Исследование реакций рождения φ мезона в pp - аннигиляции в покое тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.16, кандидат физико-математических наук Номоконов, Василий Петрович

• Номоконов, Василий Петрович
• кандидат физико-математических наук
• 1998

Оглавление диссертации кандидат физико-математических наук Номоконов, Василий Петрович

Содержание

1 Введение

2 Правило Окубо-Цвейга-Иизуки

2.1 Экспериментальная проверка правила ОЦИ

2.2 Нарушение правила ОЦИ в рр аннигиляции в покое

2.3 Теоретическое объяснение правила ОЦИ

2.4 Модель поляризованной скрытой странности в нуклоне

2.5 Антипротон-протонная аннигиляция в покое

3 Экспериментальная установка ОВЕЫХ

3.1 Методика получения медленных антипротонов в ЦБРН

3.2 Спектрометр ОВЕЫХ

3.2.1 Общие сведения

3.2.2 Магнит

3.2.3 Спиральная проекционная камера

3.2.4 Струйная цилиндрическая дрейфовая камера

3.2.5 Времяпролетная система

3.2.6 Гамма-детектор высокого углового разрешения

4 Обработка и анализ экспериментальных данных

4.1 Отбор событий аннигиляции в покое

4.2 Триггер, нахождение полного числа аннигиляций

4.3 Схема обработки данных

4.4 Идентификация частиц

4.4.1 Времяпролетная методика

4.4.2 Идентификация по удельным энергетическим потерям

5 Изучение реакций р + р —>ф + п++-к" пр + р —> ш + тт+ + ж~

5.1 Предпосылки исследования

5.2 Реакция р + р—> и> + тг+ + тт~

5.2.1 Выделение полезных событий

5.2.2 Определение выхода канала илг+тг~

5.2.3 Построение свободного от фона распределения по

5.3 Реакция р + р—У ф 4- тт+ + 7г~

5.4 Обсуждение результатов

5.5 Основные результаты

6 Исследование реакций р + р —> ф + ту ш р + р —> К+ + К~~ + ту

6.1 Предпосылки исследования

6.2 Отбор событий

6.3 Вычет фона, подсчет количества событий рр —У фг]

6.4 Определение вероятностей аннигиляции по каналу рр —» фт]

6.5 Определение вероятностей аннигиляции по каналу рр —» К+ К ~т]

6.6 Основные результаты

6.7 Сравнение с результатами других измерений

6.8 Обсуждение полученных результатов

7 Предложение эксперимента по проверке предсказаний модели поляризованной скрытой странности нуклона

7.1 Физическая мотивация

7.2 Экспериментальная установка

7.2.1 Отбор реакций с ф(и>) мезонами

7.2.2 Анализ фоновых процессов

7.2.3 Оценка требуемых ресурсов

8 Заключение

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Исследование реакций рождения φ мезона в pp - аннигиляции в покое»

1 Введение

Диссертация посвящена результатам, полученным в процессе обработки и физического анализа данных по антипротонной аннигиляции в покое, набранных с помощью детектора OBELIX на кольце медленных антипротонов LEAR в ЦЕРН. Основные результаты опубликованы в работах [1]-[5].

Актуальность диссертации состоит в том, что представляемый здесь цикл работ посвящен исследованию природы нового, недавно открытого явления - сильного нарушения правила Окубо-Цвейга-Иизуки в аннигиляции покоящихся антипротонов.

Согласно нерелятивистской кварковой модели, нуклоны и антинуклоны не содержат странных кварков, в то время как ф мезон является практически чистым ss состоянием, с лишь небольшой примесью легких кварков. Провозглашенное еще в 60-х годах и проверенное во многих экспериментах правило Окубо-Цвейга-Иизуки гласит, что процессы, описываемые диаграммами с разрывными кварковыми линиями, подавлены [6]-[8]. Таким образом, рождение ф мезона в антинуклон-нуклонной аннигиляции является как раз таким "запрещенным" по ОЦИ процессом. Выход ф мезонов можно предсказать, основываясь на данных по рождению ш мезона, который имеет те же квантовые числа, но состоит лишь из легких кварков. Тогда, согласно нерелятивистской кварковой модели, выходы ф и со мезонов должны относиться (с точностью до отношения фазовых обьемов) как доли содержащихся в них легких кварков:

д rfr + P+ tort, 4.2. ц- 3 (1)

Y(p + p w + X) w

Здесь 5 = Q — 90: по квадратичной массовой формуле Гелл-Манна-Окубо угол смешивания © = 39°, а идеальный угол смешивания ©о = 35.3°.

Правило ОЦИ получило многократное экспериментальное подтверждение в пион-нуклонных, нуклон-нуклонных и антинуклон-нуклонных на лету реакциях рождения ф(ш) мезонов.

Недавно в экспериментах по нуклон-антинуклонным взаимодействиям в покое на пучке медленных антипротонов LEAR (ЦЕРН) было обнаружено интересное явление [9],[10]: оказалось, что в некоторых реакциях аннигиляции выход ф мезонов в несколько десятков раз превышает ожидаемый (1). Так, оказалось, что для реакций рр —> ф^у и рр —» о>7 [9] R = (243 ± 86) • 10~3, а для реакций рр —>■ фтт° и рр —> илт° [10] R = (114 ±24) • 10~3.

Эти открытия повлекли за собой оживленную дискуссию и появление целого ряда подходов и моделей, объясняющих это явление.

Мы попытались выяснить, какие факторы влияют на наблюдаемое нарушение правила ОЦИ - кинематика процесса, спин начального состояния, тип рождаемых совместно с ф мезоном частиц.

Цель работы состояла в исследовании рождения ф мезона в ряде реакций антипротон-протонной аннигиляции в покое при помощи универсального магнитного спектрометра OBELIX. Было выполнено:

• Измерение выходов реакций р + р —У ф + + тт~ йр + р—Усо + тг+ + тт~ для двух типов водородной мишени - жидкой и газообразной при давлении 3 атмосферы. Варьирование плотности мишени позволяет изменять соотношение между долями аннигиляций, происходящих из Э- и Р- волновых состояний рр атома.

• Изучение поведения выходов реакций р + р ф + 7г+ + 7г~ ж р + р —)■ и> + тх+ +

в зависимости от величины эффективной массы дипионной системы. Поскольку в реакциях антипротонной аннигиляции в покое р + р ф + X переданный импульс однозначно связан с массой частиц, рождаемых с ф мезоном, интересно было сравнить величины отношений Я = у^+р^+х] для Разных эффективных масс системы X.

• Исследование реакции р+р —>■ ф+г) при трех различных типах водородной мишени - жидкой, и двух газообразных при давлениях 1 атм и 5 мбар. Стояла задача измерить выход реакции, выявить, какое спиновое состояние предпочтительней для рождения ф мезона в данном процессе и измерить вероятности аннигиляции по данному каналу для каждого начального состояния. Интересно было затем сопоставить полученный результат с имеющимися данными по реакции р+р —> ф + 7г°, которая идет из тех же начальных состояний что р + р ф + г], но с изоспином 1 = 0.

• Изучение реакции р + р —» К+ + К~ + г) при трех типах водородной мишени -жидкой, и двух газообразных при давлениях 1 атм и 5 мбар, измерение выходов реакции, определение спиновой зависимости реакции.

• Разработка проекта эксперимента по изучению рождения ф мезона во взаимодействии поляризованных дейтронов с поляризованными протонами в реакции с[ + р —Не + ф для проверки предсказаний модели поляризованного странного моря в нуклоне [11],[12].

Научная новизна диссертации состоит в следующем:

• Впервые измерены выходы реакций р + р —> ф{ш) + 7г+ + 7г~ с водородной мишенью при давлении 3 атм.

• Впервые получены результаты по зависимости выходов реакций р + р —» ф(ш) + 7г+ + 7г- от массы дипионной системы. Обнаружено, что отношение выходов ф и си мезонов растет с уменьшением дипионной массы.

• Впервые проведено исследование реакции р + р ф + т] с мишенью при низком давлении и реакции р + р —> К+ + К~ + г/ с жидкой мишенью и мишенью при низком давлении.

• Обнаружена сильная зависимость выхода реакции рр -» К+К~г} от плотности мишени.

• Открыто новое правило динамического отбора для реакции р 4- р —У ф 4- г), которое заключается в том, что вероятность этой реакции из состояния 1 Pi на порядок больше, чем из состояния 3S\. Такой результат оказался полностью противоположным закономерности, установленной для канала р + р ф + 7г°.

• Разработан проект эксперимента по проверке предсказаний модели поляризованной странности нуклона в реакции dp -ч-3 Неф.

Практическая ценность диссертации состоит в том, что полученные результаты расширили наши знания о свойствах явления нарушения правила ОЦИ в рр аннигиляции, позволили дискриминировать некоторые теоретические модели, а также могут быть полезными для планирования будущих экспериментов.

На защиту выносятся:

1. новые экспериментальные данные по изучению образования ф и со мезонов в реакциях рр —У ф{со)тх+т1~ аннигиляции покоящихся антипротонов в жидкой и газообразной мишенях.

2. новые экспериментальные данные по измерению относительных вероятностей реакции рр —» фг] с жидкой и газообразной мишенями при давлениях 1 атм и 5 мбар.

3. новые экспериментальные данные по измерению выхода канала K+K~i~j с жидкой и газообразной мишенями при давлениях 1 атм и 5 мбар.

4. результаты моделирования эксперимента по проверке предсказаний модели поляризованной скрытой странности в нуклоне в реакции dp —>3 Неф.

Диссертация выполнена в Объединенном Институте Ядерных Исследований. Основные результаты опубликованы в работах [1]-[5], а также были представлены автором на международных конференциях VII Workshop on High Energy Spin Physics (1997, Дубна), The Workshop on Production, Properties and Interaction of Mesons (1998, Краков), The fifth Biennial Conference on Low Energy Antiproton Physics (1998, Кальяри), а также на конференции Отделения физики РАН (1996, Москва), рабочих совещаниях коллаборации OBELIX и научных семинарах лабораторий ОИЯИ.

Работа содержит 78 страниц, включая 28 рисунков и 15 таблиц. Диссертация состоит из восьми глав, включая настоящее введение и заключение.

Во Введении дана постановка задач и общая характеристика работы, рассказано об ее целях, научной новизне и практической ценности.

Вторая глава посвящена обсуждению правила Окубо-Цвейга-Иизуки. Приводится обзор экспериментальных данных, особое внимание уделено случаям обнаруженных отклонений от предсказаний правила ОЦИ и их трактовке. Наиболее подробно рассказывается о модели скрытой поляризованной странности в нуклоне, предлагающей естественное объяснение обнаруженным отклонениям. Эта глава содержит также необходимые сведения о том, какие процессы происходят с антипротон-протонной парой перед аннигиляцией, от чего зависит квантовое состояние рр атома.

Следующая, третья, глава знакомит с методикой получения медленных антипротонов в ЦЕРН, содержит подробное описание составных частей спектрометра ОВЕ1ЛХ и их основных характерестик.

В четвертой главе кратко объяснены процедуры отбора событий, нахождения эффективности триггера, полного числа аннигиляций. Показана общая схема обработки данных. Рассказано об особенностях идентификации частиц в спектрометре, методах ее улучшения.

Пятая глава посвящена изучению кинематической зависимости отношения выходов ф и со мезонов в реакциях рр —)■ ф(и>)п+тг~. Описана процедура физического анализа, обсуждаются полученные результаты.

Шестая глава рассказывает о методике определения вероятностей аннигиляции по каналам фт] и К+К~г] из различных начальных состояний. Здесь обсуждается, какие теоретические модели способны объяснить и воспроизвести полученные правила динамического отбора для реакции рр —> фг/.

Седьмая глава содержит подробное описание предложения эксперимента по проверке предсказаний модели поляризованной внутренней странности в нуклоне с помощью изучения реакции &р —>-3 Неф во взаимодействии поляризованных дейтронов с поляризованной мишенью.

В заключении обсуждаются полученные в работе результаты и их место в процессе изучения явления нарушения правила ОЦИ.

2 Правило Окубо-Цвейга-Иизуки.

Каким образом можно экспериментально проверить справедливость правила ОЦИ? Одним из наиболее чувствительных пробников правила ОЦИ является рождение ф мезона, поскольку он является практически чистым ss состоянием, и поэтому его рождение должно быть подавлено во взаимодействиях частиц, не содержащих странных кварков (при условии, что в конечном состоянии также нет частиц, помимо ф мезона, содержащих их). Поэтому очень удобно сравнивать сечения рождения ф и со мезонов. Введем, согласно Окубо [6], параметр

г=т-M(A + B^Ss + X) _Q

М{А + В ^йи + Х) + М(А + В dd + X)] /у/2

При строгом выполнении правила 2 должно равняться 0. Тогда для любых адронов А и Б в начальном состоянии и адрона X в конечном состоянии, не содержащих странные кварки, отношение сечений реакций рождения ф и и> мезонов можно выразить через параметр Z следующим образом:

6 = 0 — вг здесь - отклонение от угла идеального смешивания ©г = 35.3°, а / - фактор отношения фазовых объемов для двух реакций. Используя квадратичную массовую формулу Гелл-Манна-Окубо, находим значение реального угла смешивания в = 39° и тогда, в случае строгого выполнения правила ОЦИ, имеем

2.1 Экспериментальная проверка правила ОЦИ.

За почти тридцатилетний срок своего существования правило ОЦИ получило многократное экспериментальное подтверждение. В Таблице 1 приведены экспериментально измеренные значения Я ж Z для пион-ну к лонных, протон-протонных и антипротон-протонных взаимодействий, для различных реакций и энергий пучка.

На Рис. 1 (а,Ь,с) показаны экспериментальные значения Я и для ■кN (а,с1),

NN (Ь,е) и NN (сД) на лету взаимодействий как функция энергии в системе центра масс. Данные приведены без поправок на разницу фазовых объемов. На Рис. 1^) и 1(Ь) показаны значения Д и £ для NN аннигиляции в покое как функция массы частицы (системы частиц), рождающихся совместно с ф(ш) мезоном, для случаев соблюдения правила. Сплошной линией показаны значения, предсказываемые правилом ОЦИ.

Анализ существующих экспериментальных данных по пион-нуклонным взаимодействиям [13]-[21] позволяет найти взвешенное среднее (не поправленное на разницу фазовых обьемов): Я, = (3.3 ± 0.3) • 10—3, 2 = 0.9 ± 0.3%. Это взвешенное среднее значение показано штриховой линией на том же Рис. 1.

Те лее величины для нуклон-нуклонных соударений, также подсчитанные без корректировки на разницу фазовых объемов, составляют Й = (14.7 ± 1.5) • Ю-3, 2 = 8.2 ±0.7% (см. рис. 1(Ь,е)).

Имеющиеся данные по нуклон-антинуклонной аннигиляции на лету позволяют найти К — (11.3 ± 1.4) • 10~3,а 2 = 5.0 ± 0.6% (значения экспериментальных величин, взятые, как и ранее, без поправок на разницу фазовых объемов, представлены на рис. 1 (с,£)).

Можно сказать, что проверяемая гипотеза о степени подавления выхода ф мезонов в адрон-адронных процессах подтвердилась. Лучше всего согласуются с предположением (4) результаты исследования ^гN взаимодействия, в рр и рр - аннигиляции согласие несколько хуже. Никакой систематической зависимости значений параметров от энергии налетающей частицы не обнаружено.

(3)

Я = 4.2 • 10~3/

(4)

Таблица 1: Отношения Я = а{фХ)/а{и>Х) для рождения ф и и> - мезонов в рр, рр и 7тр взаимодействиях с отличным от нуля импульсом налетающей частицы Р^. Параметр Ъ степени нарушения правила ОЦИ вычислялся для 5 = 6 — 0, = 3.7°, в предположении идентичных фаз амплитуд рождения ф и ш мезонов.

Начальное Рь Конечное R = сг(фХ)/а(шХ) \Z\ Ссылки

состояние (ГэВ/с) состояние X • 103 (%)

7Т+П 1.54-2.6 Р 21.0 ± 11.0 8 ± 4 [13],[14]

7Т+р 3.54 7Г+р 19.0 ± 11.0 7 ± 4 [15]

7Г~р 5-6 П 3.5 ±1.0 0.5 ±0.8 [16]

7Т~ р 6 П 3.2 ±0.4 0.8 ±0.4 [17]

тт~~р 10 7Г ~р 6.0 ±3.0 1.3 ±2.0 [18]

7Т"р 19 2тт~7г+р 5-0±|. 0.6 ±2.5 [19]

7Т~р 32.5 п 2.9 ±0.9 1.1 ±0.8 [20]

тх ~р 360 X 14.0 ±6.0 5 ± 3 [21]

РР 10 РР 20.0 ±5.0 8 ± 2 [18]

РР 24 рр 26.5 ± 18.8 10 ±6 [22]

РР 24 тт+тт~рр 1.2 ±0.8 3± 1 [22]

РР 24 рр т7Г+7Г~, 19.0 ±7.0 7 ± 3 [22]

т=0,1,2

РР 70 рХ 16.4 ±0.4 [23]

РР 360 X 4.0 ±5.0 0.1 ±4 [24]

РР 0.7 7Г+7Г~ 19.0 ± 7 ± 2 [25]

рр 0.7 Р° 13.0 ±4+) 5 ± 2 [25]

рр 1.2 7Г+7Г ll.Oiî^ 4 ± 1 [26]

рр 2.3 7Г+7Г_ 17.5 ±3.4 7 ± 1 [27]

рр 3.6 7Г+7Г~ 9.Oty 3±3 [26]

*) поправлено на фазовый обьем.

2.2 Нарушение правила ОЦИ в рр аннигиляции в покое.

Однако, сравнительно недавно, в некоторых реакциях NN аннигиляции было обнаружено серьезное отклонение от упомянутых предсказаний правила ОЦИ [9], [10] (см. Таблицу 2). Как видно, ряд реакций, а именно, рр —» ф(ш)7, рр —> ф(ui)tt0, пр —> ф{и>)7г+ и рп —> ф{и)тт~ имеют R на два порядка превышающее предсказываемое правилом ОЦИ.

Специфика NN аннигиляции в покое позволяет в некоторых случаях исследовать зависимость R от спина начального состояния. Так, реакция рр —> фп° может идти лишь из двух начальных состояний: 3S]Lvi1Pi. Исследования, проведенные с помощью детекторов ASTERIX [28] и OBELIX [10] показали, что данный процесс, в котором было обнару-

N

ттЫ

10 СеУ

20 15 10 5 0

10 ч/б, веУ

РР

60 40 20 О

20 15 10 5 О

: ь)

10

%/§, СеУ

Ёе)

Г 5

10

СеУ

ог!

500 1000 М(Х), МеУ/с2

РР

<-021

2 3

20 15 10 5 О

1 О

тг

■021

2 3

VI, СеУ

рр оI геэ! ко 20

10 5 О

<-02\

500 1000 М(Х), МеУ/с2

Рисунок 1: Экспериментальные значения Я(а,Ь,с) и Zдля кИ (а,с1), NN (Ь,е) и NN (с,Г) на лету взаимодействий как функция энергии в системе центра масс. Данные приведены без поправок на разницу фазовых обьемов. На Рис. и (Ь) показаны значения Ди Z для NN аннигиляции в покое как функция массы частицы (системы частиц), рождающихся совместно с ф(ш) мезоном, для случаев соблюдения правила. Штриховыми линиями показаны взвешенные средние значения параметров Ди различных реакциях, а сплошной линией - значения, предсказываемые правилом ОЦИ.

жено одно из самых серьезных отклонений от предсказаний правила ОЦИ, идет только из триплетного состояния 351. Этот факт дает указание на возможную зависимость рассматриваемого явления от спина антипротон-протонного начального состояния. Экспериментов по рождению фиш мезонов с поляризованным пучком и поляризованной мишенью пока не проводилось, однако существуют предложения таких экспериментов, например, [3].

Данные, приведенные в таблице 2, показывают также на возможность зависимости степени нарушения ОЦИ от массы частицы, рождающейся совместно с ф{ш) мезоном. Действительно, наибольшее значение Я (и, соответственно, отклонение от предсказания

правила ОЦИ) было обнаружено для 7, затем идет 7г°, а для частиц тяжелее 7г-мезона правило выполняется уже с приемлемой точностью.

Таблица 2: Отношения Я = ¥(фХ)/У(и>Х) для рождения ф и и> - мезонов в антинуклон-ной аннигиляции в покое. Параметр Ъ степени нарушения правила ОЦИ вычислялся для 5 = 0 — ©¿ = 3.7°,в предположении об идентичных фазах амплитуд рождения ф иы мезонов. Данные представлены для аннигиляции в жидкой водородной мишени (процент аннигиляции из Р-волны приблизительно равен ^ 10 — 20%), газовой мишени (~61% Р-волны) и с ЬХ-триггером [28] (^86-91% Р-волны)._

Конечное Начальное У-104 Я • 103 (%) Комментарии

Заключение диссертации по теме «Физика атомного ядра и элементарных частиц», Номоконов, Василий Петрович

Выход

Комментарии

59], [65] (0.78 ± 0.21) х Ю-4 [28] (0.37 ± 0.09) х Ю-4 [28] (0.41 ± 0.16) х 10"4 [10] (1.04 ± 0.33 ± 0.05) х Ю-4 [10](0.74 ±0.22 ± 0.03) х 10~4 жидкая мишень газ при давлении 1 атм газ при давлении 1 атм, ЬХ- триггер газ при давлении 1 атм, верхний предел газ при давлении 1 атм, нижний предел находится в хорошем согласии с нашими результатами.

Таким образом, главной отличительной чертой канала аннигиляции рр фг] является увеличение значения выхода с уменьшением плотности мишени. В терминах В.Я. это означает, что В.II. из состояния в 10 раз выше, чем из 35\ (см. (30 - 33)). Для реакции рр —>■ фтт° была обнаружена совершенно другая зависимость [64].

Нами были получены значения вероятностей аннигиляции по каналу К+К~г, в трех наборах данных, соответствующих различным плотностям водородной мишени. Оказалось, что выход этой реакции в жидкости У = (6.36 ± 0.29) • Ю-4 существенно превосходит соответствующий выход в газе при 5 мбар У = (1.94 ± 0.23) • 10~4. Полученное значение выхода в газе при давлении 1 атм У = (3.64±0.25) • 10~~4 несколько меньше значения единственного проведенного ранее измерения (4.67 ±0.35) • 10~4 [10], что является следствием выбранного метода определения выхода. Если использовать грубый способ, когда вычисляется одна, средняя эфективность регистрации реакции, то полученное нами значение (4.74 ± 0.30) ■ 10~4 отлично согласуется с указанным выше.

Найденное поведение выхода реакции полностью обратно зависимости, наблюдаемой для реакции рр фт]. Таким образом мы получили новое правило динамического отбора для канала К+ К~г].

6.8 Обсуждение полученных результатов.

Необычная спиновая зависимость для канала фтг° была обьяснена [12] в предположении о наличии поляризованных 55 пар в нуклоне (обзор экспериментов на эту тему можно найти, например, в [66]). В этом случае факт нарушения правила ОЦИ находит очевидное объяснение: процесс идет по связанным кварковым диаграммам, разрешенным правилом ОЦИ для нуклонной волновой функции, содержащей пары странных кварков. Эта модель предсказывает, что выход ф должен быть больше в спин-трип летных состояниях, в то время как рождение 55 пар с полным спином в = 0 должно преобладать для спин-сингетных состояний. Так как г] мезон имеет существенную 55 компоненту, образование конечного состояния фг, может рассматриваться как рождение двух 55 пар, одна в спин-трип летном, а другая - в спин-синглетном состояниях. Применение модели внутренней поляризованной странности здесь неоднозначно. Однако интересно заметить, что точно такое же преобладание рождения г, мезона из спин-синглетного состояния было наблюдено в рр и пр соударениях [67]. В этой работе были измерены сечения реакций рождения т] мезона на пороге, причем оказалось, что R^ = = 10±2(5±1) (при Ekm = 1.3(1.5) ГэВ). При рождении г) мезона на пороге законы сохранения орбитального момента и четности разрешают для начальных рр только спин-триплетное состояние, а для пр - только спин-синглетное.

Попытка интерпретировать наблюденный эффект в модели поляризованной внутренней странности была предпринята в [68].

Обильный выход ф мезонов в рр аннигиляции в покое объясняется в некоторых моделях перерассеянием К*К или рр в промежуточных состояниях (см. [69], [70] и ссылки в них). Расчеты треугольной диаграммы с промежуточным состоянием К*К [70] дают для B.R. канала фт] в случае аннигиляции из триплета 3SX B.R.(3Si —> фг)) — (0.3±0.1) • 10~4. Это хорошо согласуется с экспериментальными результатами (30-33). Однако, такой подход не может объяснить ни наблюдаемую спиновую зависимость для </>7г°, ни предсказать таковую для фг}.

Интересная возможность рассматривается в [71], где предполагается, что взаимодействие каонов в конечном состоянии (ВКС) может сыграть роль в увеличении выхода ф. Действительно, для аннигиляции в покое фазовый обьем конечного состояния ККг] очень ограничен, два каона рождаются с относительно низкими относительными импульсами, и могли бы, в принципе, слиться в ф благодаря ВКС.

Однако не вполне ясно, почему эффекты ВКС преобладают в Р-волновой аннигиляции.

В [72] была предпринята попытка вычислить выходы ф в рр аннигиляции в покое в нерелятивистской кварковой модели с примесью ss в нуклонной волновой функции. При этом предполагалось, что ф рождается при "выбивании" нуклонной 55 компоненты. Получены следующие B.R. для канала фг/: B.R.(3Si -» фт]) = (1.4 — 1.8) • Ю-4 и B.R.^Pi —> фг]) = (0.15 — 0.2) • Ю-4. То есть эта модель предсказывает абсолютно противоположную зависимость, чем экспериментально наблюдаемая.

Интересно исследовать, как ведет себя выход канала рр —у и>г] в зависимости от плотности мишени. Этот выход был измерен только с жидкой мишенью [65], и оказался довольно большим Y{u)rj) = (1.51 ± 0.12) • 10~2. Если аргументы модели скрытой поляризованной странности справедливы для рождения 77, то она должна рождаться предпочтительнее из спин-синглетного состояния. Это означает, что выход Y{ojrj) из начального состояния ХРХ должен быть выше, чем из 3S\. Было бы очень интересно проверить это предсказание на опыте. Мы показали, что B.R. канала фг) существенно больше для Р-волновой аннигиляции. Однако, может оказаться, что отношение между выходами фг] и шч] не меняется с изменением плотности мишени и явное нарушение правила ОЦИ не будет наблюдено также и в случае мишени при низком давлении.

7 Предложение эксперимента по проверке предсказаний модели поляризованной скрытой странности нуклона.

7.1 Физическая мотивация.

Как уже указывалось выше, ряд интригующих особенностей рождения ф мезона в антипротон-протонной аннигиляции в покое может быть объяснен при помощи модели поляризованной скрытой странности в нуклоне [12].

В [12] предсказывается, что рождение ф будет усилено в случае, когда спины налетающей частицы и частицы-мишени параллельны. Соответсвенно, в случае противоположно направленных спинов, модель предсказывает подавление рождения ф мезона. Постулированная в модели спиновая зависимость выхода ф может быть обнаружена в целом ряде процессов, например, в p + d—Y гНе + ф, (36)

Выходы ф (и ш) мезонов в реакции (36) были измерены на SATURNE II с неполяризо-ванными пучком и мишенью [73]. Было обнаружено существенное отклонение от предсказаний правила ОЦИ: Я(ф/ш) = (80 ± 3^°) • 10~3. Поэтому в этой реакции особенно интересно изучать поляризационные эффекты при нарушении правила ОЦИ. Другое преимущество исследования рождения 3Не в реакциях (36) состоит в том, что переданные импульсы здесь довольно велики и можно ожидать, что наблюдаемые отклонения будут заметны.

Процесс pd —> 3Не + X был рассмотрен недавно в [74]-[75], в предположении о том, что рождение мезона X происходит через двухчастичный механизм, включающий два последовательных подпроцеса рр —> dir и ttN —> XN.

Вычисления сечения рождения фиш мезонов в [74] дают величину, на фактор 2.4 меньше наблюдаемой. В [75] подчеркивается, что абсолютное значение сечения чрезвычайно чувствительно к спиновым структурам элементарных амплитуд. Рассчитанные в этой работе значения сечений на порядок меньше экспериментальных.

Интересно заметить, что "стандартный" двухчастичный механизм рождения 3Не в реакции (36) предсказывает абсолютно противоположное поведение выхода ф, чем в модели поляризованной странности. В работе [75] было рассчитано, что если векторный мезон рождается через цепочку рр —>• dir и ttN -» XN, то такой процесс должен быть усилен в случае антипараллельной ориентации спинов протона и дейтрона. Величина асимметрии у (tt) - Y(U)

F(tt) + ntl) 1 J где за Y обозначен выход 3Не для параллельной и антипараллельной ориентации спинов протона и дейтрона) вблизи порога равна А — —0.95. Модель же внутренней поляризованной странности предсказывает положительную асимметрию. Это делает измерения нашей реакции тем более интересными.

Важно сравнить особенности рождения фиш мезонов. Эффекты ядерной динамики формирования 3Не должны быть сходными с обоими мезонами. Поэтому рождение со мезона является хорошим источником информации о стандарном механизме рождения векторных мезонов.

7.2 Экспериментальная установка. 7.2.1 Отбор реакций с ф(со) мезонами.

В ОИЯИ планируется целый ряд экспериментов с поляризованной протонной мишенью. В Лаборатории высоких энергий ОИЯИ идет строительство магнитного спектрометра ВЕБ [76], который может быть использован также и для регистрации ядра 3Яе в реакциях:

Поляризованная мишень уже установлена в экспериментальном зале, и на ней проведены первые измерения [77],[78]. Общий вид установки показан на Рис. 22. Спектрометр включает в себя магниты SP57 и SP40, пропорциональные камеры и времяпролетные годоскопы. Реакцию с ф мезоном можно будет измерить, как будет показано ниже, дополнив установку сцинтилляционными и черенковскими счетчиками. Нами был проведен анализ модификации спектрометра BES для измерения реакций (38)-(39).

Бинарные реакции (38)-(39) предполагается отбирать, регистрируя ядра 3Не.

В качестве рабочей точки по импульсу дейтронного пучка мы выбрали 5.35 ГэВ/с. В работе [75] было вычислено поперечное сечение реакции (36) как функция энергии пучка. На Рис. 23 приведена такая зависимость, смасштабированная в соответствии с имеющейся экспериментальной точкой [73]. Стрелка показывает выбранную нами точку. В выбранной точке сечение достигает максимального значения. В системе центра масс это значение импульса соответствует 258 МэВ/с в случае реакции с рождением ф (38). Такой же импульс в системе центра масс для ш мезона (39) соответствует импульсу 4.37 ГэВ/с в лабораторной системе.

На Рис. 24 показаны некоторые кинематические характеристики рождения ^»-мезона в реакции (38). Распределение импульсов ядер 3Не показано на Рис. 24(а), видно, что импульсы ядер 3Не здесь лежат в интервале 3.5 - 4.4 ГэВ/с. Импульсное распределение каонов от распада ф показано на Рис. 24(Ь). Как можно заметить, большинство событий находятся в районе 700 МэВ/с. Соответствующее распределение скоростей каонов Р показано на Рис. 24(с). Подавляющая часть каонов имеет скорости ¡3 < 0.9. Углы вылета каонов сосредоточены в конусе с раствором 20°, как можно заметить из углового распределения каонов, приведенного на Рис. 24(d). d + p—у 3Не + ф, d + p —У 3Яе + ш,

38)

39)

Pol. target.

Hagnet SP57

100 cm

I-H

Magnet 8P40

Sc- scintillator counters H1, H2, - TOF hodoscopes

Veto-veto scintillator counters PC1, PC2, PC3 -proportional chambers

Рисунок 22: Общий вид предлагаемой установки.

Предполагается регистрировать ядра 3Яе и измерять их импульс и угол. Затем события с ф(со) мезонами могут быть отобраны по пику в спектре недостающих масс.

Мы провели Монте-Карло моделирование изучаемой реакции, предположив импульсное разрешение спектрометра ВЕБ равным 1%, а угловое разрешение 0.1°.

На Рис. 25 показано смоделированное распределение по недостающей массе для реакций (38)-(39). Как можно заметить, размытие пиков от ф и со мезонов за счет конечного разрешения спектрометра и потерей в 20-сантиметровой Поляризованной мишени не является драматическим. Полученные ширины пиков <Уф = 9 ± 1 МэВ и сгш = 25 ±1 МэВ (после фита функцией Гаусса).

Ядра 3Не предполагается выделять по измерению времени пролета и определению заряда детекторами спектрометра ВЕБ.

7.2.2 Анализ фоновых процессов.

Как уже отмечалось фжсо мезоны будут регистрироваться по пикам в спектре недостающих масс, построенном по измерению вектора импульса ядра 3Яе. Необходимо, однако, учесть наличие фоновых процессов со значительно превосходящими сечениями, особенно процессов: с1+р —> гНе-\~п-тх. С целью оценки уровня фона, мы намоделировали события

С 2.5

I 2.25 с с 2 О о 1-75

О) и 1.5 ш W

8 1-25 О 1

0.75 0.5 0.25

5.1 5.15 5.2 5.25 5.3 5.35 5.4 5.45 5.5 Deuteron momentum, GeV/c2 Рисунок 23: Сечение реакции dp —У ?'Не ф как функция импульса дейтрона, смасшта-бированная в соответствии с экспериментальной точкой (см. текст), полученной в [73]. Стрелка показывает выбранную точку.

Рисунок 24: Кинематические характеристики реакции с рождением ф: (а) распределение импульсов ядер 3Яе; (Ь) распределение импульсов каонов; (с)распределение каонов по /3; (с1) угловое распределение каонов. одной из наболее опасных реакций

Р^ 3Яе 7Г+7Г7Г°7Г° (40)

1 1.05

М„,„0), ОеУ/с

0.7 0.75 0.8 0.85 0.9 СеУ/г

Рисунок 25: Распределение по недостающей массе: (а) в реакции рождения ф мезона, заштрихованная область соответствует реакции на связанных ядрах; и (б) рождения и> мезона.

На Рис. 26(а) показано импульсное распределение пионов. Как видно из рисунка, пионы от реакции (40) распределены в достаточно широком диапазоне и болынинсво из них имеют импульсы в районе 300 МэВ/с. Соответствующее распределение по скоростям ¡3 показано на Рис. 26(с). Хотя "хвост" пионного распределения в зоне низких скоростей довольно заметен, большинство пионов имеют скорость (3 > 0.9, а в то же время большая часть каонов имеет (3 < 0.9 (Рис. 24(с)). Распределение по углам рассеяния пионов показано на Рис. 26(Ь). Оно значительно шире, чем соответствующее распределение для каонов (Рис. 24(с1)). Поэтому видится вполне естественным использовать углы и скорости частиц, а также множественность события для подавления фоновых процессов.

Состав вещества, которым заполнена Поляризованная мишень - Сз#802) и часть событий будет происходить на ядрах углерода и кислорода. Поэтому мы также исследовали реакцию (36) на связанном, неполяризованном протоне. Оказалось, что пик от ф мезона в спектре недостающих масс очень сильно размыт из-за фермиевского движения нуклонов в ядре (см. Рис. 25 (а), заштрихованная часть). Наша оценка показывает, что сигнал от реакции на свободном протоне в 14 раз сильнее такового на связанном нуклоне, если оба распределения по недостающей массе проинтегрировать в пределах интервала т,ф ± За.

Предлагается применить следующую схему подавления фона: сборка из черенков-ских счетчиков, за которой следует набор схожих по форме и размеру сцинтилляцион-ных счетчиков располагается непосредственно после мишени, перед спектрометром ВЕЭ. Детектор покрывает интервал углов 5° < в < 20° относительно оси пучка и позволяет

Рисунок 26: Импульсное распределение пионов в фоновом процессе (40)(а), распределение по углу рассеяния (Ь) и (3 (с). отобрать события с двумя меделенными заряженными частицами в определенном угловом диапазоне. Кроме того, предполагается установить вето-детектор, покрывающий углы 0 > 20°. Этот детектор поможет в исключении событий с заряженными частицами, летящими под большими углами.

Действие предлагаемого черенковского счетчика будет основано на явлении полного внутреннего отражения, поскольку порог по скорости, необходимый для отбора нужных событий, составляет 0.9, что соответствует п = 1.11. Такой коэффициент преломления имеют только аэрогели и газы, причем конструкция газовых счетчиков связана с большими трудностями, а аэрогели с нужным п в настоящее время недоступны. Предлагаемый черенковский детектор (см. Рис. 27) будет состоять из 12 трапеций и располагаться вокруг пучка за мишенью.

Каждая трапеция должна быть изготовлена из цельного куска плексигласа и обработана специальным образом. Она будет состоять из девяти сегментов, каждый из которых покрывает 1.7 градус по углу в и имеет свой собственный угол наклона к оси пучка, чтобы обеспечить наилучший отбор по (3. Углы наклона для каждого сегмента были оптимизированы с помощью Монте-Карло.

Трапеции будут иметь отражающую переднюю поверхность (смотря со стороны мишени) и их обе боковые стороны будут находиться в контакте с двумя соседними трапециями. Каждая трапеция будет соединена с фотоумножителем с внешней стороны. Похожая конструкция - набор 10-миллиметровых по толщине пластических сцинтилляторов - будет установлена непосредственно за черенковским детектором. Вся структура будет покрывать угловой диапазон 5° < 9 < 20°. Остальные углы закрыты вето-детектором, сосотоящим из четырех сцинтилляторов такой же толщины.

Рисунок 27: Вид на массив черенковских счетчиков со стороны пучка (а) и боковой вид одиночного счетчика (Ь).

Триггер будет требовать наличия в событии ядра 3Не и отсутствия сигналов с вето детекторов. В off-line анализе будут отбираться события с двумя сигналами с системы сцинтилляторов при условии отсутствия сигналов в черенковском счетчике.

Работа такой схемы была смоделирована методом Монте-Карло. С целью оценить фактор подавления фона, мы намоделировали 2 • 106 событий фонового процесса (40) и такое же количество событий для изучаемой реакции на связанном нуклоне. После отбора по скорости (/? < 0.9), множественности (N = 2), углам 5° < в < 20° и наличию реакция (40) подавляется на фактор ~ 2 • 103, а реакция на связанном нуклоне - на фактор ~ 4- 103.

Каналы с большей множественностью имеют более низкие значения сечений, а каналы с малой множественностью характеризуются наличием быстрых пионов, которые будут давать сигнал в черенковском счетчике. Поэтому подавление фона на фактор порядка 103 — 104 представляется вполне достижимым.

На Рис. 28 показано распределение по недостающей массе для реакции рождения dp —> 3Не ф (закрашеное распределение), сравненное с таковым для фоновых процессов dp 3Не 7г+7г"7г°7г° (показано штриховой линией) и dp —У 3Не К+К~ (показано штрих-пунктирной линией) после отбора. Сплошной линией показано суммарное распределение для всех реакций. При этом предполагалось, что сг(Ф) = а(К+К") = 103сг(47г).

Пик от ф хорошо виден.

Рисунок 28: Ожидаемое распределение по недостающей массе для реакции рождения ф —>■ 3Не ф (закрашеное распределение), сравненное с таковым для фоновых процессов ф -» гНе 7г+7г~7г°7г° (показано штриховой линией) и ф —>■ 3Не К+К~ (показано штрих-пунктирной линией) после отбора. Сплошной линией показано суммарное распределение для всех реакций. При этом предполагалось, что сг(Ф) = сг(К+К~) = 10~3сг(47г).

7.2.3 Оценка требуемых ресурсов.

Нами были сделаны оценки ожидаемой статистики для импульса пучка ра=5.35 ГэВ/с. Предполагая интенсивность поляризованного пучка Л^ = 108 сек-1, состав поляризованной мишени С3Н802 (Ь = 20 см, р = 0.7 г/см3) и сечение реакции а — 2.3 нбарн, ожидаемое количество событий с ф мезоном будет

Мф = Ма-рр-Ь-а- Яф^кк • е • е£ « 1160/день, где за Яф^кк — 0.49 обозначена вероятность распада ф мезона на пару К+К~, за рр = 4.4 • 1022 - число свободных протонов в кубическом сантиметре, за е = 0.150 ± 0.003 -эффективность регистрации и за ¿ = 0.9 - фактор загрузки.

Предполагаемая точность измерения асимметрии составит 5А — 0.025.

8 Заключение.

Данная диссертационная работа посвящена изучению рождения ф мезона в антипротон-протонной аннигиляции в покое на спектрометре OBELIX, установленном на пучке медленных антипротонов накопителя LEAR в ЦЕРН. Основные результаты опубликованы в работах [1] - [5]. Была выполнена обработка данных, найдены критерии отбора, выделены изучаемые реакции, сделано моделирование этих реакций по Монте Карло и проведен физический анализ с целью понять причины явления сильного нарушения правила Окубо-Цвейга-Иизуки в аннигиляции покоящихся антипротонов. Разработан проект эксперимента по рождению ф мезонов пучком поляризованных дейтронов на поляризованной протонной мишени ускорительного комплекса ЛВЭ ОИЯИ, который позволил бы проверить предсказания модели поляризованной скрытой странности нуклона. Основные результаты диссертации можно сформулировать следующим образом:

• Измерены выходы реакций р + р->ф + 1г+ + 1т~ (41) и р + р -> и> + 7Г+ + 7Г~ (42) аннигиляции покоящихся антипротонов в жидкой водородной мишени и в газообразной водородной мишени при 3 атм. Изучалась зависимость выхода реакций от величины эффективной массы дипионной системы. Оказалось, что в случае аннигиляции в жидкой мишени, выходы реакций равны У(ф1т+тт~) = (3.5 ±0.4) • Ю-4 и У(и>7г+7г~) = (719 ± 74) • 10~4. Для интервала эффективных масс дипионной системы 300 — 500 МэВ/с2 выходы реакций составляют У(ф-к+гк~) = (0.7 ± 0.1) • 10~4 и У(о>7г+7г) = (42.4 ± 6.5) • Ю-4 В случае газообразной мишени при 3 атм У^тг+тг") = (3.7 ± 0.5) • 10"4 и У(ы7г+7г-) = (628 ± 34) • 10~4 для всего диапазона масс; У(ф1х+

Таким образом, выход ф мезона не меняется от одной мишени к другой, а выход и меняется, что говорит о разных механизмах образования ф и со мезонов.

• Обнаружено, что отношение выходов Я(ф/и>) реакций (41) и (42) увеличивается при уменьшении массы дипионной системы: для жидкой мишени Я(ф/ш) = (4.9 ± 0.8) • 10для всех масс тг+тг" и Я{ф/ш) = (16.5 ± 3.5) • 10~3 для 300 < шт+1Г- < 500 МэВ/с2. В случае газообразной мишени при 3 атм эти значения равны (5.9 ± 0.9) • 10"3 и (29.3 ± 8.6) • 10~3, соответственно.

Таким образом впервые обнаружена зависимость степени нарушения правила ОЦИ в реакциях рр фХ от эффективной массы системы X.

Сравнение с выходами реакций рр —>■ фтг°, фг, и фтт+тт~ из состояния 35,х показывает на уменьшение величины Я(фХ/шХ) с ростом инвариантной массы системы X, что может указывать на наличие зависимости степени нарушения правила ОЦИ от переданного импульса.

• Измерен выход реакции р + р->ф + г) (43) аннигиляции покоящихся антипротонов в трех водородных мишенях: жидкой; газообразной при давлении 1 атм и газообразной при давлении 5 мбар. Измерение с газом при низком давлении было проведено впервые. Получены следующие значения выходов реакции (43): У = (0.71 ± 0.07) • 10~4 (жидкий водород), У = (1.33 ± 0.15) • 10~4 (газ при давлении 1 атм), У — (1.66 ± 0.20) • 10~4 (газ при давлении 5 мбар).

• Впервые получены вероятности аннигиляции (43) из определенных начальных состояний. Оказалось, что вероятность аннигиляции из состояния 1Р\

ВЯ.^Рг) = (7.72 ± 1.65) • 10~4 (44) на порядок превышает вероятность аннигиляции из состояния 35,1

ВЯ^Бг) = (0.76 ± 0.31) • 10"4 (45)

Таким образом, обнаружено новое динамическое правило отбора - доминантость выхода реакции рр —> фг] из состояния 1Р\. Интересно, что в схожем процессе аннигиляции рр фтг° практически полностью доминирует другое начальное состояние - 35,1- Такая зависимость вероятностей выходов этих реакций позволила дискриминировать ряд моделей нарушения правила ОЦИ.

• Измерен выход реакции рр —> К+К~г] при аннигиляции покоящихся антипротонов в трех водородных мишенях: жидкой; газообразной при давлении 1 атм и газообразной при давлении 5 мбар:

У = (6.36 ± 0.29) • 10"4 (жидкий водород), У = (3.64 ± 0.25) • 10~4 (газ при давлении 1 атм), У = (1.94 ± 0.23) • Ю-4 (газ при давлении 5 мбар).

Измерения с жидкой мишенью и мишенью при низком давлении проведены впервые. Выход данной реакции в жидкости больше, чем в газе, что указывает на повышенный выход реакции из Б-волны.

• Разработан проект эксперимента по проверке модели поляризованной скрытой странности нуклона в измерении асимметрии рождения ф мезона в реакции б,р —>-3 Неф{и)) на ускорительном комплексе ЛВЭ ОИЯИ с использованием поляризованного дейтериевого пучка и поляризованной водородной мишени. Выполнено моделирование условий регистрации данной реакции на спектрометре ВЕБ. Рассчитаны свойства системы черенковских счетчиков для идентификации каонов. Промоделированы фоновые условия и показана выполнимость этого эксперимента на ускорительном комплексе ЛВЭ ОИЯИ.

В заключение считаю своим приятным долгом выразить глубокую признательность своему научному руководителю Михаилу Григорьевичу Сапожникову за предоставленную возможность работать в его группе, за научные идеи, без которых данная работа была бы невозможной, постоянную поддержку и энтузиазм. Я благодарен коллегам по ОВЕЫХ и соавторам по научным работам Прахову Сергею Николаевичу, Рождественскому Александру Михайловичу, Третьяку Виктору Ивановичу, Аблееву Владимиру Газимовичу, Горчакову Олегу Ефремовичу, Денисову Олегу Юрьевичу, Уго Гасталди и Марии Пии Буссе за продуктивное сотрудничество, их вклад и помощь в работе. Хочется поблагодарить Пасюка Евгения Анатольевича, Лыткина Леонида Кузьмича и Алексахина Вадима Юрьевича за ценные идеи, моего отца, Номоконова Петра Васильевича за разбуженный во мне интерес к физике элементарных частиц и поддержку в годы моей учебы, а также мою жену Ольгу и всю семью за проявленное терпение и понимание.

Список литературы диссертационного исследования кандидат физико-математических наук Номоконов, Василий Петрович, 1998 год

Список литературы

[1] A. Bertin et al, Phys. Lett. В 388 (1996), 450

[2] V. Alberico et al., Phys. Lett. В 432 (1998), 427

[3] V.Yu.Alexakhin et al., JINR Rapid Comm. N2, 1997, 81

[4] V. P. Nomokonov, Proc. VII Workshop on High Energy Spin Physics, 1997, Dubna, E2-97-413, p.241.

[5] V. Nomokonov, Acta Physica Polonica В 29 (1998) 2547

[6] S. Okubo, Phys. Lett. 5 (1963) 165 and Phys. Rev. D 16 (1977) 2336

[7] G. Zweig, CERN Report No.8419/TH412 (1964)

[8] I. Iizuka, Prog. Theor. Phys. Suppl. 37 38 (1966) 21

[9] C.Amsler et al., Phys. Lett. В 346 (1995) 363 "10] V.G. Ableev et al., Nucl. Phys. A 594 (1995) 375

11] J. Ellis et al., Phys. Lett. В 217 (1989) 173

12] J. Ellis et al, Phys. Lett. В 353 (1995) 319

13] D.W. Davies et al, Phys. Rev. D 2 (1970) 506

14] J.S. Danburg et al., Phys. Rev. D 2 (1970) 2564

15] M. Abolins et al., Phys. Rev. Lett. 11 (1963) 381

16] D. Ayres et al., Phys. Rev. Lett. 32 (1974) 1463

17] D. Cohen et al., Phys. Rev. Lett. 38 (1997) 269

18] R. Baldi et al., Phys. Lett. В 68 (1977) 381

19] P.L. Woodworth et al, Phys. Lett. В 65 (1976) 89

20] The Lepton-F Collaboration. V.A.Dorofeev et al., Proc. NAN'95 Conf., Moscow, 1995

21] The LEBC-EHS Collaboration, M. Aguilar-Benitez et al., Z.Phys.C 44 (1989) 531

22] V. Blobel et al., Phys. Lett.B 59 (1975) 88

23] The Sphinx Collaboration. S.V.Golovkin et al., Proc. NAN'95 Conf., Moscow, 1995

24] M. Aguilar-Benitez et al., Z.Phys. С 50 (1991) 405

A.M. Cooper et al., Nucí. Phys. B 146 (1978) 1 R.A. Donald et al., Phys. Lett. B 61 (1976) 210 C.K. Chen et al., Nucl. Phys. B 130 (1977) 269 J. Reifenrother et al., Phys. Lett. B 267 (1991) 299

The OBELIX collaboration, presentation by R. Dona at the LEAP 98 conference

R. Bizzarri et al., Nuov. Cim. A 20 (1974) 393

A. Bettini et al., Nuov. Cim. A 47 (1967) 642

V.G. Ableev et al., Nucl. Phys. A 585 (1995) 577

V.G. Ableev et al., Phys. Lett. B 334 (1994) 237

The OBELIX Collaboration, presentation by A. Filippi at the LEAP 98 conference. Preprint submitted to Elsevier Preprint, 1998.

M.A. Faessler et al., Proc. NAN-93 Conference, Moscow, 1993; Phys. At. Nuclei 57 (1994) 1693

P. Weidenauer et al., Z.Phys. C 59 (1993) 387

R. Bizzarri et al., Nucl. Phys. B 27 (1971) 140

C. Amsler et al., Z.Phys. C 58 (1993) 175

R. Bizzarri et al., Nucl. Phys B 14 (1969) 169

A. Ferrer, preprint CERN-PPE-96-157

M.G. Sapozhnikov, JINR preprint E15-95-544 (1995) 1

H. J. Lipkin, WIS-91/79/Nov-PH

G. 't Hooft, Nucl. Phys. B 72 (1974) 461, B 75 (1974) 461

G. Veneziano, Nucl. Phys. B 117 (1976) 519

P. Geiger and N. Isgur, Phys. Rev. D 44 (1991) 799

H. J. Lipkin, Nucl. Phys. B 291 (1987) 720

P. Geiger and N. Isgur, Phys. Rev. D 55 (1997) 299

[47] The EMC Collaboration, J. Ashman et al, Phys. Lett. B 206 (1988) 364; Nucl. Phys. B 328 (1989) 1;

The NMC Collaboration, P. Amaudruz et al., Phys. Lett. B 295 (1992) 195; The SMC Collaboration, B. Adeva et al., Phys. Lett. B 302 (1993) 533; The E142 Collaboration, P.L. Anthony et al., Phys. Rev. Lett. 71 (1993) 959; The E143 Collaboration, K. Abe et al., SLAC-PUB-6508.

[48] C.J. Batty, Nucl. Phys. A 601 (1996) 425

[49] K.D. Duch et al., Z.Phys. C 45 (1989) 223

[50] R. Armenteros et al., CERN/PSCC/86-4 (1986)

[51] A. Adamo et al., Proc. NAN-91 Conf., Moscow, Sov.J.Nucl.Phys., 1992, 55 1732

[52] R. Armenteros et al, CERN/PSCC/86-4

[53] C. Ghesquiere, Symp. on Antinucleon-Nucleon Int., Liblice, Yellow Report CERN 7418, p.436, 1974

[54] W. Weidenaur et al., Z.Phys. C 47 (1990) 354

[55] Particle Data group, The Europ. Phys. Journal, 3 1-4 (1998) 376

[56] B. Maglic et al., Phys. Rev. Lett. 7 (1961) 178

[57] C. Amsler et al., Phys. Lett. B 294 (1992) 451

[58] A. Bertin et al., Hfl.OnsHKa, 59 (1995) 1506

[59] C. Amsler et al., Phys. Lett. B 319 (1993) 373

[60] C. Amsler et al., Phys. Lett. B 346 (1995) 363

[61] S. Spanier, Workshop on The Strange Structure of the Nucleón, CERN, 1997 (unpublished)

[62] J. Reifenrother, Proceedings LEAP-90 Conference, Stockholm, (1990)

[63] A. Bertin et al., subm. to Phys. Lett. B

[64] The OBELIX collaboration. A. Bertin et al., Proceedings HADRON'95 Conference, (Manchester, 1995)

[65] C. Amsler, " Proton-Antiproton Annihilation and Meson Spectroscopy with the Crystal Barrel" and references therein.

[66] B. Adeva et al., Phys. Lett. B 412

[67] E. Chiavassa et al., Phys. Lett. B 337 (1994) 192.

[68] M. Rekalo, J. Arvieux, E. Tomasi-Gustafsson, Phys. Rev. C 55 (1997) 2630

[69] O.E. Gortchakov, M.P.Locher, V.E.Markushin, S. von Rotz, Z.Phys. A 353 (1996) 447

[70] D. Buzatu, F.M. Lev , Phys. Lett. B 329 (1994) 143

[71] V.E. Markushin, M.P. Locher, PSI preprint PSI-PR-97-17

[72] T. Gutsche, A. Faessler, G.D. Yen, S.N. Yang, Nucl. Phys. B Proc. Suppl. 56 A (1997) 311

[73] R. Wurzinger et al, Phys. Rev. C 51 (1995), R443; R. Wurzinger et al., Phys. Lett. B 374 (1996) 283

[74] G. Faldt, C. Wilkin, Nucl. Phys. A 587 (1995) 769; Phys. Lett. B 354 (1995) 20

[75] L.A. Kondratyuk, Yu.N. Uzikov, Pisma v ZhETP, 63 (1996) 3

[76] I.M. Sitnik et al., JINR Rapid Comm. N2[70]-95.

[77] N. A. Bazhanov et al., Nuclear Instruments and Methods in Physics Research A 372 (1996) 349

[78] B.P. Adiasevich et al., Z.Phys., C 71 (1996) 65