Измерение поляризации А-гиперонов, рожденных на ядрах нейтронами с импульсами от 4 до 10 ГэВ/с тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.16, кандидат физико-математических наук Остапчук, Андрей Яковлевич

• Остапчук, Андрей Яковлевич
• кандидат физико-математических наук
• 1998

Оглавление диссертации кандидат физико-математических наук Остапчук, Андрей Яковлевич

Оглавление

1 Поляризация Л-гиперонов: теоретическое и экспериментальное состояние

1.1 Поляризация Л-гиперонов

1.2 Теоретические модели

1.2.1 Лундовская модель

1.2.2 Модель ДеГранда-Мьеттинена

1.2.3 Модель рассеяния в-кварка

1.2.4 811(6) модель

1.3 Экспериментальные методы

1.3.1 Детекторы

1.3.2 Методы обработки

1.4 Экспериментальные результаты

1.4.1 Нуклон-нуклонные взаимодействия

1.4.2 Нуклон-ядерные взаимодействия

2 Магнитный спектрометр КАОН - прибор для измерения поляризации Л-гиперонов

2.1 Общее описание установки

2.1.1 Пучок, магнит, счетчики

2.1.2 Искровые камеры

2.1.3 Система передачи данных в ЭВМ и контроль работы установки с помощью ЭВМ

2.1.4 Программы первичной обработки событий

2.2 Оптимизация условий проведения эксперимента по измерению поляризации Л-гиперонов. Система отбора событий

2.3 Определение разрешающей способности спектрометра в измерении массы и поперечной составляющей импульса распадающейся частицы

3 Метод и программы статистического анализа

3.1 Гибридный метод Монте-Карло

3.2 Способы оценки систематической ошибки эксперимента

4 Результаты эксперимента по измерению поляризации Л-гиперонов

4.1 Условия измерений

4.2 Выделение событий распада Л —> ртт~

4.3 Оценка фона

4.4 Характеристики отобранных событий распада Л —»

4.5 Экспериментальные значения поляризации Л-гиперонов

4.6 Оценка систематической ошибки эксперимента

4.6.1 Обработка статистики фиктивных событий с заранее заданной поляризацией

4.6.2 Определение поляризации различных выборок из статистики реальных событий

4.7 Обсуждение полученных результатов

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Измерение поляризации А-гиперонов, рожденных на ядрах нейтронами с импульсами от 4 до 10 ГэВ/с»

Введение

Первое указание на важную роль спиновых эффектов в рождении частиц при высоких энергиях было получено в экспериментальной работе [1], в которой была обнаружена значительная поляризация Л-гиперонов, рожденных в инклюзивной реакции рВе —> Л + X при энергии протонов 300 ГэВ. До этого считалось, что в инклюзивных реакциях с рождением многих частиц эффекты поляризации не должны наблюдаться.

В последующих экспериментах поляризация Л исследовалась в различных адрон-нуклонных, адрон-ядерных и ядро-ядерных взаимодействиях в широком диапазоне энергий. Изучение этого явления - прекрасный метод для определения механизма рождения и поляризации адронов, использующий странный кварк в качестве "меченой" частицы.

Однако, несмотря на интенсивные двадцатилетние исследования, до сих пор отсутствует серьезное понимание динамической природы этих важных явлений. Попытки оценить спиновые эффекты в адронных процессах в рамках пертурбативной КХД дают значения поляризации на порядок величины меньше экспериментально наблюдаемых.

С другой стороны, простые полуклассические модели поляризации кварков, построенные по аналогии с КЭД и объясняющие, по крайней мере качественно, наблюдаемые значения поляризации, могут дать лишь некоторые наметки для будущей динамической теории мягких процессов, по-видимому, непертурбативной КХД. Можно надеяться, что новые экспериментальные данные, вместе с уже накопленным материалом, верифицируют существующие модели и помогут в формировании непертурбативной теории КХД.

Поляризации Л-гиперонов достаточно полно исследована в инклюзивных реакциях, инициированных протонами, заряженными пионами и каонами. Данные же по поляризации Л-частиц, рожденных нейтронами, были получены в единственном эксперименте [2] при средней энергии нейтронов 40 ГэВ.

Целью настоящей работы было измерение поляризации Л-гиперонов, рожденных в реакциях пС —> Л + Х° и пРЬ —»• Л + Х° при импульсе нейтронов от 4 до 10 ГэВ/с. Эта область энергии интересна тем, что она связывает

эффекты поляризациипри высоких энергиях с классическими спиновыми эффектами при рассеянии частиц.

В качестве прибора для измерения поляризации А в нейтрон-ядерных взаимодействиях был использован магнитный спектрометр с проволочными искровыми камерами и годоскопической системой сцинтилляционных счетчиков, расположенный на нейтральном пучке протонного ускорителя ИТЭФ. Характеристики пучка и аппаратуры таковы:

• интенсивность пучка ~ 107 нейтронов на 5 • 1011 протонов в импульсе ускорителя;

• импульсный спектр нейтронов: от 4 до 10 ГэВ/с с максимумом при 8 ГэВ/с;

• спектрометр обладал высокой эффективностью к регистрации распадов А —» р7г~~, что обеспечивалось большими размерами детекторов (1 х 2т2), соответствовавшими межполюсному зазору магнита;

• использование проволочных искровых камер с электронной системой считывания и передачи информации в ЭВМ обеспечивало высокое быстродействие и регистрацию до 20 событий за цикл ускорителя;

• спектрометр отличался высокой загрузочной способностью: основные измерения проводились при загрузках счетчиков до 2 • 106 имп/с и искровых камер до 10-15 пробоев/зазор/событие;

• разрешающая способность в измерении массы распавшейся частицы и квадрата поперечной составляющей ее импульса при регистрации распадов А —► ртт~ равны соответственно 2,7 МэВ/с2 и 50 (МэВ/с)2.

После проведения эксперимента на защиту выносятся следующие результаты:

• получены новые данные по поляризации А-гиперонов, рожденных нейтронами с импульсами от 4 до 10 ГэВ/с на ядрах углерода.

В процессе постановки и проведения эксперимента проделаны следующие методические разработки:

• выбрана электронная логика отбора событий для выделения распадов А —> ртт~ с высокой эффективностью на фоне большого числа нейтронных взаимодействий;

• созданы программы математической обработки для поиска событий с вершиной из двух заряженных частиц;

• написаны программы статистического анализа данных, использующие гибридный метод Монте-Карло.

В соответствии с изложенными задачами и результатами структура диссертации такова. Она состоит из введения, четырех глав и заключения.

Во введении формулируются задачи диссертации и вопросы, вынесенные на защиту, приводится план изложения материала в работе, а также обсуждаются актуальность, новизна и практическая полезность исследования. Приводятся сведения об апробации работы и публикациях.

В первой главе помещен краткий обзор работ, посвященных исследованию поляризации Л-гиперонов. Приведены краткие описания основных теоретических моделей. Обсуждаются экспериментальные работы по измерению поляризации Л-гиперонов, рожденных в нуклон-нуклонных и нуклон-ядерных взаимодействиях. Методика экспериментов сравнивается с данной работой.

Вторая глава посвящена методическим вопросам. Здесь помещено общее описание узлов спектрометра, обсуждается система отбора событий, выбор ее схемного решения на основе расчетов Монте-Карло. Приведены результаты измерения характеристик этой системы и всего спектрометра.

В третьей главе описан метод обработки эксперимента. Так называемый "гибридный" метод Монте-Карло обсуждается в применении к данному эксперименту.

В четвертой главе обсуждаются вопросы проведения и обработки эксперимента. Описаны условия измерений и ход обработки измерений от выделения событий взаимодействия с двумя заряженными частицами в конечном

состоянии до определения значения поляризации Л-гиперонов в зависимости от их поперечных импульсов.

В заключении диссертации обсуждены полученные данные, приводятся основные результаты и выводы.

Остановимся на актуальности, новизне и значимости результатов диссертации.

Актуальность работы уже отмечалась при формулировке задач диссертации. В настоящее время не существует теории мягких процессов рождения и поляризации адронов. Исследование поляризации Л-гиперонов, рожденных во взаимодействии адронов с нуклонами и ядрами, - прекрасная возможность прояснить динамику этих поцессов, используя странный кварк в качестве "пробной" частицы.

Единственный эксперимент по измерению поляризации Л-гиперонов в реакциях, инициированных нейтронами со средним импульсом 40 ГэВ/с [2], указывает на значительную по абсолютной величине поляризацию. Проведение эксперимента по измерению поляризации Л, рожденных нейтронами с импульсами 4 до 10 ГэВ/с, позволяет получить данные в области, связывающей область классических спиновых эффектов при рассеянии частиц с эффектами поляризации при высоких энергиях.

Научная новизна и значимость проведенной работы заключаются в следующем. В результате выполненного исследования получены новые данные о поляризации Л-гиперонов в реакциях пС —> Л + Х° и пРЬ —» Л + Х° в области импульсов нейтронов от 4 до 10 ГэВ/с. Измеренные значения поляризации согласуются по знаку и величине с данными, полученными на ускорителе ИФВЭ для нейтронов со средним импульсом 40 ГэВ/с.

Примененный при статистическом анализе данных гибридный метод Монте-Карло позволяет избежать использования модельно-зависимых предположений и, тем самым, уменьшить величину систематической ошибки эксперимента.

Апробация работы. Основные данные и результаты, изложенные в диссертации, обсуждались на семинарах ИТЭФ и были представлены на сессии

Отделения ядерной физики АН СССР. Материалы диссертации обсуждались на собрании научных сотрудников лаборатории.

Подробное описание конструкции установки, ее узлов и характеристик спектрометра приведено в работах [3, 4, 5]. Составляющие основу диссертации физические результаты опубликованы в 1988-1994 г.г. [6, 7]. Список литературы содержит ссылки на периодические издания, препринты и публикации, полученные библиотекой ИТЭФ до января 1998 г.

1

Поляризация Л-гиперонов: теоретическое и

экспериментальное состояние 1.1 Поляризация Л-гиперонов

Обнаружение значительной поперечной поляризации Л-гиперонов в инклюзивных адрон-нуклонных [8], нуклон-нуклонных [9] и нуклон-ядерных [1] взаимодействиях, стимулировало интенсивные теоретические и экспериментальные исследования, направленные на объяснение природы этого явления.

Нарушение Р-четности в слабых распадах Л открывает возможность суперпозиции Э и Р волн в конечном состоянии, что приводит к асимметрии распада [10]. Угловое распределение нуклонов при распаде полностью поляризованных Л-гиперонов имеет вид

¿N/¿£1 = (1/4тг)(1 + асо50), (1)

где 9 - угол между направлением импульса нуклона и осью поляризации ги-перана, а а - параметр асимметрии распада.

Существовало общее представление, что двух-частичные спиновые эффекты не должны играть заметную роль при высоких энергиях, т.к. в сечение рождения частиц при этом дает вклад множество конечных состояний, и когерентная интерференция амплитуд маловероятна [11].

Интересно, что вычисления, учитывающие только КХД-диаграммы низших порядков, предсказывали отсутствие поляризации Л-гиперонов с поперечным импульсом больше 5 ГэВ/с [12]. До сих пор не существует измерений поляризации Л с поперечным импульсом выше 3,2 ГэВ/с. Однако измерения большой поляризации при меньших значениях поперечного импульса не проявляют никакой тенденции к ее уменьшению при возрастании поперечного импульса. Если окажется, что и при больших поперечных импульсах поляризации Л-гиперонов велика, то это будет означать, что какие-то предположения КХД неверны.

Поляризация также наблюдалась при распадах других гиперонов. Е" и имеют поляризацию примерно равную по величине и противоположную

по знаку поляризации Л. и Е° поляризованы приблизительно так же, как и Л, существуют указания на поляризацию О-.

На основании полученного экспериментального материала можно следующим образом сформулировать основные свойства поляризации Л-гиперонов:

• "лидирующий" Л-гиперон, являющийся продуктом фрагментации налетающей частицы, имеет направление поляризации, перпендикулярное плоскости реакции, т.е. коллинеарное вектору п = (рь х рл)/ | рь X Ра где рь - импульс частицы пучка;

• поляризация существенно зависит от поперечного импульса и, в определенных случаях, от фейнмановской переменной хр;

• она не зависит от энергии пучка и слабо зависит от массы мишени;

• "не-лидирующие" А-гипероны не поляризованы.

В рамках простой кварковой модели спин А-гиперона равен спину э-кварка, т.к. ис1-дикварк находится в синглетном состоянии. Таким образом, наличие поляризации означает, что рожденный во взаимодецствии э-кварк поляризован. Существует несколько моделей, претендующих на описание этого явления:

• в квазиклассическом подходе [13] 55-пара рождается путем туннелиро-вания мягкого процесса в цветном поле;

• в модели партонной рекомбинации [14] поляризация есть результат то-масовской прецессии в процессе кварковой рекомбинации;

• в другом подходе [15], не требующем нового механизма рождения частиц, поляризация медленных э-кварков возникает благодаря рассеянию во внешнем глюонном поле;

• аналогично электромагнитному процессу тормозного излучения, при тормозном излучении кварка налетающей частицы излучается поляризованный глюон, который рождает вз-пару, и в-кварк, соединяясь со спектаторной и<1-парой, образует поляризованный А- гиперон [16];

• поляризация возникает при интерференции амплитуд одно- и двух- глю-онного обмена [17].

Далее теоретические предсказания и экспериментальные измерения поляризации А-гиперонов будут обсуждены более детально.

1.2 Теоретические модели

За годы, прошедшие после открытия поперечной поляризации гиперонов, было предпринято множество теоретических попыток объяснить этот неожиданный эффект.

В одном из подходов, основанном на трех-реджеонной модели [11, 18, 12], поляризационные эффекты возникают благодаря жестким партонным взаимодействиям. Однако значения поляризации вычисленные с использованием методов пертурбативной КХД не превышают по абсолютной величине 5%, что на порядок величины меньше экспериментальных значений.

Модели, претендующие на объяснение большой поляризации гиперонов, можно разделить на два класса: первые основаны на квазиклассических предположениях [13, 14], а вторые, применимые особенно для — р взаимодействий, предполагают рассеяние з(1)-кварка в статическом цветовом поле [15, 19].

1.2.1 Лундовская модель

В этой квазиклассической модели [13, 21] механизм рождения поляризованных А - мягкий процесс, в котором пара кварков зз из моря туннеллирует через классически запрещенную область в цветовом поле перед тем как войти в область волновой функции исходящего гиперона. Основные предположения модели таковы:

• силовые линии цветного поля натянуты между дикварком (Э = О, I = 0) налетающего протона и центральной областью столкновения, и пара 35 рождается в этом поле;

• поперечный импульс локально сохраняется в поле струны, т.е. это поле не имеет поперечных степеней свободы. Таким образом, пара зз рождается в состоянии с равными и противоположно направленными поперечными импульсами: = —I).

Полный поперечный импульс А,Й(А), по отношению к направлению пучка состоит из двух частей: ¿[¡(иб), который определяет направление струны

силовых линий, и к^в), измеряемого по отношению к направлению струны (Рис.1).

Рис. 1: Кинематика рождения пары (ее). Орбитальный угловой момент на—*

правлен по вектору Ь = ¿¡х кг, перпендикулярно плоскости рисунка

Поляризацию Л можно рассматривать как результат корреляции между поперечным импульсом и спином Б-кварка.

Основные предсказания полуклассической лундовской модели для поляризации гиперонов, рожденных под малыми углами (х^ — 1) таковы:

• вектор поляризации Л перпендикулярен плоскости, определяемой направлением пучка и направлением импульса Л;

• поляризация возрастает по абсолютной величине с увеличением поперечного импульса гиперона, однако при > 4 ГэВ/с она начинает уменьшаться;

• поляризация Е° имеет противоположный знак и равна примерно 1/3 поляризации Л.

При меньших значениях Хр в поляризацию Л дают вклад другие механизмы, и поляризация уменьшается с уменьшением хр при данном поперечном импульсе.

1.2.2 Модель ДеГранда-Мьеттинена

В этой полуклассической модели [14] поляризация гиперонов возникает благодаря эффекту прецессии Томаса в процессе рекомбинации кварков. В основе модели лежит то наблюдение, что при переходе р —► Л э-кварк, соединяясь с ис1-дикварком, вылетая из моря партонов начального протона, несет очень малую часть 0,1) его импульса. После процесса рекомбинации он становится валентным кварком Л-гиперона и, следовательно, несет большую (— |) часть импульса Л. Так как Л несет большую часть (хр) импульса протона, в процессе рекомбинации происходит значительное увеличение импульса э-кварка от 0,1 рр до |хрРр при одновременном уменьшении импульса лидирующих партонов (и,с1-кварков) от |рр до |хррр.

В то же время, в-кварк несет в среднем половину поперечного импульса Л-гиперона: р^в) (в протоне) ~ (в Л) ~ |р4(Л). Таким образом, вектор

скорости в-кварка не параллелен вектору ускорения в процессе рекомбинации (Рис.2).

В таком случае, вектор спина э-кварка будет испытывать томасовскую прецессию с частотой

ит - 7——т-, (2)

(7 + 1) те

где V - скорость э-кварка, Р - сила, т3 - масса э-кварка и 7 = (1 — г;2)-1/2. Вектор томасовской прецессии ¿Зу направлен параллельно или антипараллелно нормали к плоскости реакции в зависимости от того замедляется или ускоряется в-кварк. Ускоряющийся в цветовом поле э-кварк приобретает благодаря этому эффекту отрицательную поляризацию.

В этой модели предполагается явно выраженная упорядоченность импульсов партонов в волновой функции протона. Эта упорядоченность не имеет места, когда в процесс рекомбинации включены только морские (в,и,(1)-кварки,

WT ©

-F

Pproton

Рис. 2: Векторы импульса s-кварка в плоскости рассеяния: s/p - в протоне (морской); s/A - в Л-гипероне (валентный)

как, например, в случае рождения антигиперона во взаимодействии барио-нов. В этом процессе среднее значение и>т зануляется, и модель предсказывает нулевое значение поляризации.

1.2.3 Модель рассеяния б-кварка

В простой модели, предложенной Шведом [15], Б-кварк, испущенный из пар-тонного моря налетающего протона или рожденный в столкновении, благодаря процессу д —► 5(5), приобретает поперечный импульс из-за многократного рассеяния на кварк-глюонной материи. Вследствие своей ненулевой массы он поляризуется в этом процессе, подобно тому как это происходит при рассеянии в кулоновском поле:

Р - (1Гп/ Ш А^ 8т*(е/2)1п(зт(в/2)) ~ 2){1 _ (к/Е)*пп*(0/2))со8(е/2)' { )

где С - интенсивность цветового поля, а3 - константа сильного взаимодействия, а та,к,Е,9 - масса, импульс, энергия и угол рассеяния в-кварка.

Основное предположение данной модели то, что э-кварк относительно медленный, иначе поляризация была бы ничтожна.

Очень схожая модель была развита Гаго и др. [19] для поляризации Л, рожденных в К~ — р взаимодействиях. Они рассматривают рассеяние э-кварка из каона на цветовом поле протона.

1.2.4 ви(6) модель

Для появления ненулевой поляризации необходима когерентность по крайней мере двух амплитуд. Наблюдение сильной поляризации в инклюзивных реакциях означает, что лишь небольшое число амплитуд дают вклад в процесс рождения гиперонов.

ЭЩб) модель - простейшая модель, дающая удовлетворительное описание наблюдаемых поляризационных явлений [20]. В этой модели Л-гиперон состоит из валентных кварков и,с1 и в. Кварки и и <1 образуют состояние диквар-ка, синглетное по спину и изоспину, а в-кварк дает спин (и поляризацию) Л-гиперону. Столкновения адронов описываются этой моделью в терминах элементарных взаимодействий кварков-конституентов.

Механизм, благодаря которому могут рождаться поляризованные э-кварки, это тормозное излучение глюонов, показанное схематически на Рис.3 для реакции р - р —> А + X [20].

Два протонные кварка (и,с!) остаются спектаторами в синглетном состоянии, а второй и-кварк рассеивается на мишени и излучает глюон, который затем распадается в (з5)-пару. э-кварк из этой пары и дает как поперечный импульс, так и спин Л-гиперону. Если излученный глюон был поляризован, то поляризована и пара (зз), и эта поляризация коррелирована с поперечным импульсом Л.

Отсутствие поляризации Л объясняется в этой модели тем, что й- и ¿-кварки тоже должны быть рождены (некогерентно) и соединиться с з-кварком. Эти кварки, не влияя на поляризацию Л, будут давать вклад в его поперечный импульс и, тем самым, уменьшать корреляцию между этими величинами.

Рис. 3: Механизм тормозного излучения глюонов в 14-N взаимодействии

Отношения поляризаций различных гиперонов по отношению к поляризации Л можно предсказать, используя 811(6) кварковые волновые функции и предполагая, что все дд-пары рождаются с одинаковой поляризацией.

1.3 Экспериментальные методы 1.3.1 Детекторы

Изучение рождения и поляризации Л-гиперонов в адронных реакциях проводилось в экспериментах двух типов: 1) с фиксированной мишенью в диапазоне импульсов от 1,5 до 400 ГэВ/с, 2) на рр (рр)-коллайдерах при y/s = 31-62 ГэВ. В коллайдерных экспериментах использвались электронные трековые детекторы, в то время как в экспериментах с фиксированной мишенью использовались как электронные трековые детекторы, так и пузырьковые и стримерные камеры.

Типичный электронный трековый детектор был использован на ускорителе протонов с энергией 12 ГэВ в КЕК'е [22] (Рис.4).

MWPC MWOC MWDC

SWEEPING 1т MAGNET '-

Рис. 4: Пример детектора, измеряющего поляризацию Л-гиперонов рожденных на фиксированной мишени

Он состоял из двух магнитов, двух систем пропорциональных и четырех дрейфовых камер, двух систем сцинтилляционных годоскопов и газового че-ренковского счетчика. Угол рождения Л-гиперонов менялся в диапазоне от 3,5° до 9,5°.

Л-гипероны идентифицировались по их распаду Л —> ртг". Два спектрометра 01 и Б2 регистрировали и измеряли импульсы 7г~-мезонов и протонов соответственно. Черенковский счетчик идентифициравал распадные протоны и дискриминировал 7г+-мезоны от распадов К д.

Детекторы, подобные вышеописанному, использовались в других экспериментах по измерению поляризации А [23, 1].

Несколько отличный подход использовался в спектрометре 11608 на ускорителе КИ в ЦЕРН'е [24] (Рис.5).

VACUUM WINDOW

RING 2

WIRE CHAMBERS В

Рис. 5: Спектрометр R606 на ускорителе ISR в ЦЕРНе

Детектор размещался на исходящем пучке в области пересечения ускорителя КЫ. Он состоял из двух независимых магнитных спектрометров, один из которых был установлен над, а другой - под пучком. Магнитное поле имело одно и то же направление в верхнем и в нижнем спектрометре. Так как Л-гипероны в верхнем спектрометре имели нормаль к плоскости реакции, направленную направо, а в нижнем - налево, то поправки на эффективность регистрации по отношению к нормали были различными для двух наборов данных, что давало хорошую возможность для обнаружения систематических ошибок измерения поляризации.

Гибридные детекторы состоят из большой пузырьковой или стримерной камеры, помещенной в сильном магнитном поле, и дополненной электронными детекторами. В камере регистрируется вершина распада Л и траектории распадных частиц. Задача электронных детекторов - выработка соответствующего триггера.

Важное отличие (и преимущество) гибридных детекторов по сравнению с электронными - это их почти полная оптическая сила, что позволяет изучать рождение и поляризацию Л-гиперонов во всем фазовом пространстве. На практике определенный диапазон быстрот, близкий к быстроте налетающей частицы, исключается из измерений вследствие большой плотности частиц в этой области.

Типичные гибридные детекторы - двухметровая пузырьковая камера ВЕВС в ЦЕРН'е, однометровая водородная пузырьковая камера в КЕК'е и двухметровая водородная пузырьковая камера "Людмила" в ИФВЭ. Все эти камеры использовались для измерения поляризации Л-гиперонов в адрон-нуклонных взаимодействиях. Стримерные камеры, такие как СКМ-200 в ОИЯИ, подобные ей приборы в LBL и CERN, имеют более высокое пространственное разрешение и позволяют использовать внешние твердые мишени из различных материалов. Эти детекторы использовались главным образом для изучения поляризации в ядро-ядерных взаимодействиях.

При идентификации Л-гиперонов в гибридных детекторах возникает ряд трудностей, в некоторой степени подобных тем, что существуют в электронных детекторах: потеря событий в областях с высокой плотностью треков, распады вне области эффективности прибора и прочие. Эти потери компенсируются при помощи стандартной процедуры взвешивания событий.

Выше уже было отмечено, что в большинстве экспериментов по измерению поляризации регистрация распадов Л-гиперонов с малыми поперечными импульсами представляет серьезную проблему.

Особенностью методики, примененной в нашем эксперименте, было то что электронный спектрометр располагался под нулевым углом по отношению к интенсивному нейтронному пучку падавшему на толстую ядерную ми-

шень. Применение счетчика антисовпадений, помещенного непосредственно после мишени, позволило подавить большинство фоновых нейтрон-ядерных взаимодействий в мишени. Благодаря этому обстоятельству, регистрация Л-гиперонов, вылетающих под малыми углами по отношению к направлению пучка, не вызвало специальных трудностей.

Не менее важно то, что нулевой угол между осью электронного спектрометра КАОН и направлением пучка обеспечивал симметричную по фазовому объему эффективность регистрации распадов Л —» ртт~, что является характерной особенностью гибридных детекторов, помогающей избежать систематических ошибок измерения поляризации.

1.3.2 Методы обработки

Обычная процедура обработки, общая как для электронных трековых детекторов, так и для гибридных, включает следующие этапы:

1) Программа поиска треков находит двух-трековые события, к которым применяются различные критерии отбора для того, чтобы выделить события Л —»■ ртг~. Вначале отбираются нейтральные V-события, в которых две частицы противоположных знаков образуют вершину в распадной области. Векторная сумма двух импульсов составляющих вершину частиц проектируется на мишень после чего применяются геометрические и кинематические обрезания, а также проверка удовлетворения условиям триггера. Цель этих отборов - исключить события не из мишени, конверсию 7 —е+е~, а также распады К$ на два заряженных пиона. Совокупность этих процедур позволяет существенно снизить фон под пиком инвариантной массы (ртг-) до, обычно, значения порядка 1%.

2) При помощи монтекарловской программы вычисляется эффективность детектора. Программа симуляции включает такие эффекты, как конечные размеры пучка, многократное рассеяние и энергетические потери распадных частиц, распады пионов на лету, неэффективности и конечное разрешение трековых камер. События, сгенерированные программой Монте-Карло, проходят через процедуры поиска треков и отборов так же как и реальные со-

бытия.

3) Поляризация Л-гиперонов определяется по асимметриям в угловых распределениях частиц распада р и 7г~. В соответствии с сохранением пространственной четности в сильных взаимодействиях, вектор поляризации должен быть перпендикулярен к плоскости рождения (Рис.6).

Я

ЧЛ * \ \

л"

\

Рис. 6: Диаграмма импульсов для распада Л —> р + ■к'

Пусть ось г будет направлена по импульсу Л, пг = рл/ | р\ а ось у перпендикулярно плоскости рождения:

Рь х Ра

Пу — П

-* ч — I'

Рь X Ра |

(4)

где рь - импульс налетающей частицы пучка, и рд - измеренный импульс Л-частицы. Вектор Р = (Рх,Ру,Рг) - вектор поляризации Л-гиперона. Компонента Рх соответствует лево-правой асимметрии, компонента Ру - асимметрии верх-низ (поперечной), и Рг - асимметрии вперед-назад (продольной).

Теоретически, если нормаль к плоскости рождения параллельна магнитному полю в отклоняющем магните, то прецессия магнитного момента Л-гиперона равно нулю, и Рх = Ру = 0. Измерения величин Рх и Ру могут в этом случае быть использованы для выделения систематических ошибок.

Если же магнитное поле перпендикулярно вектору поляризации, магнитный

У

Рис. 7: Прецессия магнитного момента Л в поле отклоняющего магнита

Угол прецессии ±ф зависит от интеграла магнитного поля вдоль траектории Л и от величины магнитного момента Л:

/ В(Я, (5)

где ь и цв - скорость и магнитный момент Л, а /¿дг = ек/2трс.

Прецессия вектора поляризации Л приводит к тому, что измерение компонент Рх и Рг может давать ненулевые значения.

Сохранение момента количества движения в распаде Л приводит к тому, что распределение по углу распада должно быть линейно по совб и не должно зависеть от азимутального угла ф:

(¡N/¿(0080 = 1/2(1 + <хР*со50,)> г - х, у, г, (6)

где а - параметр асимметрии распада Л рп~ (| а |= 0,642 ± 0,013 [55]), соа9{ = щ ■ кр - направляющий косинус протона.

Экспериментальное распределение обычно сильно отличается от теоретически предсказываемого, вследствие того, что эффективность регистрации распада детектором зависит от кинематических параметров события. Неправильная оценка этой зависимости - серьезнейший источник систематических ошибок измерения поляризации.

Другая причина ошибки в измерении поляризации Л-гиперонов - ассоциативное рождение через распад поляризованных барионов больших масс, например, через распад Е° —» Л7, когда этот процесс не может быть отличен от прямого рождения Л экспериментально. Чтобы оценить этот вклад в поляризацию Л, необходимо знать сечение, параметры распада и поляризацию распадающейся частицы.

Л-гипероны, рожденные в распаде поляризованных Е° (вклад других барионов невелик), поляризованы продольно в системе покоя Е°. Поляризация Л имеет ту же величину и противоположный знак что и проекция поляризации Е° на направление импульса Л [26]. Таким образом, поперечная поляризация Л-частиц, испущенных изотропно при распаде поляризованного £°-гиперона, равна

= ~ 1/ЗРЕО. (7)

В результате наблюдаемая поляризация Л, рожденных прямо и в распаде дается соотношением

Р -Р 1 /чр <7(1]0) го)

ГЛоЬ$ - ,д Ч - ,д г (б)

Особенностью метода обработки, примененного в нашем эксперименте, было использование так называемого "гибридного" метода Монте-Карло, который позволяет избежать модельно-зависимых предположений при определении эффективности спектрометра. Подробно этот метод описан в Главе 3.

Распадный объем установки КАОН находился вне магнитного поля. Таким образом, не было необходимости учитывать прецессию магнитного момента А-гиперона. Оценка же вклада в поляризацию от ассоциативного рождения А через распад —> Л7 приведена в Главе 4.

1.4 Экспериментальные результаты

Накопленный к настоящему моменту экспериментальный материал по измерению поляризации Л-гиперонов, рожденных в адронных реакциях, весьма обширен. Он включает в себя данные по поляризации

• Л-гиперонов рожденных в процессах К~ —р взаимодействий в диапазоне импульсов /Г--мезонов от 3,93 до 176 ГэВ/с [27, 28, 29, 30];

• Л и Л рожденных в процессах К+ — р взаимодействий в области импульсов от 8,2 до 70 ГэВ/с [31, 32, 33, 34];

• Л-гиперонов рожденных в 7Г± — р взаимодействиях в диапазоне импульсов /^-мезонов от 3,95 до 300 ГэВ/с [35, 36, 37, 38, 39, 40, 41];

• Л- и Л-гиперонов образованных в нуклон-нуклонных и нуклон-ядерных взаимодействиях. Экспериментальные данные по этому типу процессов, имеющие непосредственное отношение к результатам диссертации, рассмотрены ниже более подробно.

1.4.1 Нуклон-нуклонные взаимодействия

Поляризация Л-гиперонов, рожденных в нуклон-нуклонных взаимодействиях, измерялась в экспериментах на фиксированной мишени и на встречных пучках, в диапазоне импульсов от 1,5 до 300 ГэВ/с и л/1 от 31 до 62 ГэВ, соответственно. Поляризация изучалась в следующих реакциях:

Эксперименты на встречных пучках, проведенные в ЦЕРН'е на ускорителе измеряли поляризацию в первых двух инклюзивных взаимодействиях и в процессе диффракционной диссоциации (11).

р + р -»■ Л(Л) + X,

(9)

р + р Л(Л) + X, р + р^А + К+ + Х.

(10) (11)

Во взаимодействиях р-р, Л-частицы рождаются при объединении поляризованного морского s-кварка с валентным дикварком протона. Таким образом, и в области фрагментации налетающей частицы, и в области фрагментации мишени поляризация одна и та же по величине и знаку и отрицательна. На Рис.8 поляризация Л показана в зависимости от pt при y/s = 53 и 62 ГэВ/с [43]. Мы видим сильную отрицательную поляризацию, увеличивающуюся с ростом pt.

0.2 0

z о

< -0.2 У

он <

ё -ОЛ

о.

-0.6

0Л 0.6 0 8 1 0 1 2 р± (GeV/c)

Рис. 8: Поляризация Л рожденных в рр-взаимодействиях как функция pt

п I I-г

поп-Л0 п"р

• /s = 53 GeV о /s = 62 GeV

_l_I_I_L

Зависимость поляризации Л от поперечного импульса для фиксированных значений хр при у/в = 62 ГэВ/с показана на Рис.9 [44]. 0г

Z

о

t-<

N

ас <

—л о а.

-0.1 -0.2 -0.3 -0Л

Ь

о

о 4

• 0 25

0 0 38

* 0.58

1 0.77

il = 62 GeV

Ф 4

ол

0.6

0.8 1.0 р (GeV/c)

12

Рис. 9: Зависимость поляризации Л от величины pt при фиксированных значениях хр ь инклюзивных рр-реакциях при y/s = 62 ГэВ/с

о 04

i— <

м 0

си <

о

Q.

-ол

-08

-1-1-1- Т ---т т...... а) 1 I Г 1 ' b)

1 i J---L........t L. . : ^ i i . i >

ОЛ

08

р IGeV/c)

х

12 О

04 08

Рис. 10: Зависимость поляризации Л от pt (а) и хр (б) в инклюзивных рр-

взаимодействиях при pin = 19 ГэВ/с i о

< а:

< -0 08

о а.

i i i г"

Ib, |

-016 -

-0 2t -

t

* (.00 GeV Н, ■ 28 GeV Н?/0}

ít

-0 32 "

tf (0 36! (0A5I 10 521 (0 591 10 691

Заключение диссертации по теме «Физика атомного ядра и элементарных частиц», Остапчук, Андрей Яковлевич

Общие выводы, которые можно извлечь из исследования поляризации Л-гиперонов в широком диапазоне энергий, поперечных импульсов значений фейнмановской переменной масс мишени, можно суммировать следующим образом:

• Все Л-гипероны обладают поперечной поляризацией, величина которой не зависит от энергии налетающей частицы;

• При pt < 1 ГэВ/с величина поляризации зависит как от хр, так и от pt, при рг > 1 ГэВ/с она зависит только от хр]

• Поляризация слабо зависит от массы мишени, она становится меньше для более тяжелых ядер;

• не-лидирующие Л-гипероны не поляризованы.

2 Магнитный спектрометр КАОН - прибор для измерения поляризации Л-гиперонов

2.1 Общее описание установки 2.1.1 Пучок, магнит, счетчики

Эксперимент выполнен на протонном синхротроне ИТЭФ с помощью магнитного спектрометра КАОН с проволочными искровыми камерами и годоско-пической системой сцинтилляционных счетчиков [3, 4, 5]. Нейтральнй пучок выводился под углом 3,5° к внутреннему пучку протонов. Схема эксперимента изображена на Рис.20.

Заряженные частицы отклонялись магнитами М1 и М2, для поглощения 7-квантов на пути пучка перед магнитом М2 помещался свинцовый фильтр толщиной Огм. Систем», коллиматором и чашитг» ограиичинала рачмгр пум ка телесным углом 2,2 • 10~ьср, так что на выходе из коллиматора пучок имел равномерное распределение на площади 14 х 18 ст2. Интенсивность

Рис. 20: Схема эксперимента нейтронов в пучке составляла 1 • 107, Я"°-мезонов 5 • 104 на 5 • 1011 протонов в импульсе ускорителя. Относительное мониторирование интенсивности пучка выполнялось двумя мониторами. Первый представлял собой телескоп из четырех счетчиков размером 15 х 30 х бОгат3 и регистрировал заряженные частицы, вылетающие под углом 90° из мишени ускорителя. Второй монитор располагался на выходе коллиматора и регистрировал нейтроны.

Схема спектрометра приведена на Рис.21.

Рис. 21: Схема спектрометра КАОН

Магнит спектрометра находился на расстоянии 37м от мишени ускорителя. Светосила прибора определялась размерами межполюсного зазора, равными 50 ст по высоте, 180 ст поперек и 100 ст вдоль пучка. Размеры искровых камер и годоскопов сцинтилляционных счетчиков соответсвовали зазору магнита.

Мишень располагалась в пучке после сцинтилляционного счетчика А1 и непосредственно перед счетчиком А2. Поперечные размеры мишени (20 х 20 стп2) и счетчика А1 (20 х 20 ст2) были больше поперечного сечения пучка (14 х 18 ст2), а размеры счетчика А2 (30 х 30 ст2) были существенно больше размеров мишени. Счетчики А1 и А2 были включены на антисовпадение с остальными счетчиками годоскопов И - Г5. Счетчик А1 исключал события инициированные оставшимися в пучке заряженными частицами, а роль счетчика А2 заключалась в исключении событий с рождением на мишени заряженных частиц. Таким образом, установкой могли регистрироваться события с рождением Л-гиперонов только в сопровождении нейтральных частиц.

Рожденные в мишени Л-гипероны регистрировались спектрометром по их распаду Л —> на базе длиной 100 ст между счетчиком антисовпадений А2 и годоскопом И. Для уменьшения числа взаимодействий нейтронов пучка с веществом на распадной базе А-гиперонов, распадный объем был заполнен гелием под давлением немного превышающем нормальное атмосферное давление.

Отбор событий осуществлялся годоскопами сцинтилляционных счетчиков. Годоскоп Г1 содержал 12 вертикально расположенных счетчиков длиной 50 ст и шириной 10 ст, а остальные годоскопы - по 18 вертикальных счетчиков размерами 100 х 10 ст2.

2.1.2 Искровые камеры

Траектории заряженных частиц регистрировались группами проволочных искровых камер (ИК) с памятью на ферритовых кольцах. Передняя группа К1 состояла из шести двухкоординатных модулей, в которых проволочки были расположены вдоль У и 2 координат и двух двухкоординатных модулей с направлением проволочек под углом 45° по отношению к проволочкам прямых модулей. Размеры рабочей области ИК передней группы составляли 50 х 120 ст2.

Группа ИК за магнитом (К2 и КЗ) также состояла из шести двухкоординатных прямых модулей и двух 45-градусных модулей. Рабочие размеры ИК за магнитом равны 100 х 180 ст2. Рабочие проволочки в ИК расположены с шагом 1 шт, что позволяет получить точность определения координаты частицы — 0,4шт. Общее число проволочек в ИК превышает 32 000.

Для регистрации распадов А —> ртг~~ существенна высокая эффективность

ИК, равномерная по всей площади камеры. Для уменьшения числа фоновых пробоев важно также и малое время памяти ИК, поскольку камеры перегружены заряженными частицами от взаимодействий нейтронов с мишнью. Необходимая эффективность и время памяти ИК были достигнуты благодаря использованию дополнительного внутреннего электрода в ИК.

2.1.3 Система передачи данных в ЭВМ и контроль работы установки с помощью ЭВМ

Информация о координатах пробоев в искровых камерах, показания мони-торных схем, информация о номерах счетчиков, сработавших от частиц данного события - вся эта информация с помощью системы передачи данных передаввалась в ЭВМ Р1010 и записывалась на магнитную ленту. В промежутках между импульсами ускорителя в ЭВМ выводились калибровочная и контрольная информация для постоянной проверки работоспособности всех составляющих установки.

Опрос напряжений питания фотоумножителей, искровых камер, источников питания производился цифровым вольтметром при помощи коммутатора на шаговых искателях и реле. Полный цикл контроля напряжений проходил в течение 15 минут без остановки набора статистики.

2.1.4 Программы первичной обработки событий

Дальнейшая обработка записанных на магнитную ленту событий происходила на ЭВМ БЭСМ-6. В первичной обработке искались двухлучевые события с одной положительной и одной отрицательной частицами в общей вершине.

Вначале программа находила по пробоям в ИК прямые траектории отдельно по У и Ъ - проекциям в камерах до и после магнита. Затем по пробоям в камерах с проволочками, натянутыми под 45° к горизонтальной плоскости, производилась связка проекций треков в пространстве. Полученные таким образом связанные отрезки траекторий сшивались через область магнитного поля, при этом определялся импульс частицы. Найденные траектории сводились в одну вершин, если минимальное расстояние между ними было меньше заданной величины.

Эффективность поиска двухлучевых вершин контролировалась с помощью ряда параметров, а именно: по отклонениям пробоев в ИК от выбранной траектории, по дисперсии траектории, проведенной через магнитное поле, по кратчайшему расстоянию между траекториями при сведению их в точку вершины, по дисперсии событий с двух лучевой вилкой.

Из распределений по отклонению искр от траектории частиц было видно, что 90% искр находились в пределах ±1,3тт от проведенной траектории. Выбранная при обработке ширина дорожки, равная 5мм, не ограничивала числа траеторий.

Ограничение по дисперсии траектории, проведенной в пространстве через магнитное поле, было выбрано равеым где Ее2 - сумма квадратов отклонений пробоев от траектории, И? - число точек, через которые была проведена траектория, í - число связей, равное 5, при этом более 98% траекторий удовлетворяли неравенству Б < Втах.

Сходимость траекторий в вершину контролировалась по кратчайшему расстоянию между ними в пространстве. В среднем, величина невязки траекторий в вершине события была менее 1 мм, события с невязкой более 4 мм исключались, а для событий с меньшей невязкой траетории сводились в точку с минимизацией отклонений всех траекторий от пробоев в ИК.

Дисперсия для событий с двухлучевой вершиной составляла, в среднем, 0,5-1 тт2, события с величиной дисперсии более 2 тт2 из обработки исключались.

Таково краткое описание основной аппаратуры спектрометра, программ контроля и первичной обработки событий на ЭВМ. Более подробное эти подсистемы спектрометра КАОН изложены в работах [3], [4], [5].

2.2 Оптимизация условий проведения эксперимента по измерению поляризации Л-гиперонов. Система отбора событий

На этапе подготовки эксперимента по измерению поляризации Л-гиперонов были проведены расчеты методом Монте-Карло для определения оптимальных значений для напряженности магнитного поля, размера распадного об'ема, оптимального включения счетчиков спектрометра в систему отбора событий, требований к логике отбора. В качестве исходных данных были взяты: спектр нейтронов в соответствии с параметризацией [54] (см. Рис.22), поперечные размеры пучка 14 х 18ст2, геометрия счетчиков и искровых камер, профиль магнитного поля.

Рис. 22: Импульсный спектр нейтронов

Для определения параметров установки оптимальных для регистрации распадов Л —► рп~ была выбрана следующая стратегия. Величина магнитного поля спектрометра выбиралась так, чтобы при распаде Л-гиперона, летящего вдоль оси спектрометра, отбирались частицы, траектории которых в проекции на медианную плоскость пересекались бы за магнитом в области

ГОСУДАРСТВЕН';. ~ЧБЛИОТ£К£

3» 59 79

38 58 78

37 57 77

36 56 76

35 55 75

34 54 74

33 53 73

32 52 ". 72

Pi 31 51 71

21 41. 61

22 42 62 itl

23 43 63

24 44 64

25 45 65

26 46 66

27 47 67

28 48 68

29 49 69 гз г4 г5

Рис. 23: Схема расположения годоскопов сцинтилляционных счетчиков годоскопов Г4 - Г5.

Выбранное значение напряженности магнитного поля 0,2 Т обеспечивало величину интеграла напряженности магнитного f Bdl по оси спектрометра

J Bdl = 180 МэВ/с (14)

С учетом этого счетчики годоскопов ГЗ - Г5 включались в совпадения, задавая скрещивающиеся направления положительно и отрицательно заряженных частиц.

Роль годоскопов Г1 и Г2, расположенных перед магнитом, заключалась в выделении событий с двумя заряженными частицами.

Счетчики годоскопов Г1 и Г2 были разбиты на две части: левую и правую, их сигналы смешивались и подавались на вход схемы совпадений.

Геометрия расположения счетчиков годоскопов ГЗ - Г5 приведена на Рис.23.

Выбор оптимального включения счетчиков годоскопов ГЗ - Г5 производился с учетом возможностей системы отбора событий установки: наличия 31-канальных схем совпадений, смесителей с 2-мя и 3-мя входами.

Наличие Зг-канальных схем совпадений определяет логику включения: на первый канал схемы подключены счетчики годоскопа ГЗ, на второй - Г4, на третий - Г5. Каждая схема выделяла пучок возможных траекторий, причем угол наклона траектории к оси пучка определялся количеством и номерами включенных счетчиков. Отбор заряженных частиц, траектории которых пересекались за магнитом в области годоскопов Г4 - Г5, производился с помощью схем совпадения "линия".

На входы схемы "линия" подавался сигнал от двух или трех счетчиков годоскопа ГЗ и двух счетчиков годоскопа Г5. Сигналы от счетчиков годоскопа Г4 смешивались по два и подавались на схему совпадений так, чтобы не ограничивать телесный угол, выделяемый счетчиками годоскопов ГЗ и Г5.

В Табл.1 приводится логика включения счетчиков годоскопов ГЗ - Г5 на совпадения.

Для того, чтобы событие удовлетворило условиям триггера требовалось выполнение следующих двух необходимых условий:

• должны были сработать ровно два счетчика в одной из половин годоскопа Г1 и ровно два счетчика в той же половине годоскопа Г2;

• дожна была сработать одна пара линий 7гг и с одним и тем же номером г.

Был также проведен расчет по выбору длины распадного объема. При этом отбирались события, когда обе распадные частицы достигали счетчиков годоскопа Г5 и, следовательно, могли быть зарегистрированы искровыми камерами.

Число дошедших до годоскопа Г5 частиц увеличивается с увеличением длины распадной области, насыщаясь при значении длины приблизительно 1 м. Была выбрана длина 100 см, так как при большей длине точность определения координат вершины распада падает.

Заключение

В процессе методических разработок и физических исследований выполнены работы и получены следующие результаты, составляющие основное содержание диссертации и вынесенные на защиту:

• Выбрана система отбора событий для выделения распадов Л —> ртт~ с высокой эффективностью на фоне большого числа нейтронных взаимодействий.

• Созданы программы математической обработки для поиска событий с вершиной из двух заряженных частиц.

• Написаны программы статистического анализа данных, использующие гибридный метод Монте-Карло.

• Выполнен эксперимент по измерению поляризации Л-гиперонов, рожденных нейтронами с импульсами от 4 до 10 ГэВ/с на ядрах углерода и свинца.

Полученные данные привели к следующим выводам:

• Характеристики системы отбора событий позволяют с высокой эффективностью выделять распады Л —>■ рп~.

• Примененный метод статистического анализа данных дает возможность избежать появления систематических ошибок, вызванных неполной адекватностью модели эксперимента.

• Основываясь на 21265 событий распада Л —> рп~ с углеродной мишенью и 3006 событий распада со свинцовой мишенью, получены следующие результаты: а) Поляризация Л-гиперонов отрицательна и растет по абсолютной величине с ростом поперечного импульса, достигая при < >= 0,68 ГэВ/с значения —0,39 ± 0,08 на углеродной и значения —0,43 ± 0,20 на свинцовой мишени. При малых поперечных импульсах поляризация обращается в нуль. б) В пределах экспериментальных погрешностей не наблюдается зависимости поляризации от атомного номера ядра мишени.

Благодарности

Я считаю своим долгом выразить глубокую благодарность моему научному руководителю М.Е.Вишневскому за предложенную тему и руководство в процессе исследований. Я хочу поблагодарить своих соавторов, без чьего участия и помощи эта работа не была бы выполнена, - Н.Д.Галанину за полезные обсуждения и советы при проведении эксперимента и его обработки, В.М.Березина, М.О.Власову, А.М.Липкина, В.В.Мемелова, А.А.Недосекина, В.А.Садыкова, Н.А.Халдееву - за помощь в проведении измерений и обработки, В.С.Демидова, А.Л.Ендалова, А.К.Поносова - за постоянные полезные обсуждения.

Список литературы диссертационного исследования кандидат физико-математических наук Остапчук, Андрей Яковлевич, 1998 год

Литература

[1] Bunce G. et al.,A° Hyperon Polarization in Inclusive Production by 300-GeV Protons on Berillium, Phys.Rev.Lett.,36(1976), 1113

[2] А леев A.H. и др., Поляризация А-частиц рожденных нейтронами с энергией около 40 ГэВ на углеродной мишени, ЯФ, 37(1983),1479

[3] Березин В.М. и др., Проволочная искровая камера с дополнительным электродом, ПТЭ(1980), 64

[4] Березин В.М. и др., Спектрометр на линии с ЭВМ. Препринт ИТЭФ-34(1977)

[5] Березин В.М. и др., Система проволочных искровых камер с памятью на ферритовых кольцах, Препринт ИТЭФ-130(1977)

[6] Алексеев А.Н. и др., Измерение поляризации А-гиперонов рожденных нейтронами с импульсом от 4 до 10 ГэВ/с на ядрах углерода, Препринт ИТЭФ-23(1988)

[7] Вишневский М.Е. и др., Поляризация А-гиперонов в пС- и пРЪ-взаимодействиях при начальном импульсе от 4 до 10 ГэВ/с, ЯФ,57(1994),1

[8] Pepin М. et al., A Study of the Background Peak in the AK° Associated Production at 5, 7 and 12 GeV/c, Phys.Lett.,B26(1967),35

[9] Aahlin P. et al., Polarization of Lambda Hyperons Produced in p p Collisions at 19 GeV/c, Lett.Nuov.Cimento,21(1978),236

[10] Lee T.D. et al., Possible detection of Parity Nonconservation in Hyperon Decay, Phys.Rev.,106(1957),1367

[11] Paige F.E. and Sidhu D.P., Polarization in Inclusive Reactions, Phys.Rev.,D14(1976),2307

[12] Kane G.L. et al., Transverse Quark Polarization in Large pt Reactions, e+e Jets, and Leptoproduction: a Test of QCD, Phys.Rev.Lett.,41(1978),1689

[13] Anderson B. et al., A Semiclassical Model for the Polarization oflnclusively Produced A0 Particles at High Energies, Phys.Lett.,B85(1979),417

[14] DeGrand T. and Miettinen H.I., Quark Dynamics of Polarization in Inclusive Hadron Production, Phys.Rev.,D23(1981),1227

[15] Szwed J., Hyperon Polarization at High Energies, Phys.Lett.,B105(1981),403

[16] Heller K. et al., A°-Hyperon Polarization in Inclusive Production by 24-GeV Protons on Platinum, Phys.Lett.,B68(1977),480

[17] Ефремов А.В., Поляризация в процессах с большим поперечным импуль- . сом и в кумулятивном рождении адронов, ЯФ,28(1978),166

[18] Moriarty К.J.M and Rad J.P, Naturality and Inclusive A Production, Lett.Nuovo.Cim., 19(1977),393

[19] Gago J.M. et al., Is the A Polarization in Inclusive K-P Compatible with QCD?, Phys.Lett.,B183(1987),357

[20] Heller K., Polarization of Lambdas and Anti-Lambdas Produced by 400-GeV Protons, Phys.Rev.Lett.,41(1978),607

[21] Andersson B. et al., Parton Fragmentation and String Dynamics, Phys.Rep.,97(1983),3

[22] Abe F. et al., Inclusive A0 Production by 12-GeV Protons on Nuclear Targets, Phys.Rev.,D30(1984), 1861

[23] Lomanno F. et al., Measurement of A0 Polarization in Inclusive A0 Production at 28.5-GeV/c, Phys.Rev.Lett,43(1979),1905

[24] Chaucat P. et al, preprint CERN-EP/82-198(1982)

[25] Abreu M.G. et al., Study of the A-Dependence of Inclusive p,p, A, A Production in 7r± Nucleus Interactions at 30-GeV/c, Z.Phys.,C25(1984),115

[26] Gatto R. and Stapp H.P., Spin and Parity Analysis from Production and Decay of Hyperon Resonant States, Phys.Rev.,121(1961),1553

[27] Baubillier M. et al., A Study of Inclusive A, E°, and E(1385) Production in K — P Interactions at 8.25-GeV/c, Nucl.Phys.,B148(1979),18

[28] Armstrong T.A. et al., Lambda Polarization in the K-Fragmentation Region, Nucl.Phys.,B262(1985),356

[29] Gourlay S.A. et al., Polarization of Lambdas and Anti-Lambdas in P P, Anti-P P, and K P Interactions at 176-GeV/c, Phys.Rev.Lett,56(1986),2244

[30] Haupt T. et al., Polarization of A0 Hyperons in K — P Interactions, Z.Phys.,C28(1985),57

[31] Blobel V. et al., Transverse momentum Dependence in Proton-proton Interactions at 24-GeV/c, Nucl.Phys.,B122(1977),429

[32] Ganguli S.N. et al., Inclusive Production of Lambda in the Proton Fragmentation Region from K — P —> AX at 4.2-GeV/c, Nuovo Cimento,44A( 1978),345

[33] Faccini M.L. et al., A and A Polarization in K^P Interactions at 32-GeV/c, Z.Phys.,Cl(1979),19

[34] Barth M. et al., Inclusive A and A Production in K+P Interactions at 70-GeV/c, Z.Phys.,C10(1981),205

[35] Adeva B. et al., Study of Strange Particle Inclusive Reactions in ir~p Interactions at 3.95-GeV/c, Z.Phys.,C26(1984),359

[36] Barreiro F. et al., Inclusive Neutral Strange Particle Production in n~p Interactions at 15-GeV/c, Phys.Rev.,D17(1978),669

[37] Bensinger J. et al., Inclusive Lambda Production and Polarization in 16-GeV/c 7Г~p Interactions, Phys.Rev.Lett.,50(1983),313

[38] Stuntebeck P.H. et al., Inclusive Production of A0, and A° in 18.5-GeV/c 7Г±p Interactions, Phys.Rev.,D9(1983),608

[39] Biswas N.N. et al., Inclusive Production of тг°, K%, A0, and A° in 100-GeV/c, 200-GeV/c and 300-geV/c ir'p Interactions, Nucl.Phys.,Bl67(1980),41

[40] Ward C.E.W. et al., Cross-Sections and Polarizations in the Reactions7T~jo —»• A AT0 Near the Backward Direction, from 3-GeV/c to 6-GeV/c, Phys.Rev.,D16(1977),2041

[41] Beusch W. et al., Angular Distribution and Polarization in the Backward Peak of тг-р AK° at 4 and 6.2 GeV/c Nucl.Phys.,Bl9(1970),546

[42] Джмухадзе C.B., ЯФ, Поляризация Л-гиперонов, образованных в -пропан-взаимодействиях при pv- =40 ГэВ/с, 33(1981),160

[43] Erhan S. et al., A0 Polarization in Proton-Proton Interactions at л/s = 53-GeV and 62-GeV Phys.Lett.,B82(1979),301

[44] Smith A.M. et al., Observation of Correlations Between Forward Protons and 90° Trigger Protons at ^=62 GeV/c, Phys.Lett.,B184(1987),93

[45] Heller K., J.Phys.Colloq.,C-2(1985),121

[46] Erhan S. et al., Preprint CERN-EP/84-84,(1984)

[47] Heller K., Proc.Int.Conf.on High-Energy Physics, Madison,1981,eds.Durand and Pondrom,61

[48] Noguchi S. et al., Inclusive Lambda Production in pp Interactions at 3-GeV/c, 3.5-GeV/c, 4-GeV/c and 4.5-GeV/c, Z.Phys.,C24(1984),297

[49] Abe F. et al., Inclusive A0 Polarization in Proton Nucleus Collisions at 12-GeV, Phys.Rev.,D34(1984),1950

[50] Aleev A.N. et al., A-Dependence of Polarization of A0 Produced Inclusively in Neutron-Nucleus Interactions, Z.Phys.,C36(1987),27

[51] Raychaudhuri K. et al., A Study of Inclusive A Polarization from Hydrogen and Other Targets at 28 GeV, Phys.Lett.,B90(1980),319

[52] Heller K. et al., Polarization of H° and A Hyperons Produced by 400-GeV/c Protons, Phys.Rev.Lett.,51(1983),2025

[53] Barton D.S. et al., Experimental Study of Inclusive Hadron fragmentation, Phys.Rev.,D27(1983),2580

[54] Ranft J. and Ritter S., Particle Production and Correlations in Hadron-Hadron Collisions in the Dual Monte-Carlo Chain Fragmentation Model, Z.Phys.,C27(1985),413

[55] Particle Data Group, Phys.Rev.,D54(1996),l

[56] Балац M.Я. и др., ЯФ, Интерференция амплитуд распадов Kl и к s в 7г+7г_ позади регенератора, 1971,т. 13,с.93

[57] Bunce G., Nucl.Instr.Meth., A MonteCarlo/Data Hybrid: a General Technique to Measure Detection Efficiency, 172(1980),553

[58] Воробьев JI.С. и др., Поляризация кумулятивных А0 -частиц, вылетающих из ядер С, Al, Си, Cd, Pb под углом 90° в л.е., Препринт ИТЭФ-113(1988)

[59] Flaminio V. et al., Preprint CERN-HERA/84-01(1984)