lett. 82, 3755 (1999). 15. B. Boden, V. Burkert, G. Knop, et al., Z. Phys. C 49, 175 (1991). 16. D. M. Nikolenko, H. Arenhövel, L. M. Barkov, et al., Phys. Rev. Lett. 90, 072501 (2003). 17. M. Lacombe, B. Loiseau, R. Vinh Mau, et al., Phys. Lett. B 101, 139 (1981). 18. H. Arenhövel, F. Ritz, and T. Wilbois, Phys. Rev. C 61, 034002 (2000); H. Arenhövel, private communication (2002). 19. R. B. Wiringa, V. G. J. Stoks, and R. Schiavilla, Phys. Rev. C 51, 38 (1995). 20. D. R. Phillips, S. J. Wallace, and N. K. Devine, Phys. Rev. C 58, 2261 (1998); D. R. Phillips, private communication (2002). 21. A. F. Krutov and V. E. Troitsky, Eur. Phys. J. A 16, 285 (2003). A. F. Krutov, private communication (2002). 22. H. Arenhövel, W. Leidemann, and E. L. Tomusiak, Few-Body Syst. 28, 147 (2000). 23. I. A. Rachek, L. M. Barkov, S. L. Belostotsky, et al., Phys. Rev. Lett. 98, 182303 (2007). 24. S. I. Mishnev, D. M. Nikolenko, S. G. Popov, et al., Phys. Lett. B 302, 23 (1993). 25. M. I. Levchuk, Few-Body Syst. 19, 77 (1995). 26. K.-M. Schmitt and H. Arenhövel, Few-Body Syst. 7, 95 (1989). 27. M. Schwamb, Habilitation Thesis, Johannes Gutenberg-Universität at Mainz (2006). 28. http://www.inp.nsk.su/∼rachek/photodisintegration.html 29. И. А. Рачек, Дис. . . . канд. физ.-мат. наук, ИЯФ СО РАН (Новосибирск, 2008). 30. B. Krusche, J. Ahrens, R. Beck, et al., Eur. Phys. J. A 6, 309 (1999). 31. U. Siodlaczek, P. Achenbach, J. Ahrens, et al., Eur. Phys. J. A 10, 365 (2001). 32. Y. Ilieva, B. L. Berman, A. E. Kudryavtsev, et al., nucl-ex/0703006. 33. Д. М. Николенко, Л. М. Барков, В. Ф. Дмитриев и др., Письма в ЖЭТФ 89, 518 (2009). 34. A. Fix and H. Arenhövel, Eur. Phys. J. A 25, 115 (2005). 35. A. Fix and H. Arenhövel, Eur. Phys. J. A 19, 275 (2004). 36. V. M. Budnev, I. F. Ginzburg, G. V. Meledin, et al., Phys. Rep. 15, 181 (1975). ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 73 №8 2010 ЭКСПЕРИМЕНТЫ С ВНУТРЕННИМИ МИШЕНЯМИ 37. S. S. Kamalov, L. Tiator, and C. Bennhold, Phys. Rev. C 55, 98 (1997). 38. А. И. Фикс, частное сообщение (2008). 39. A. Fix and H. Arenhövel, Phys. Rev. C 72, 064005 (2005). 40. A. V. Osipov, A. A. Sidorov, and V. N. Stibunov, in Proceedings of the 14th International Conference on Particles and Nuclei (PANIC 96), Williamsburg, 1996, Ed. by C. E. Carlson and J. J. Domingo (World Sci., Singapore, 1997), p. 276. 41. А. Ю. Логинов, А. В. Осипов, А. А. Сидоров и др., Письма в ЖЭТФ 67, 730 (1998). 42. V. N. Stibunov, A. Yu. Loginov, D. M. Nikolenko, et al., Few-Body Syst. Suppl. 10, 507 (1999); nuclex/9910011. 43. V. N. Stibunov et al., in Proceedings of the 16th International Spin Physics Symposium and Workshop on Polarized Electron Sources and Polarimeters (SPIN 2004), Trieste, 2004, Ed. by F. Bradamante et al. (World Sci., Singapore, 2005), p. 593. 1381 44. Л. М. Барков, А. Ю. Логинов, С. И. Мишнев и др., Изв. вузов. Физика 50, №10/2, 24 (2007). 45. А. Ю. Логинов, А. А. Сидоров, В. Н. Стибунов, ЯФ 63, 459 (2000). 46. P. Rossi, M. Mirazita, F. Ronchetti, et al., Phys. Rev. Lett. 94, 012301 (2005). 47. M. N. Rosenbluth, Phys. Rev. 79, 615 (1950). 48. M. K. Jones, K. A. Aniol, F. T. Baker, et al., Phys. Rev. Lett. 84, 1398 (2000). 49. O. Gayou et al., Phys. Rev. Lett. 88, 092301 (2002). 50. А. И. Ахиезер, М. П. Рекало, ЭЧАЯ 4, 662 (1973). 51. J. Arrington, Phys. Rev. C 68, 034325 (2003). 52. J. Arrington, nucl-ex/0312017. 53. J. Mar, B. C. Barish, J. Pine, et al., Phys. Rev. Lett. 21, 482 (1968). 54. J. Arrington, V. F. Dmitriev, R. J. Holt, et al., nuclex/0408020. 55. J. Arrington, Phys. Rev. C 69, 032201 (2004). EXPERIMENTS WITH INTERNAL TARGETS AT THE ELECTRON STORAGE RING VEPP-3 D. M. Nikolenko, H. Arenhövel, J. Arrington, L. M. Barkov, S. L. Belostotski, H. de Vries, R. Gilman, A. V. Gramolin, V. F. Dmitriev, S. A. Zevakov, I. V. Karnakov, B. A. Lazarenko, S. I. Mishnev, N. Yu. Muchnoi, V. V. Nelyubin, A. V. Osipov, D. H. Potterveld, I. A. Rachek, R. Sh. Sadykov, V. N. Stibunov, D. K. Toporkov, R. J. Holt, Yu. V. Shestakov, L. I. Shekhtman The review of the completed, current, and proposed experiments with internal targets at the electron– positron storage ring VEPP-3, Novosibirsk, is given. The results on the separate measurement of the deuteron form factors in elastic ed scattering are presented in the range of momentum transfer Q2 = = 8−15 fm−2 . The results on the measurement of the tensor analyzing powers of photodesintegration of tensor-polarized deuteron in the range of photon energy Eγ = 25−600 MeV are described. The analyzing powers of photoproduction of neutral pion on tensor-polarized deuteron were firstly measured. Developing tagging system of quasireal photons is discussed. Status of the current experiment on the determination of two-photon-exchange contribution in elastic ep scattering is described. ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 73 №8 2010
