Феноменология односпиновых эффектов в образовании адронов при высоких энергиях

1. Феноменология односпиновых эффектов вобразовании адронов при высоких энергиях В.В. Абрамов Институт физики высоких энергий, Протвино, Россия

2. Введение Глобальный анализ данных по AN и PN (68 реакций). A↑ + B → C + X {односпиновая асимметрия, AN(pT, xF,√s) }. A + B → C↑ + X {поляризация частицы C, PN(pT, xF,√s) }. Вт.в. КХДодноспиновые эффекты малы:AN SmQ/EQ  1%. Наблюдаемые эффекты много больше предсказаний т.в. КХД. Модели: Сиверса, Коллинза; орбитальное движение кварков (Meng Ta-Chung, Zuo-tang Liang, Трошин, Тюрин); взаимодействие с хромомагнитной струной (Рыскин); рекомбинационная, эффект Томаса (DeGrand, Miettinen, Anderson, Gustafson, Ingelman). 10.33

3. Введение Предлагается новый квазиклассический механизм для односпиновых процессов, который основан на взаимодействии массивных составляющих кварков с эффективным хромомагнитным полем глюонных струн(микроскопический эффект Штерна-Герлаха). Прецессия спина кварков в цветовом поле приводит к осцилляции поляризации адронов в зависимости от кинематических переменных. Модель служит инструментом для поиска закономерностей в поведении экспериментальных данных и качественного их объяснения. Большое число реакций, используемых в глобальном анализе, позволяет выявить общие закономерности. 10.34

4. Взаимодействие кварка с полем КХД-струны ПродольноехромоэлектрическоеEaициркулярное хромомагнитноеBaполяКХД-струны. μaQ= sgaQgs/2MQ –хромомагнитный(1)момент составляющего кварка. JETP Lett. 41, 194 (1985). Зависимость поля от расстоянияrот оси струны: E(3)Z = -2αsνA/ρ2 exp(-r2/ρ2), (2) B(2)φ = -2αsνAr/ρ3 exp(-r2/ρ2), (3) гдеνA – число кварков,ρ=1.25RC  2.08 ГэВ-1, RC-1  0.6 ГэВ, RC –радиус конфайнмента,αs= gs2/4π. 10.37

5. Действие сил Штерна-Герлаха на кварк в поле КХД струны fx ≈ μax ∂Bax/∂x + μay ∂Bay/∂x(4) fy ≈ μax ∂Bax/∂y + μay ∂Bay/∂y(5) СПЕКТАТОРЫ Кварк из наблюдаемого адрона С, испытывающий действие сил Ш-Г и прецессию спина мы будем называть кварком-пробником, измеряющим поле Ва. Ba ~ [2 + 2λ - 3τ λ ] • Эффективное хромомагнитное поле является суперпозицией полей струн, создаваемых кварками (антикварками)-спектаторами, которые не входят в состав наблюдаемого адрона. • Односпиновые эффекты – результат действия сил типа Штерна-Герлаха,М.Рыскин,ЯФ 48(1988)1114. 10.38

6. Прецессия спина кварка в хромомагнитном поле струн • Ларморова прецессия спина кваркаξв полеBa≈ 2αsνr/ρ3: • dξ/dt≈ a[ξBa] (BMT-уравнение) (9) • a = gs(gaQ – 2 + 2MQ/EQ)/2MQ (MU≈ MD≈ 0.3 ГэВ) (10) • ΔμaQ =(gaQ-2)/2(аномальный хромомагнитныймомент кварка) • Спонтанное нарушение киральной симметрии: кварк получает дополнительную динамическуюмассу ΔMQ(q)иΔμaQ(q). • Инстантонная модель: • ΔμaQ≈ –0.2 (Кочелев); • ΔμaQ≈ –0.744(Дьяконов). 10.40

7. Действие сил Штерна-Герлаха на кварк в хромомагнитном поле Микроскопический эффект Штерна-Герлаха сообщает кварку дополнительный рТ, что приводит к азимутальной асимметрии или к поляризации наблюдаемой частицы. δpx =gaQξ0y[(1 – cosφA)/φA + εφA]/2ρ/(gaQ – 2 + 2MQ/EQ),(22) φA= ωAxAугол прецессии спина в области фрагментации А. ωA= gsαsνAS0(gaQ – 2 + 2MQ/EQ)/(MQcρ2)«частота» (23) xA= (xR + xF)/2скейлинговая переменная(24) S0 ≈ 0.6 ± 0.2Фм. ε = -0.00419 ± 0.00022. А= 0А{1 – 2MQ/[(2-gaQ)EQ]}(36) 10.44

8. Поляризационные эффекты в поле КХД струн AN≈ -δPxD; (Рыскин, 1988) (25) D≈ –∂/∂pT ln(d3σ/d3p); D = 5.68 ± 0.13 ГэВ–1(26) • В модели РыскинавеличинаδPx≈ 0.1 ГэВ/с -- постоянная. • В рассматриваемой модели эффективного цветового поля мы имеем динамическое происхождение зависимости ANили РNот кинематических переменных ( xA, xF) и квантовых чисел кварков в адронах A, B, C, в частностиот ga–фактораи массы кварка MQ. • Эта зависимость обусловлена микроскопическим эффектом Штерна-Герлаха и прецессией спина составляющих кварков в цветовом поле.AN≈ -δPx(xF,√s, pT, A) D. 10.47

9. Скейлинговые переменные и зависимость ANи PNот них xA = (xR+ xF)/2 – скейлинговая переменная 1(32) xB = (xR- xF )/2 – скейлинговая переменная 2(33) PNи AN зависят от переменныхyAиyB: yA =xA – (E0/√s + f0)[1 +cosθcm ]+ a0[1 –cosθcm ],(34) yB =xB – (E0/√s + f0)[1 –cosθcm ] + a0[1 + cosθcm ],(35) a0, f0и E0–феноменологические параметры, учитывающие ферми-движение кварков в протонеи прецессию их спинов. • Углы прецессии спина :φA= ω0AyAиφB= ω0ByB • «частоты осцилляций»:ω0A = ω0QνA и ω0B = ω0QνB. 10.49

10. Обобщенный вид уравнений для AN и PN AN ≈C(√s)F(pT,A)[G(φA) – σG(φB) ], (28) G(A) = [1 – cos A]/A + εφA, прецессия спина и силы Ш-Г.(29) C (√s) = v0/(1 – ER/√s), эффект фокусировки кварков(30) F(pT,A) = {1 – exp[-(pT/p0T)3 ]}(1 – α lnA).(31) Эффект экранировки цветовых зарядов кварков при pT < p0T. ξ0y ≡ V(xF) ≈ ±θ(xF-x0) - поляризация u и d–кварков,(32) Всего 9 локальных параметровдля конкретной реакции: D, α, σ,E0, ER, f0, a0,x0,p0T.В среднем 6параметров из 9 определяются из данных для конкретной реакции, остальные выражаются через глобальные параметры. 10.48

11. Эффект фокусировки кварков в поле Ba Зависимость C(√s)=v0/(1 – ER/√s)связана прецессией спина и силами Ш-Г, а также с фокусирующими свойствами циркулярного хромомагнитного поля Baпри ω0A > 0. Фокусирующая сила Лоренца F = gs[vBa]Iaприводит к увеличению времени нахождения кварка-пробника из регистрируемого адрона в поле струны и к усилению поляризационных эффектов, что соответствует ER > 0. При ω0A < 0полеBaдефокусирует (выталкивает) кварки из струны, что соответствуетER < 0и приводит к уменьшению поляризационных эффектов. Эффект аналогичен фокусирующему действию магнитного поля на плазму в термоядерных установках типа токомак. 10.55

12. Пример фокусировки кварков в поле Ba p↑ + p(A) → π+ + X, фокусировка 0A = 1.85 «частота» √s< 60 ГэВ ER = 3.31± 0.09ГэВ 1/C(√s)~ (1-ER/√s); √s0 = 100ГэВ ФОДС-2 √s =8.77ГэВ √s =200ГэВ √s =4.89ГэВ 10.55

13. Пример дефокусировки кварков в поле Ba p +p(A) → Λ↑ + X, дефокусировка 0A = −2.41 ER = −2.95± 0.30ГэВ Au+Au → Λ↑ + X, фокусировка 0A = +44.78, √sNN =4.86ГэВ; ER =+4.805 ±0.016 ГэВ √s =4.86ГэВ √s =200ГэВ √s0 = 100ГэВ 10.55

14. Правила кваркового счета (ПКС) дляω0A Правила кваркового счета определяют зависимость «частоты» ω0A от квантовых чисел адронов A, B, C, энергии реакции √sи атомного веса A пучковой частицы. А ≡ ≡ С СПЕКТАТОРЫ p + p → Ξ0↑ + X Ba~ω0A= ω0S[2 + 2λ - 3τ λ ] < 0; PN < 0; Для учета кваркового состава адронов используются кварковые диаграммы. Те из кварков, которые не входят в состав наблюдаемого адрона С, считаются спектаторами, создающими с некоторой вероятностью КХД-струны и дающими свой аддитивный вклад в эффективное хромомагнитное поле Baи частоту осцилляций ω0A.λ = -0.1319±0.0013; τ = 0.0562± 0.0030 11.19

15. Правила кваркового счетадляωA Кварки- и антикварки- спектаторы из налетающего адрона вносят аддитивный вклад в ω0А, с весами равными λи 1 соответственно.Спектаторы из мишени имеют дополнительный фактор –τ. СПЕКТАТОРЫ p↑ + p → π+ + X Ba~ω0A= ω0U[3λ - 3τ λ ] > 0; AN > 0; Общий вид формул для q и q̃кварков-пробников из адрона С: ωq = ω0Q{q̃new +λqnew – q̃used - λqused +λqA + q̃A –τ(λqB+q̃B)} (45) ωq̃ = ω0Q{λq̃new +qnew – λq̃used - qused +qA + λq̃A –τ(qB+ λq̃B)} (46) 11.20

16. Зависимость частотыω0Aот энергии √s и атомного веса ядра При высоких энергиях√s рождениекварков и антикварков увеличивает напряженность хромомагнитного поля. В налетающем ядре эффективное число кварковравно их числу в трубке с поперечным радиусом, определяемым эффектом конфайнмента: qA = 3(1+fN)Aeff ~ 3(1+fN)A1/3 (47) q̃A = 3fNAeff ~ 3fNA1/3 (48) Подавление вклада новых кварков fNв νA прибольшихpTиxF: fN = nqexp(-W/√s)(1-XN)n, n = 1.38 ± 0.09; nq = 4.52 ± 0.32; (49) XN = [(pT/pN)2 + xF2 ]1/2; pN = 28 ±10 ГэВ/с; W1 = 265±14 ГэВ.

17. Специфика AA-соударенийи больших √s Для А1А2-соударений вклад новых кварковfNв число струн ν призаданных pTи xFимеет вид: fN = nqexp(-W/√s)(1-XN)n, (50) XN = [(pT/pN)2 + xF2 ]1/2; (51) W = W2/(A1A2)1/6(52) n = n2(A1A2)1/6(параметр фрактальности) (53) n2 = 0.91 ± 0.37, W2 = 238± 54 ГэВ, nq = 4.52 ± 0.32, pN = 28 ±10 ГэВ/с; где A1и A2 – атомные веса сталкивающихся ядер.

18. Зависимость MQи ΔμaQот q В инстантонной модели динамические массы MQи аномальные хромомагнитные моменты кварков ΔμaQ зависят от переданного импульса q: Д.И.Дьяконов, 2003 (62) (63) (64) Анализ данных: q0 = 1.03 ± 0.40 ГэВ/c. 11.22

19. Глобальный анализ данных Всего в анализ включеныданные для 68 реакций, в которых измерялись односпиновые наблюдаемые, AN, PN, ρ00. Данные получены в hр, hA, AA, и lA–соударениях.Использовано 2100 экспериментальных точек. Глобальный фит дает χ2/d.o.f. = 0.995, при добавлении квадратично систематической ошибки модели σSYS= 0.016 в каждой экспериментальной точке: вес = (σ2EXP + σ2SYS)-1. Всего имеется 41 глобальный параметр и 411 локальных параметров на 68 реакций.На рисунках показана зависимость величины GA(φA)от угла прецессии спина φA (радианы), где GA(φA)= AN/{C(√s)F(pT,A)} + σG(φB), (65) или GA(φA)= PN/{C(√s)F(pT,A)} + σG(φB). (66)

20. Глобальный анализ данных: AN Реакции, в которых измерялась анализирующая способность в hри hA–соударениях. 23 реакции, 876 точек.

21. Глобальный анализ данных: AN Наиболее хорошо изученные реакции по измерению анализирующей способности в hри hA–соударениях.14реакций № 1÷14, 510 точек. Высокая точность данных. 2.3 < √s < 200 GeV √s =200ГэВ p↑p→n Модель: сплошная кривая: G(φA) = (1- cosφA)/φA+εφA p↑p→π±K±

22. Предсказания AN для √s = 130ГэВ, θCM= 4.1° p↑ + p → π+ + X Е704: √s =19.4 ГэВ BRAHMS: √s =62.4 ГэВ√s =200 ГэВ Сплошнаякрасная кривая – предсказания для√s = 130ГэВ, θCM = 4.1°. Штриховая синяя кривая – предсказания для√s =200ГэВ, θCM = 4.1°.

23. Предсказания AN для √s =500ГэВ, θCM= 4.1° p↑ + p → π+ + X Е704: √s =19.4 ГэВ BRAHMS: √s =62.4 ГэВ√s =200 ГэВ Сплошнаякрасная кривая – предсказания для√s =500ГэВ, θCM = 4.1°. Штриховая синяя кривая – предсказания для√s =200ГэВ, θCM = 4.1°.

24. ANв образовании протонов Наблюдение осцилляцийAN в образовании протонов. 129 точек, xF > 0.1, pT > 0.6 ГэВ/с. p↑ + p(A) → p +X ФОДС-2 √s = 8.77ГэВ 4.9 < √s < 200 GeV Модель: сплошная кривая: G(φA) = (1- cosφA)/φA+εφA

25. Глобальный анализ данных: AN Реакции, в которых измерялась поляризация барионов в hри hA–соударениях. 25реакций, 916 точек.

26. Поляризация барионов Наиболее хорошо изученные реакции по измерению поляризации барионов в hри hA–соударениях.19реакций № 24÷42, 691 точка. 2.9 < √s < 62 GeV K- p →Λ↑ + X Наблюдается 7 циклов осцилляций для K- p →Λ↑ + X Сплошная кривая: G(φA) = (1- cosφA)/φA+εφA

27. Глобальный анализ данных: AN Реакции, в которых измерялась PNв AuAu-соударениях, поляризация векторных мезонов, PNи ANв лептон-адронных соударениях. 20реакций, 308 точек.

28. Поляризация в соударениях ядер Поляризация Λв Au+Au–соударениях. Эксперимент STAR: √s = 62 и 200 ГэВ Au+Au →Λ↑ + X BNL: √s = 4.86 ГэВ Модель: сплошная кривая: G(φA) = (1- cosφA)/φA+εφA

29. Поляризация в соударениях ядер Поляризация Λв Au+Au–соударениях. Эксперимент STAR: √s =62 и 200 ГэВ Au+Au →Λ↑ + X

30. Предсказания PN в S+S-соударениях Реакция: S+S →Λ↑ + X Поляризация Λв S+S–соударениях. При низких энергиях «частота» ωA >0 и имеет место эффект фокусировки кварков, усиливающий поляризацию. Предсказания для √s = 9 и 7 ГэВ: S + S →Λ↑ + X рТ = 2.35 ГэВ/с 11.41

31. Предсказания PN в Cu+Cu-соударениях Реакция: Сu+Сu →Λ↑ + X Поляризация Λв Сu+Сu–соударениях. При низких энергиях «частота» ωA >0 и имеет место эффект фокусировки кварков, усиливающий поляризацию. Предсказания для √s = 9 и 7 ГэВ: Cu + Cu →Λ↑ + X рТ = 2.35 ГэВ/с

32. Предсказания PN в Au+Au-соударениях Поляризация Λв Au+Au–соударениях. Данные: Au+Au →Λ↑ + X Экспериментатор может варьировать «частоту» ωAна 3 порядка изменяя энергию, атомный вес и карковый состав адронов в реакции. Предсказания для √s = 9 и 7 ГэВ: Au + Au →Λ↑ + X рТ = 2.35 ГэВ/с 11.41

33. Поляризациявекторных мезонов Наиболее хорошо изученные реакции по измерению поляризации векторных мезонов в hри hA–соударениях.9 реакций № 51÷59, 116 точек. 3.6 < √s < 1960 GeV pCu→Y(S2) ρ0 K*+ φ K*- pp→Y(S1) Модель: сплошная кривая: G(φA) = (1- cosφA)/φA+εφA Ј/ψ pCu→Y(S1)

34. Лептон-адронные соударения Реакции по измерению в лептон-адронных соударениях.3 реакции № 63÷65, 19 точек, HERMES. 3.2 < √s < 7.3 GeV e+ d→Λ̃↑ e+ d→Λ̃↑ + X e+ d→Λ↑ + X e+ p↑→π+ +X e+ p↑→ π+ e+ d→Λ↑ Модель: сплошная кривая: G(φA) = (1- cosφA)/φA+εφA

35. Данных по 46 наиболее изученным реакциям, -20< φA <20. xF > x0, pT > 0.3 ГэВ/с.46 реакций, 1427 точек. 2.3 < √s < 1960 GeV Модель: сплошная кривая: G(φA) = (1- cosφA)/φA+εφA 11.41

36. Данных по 46 наиболее изученным реакциям, -60< φA < 10. 2.3 < √s < 1960 GeV Наблюдается 7 циклов осцилляций для K- p →Λ↑ + X Частота осцилляций: ПКС: ω0A = -8.79 ± 0.22; Фит: ω0A = -8.45 ± 0.20; K- p →Λ↑ + X Модель: сплошная кривая: G(φA) = (1- cosφA)/φA+εφA 11.41

37. Данных по 46 наиболее изученным реакциям, -10< φA < 40. 2.3 < √s < 1960 GeV Ξ̃+ Σ̃− Ξ̃0 Модель: сплошная кривая: G(φA) = (1- cosφA)/φA+εφA 11.41

38. Оценка масс составляющих кварков из данных по односпиновым процессам Динамические массы кварков при нулевой виртуальности, q = 0. Настоящая работа: MU = 0.254 ± 0.027 ГэВ/с2 MD = 0.330 ± 0.047 ГэВ/с2 MS = 0.541 ± 0.065ГэВ/с2 MC = 1.45 ± 0.11 ГэВ/с2 MB = 5.95 ± 0.37 ГэВ/с2 (2 решения) MB = 4.27 ± 0.78ГэВ/с2 Из анализа заряженных форм-факторов пионов: MU ≈ MD ≈ 0.25 ГэВ/с2; A.F.Krutov, V.E.Troitsky, Eur. Phys. J. C20 (2001) 71. (JLAB data) MQ = (2/3)1/2πFπ = 0.24 ГэВ/с2; С.Б.Герасимов, ЯФ 29(1979)513. MU = 0.263ГэВ/с2; M.Mekhfi, Phys.Rev. D72(2005)114014. 11.45

39. Оценка хромомагнитныхмоментов кварковиз данных по односпиновым процессам Δμa =(ga -2)/2 Аномальные хромомагнитныемоменты кварков при нулевой виртуальности, q=0 (получены впервые): ΔμaU(0) = -0.64 ± 0.12 Инстантонная модель: ΔμaD(0) = -0.56 ± 0.13 ΔμaS(0) = -0.61 ± 0.12Дьяконов: Δμa = -0.744; ΔμaC(0) = -0.78 ± 0.09 ΔμaB(0) = -0.76 ± 0.09(2 решения) ΔμaB(0) = -1.44 ± 0.21 D. Diakonov, Prog. Part. Nucl. Phys. 51(2003)173. 11.46

40. Оценка эффективных размеров струны из данных по односпиновым процессам Радиус поля КХД струн: ρ = 3.25± 0.86 ГэВ-1 или 0.64 ± 0.17 Фм. mR = S0/ρ2 = 0.294 ± 0.007ГэВ. Эффективная длина поля КХД струнS0: S0 = 3.1 ± 0.8 ГэВ-1или 0.61± 0.16 Фм. Теория: ρ=1.25RC  2.08 ГэВ-1 А.Б. Мигдал и С.Б. Хохлачев, Письма в ЖЭТФ, 41 (1985) 159. 11.45

41. Заключение • Рассмотрен механизм происхождения односпиновых эффектов в hh, hA, AA иlN-соударениях, связанный с взаимодействием составляющих кварков с эффективным цветовым полем КХД струн, создаваемых кварками-спектаторами: микроскопический эффект Штерна-Герлаха. • Прецессия спинов кварков в хромомагнитном поле приводит к осцилляции односпиновых наблюдаемых ANи PN, как функций угла прецессии φA и других кинематических переменных. • Частоты осцилляций описываются правилами кваркового счета, учитывающими их зависимость от аромата кварков, энергии √s, pT, xFи атомного веса сталкивающихся ядер. 11.51

42. Заключение • Фокусирующее действие эффективного цветового поля на кварки приводит к характерной резонансной зависимости ANи PN от энергии √s: AN(√s) ~ (1-ER/√s)-1; • Глобальный анализ данных по PNи AN для 68 реакций позволил получить оценки размеров КХД-струн, динамических масс и хромомагнитных моментов составляющих u, d, s, c и b- кварков. • Исследование односпиновых эффектов дает ценную информацию о динамике взаимодействия кварков, механизме их адронизации, спиновой структуре адронов, конфайнменте и спонтанном нарушении киральной симметрии. 11.51

43. Эффективное число нуклонов, дающих вклад в поле Ва для А1А2-соударений Число нуклонов в трубке радиуса Ra = r0Aa1/3будет:(54) Aeff = A1{1 – [1 – (Aa/A1)2/3]3/2}  7.7A11/3.(55) Если A1 <Aa, то Aeff = A1. Для нуклонов Aeff = 1. Aa является свободным параметром модели. Фит: Aa = 11.84± 0.33; Ra = r0Aa1/3 2.74 ±0.03Фм, где r0= 1.2 Фм, А1 – атомный вес налетающего ядра. Число нуклонов мишени в трубке радиуса Ra = r0Aa1/3будет: Beff = A2{1 – [1 – (Aa/A2)2/3]3/2}  7.7A21/3.(56) где А2 – атомный вес ядра мишени. 11.22

44. Эффективное число нуклонов в мишени в случае hA-соударений Число нуклонов в мишени в трубке радиуса Rb = r0Ab1/3будет: Beff = A2{1 – [1 – (Ab/A2)2/3]3/2}  0.61A21/3.(57) Если A2 <Ab, то Beff = A2. Для нуклонов Beff = 1. Ab является свободным параметром модели. Фит: Ab = 0.259± 0.024; Rb = r0Ab1/30.76 ±0.02Фм, где А2 – атомный вес ядра мишени. 11.22

45. Связь E0 и 0Ас параметрами MQ и gaQ 0А= gsαsνAS0(gaQ - 2)/{MQρ2c}≡ νA0Q, (37) νA – эффективное число струн, дающих вклад в поле Ba в области фрагментации адрона А. E0 rg MQ[1+(2 – 8f0 )/(2-gaQ)];(38) rg = sign(aA) = ±1;(39) rgучитывает относительный знак эффективного цветового поляBa~ νAи цветовогозарядаgsкварка-пробника, входящего всостав наблюдаемого адронаC, а  MQ– сумма масс кварков в адронеC. «Частота» 0Bвычисляется аналогично 0А перестановкой частиц A и B согласно правилам кваркового счета (ПКС). 10.53

46. Связь v0 и ERс физическими параметрами C (√s) = v0/(1 – ER/√s); (40) v0gaQDξ0y/{2 ρ(2 - gaQ)}; (41) ER 4rg aR MQ/(2-gaQ) ; (44) гдеaR≈ 1/<xR>–параметр модели.aR = 1.34 ± 0.16; 10.56

47. Происхождение величины λ Отрицательный знакλ объясняется противоположными знаками цветовых зарядов кварка и антикварка и их вкладов в эффективное полеBa. Малая абсолютная величина λможет быть связана с отношением волновых функций qqи qq̃ пар: λ = − |ψqq(0)|2 / |ψqq̃(0)|2 -1/8, (58) гдедля водородо-подобного потенциала волновая функция в нуле пропорциональна (CFαS)3/2, гдеCF = 4/3для цветового синглета и CF = 2/3дляантитриплета. S.P. Baranov, Phys. Rev. D54, 3228 (1996). Глобальный анализ для68 реакций дает λ = −0.1321±0.0012, что находится в качественном согласии с (58) и служит обоснование правил кваркового счета и модели в целом. 11.22

48. Возможная корреляция частотыω0A и множественности частиц в событии. p↑ + p → π+ + X С ростом энергии √s увеличивается средняя множественность ntotзаряженных частиц в событии и меняется ω0A. Интересно исследовать возможную связь заряженной множественности частиц nchв событии с числом кварков-спектаторов и ω0A при фиксированной энергии √s (измерить флуктуации множественности nchи её корреляцию с ω0A). 11.24

49. Поляризация в соударениях ядер Поляризация Λ̃ в Au+Au–соударениях. Эксперимент STAR Au+Au →Λ̃↑ + X Псевдобыстрота: η = -ln tg(θcm/2)

50. Что интересно исследовать? • Фокусирующее действие эффективного цветового поля на кварки. Требуются прецизионные измерения AN, PN и ρ00от энергии √s, pT, xF и атомного веса сталкивающихся ядер. Диапазон энергий ускорителя ИФВЭ близок к оптимальному. Планируемое ускорение ядер и поляризованных протонов позволит значительно расширить эти возможности. • Прецессию спинов кварков в хромомагнитном поле и осцилляции односпиновых наблюдаемых AN, PN и ρ00 как функций угла прецессии φA и других кинематических переменных.Требуются прецизионные измерения AN , PN иρ00в возможно более широком диапазоне pT и xF. Ионные пучки позволяют на порядок увеличить частоту осцилляций ω0A, что облегчает ее наблюдениеи измерение. 11.51