ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА, 2023, том 86, № 1, с. 265-275

ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ И ПОЛЯ

ВОЗМОЖНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ НА ПЕРВОЙ СТАДИИ

ФИЗИЧЕСКОЙ ПРОГРАММЫ NICA SPD

Поступила в редакцию 23.09.2022 г.; после доработки 23.09.2022 г.; принята к публикации 23.09.2022 г.

Рассмотрены предложения возможных экспериментов с использованием детектора спиновой физики

SPD на первом этапе программы коллайдера NICA, разрабатываемой в ОИЯИ. Предложения

включают процессы столкновений поляризованных и неполяризованных пучков протонов и дейтронов

при эффективных нуклон-нуклонных энергиях в системе центра масс

√s_NN = 3.5-10 ГэВ.

DOI: 10.31857/S0044002723010592, EDN: RHUHEK

1. ВВЕДЕНИЕ

лагранжиана по отношению к группе преобразова-

ний цвета SU(3)_c, полностью определяет динамику

В ОИЯИ создается коллайдер для исследова-

ядерных (сильных) взаимодействий между адро-

ния свойств барионной материи в условиях высо-

нами, а также в существенной мере статические

кой плотности соударения тяжелых ионов, а также

свойства самих адронов, такие, как масса покоя.

для проведения исследований в области спиновой

Детальное объяснение происхождения нуклонов

физики на основе столкновений пучков поляризо-

и атомных ядер и их свойств, а также свойств

ванных протонов и дейтронов. Процессы pp-, dd-,

адронной материи в целом на основе динамики

а также pd-столкновений в области энергий в с.ц.м.

фундаментальных степеней свободы — кварков и

NN системы

√s_NN = 3-27 ГэВ позволят реали-

глюонов, является конечной целью ядерной науки.

зовать обширную программу по изучению структу-

ры протонов и дейтронов и выяснить роль спина в

Объяснение свойств адронного мира на основе

сильных взаимодействиях. Установка Spin Physics

КХД и электрослабого сектора Стандартной моде-

Detector (SPD) предполагает 4π-геометрию, пре-

ли — очень сложная многоплановая задача. Один

цезионные трековые и калориметрические детекто-

из ее аспектов связан с поиском фазовых перехо-

ры для идентификации частиц [1].

дов в адронных системах, в частности, состояния

кварк-глюонной плазмы, которое, как ожидается,

Настоящая статья посвящена краткому обзору

возникает при достаточно высоких температурах и

предложений возможных экспериментов на пер-

плотностях адронной материи и в котором квар-

вой стадии проекта SPD NICA [2] при энергиях

ки и глюоны свободно перемещаются в адронной

√s_NN = 3.5-10 ГэВ. При этом учтены некоторые

среде, находящейся в состоянии деконфайнмента.

новые экспериментальные и теоретические резуль-

Так, целью проекта MPD NICA является поиск

таты, появившиеся после выхода публикации [2].

кварк-глюонной плазмы и исследование ее термо-

динамических свойств в условиях ранней барион-

ной Вселенной. Другая задача КХД — определе-

2. КХД В ПЕРЕХОДНОЙ ОБЛАСТИ ОТ

ние структурных функций адронов, описывающих

АДРОННЫХ СТЕПЕНЕЙ СВОБОДЫ К

распределение партонов по импульсам в адронах

КВАРК-ГЛЮОННЫМ

в зависимости от ориентации спинов адронов и

Cогласно Стандартной модели фундаменталь-

партонов. Отметим, что главная задача проекта

ных взаимодействий, квантовая хромодинамика

SPD NICA [1] заключается в определении вклада

(КХД) — теория, построенная на основе требо-

глюонов в спин протона и дейтрона на основе изу-

вания локальной калибровочной инвариантности

чения процессов рождения скрытого и открытого

чарма, а также прямых фотонов [3]. Для реше-

¹⁾Лаборатория ядерных проблем им. В.П. Джелепова,

ния этой задачи потребуется максимальная свети-

Объединенный институт ядерных исследований, Дубна,

мость и, соответственно, наиболее высокая доступ-

Россия.

ная на SPD энергия NN-столкновения

√s_NN =

²⁾Физический факультет Московского государственного

университета имени М.В. Ломоносова, Москва, Россия.

= 10-27 ГэВ. При более низких энергиях

√s_NN =

³⁾Государственный университет “Дубна”, Дубна, Россия.

= 3-10 ГэВ важной задачей КХД является поиск

^*E-mail: uzikov@jinr.ru

начала перехода от адронных степеней свободы

265

266

УЗИКОВ

к кварк-глюонным при описании взаимодействия

Хотя SPD NICA в первую очередь предназна-

различных пробников с адронами.

чена для решения задач по проверке КХД, особен-

ности этого комплекса дают возможность поиска

Переход от адронных степеней свободы к

физики вне Стандартной модели в столкновениях

кварк-глюонным при описании систем с сильным

пучков протонов и дейтронов.

взаимодействием нетривиален из-за существенно

нелинейного характера взаимодействия и, в том

числе, ввиду нерешенной в теории проблемы

3. УПРУГОЕ pN-РАССЕЯНИЕ

конфайнмента цвета. При низких энергиях <1 ГэВ

3.1. pN-рассеяние в переднюю полусферу

сильное взаимодействие в адронных системах

и pd-рассеяние

описывается в терминах эффективных степеней

свободы

— мезонов и барионов, с помощью

Упругое нуклон-нуклонное (NN) рассеяние яв-

киральной теории возмущений, основанной на

ляется одним из базовых процессов в ядерной фи-

киральной симметрии лагранжиана КХД, которая

зике, содержащим информацию о динамике NN-

нарушена спонтанно. При высоких энергиях и

взаимодействия. При этом спиновые наблюдае-

больших передачах

4-импульса, когда в силу

мые содержат независимую информацию, кото-

асимптотической свободы становится возможным

рую невозможно извлечь из неполяризованного

применение теории возмущений по константе

NN-рассеяния. Наиболее полные данные о спи-

связи — пертурбативной КХД, естественным ста-

новых амплитудах NN-рассеяния имеются для

новится описание в терминах кварков и глюонов.

pp-рассеяния в области лабораторных энергий до

Хотя эти две области довольно хорошо определены

3 ГэВ и pn-рассеяния — до 1.2 ГэВ [7]. При более

и относятся к разным энергетическим масштабам,

высоких энергиях имеющиеся данные являются

переход между ними не является надежно установ-

существенно неполными о pp- и очень скудными

ленным.

о pn-системе. Для извлечения из эксперименталь-

ных данных всех независимых спиновых амплитуд

При увеличении энергии взаимодействия и пе-

(пять для pp- или nn- и шесть для pn- при условии

реданного 4-импульса переходная область может

выполнения T - и P -инвариантности) при фикси-

быть идентифицирована по явному проявлению

рованной энергии необходимо выполнить полный

кварковых (и глюонных) степеней свободы в

поляризационный эксперимент, включающий из-

поведении адронных систем при их взаимодей-

мерение не менее десяти спиновых наблюдаемых.

ствии с другими адронами или лептонами. Так,

С другой стороны, эффективной проверкой имею-

одним из предсказаний КХД является цвето-

щихся в литературе параметризаций спиновых pN-

вая прозрачность (ЦП), означающая ослабление

амплитуд является применение спин-зависящей

взаимодействия адрона с ядерной средой в на-

теории Глаубера для упругого pd-рассеяния в пе-

реднюю полусферу и сравнение результатов соот-

чальном/конечном состояниях в эксклюзивных

ветствующих расчетов с экспериментальными дан-

процессах при достаточно большой передаче 4-

ными. Примеры таких расчетов при энергиях SPD

импульса адрону [4, 5]. При этом жесткое взаимо-

приведены в [8]. Дополнительное тестирование мо-

действие адронов происходит в точечно-подобных

жет быть выполнено по квазиупругому рассеянию

конфигурациях, с подавленными значениями цвет-

pd → {pp}_sn, где {pp}_s — pp-пара в¹S₀-состоянии

электрических мультипольных моментов, опреде-

относительного движения, а также упругому dd-

ляющих интенсивность сильного взаимодействия.

Определение кинематической области, содержа-

рассеянию ([2], разд. 2). Отметим, что знание спи-

ральных T -четных, P -четных амплитуд pp- и pn-

щей начало режима проявления ЦП в ядерных

рассеяния принципиально необходимо, например,

процессах, позволит идентифицировать обсужда-

в задаче о поиске нарушения T-инвариантности

емый переход от адронных к кварковым степеням

при условии сохранения P -четности в дважды по-

свободы. Другой яркий сигнал переходной области

ляризованном pd-рассеянии [9, 10].

связан с режимом, в котором проявляются правила

кваркового счета (ПКС) в дифференциальных

эксклюзивных реакциях. Наконец, признаком

3.2. Периферия нуклона в дифракционном

перехода от адронных к кварковым степеням

рассеянии

свободы будет непосредственное образование

мульткварковых состояний, таких как тетра- и

Особый интерес представляет периферическая

пентакварки и дибарионные резонансы в нуклон-

область нуклона в дифракционном рассеянии.

нуклонных соударениях. Помимо задачи иссле-

Небольшие осцилляции в t-зависимости диффе-

дования переходной области на первой стадии

ренциального сечения при |t| ≤ 1 ГэВ², наблюдав-

SPD NICA возможно решение и других вопросов

шиеся ранее в ИФВЭ (Протвино), ISR и Фер-

физики КХД [2, 6].

милаб, а теперь и на LHC, вероятно, связаны со

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023

ВОЗМОЖНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ НА ПЕРВОЙ СТАДИИ

267

структурой протона при прицельных параметрах,

полюсом, как это ожидалось для реакции π⁺p ↑→

которые превышают размер кваркового кора и,

→ π⁰n, то асимметрия этой реакции A_N, будучи

следовательно, указывают на участие мезонной

интерференционным эффектом, должна отсутство-

периферии нуклона в дифракционном рассеянии

вать. Однако первые же экспериментальные дан-

[11, 12]. Следует отметить, что данные ISR и

ные при лабораторных импульсах 5 и 12 ГэВ/c

Фермилаб не полностью покрывают область t

показали наличие больших поляризационных эф-

с предполагаемыми осцилляциями и не имеют

фектов. Этот факт заставил в теории пересмотреть

достаточной точности, поэтому дальнейшие экс-

исходные предпосылки модели Редже, ввести до-

периментальные исследования в данной области

полнительные полюса, учесть эффекты перерас-

представляют интерес и могут быть выполнены в

сеяния. Кроме того, для более строгой провер-

рамках проекта NICA SPD [2] (разд. 3).

ки модели Редже нужны были данные при более

высоких энергиях, которые отчасти были получе-

3.3. Двуспиновые корреляции в упругом

ны на установке У-70 в Протвино при импульсе

pp-рассеянии на большие углы и мультикварковые

40 ГэВ/c, но требуются более детальные данные

резонансы

для проверки ожидаемого из этой модели предска-

зания изменения знака поляризации. Аналогично

Неожиданно большая двуспиновая корреляция

обнаружение значительной поперечной поляриза-

A_NN была обнаружена под большими углами упру-

ции Λ-гиперонов в инклюзивных реакциях явилось

гого pp-рассеяния (θ_c.m. = 90^◦) при

√s_NN = 3 ГэВ

сюрпризом, поскольку теория предсказывала вы-

√s_NN = 5 ГэВ [13]. Эти энергии соответству-

мирание спиновых эффектов при высоких энергиях

ют порогам рождения странности и чарма в pp-

и больших поперечных импульсах [17].

столкновении. Наблюдаемые сильные корреляции

Для анализа данных при высоких энергиях ис-

(отношение сечений 4 : 1 для параллельных и анти-

пользуется инклюзивный подход, при этом реги-

параллельных спинов сталкивающихся протонов)

стрируется только одна или несколько образовав-

совместимы с предположением о формировании

шихся частиц, но в получаемые из эксперимента

в s-канале октокварковых резонансов uudssuud

данные включается информация о множествен-

и uudccuud соответственно с квантовыми числа-

ности заряженных частиц и центральности со-

ми J = L = S = 1, где L — орбитальный, S —

ударений. Экспериментальные данные показывают

спиновый, J — полный угловой момент резонанса

зависимость поляризационных эффектов от этих

[14]. На основе этого же предположения о резо-

дополнительных переменных помимо зависимости

нансах авторы работы [14] качественно объясня-

от энергии столкновения (√s), переменной Фей-

ют необычное поведение цветовой прозрачности в

нмана (x_F), поперечного импульса (p_T ), атомных

реакции типа A(p, 2p)B и осцилляции в диффе-

весов сталкивающихся частиц A₁ и A₂. Следует

ренциальном сечении упругого pp-рассеяния dσ/dt

отметить, что для реакций с рождением гиперонов

в области проявления правил кваркового счета.

можно одновременно измерить и поперечную по-

Однако последние два эффекта имеют другое объ-

ляризацию гиперона (P_N ), и односпиновую асим-

яснение в модели ядерного фильтра [15]. Жесткая

метрию реакции (A_N ), что важно для тестирования

динамика в упругом pp- и pn-рассеянии может

теоретических моделей. Систематическое изучение

быть довольно различной [16]. В этой связи важно

поляризационных данных предполагает наличие

исследовать канал упругого pn-рассеяния с двой-

модели, которая описывает в рамках единого меха-

ной поляризацией в этом же интервале энергий

низма большое количество реакций, сечения и по-

√s_NN = 3-5 ГэВ, что можно сделать на SPD,

ляризационные наблюдаемые которых зависят от

используя dd-столкновения.

перечисленных выше переменных. Примеры такого

подхода — модель хромомагнитной струны [18] и

хромомагнитной поляризации кварков (ХПК) [19].

4. ОДНОСПИНОВЫЕ АСИММЕТРИИ

Эти модели отличаются простотой и наглядностью

При низких энергиях порядка ∼1 ГэВ сечения

механизма поляризационных явлений, в основе ко-

реакций, вызываемых NN-столкновениями, и спи-

торого предполагается взаимодействие цветового

новые эффекты в этих реакциях велики. С ростом

магнитного поля кварка с хромомагнитным полем,

энергии увеличивается средняя множественность

возникающим после соударения, на стадии адро-

в событии, а спиновые эффекты в конкретных

низации. Модель ХПК хорошо описывает большой

бинарных реакциях и их сечения довольно быстро

набор экспериментальных данных, дает интерес-

убывают. Так, сечение процесса перезарядки пиона

ные предсказания о резонансном поведении поля-

π^-p → π⁰n падает как s-1, а сечение процесса

ризационных явлений [2] и при систематическом

π^-p → ρp падает как s-2, указывая на то, что в

исследовании данных на SPD может дать важную

таких процессах происходит обмен реджеоном. Ес-

информацию о механизме адронизации и конфайн-

ли процесс идет за счет обмена одним ρ-мезонным

мента.

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023

268

УЗИКОВ

5. РОЖДЕНИЕ ОЧАРОВАННЫХ

для угла рассеяния в с.ц.м. pN-системы θ_c.m. =

ВЕКТОРНЫХ МЕЗОНОВ

= 90^◦. В то же время для мезонов порог начала

Рождение чарма в столкновениях ионов и его

ЦП ожидается гораздо ниже, при Q² ∼ 4 ГэВ²

распространение в ядерной среде рассматрива-

[25]. Новую серию измерений ядерной прозрачно-

ются как один из пробников образования кварк-

сти предлагают выполнить авторы работы [26] с

глюонной плазмы [20], но для того, чтобы утвер-

целью прояснить возможность того, что цветовая

ждать о наличии чистого сигнала такого перехода,

прозрачность действительно свидетельствует о до-

надо знать в деталях все возможные механизмы

минировании процессов на малых расстояниях, а в

рождения J/ψ в ядро-ядерных столкновениях, а

работе [27] предлагается исследовать не охвачен-

также процессы диссоциации J/ψ в ядерной среде.

ную ранее u-канальную область цветовой прозрач-

В этом отношении представляет интерес изуче-

ности в экспериментах с электронными пучками.

ние рождения J/ψ-мезонов в NN-столкновениях.

Дальнейшее развитие модели реакции развала дей-

Изучение процессов рождения возбужденных со-

трона протонами pd → pnp [28] с учетом эффекта

стояний чармония cc и открытого чарма (D, D^∗-

перерассеяния протона на нейтроне как в обычном

мезонов) также важно. Обоснование возможности

(обобщенном) эйкональном приближении, так и с

исследования этих процессов на SPD NICA дал

учетом механизма цветовой прозрачности выпол-

Э. Томази-Густафссон ([2], разд. 6). В частно-

нено недавно в работе [29]. Впервые даны оценки

сти, отмечается, что в теории на пороге рождения

чувствительности тензорной анализирующей спо-

J/ψ в реакции NN → NNJ/ψ предсказывается

собности A_zz этой реакции к вкладу эффектов

модельно-независимый значительный изотопиче-

цветовой прозрачности. Показано, что при умень-

ский эффект — увеличение полного сечения в pn-

шении угла pp-рассеяния в с.ц.м. pp-пары от 90^◦ до

столкновении в 5 раз по сравнению с аналогичным

50^◦ эффект цветовой прозрачности остается четко

сечением в pp-столкновении.

видимым в сечении реакции и в тензорной анализи-

рующей способности, а счетность событий за счет

увеличения сечения pp-рассеяния при уменьшении

6. ЦВЕТОВАЯ ПРОЗРАЧНОСТЬ

угла рассеяния становится достаточно высокой для

Последний наиболее полный обзор по цветовой

измерения характеристик этой реакции на NICA

прозрачности в [21] показывает наличие убеди-

SPD.

тельных данных о проявлении цветовой прозрач-

ности в процессах рождения мезонов. В то же

время данные по цветовой прозрачности в случае

7. ЛЕГЧАЙШИЕ НЕЙТРАЛЬНЫЕ

барионов в реакции A(p, 2p), демонстрируя на-

ГИПЕРЯДРА

личие эффекта при определенных значениях Q²,

показывают его неожиданное убывание с дальней-

Поиски связанного состояния системы из двух

шим ростом Q². В литературе имеются различные

нейтронов не увенчались успехом. В теории реа-

попытки объяснения этих данных — возбужде-

листические NN-потенциалы не приводят к свя-

ние октокварковых состояний на пороге рождения

занному состоянию динейтрона, предсказывается

скрытого чарма в упругом pp-рассеянии [14] и ме-

только виртуальный уровень в¹S₀-состоянии, ко-

ханизм ядерного фильтра [22, 23], которые не явля-

торый отчетливо проявляется в амплитуде NN-

ются общепринятыми. Недавно полученные в Jlab

рассеяния в этом состоянии. Для бозонов имеет

результаты измерения ядерной прозрачности [24]

место эффект Томаса: связанное трехчастичное со-

в реакции выбивания протона электроном из ядра

стояние существует, даже если двухчастичное свя-

¹²C при больших значениях квадрата переданного

занное состояние с тем же парным потенциалом не

4-импульса Q² = 8-14 ГэВ² вопреки предсказани-

образуется — система Борромео. Однако для тож-

ями теоретической модели показали, что цветовая

дественных фермионов ситуация иная. Так, исходя

прозрачность в этом процессе отсутствует. Этот

из существования стабильного изотопа⁸He можно

результат наряду с ранее полученным необычным

было бы предположить, что существует связан-

поведением цветовой прозрачности в реакции вы-

ный тетранейтрон, однако расчеты, основанные на

бивания протонов протонами A(p, 2p) в настоящее

реалистических nn-потенциалах не подтверждают

время активно обсуждается в литературе. В работе

его стабильность из-за действия принципа Пау-

[25] сделан вывод о том, что для нуклонов следует

ли. В экспериментальных данных до последнего

ожидать начало режима цветовой прозрачности

времени имелись только довольно противоречивые

при более высоких значениях Q², чем ожидалось

данные о возможности существования связанного

ранее, а именно, при Q² > 14 ГэВ² для протонов

тетранейтрона [30]. Избежать блокирующего эф-

и при Q² > 22 ГэВ² для нейтронов. Этот интервал

фекта Паули можно путем замены одного или двух

доступен на SPD NICA при

√s_pN = 5.4-6.7 ГэВ

нейтронов на гипероны, т.е. интересно исследовать

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023

ВОЗМОЖНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ НА ПЕРВОЙ СТАДИИ

269

стабильность тетрабарионной системы T =^4ΛΛ n =

полей Стандартной модели фундаментальных вза-

= (n, n, Λ, Λ) c двойной странностью S = -2. Од-

имодействий, составляет примерно 26% полной

нако существенные неопределенности в имеющих-

массы-энергии Вселенной. Доказательства суще-

ся моделях потенциалов ΛN-, ΛΛ-взаимодействий

ствования темной материи основаны только на гра-

[31, 32] и необходимость учета трех- и четырехча-

витационных взаимодействиях и обусловлены осо-

стичных сил, которые пока еще не учитывались в

бенностями движения галактических гало, враще-

расчетах, не позволяют сделать однозначный вы-

нием галактик и галактических кластеров. Природа

вод о связанности состояния^4ΛΛ n. Поэтому остает-

темной материи остается неясной. Одной из гипо-

ся надеяться, что ответ на вопрос о существовании

тез является предположение о существовании сла-

связанного тетрабариона с двойной странностью

бовзаимодействующих массивных частиц, Weakly

может быть получен из эксперимента. Идея такого

Interacting Massive Particles (WIMP). При взаим-

эксперимента предложена в [33] и заключается

ной аннигиляции таких частиц возможно ожидать

она в изучении реакции d + d → K⁺ + K⁺ + T , в

рождение обычных частиц Стандартной модели, в

частности, антипротонов. На поиск антипротонов

которой связанное состояние T =^4ΛΛ n, если оно

как сигналов аннигиляции WIMP-ов, нацелены

существует, может быть зарегистрировано по спек-

астрофизические эксперименты AMS-02 [36, 37]

тру недостающей массы системы K⁺K⁺. Согласно

и PAMELA [38]. Очевидно, для того чтобы за-

[33], это чрезвычайно чистый процесс, доступный

регистрировать аномальный сигнал, производимый

для изучения на SPD NICA. При условии, что

темной материей, необходимо учесть другие источ-

светимость будет достигать значения 10²⁹ см-2c-1,

ники аналогичного сигнала, не связанные с темной

число событий составит примерно 600 в год, что

материей. В течение последних двух десятилетий в

достаточно для регистрации интереcующего состо-

спутниковых экспериментах PAMELA и AMS-02

яния.

измерены поток вторичных антипротонов и отно-

В этой связи важно отметить, что совсем

шение антипротонов к протонам с беспрецедентной

недавно обнаружено резонансное состояние в

точностью в широком диапазоне энергий от 1 до

системе четырех нейтронов с энергией

2.37 ±

450 ГэВ. Однако до сих пор из этих данных не

± 0.38(stat.) ± 0.30(sys.) МэВ и шириной Γ =

удается сделать четкие выводы о сигналах темной

= 1.75 ± 0.22(stat.) ± 0.30(sys.) МэВ в реакции

материи, так как в результатах измерений име-

⁸He(p, p⁴He) [34]. Следует отметить работу [35]

ется несколько источников неопределенностей и

по теоретической интерпретации полученного

одним из наиболее существенных из них является

результата. Наблюдение этого резонанса в системе

недостаточное знание сечения рождения антипро-

четырех тождественных нуклонов, подверженной

тонов в pp-, pd- и других столкновениях протонов

блокирующему действию принципа Паули, дает

с легчайшими ядрами. NICA SPD может внести

весомые основания надеяться на существование

существенный вклад в решение этой проблемы

квазисвязанного состояния в системе

посредством измерения угловых и энергетических

ΛΛ

= (n, n, Λ, Λ), в которой действие принципа Паули

распределений антипротонов, рожденных в pp- и

исключено в двух парах барионов (n, Λ).

pd-столкновениях как непосредственно, так и из

Канал с образованием двух K⁺-мезонов яв-

распадов Λ и Σ [39, 40].

ляется своего рода зондом для изучения других

экзотических гиперядер и экзотических адронов.

8.2. Проверка дискретных симметрий

Так, протон-протонные столкновения, приводящие

на основе спиновых наблюдаемых

к реакции p + p → K⁺ + K⁺ + Λ + Λ, обеспечива-

ют чистый и прямой способ поиска дибариона ΛΛ

Использование пучков поляризованных прото-

по спектру недостающей массы K⁺K⁺. Реакция

нов и дейтронов, доступных на NICA, дает воз-

p + d → K⁺ + K⁺ + n + Λ + Λ дает возможность

можность прецизионной проверки фундаменталь-

поиска связанного состояния в системе n + Λ + Λ.

ных симметрий — несохранения P -четности, а

Конечные состояния в процессе d + d → K⁺ +

также нарушения инвариантности относительно

+ K⁺n + n + Λ + Λ дают доступ к спектру инвари-

обращения времени (эквивалентно CP -наруше-

антных масс nK⁺ и тем самым дают возможность

нию при наличии CPT-инвариантности) вне ра-

поиска легкого пентакварка Θ⁺(1540).

мок Стандартной модели. Имеющиеся данные о

нарушении P -четности в чисто нелептонном сек-

8. ПОИСК ФИЗИКИ ВНЕ СТАНДАРТНОЙ

торе получены с наибольшей точностью в pp-

МОДЕЛИ

рассеянии при энергии 45 МэB, где наблюда-

емая P -нечетная асимметрия составляет A_PV =

8.1. Измерение сечений рождения антипротонов

для поиска темной материи

= -(1.5 ± 0.22) × 10-7 [41], и при 5.1 ГэВ в рассея-

Согласно астрофизическим данным, темная ма-

нии поляризованных протонов на водяной мишени,

терия — вещество, не входящее в состав частиц-

A_PV = -(26.5 ± 6.0 ± 3.6) × 10-7 [42]. В теории в

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023

270

УЗИКОВ

рамках Стандартной модели не удается объяснить

обычной постановке эксперимента со статически-

эту аномально большую асимметрию [43]. С другой

ми спинами серьезной проблемой является отделе-

стороны, в pp- и pp-взаимодействиях при энергиях

ние ложного сигнала, возникающего при наличии

200 ГэВ во FNAL установлена более скромная гра-

ненулевой векторной поляризации дейтрона P^dy.

ница A_PV < 10-5 [44]. Новые данные по асиммет-

Величину этой поляризации надо подавить до уров-

рии A_PV могут быть получены на установке NICA

ня P^dy ∼ 10-6 для того, чтобы T -асимметрия была

SPD в рассеянии поляризованных дейтронов на

измерена на уровне 10-6 [49], что является очень

неполяризованных протонах при использовании

сложной технической задачей. Использование ме-

новой методики — пучки с поляризацией, свободно

тода прецессирущей поляризации в сочетании с

вращающейся в плоскости накопительного кольца

Фурье-анализом позволяет решить эту проблему.

[45]. При этом осциллирующие спиновые асиммет-

рии A_PV в эффективном сечении, порожденные

осциллирующей поляризацией пучка, можно легко

9. ДРУГИЕ ПРЕДЛОЖЕНИЯ

отделить от фона и от других асимметрий с по-

ПО КХД-ФИЗИКЕ НА SPD

мощью Фурье-анализа. Выделение сигнала нару-

шения P -четности по разности скорости затухания

9.1. Дибарионные резонансы

выведенных пучков противоположной спирально-

Эксперименты на установке MPD NICA наце-

сти не потребует никаких новых сложных детек-

лены на исследование проблемы фазовых пере-

торов — предполагается инвазивное измерение

ходов в тяжелых ядрах при высоких плотностях

полного электрического заряда сгустка падающих

и повышенных температурах. Исследование мало-

на мишень частиц, а также полного электриче-

нуклонных систем в аналогичных условиях также

ского заряда прошедшего через мишень сгустка,

представляет интерес.

которое будет осуществляться с помощью систе-

мы поясов Роговского [2]. Как показывают оцен-

В частности, особый интерес представляют ди-

ки, за один месяц набора данных можно достичь

барионные резонансы — квазистационарные со-

статистической точности для P V -асимметрии на

стояния в системе двух барионов. Поиск дибари-

онных резонансов имеет долгую историю, недавний

уровне менее чем 10-7. Аналогичным образом, ис-

пользуя прецессирующую поляризацию дейтрон-

обзор на эту тему дан в работе [50]. В настоящее

время одним из наиболее вероятных кандидатов

ного пучка, можно измерить эффект нарушения

T -инвариантности в дважды поляризованном dp-

на роль дибарионного резонанса с нулевой стран-

ностью является состояние в pn-системе мас-

рассеянии, в котором протон поперечно поляризо-

сой 2380 МэВ, изоспином T = 0, спин-четностью

ван (P_y), а дейтрон имеет тензорную поляризацию

J^P = 3⁺, проявляющееся как резонанс в полном

P_xz [45]. При этом полное сечение этого взаимо-

действия является нуль-тест-сигналом нарушения

сечении реакции pn → dπ⁰π⁰ с максимумом при

T -инвариантности в этом процессе при сохранении

инвариантной массе

√s_pn = 2380 МэВ c шири-

P -четности. Такое взаимодействие, предложенное

ной Γ = 70 МэВ. Близость массы этого состоя-

Л.Б. Окунем [46] для объяснения нарушения CP -

ния к сумме масс двух свободных Δ(1232)-изобар

инвариантности в физике каонов, сохраняющее

при довольно узкой ширине состояния по срав-

флейвор, выходит за пределы Стандартной мо-

нению с суммой ширин Δ(1232) изобар 2 × 115 =

дели и остается возможной причиной наблюдае-

= 230 МэВ рассматривается как прямое указание

мой барионной асимметрии Вселенной, для кото-

на дибарионную природу этого состояния, в кото-

рой предсказания СМ расходятся с данными на

ром две Δ(1232)-изобары находятся в связанном

много порядков величины. Ранее в эксперименте

состоянии. С точки зрения теоретических кварко-

по прохождению поляризованных нейтронов через

вых моделей это есть (квази)связанное состояние

мишень тензорно-поляризованных ядер хольмия

Δ(1232)Δ(1232) с большой примесью состояния

была получена оценка T -нечетной асимметрии на

со скрытым цветом

C [51]. Есть также экспе-

уровне 10-5 [47]. Другой эксперимент с дважды

риментальные указания на наличие изовекторных

поляризованным pd-взаимодействием готовится на

дибарионных резонансов по данным о реакциях

COSY [48], при этом предполагается улучшить

pp → dπ⁺ [50] и pp → {pp}_sπ⁰ [52, 53] при кине-

оценку верхней границы для T -нечетной асиммет-

тической энергии протонов в лабораторной системе

рии до уровня ∼10-6. Если для поиска наруше-

0.5-2 ГэВ. Однако информация об этих состояниях

ния P -инвариантности на установке NICA пред-

является далеко не полной и есть возможность

почтительными являются эксперименты с фикси-

дополнить ее на SPD NICA. Поиск изоскалярных

рованной плотной внешней мишенью на нукло-

дибарионных резонансов можно производить на

троне, то для поиска нуль-тест-сигнала нарушения

SPD NICA в столкновениях дейтронов dd → dX,

T -инвариантности понадобится внутренняя газо-

исследуя спектр недостающей массы конечного

вая мишень из поляризованных протонов. При

дейтрона. При этом, как показано Б. Костенко в

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023

ВОЗМОЖНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ НА ПЕРВОЙ СТАДИИ

271

([2], разд. 10), можно исследовать дибарионы с

в протонах и связанные с ними такие механизмы

небольшой энергией возбуждения ∼10-20 МэВ,

рождения, как двойное кварк-дикварковое рассе-

указания на существование которых получены в

яние [65], которое может привести к усиленно-

Дубне [54, 55]. Для поиска изовекторных диба-

му рождению экзотических многокварковых резо-

рионных резонансов можно использовать реак-

нансных состояний (пентакварков, H-дигиперонов

цию dd → {pp}_sX с регистрацией пары протонов

и др.).

{pp}_s при маленькой относительной энергии E_pp =

9.2.1. Правила кваркового счета в реакциях

= 0-3 МэВ, как в [52, 53].

с легчайшими ядрами. Свойства легчайших ядер

на малых расстояниях между нуклонами r_NN <

< 0.5

фм или при относительных импульсах

9.2. Многокварковые корреляции

q > h/r_NN ∼ 0.4 ГэВ/c имеют фундаментальное

Исследование адронных процессов, связанных

значение для физики ядра. Как уже отмечалось

с многокварковыми степенями свободы в ядрах,

выше, один из важных вопросов связан с поиском

может помочь понять такие аспекты КХД как

начала перехода от мезон-барионной картины к

многокварковые флуктоны, дикварки, многопар-

кварк-глюонной при описании структуры ядра.

тонное рассеяние, рождение экзотических резо-

Сигнал перехода в область конституентных квар-

нансов. Идея о флуктуациях ядерной плотности

ков дают правила кваркового счета (ПКС): при

была высказана Д.И. Блохинцевым [56] в связи с

высоких энергиях и больших передачах импульса

открытием процесса рассеяния протонов в заднюю

дифференциальное сечение бинарной реакции

полусферу на дейтроне [57] и углероде [58]. На

принимает вид dσ/dt ∼ s-(n-2)f(t/s), где n —

современном языке эта идея соответствует либо

суммарное минимальное число точечных конститу-

флуктонам [59, 60] — плотно сжатым малонуклон-

ентов (кварков, лептонов, фотонов), участвующих

ным конфигурациям, в которых нуклоны могут те-

в реакции, s и t — переменные Мандельстама.

рять свою индивидуальность, образуя мультиквар-

Это поведение, полученное в рамках гипотезы

ковые состояния, либо малонуклонным коротко-

автомодельности [66] и пертурбативной КХД [67],

действующим корреляциям (КДК) [61], в которых

предсказывается также в подходе AdS/QCD [68].

нуклоны, находясь на малых относительных рас-

В реакциях при выполнении условий ПКС должна

стояниях в области ядерного кора, имеют большие

сохраняться спиральность кварков [69] и иметь

относительные импульсы при близком к нулю им-

место цветовая прозрачность (см. разд. 6). Важно

пульсе центра масс. Для многих наблюдаемых два

отметить, что ПКС проявляются не только в реак-

эти подхода дают близкие предсказания, напри-

циях со свободными адронами, но и с легчайшими

мер, по рождению кумулятивных частиц, ядерных

ядрами — в фoтодезинтеграции дейтрона γd →

структурных функций в глубоконеупругих процес-

→ pn при энергии фотонов E_γ = 1-5.5 ГэВ, а

сах с лептонами. Однако флуктонный подход [62],

основанный на КХД-факторизации жестких про-

также ядра³He в реакциях³He(γ, pp)n, γ³He →

цессов и на ограничениях, вытекающих из эффекта

→ dp. Неожиданным является проявление ПКС в

EMC, предсказывает дополнительное кварковое

реакциях dd →³Hp, dd →³Hen с зависимостью

море, которое имеет довольно жесткое импульсное

сечения s-22 и в pd → pd(s-16) при удивительно

распределение: наклон по переменной x такого до-

низких энергиях порядка ∼0.5 ГэВ (cм. работу

полнительного флуктонного моря при x > 1 равен

[70] и ссылки в ней). Недавно было показано

наклону по x валентных кварков. Это приводит к

выполнение ПКС в поведении сечения реакции

так называемому суперскейлингу в кумулятивном

pd → pd при энергиях ∼1 ГэВ. С другой стороны,

рождении адронов при x > 1 в области ядерной

реакция pp → dπ⁺ не следует ПКС при практи-

фрагментации, а именно, наклоны всех распреде-

чески тех же кинематических условиях, в которых

лений кумулятивных адронов, включая “морские”

реакция γd → pn демонстрирует четкое ПКС по-

адроны, приблизительно равны между собой. Этот

ведение. Систематическое изучение режима ПКС

эффект был экспериментально подтвержден груп-

в реакциях с легчайшими ядрами не проводилось.

пой из ИТЭФ [63, 64]. Жесткое флуктонное море

Установка SPD NICA дает хорошую возможность

может проявлять себя при образовании тяжелых

для изучения этих вопросов с использованием

лептонных пар и рождении J/ψ в кумулятивной

поляризованных и неполяризованных пучков в

области. Как отмечают В. Ким и др. в [2] (разд. 9),

столкновениях dd и dp (см. [2], разд. 8).

на SPD NICA можно исследовать процессы рож-

9.2.2. Короткодействующие корреляции в

дения антипротонов, каонов K^-, чарма J/ψ в pd-

ядрах и эксклюзивные жесткие процессы на

и dd-столкновениях при x > 1, которые чувстви-

дейтроне. Существенным результатом в физике

тельны к жесткому флуктонному антикварково-

ядра последних двух десятилетий является наблю-

му морю дейтронов. Кроме того, в эксперименте

дение двухнуклонных короткодействующих корре-

SPD можно исследовать дикварковые корреляции

ляций (КДК) в ядрах, базирующееся в основном

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023

272

УЗИКОВ

на данных о рассеянии электронов на ядрах [71,

pp-столкновениях, б) эволюции корреляции между

72]. КДК определяются взаимодействием нукло-

поперечным импульсом 〈P2T〉 и фейнмановской пе-

нов на малых расстояниях, играют важную роль

ременной x_F c ростом энергии и в) двухчастичных

в структуре ядер, нейтронных звезд, в рассеянии

P_T -корреляций рожденных частиц.

нейтрино на ядрах, связаны с EMC-эффектом [73],

и поэтому важно получить подтверждение этих

данных с использованием других пробников —

9.3. Процесс Дрелла-Яна с рождением пары

протонов, фотонов и др. Вопросы, связанные с

τ -лептонов

изучением структуры ядер и динамики процессов,

Функции распределения партонов в адронах да-

тесно переплетены: понимание жесткой динамики

ют информацию о внутренней структуре адронов.

процессов NN-взаимодействия необходимо для

Эти распределения не могут быть вычислены по

изучения структуры ядер на малых расстояниях

теории возмущений КХД и должны быть измерены

между нуклонами — и наоборот. В этой связи М.

экспериментально. Для этой цели обычно исполь-

Стрикман отмечает в ([2], разд. 7), что важную

зуются процессы глубоконеупругого рассеяния и

информацию можно получить из изучения реакции

процессы Дрелла-Яна с рождением электрон-

pd → ppn на SPD NICA. Эта реакция при большой

позитронной или мюон-антимюонной пары. В этом

передаче импульса одному из нуклонов дейтрона

случае в процессе Дрелла-Яна можно пренебречь

чувствительна к пространственно-временной эво-

массами лептонов, так что состояния с опреде-

люции процесса жесткого pN-рассеяния, т.е. цве-

ленной киральностью являются одновременно (в

товой прозрачности. Этот же процесс при другой

хорошем приближении) состояниями с определен-

кинематике позволяет изучать короткодействую-

ной спиральностью. В процессе Дрелла-Яна с

щие корреляции в дейтроне. Дейтрон аналогичен

рождением пар τ-лептонов массой τ-лептона m_τ

атому водорода для понимания физики коротко-

пренебречь нельзя (кроме процессов при очень вы-

действующих корреляций в ядрах. Только после

соких энергиях E_τ ≫ m_τ ), поэтому спиральность

того, как экспериментально будет проверена точ-

не совпадает с киральностью и не имеет опреде-

ность приближений, используемых для описания

ленного значения. Однако в силу специфической

реакции pd → ppn в КДК-области, станет возмож-

структуры слабого тока, сохранения полного уг-

ным высокоточный анализ КДК в тяжелых ядрах.

лового момента и того факта, что нейтрино име-

Кинематика коллайдера дает преимущество в том,

ет определенную спиральность, существует корре-

что все частицы имеют большие импульсы, по-

ляция между поляризацией τ-лептона и импуль-

этому их легче детектировать, чем в эксперименте

сом, уносимым одиночным заряженным пионом

с фиксированной мишенью. Использование пуч-

из распада τ → π + ν_τ . Как показано А. Алешко,

ков поляризованных дейтронов даст уникальную

Э. Боосом и В. Буничевым ([2], разд. 15), измере-

возможность разделить S- и D-волновые компо-

ние энергии заряженных пионов в процессе qq →

ненты волновой функции дейтрона при больших

→ τ⁺τ^- → π⁺π^-ν_τν_τ позволяет измерить поля-

относительных импульсах, это в свою очередь даст

ризацию кварка (антикварка), вступающего в про-

возможность сравнить различные релятивистские

цесс Дрелла-Яна. Поскольку заряженные пионы

модели дейтрона — динамику светового конуса и

довольно легко регистрировать, предложенный ме-

модель виртуального нуклона.

тод является мощным инструментом для измере-

9.2.3. Формирование адронов в столкнове-

ния функций партонного распределения нуклонов в

ниях ионов¹²C¹²C и⁴⁰Ca⁴⁰Ca. Для описания

поляризованных процессах Дрелла-Яна с парным

пространственной картины формирования адро-

рождением τ-лептонов и может быть использован

нов в высокоэнергетических процессах существует

на SPD NICA.

несколько различных моделей (UrQMD [74], HSD

9.3.1. Загадки в рождении мягких фотонов

[75] , ГиББУ [76]). Тестирование этих моделей

в pp- и AA-столкновениях. Несколько экспери-

на SPD NICA возможно в столкновениях ионов

ментальных групп обнаружили повышенный при-

¹²C¹²C и⁴⁰Ca⁴⁰Ca. С этой целью А. Ларионов

мерно на порядок по сравнению с теорией выход

представил ([2], разд. 14) результаты выполнен-

мягких фотонов (МФ) с энергией менее 50 МэВ

ных им микроскопических расчетов распределений

в pp- и AA-взаимодействиях [77, 78], в том числе

протонов и заряженных пионов по быстроте и

сотрудничество DELPHI в ЦЕРН [79, 80]. В по-

поперечному импульсу в указанных каналах столк-

следнем случае расхождение с предсказанием по

новений при

√s_NN = 11 ГэВ.

множественности нейтральных пионов в кварковой

9.2.4. Задачи мягких pp-взаимодействий.

струе составило фактор 17. Большинство фотонов,

А. Галоян и В. Ужинский предложили эксперимен-

рождающихся в столкновениях адронов при вы-

ты для SPD NICA ([2], разд. 12), направленные

соких энергиях, происходит от распада вторичных

на разработку и совершенствование моделей для

адронов (например, π⁰ → 2γ), но согласно КХД

описания a) спектра барионов, рождающихся в

элементарные взаимодействия кварков и глюонов

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023

ВОЗМОЖНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ НА ПЕРВОЙ СТАДИИ

273

q q, qg и gg также приводят к испусканию фотонов,

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

которые называются прямыми фотонам. Прямые

V. M. Abazov, V. Abramov, L. G. Afanasyev,

фотоны несут информацию о глюонной компоненте

R. R. Akhunzyanov, A. V. Akindinov, N. Akopov,

исходного нуклона, глюоны которого фигурируют

I. G. Alekseev, A. M. Aleshko, V. Yu. Alexakhin,

в указанных элементарных процессах. Существует

G. D. Alexeev, M. Alexeev, A. Amoroso, I. V. Anikin,

V. F. Andreev, V. A. Anosov, A. B. Arbuzov, et al.,

несколько феноменологических моделей, разрабо-

arXiv: 2102.00442.

танных для описания спектров МФ [81-84], но не

V. V. Abramov, A. Aleshko, V. A. Baskov, E. Boos,

достигнуто понимания аномально большого выхода

V. Bunichev, O. D. Dalkarov, R. El-Kholy,

МФ. В этой связи Е.С. Кокоулиной и В.А. Ники-

A. Galoyan, A. V. Guskov, V. T. Kim, E. Kokoulina,

тиным ([2], разд. 13) предлагаются возможные на

I. A. Koop, B. F. Kostenko, A. D. Kovalenko,

установке SPD NICA эксперименты, которые по-

V. P. Ladygin, A. B. Larionov, et al., Phys. Part. Nucl.

могут прояснить существующую ситуацию с интер-

52, 1044 (2021); arXiv: 2102.08477.

претацией данных по рождению мягких фотонов.

A. Arbuzov, A. Bacchetta, M. Butenschoen,

F. G. Celiberto, U. D’Alesio, M. Deka, I. Denisenko,

9.3.2. Предложения C. Бродского. Необхо-

M. G. Echevarria, A. Efremov, N. Ya. Ivanov,

димо отметить работу C. Бродского [6], в кото-

A. Guskov, A. Karpishkov, Ya. Klopot, B. A. Kniehl,

рой автор обсуждает широкую физическую про-

A. Kotzinian, S. Kumano, et al., Prog. Part. Nucl.

грамму возможных экспериментов на NICA, фак-

Phys. 119, 103858 (2021); arXiv: 2011.15005.

тически адресуя ее SPD, в том числе, исследо-

A. Mueller, in Proceedings of the 17th Rencontres

вание рождения чарма и прелести на пороге в

de Moriond, Ed. by J. Tran Thanh Van (Editions

pp-столкновениях, измерение партонных распре-

Frontieres, Gif-sur-Yvette, France, 1982), Vol. I, p.

делений скрытой странности и скрытого чарма в

13.

нуклоне при больших значениях бьеркеновской

S. J. Brodsky, in Proceedings of the 13th Inter-

national Symposium on Multiparticle Dynamics,

переменной x, вклад оддерона в реакцию pp →

Ed. by W. Kittel, W. Metzger, and A. Stergiou (World

→ D⁺D^-pp и другие задачи КХД.

Scientific, Singapore, 1982), p. 963.

S. J. Brodsky, Eur. Phys. J. A 52, 220 (2016).

R. A. Arndt, W. J. Briscoe, I. I. Strakovsky, and

10. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

R. L. Workman, Phys. Rev. C 76, 025209 (2007);

arXiv: 0706.2195.

Наше понимание динамики нуклон-нуклонных

Y. N. Uzikov, J. Haidenbauer, A. Bazarova, and

взаимодействий в интервале энергий

√s_NN =

A. A. Temerbayev, Phys. Part. Nucl. 53, 419 (2022);

= 3-10 ГэВ до сих пор весьма ограничено. Это от-

arXiv: 2011.04304.

носится даже к самым базовым процессам упругого

Y. N. Uzikov and A. Temerbayev, Phys. Rev. C 92,

нуклон-нуклонного рассеяния. С другой стороны,

014002 (2015); arXiv: 1506.08303.

эта область взаимодействий вызывает интересные

10.

Y. N. Uzikov and J. Haidenbauer, Phys. Rev. C 94,

035501 (2016); arXiv: 1607.04409.

физические вопросы. Так, остается неясным, где

11.

A. Anselm and V. Gribov, Phys. Lett. B 40, 487

происходит переход от непертурбативной динамики

(1972).

к пертурбативной при больших значениях -t.

12.

V. Khoze, A. Martin, and M. Ryskin, J. Phys. G 42,

Загадкой остаются большие спиновые эффекты

025003 (2015); arXiv: 1410.0508.

в упругом рассеянии протонов на большие углы

13.

D. G. Crabb, R. C. Fernow, P. H. Hansen,

и сложная энергетическая зависимость ядерной

A. D. Krisch, A. J. Salthouse, B. Sandler,

прозрачности в реакциях A(p, 2p) с рассеянием

K. M. Terwilliger, J. R. O’Fallon, E. A. Crosbie,

на большие углы налетающих протонов на про-

L. G. Ratner, and P. F. Schultz, Phys. Rev. Lett. 41,

тонах ядра. Неясной остается роль ненуклонных

1257 (1978).

степеней свободы

— ΔΔ-, NN^∗-компонент,

14.

S. J. Brodsky and G. de Teramond, Phys. Rev. Lett.

мультикварковых конфигураций и состояний со

60, 1924 (1988).

скрытым цветом в самом простом ядре — дейтроне.

15.

J. P. Ralston and B. Pire, Phys. Rev. Lett. 49, 1605

(1982).

Открытым является вопрос о существовании

16.

C. G. Granados and M. M. Sargsian, Phys. Rev. Lett.

экзотических (гипер)ядер и адронов. Системати-

103, 212001 (2009); arXiv: 0907.2269.

ческое исследование поляризованных и неполя-

17.

G. L. Kane, J. Pumplin, and W. Repko, Phys. Rev.

ризованных столкновений pp, dd, pd на установке

Lett. 41, 1689 (1978).

SPD NICA может внести существенный вклад

18.

S. B. Nurushev and M. G. Ryskin, Phys. At. Nucl. 69,

в понимание этих и других вопросов адронных

133 (2006); hep-ph/0405041.

взаимодействий.

19.

V. Abramov, Phys. At. Nucl. 72, 1872 (2009).

Я благодарен моим соавторам по работе [2]

20.

T. Matsui and H. Satz, Phys. Lett. B 178, 416 (1986).

за многочисленные обсуждения рассмотренных в

21.

D. Dutta, K. Hafidi, and M. Strikman, Prog. Part.

данной статье вопросов.

Nucl. Phys. 69, 1 (2013); arXiv: 1211.2826.

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023

274

УЗИКОВ

22.

J. P. Ralston and B. Pire, Phys. Rev. Lett. 61, 1823

43.

S. Gardner, W. C. Haxton, and B. R. Holstein,

(1988).

Ann. Rev. Nucl. Part. Sci. 67, 69 (2017); arXiv:

23.

P. Jain, B. Pire, and J. P. Ralston, Phys. Rep. 271, 67

1704.02617.

44.

D. P. Grosnick, D. A. Hill, T. Kasprzyk, D. Lopiano,

(1996); hep-ph/9511333.

Y. Ohashi, J. Sheppard, T. Shima, H. Spinka,

24.

D. Bhetuwal, J. Matter, H. Szumila-Vance,

M. L. Kabir, D. Dutta, R. Ent, D. Abrams, Z. Ahmed,

R. Stanek, D. G. Underwood, A. Yokosawa,

B. Aljawrneh, S. Alsalmi, R. Ambrose, D. Androic,

J. Bystricky, P. Chaumette, J. Der ´egel, G. Durand,

W. Armstrong, A. Asaturyan, K. Assumin-Gyimah,

J. Fabre, et al., Phys. Rev. D 55, 1159 (1997).

C. Ayerbe Gayoso, et al. (For the Hall C Collab.),

45.

N. Nikolaev, F. Rathmann, A. Silenko, and Y. Uzikov,

Phys. Lett. B 811, 135983 (2020).

Phys. Rev. Lett.

126,

082301

(2021); arXiv:

46.

L. B. Okun, ЯФ 1, 938 (1965).

2011.00703.

25.

S. J. Brodsky and G. F. de Teramond, MDPI Phys. 4,

47.

P. R. Huffman, N. R. Roberson, W. S. Wilburn,

633 (2022); arXiv: 2202.13283.

C. R. Gould, D. G. Haase, C. D. Keith, B. W. Raichle,

M. L. Seely, and J. R. Walston, Phys. Rev. C 55, 2684

26.

P. Jain, B. Pire, and J. P. Ralston, MDPI Phys. 4, 578

(2022); arXiv: 2203.02579.

(1997); nucl-ex/9605005.

27.

G. M. Huber, W. B. Li, W. Cosyn, and B. Pire, MDPI

48.

P. Lenisa, F. Rathmann, L. Barion, S. Barsov,

Phys. 4, 451 (2022); arXiv: 2202.04470.

S. Bertelli, V. Carassiti, G. Ciullo, M. Contalbrigo,

28.

L. L. Frankfurt, E. Piasetzky, M. M. Sargsian, and

A. Cotta Ramusino, S. Dymov, R. Engels,

M. I. Strikman, Phys. Rev. C 56, 2752 (1997); hep-

D. Eversheim, R. Gebel, K. Grigoryev, J. Haiden-

bauer, V. Hejny, et al., EPJ Tech. Instrum. 6, 2

ph/9607395.

(2019).

29.

A. B. Larionov, Phys. Rev. C 107, 014605 (2023);

49.

A. Temerbayev and Y. Uzikov, Phys. At. Nucl. 78, 35

arXiv: 2208.08832.

30.

F. M. Marqu ´es, M. Labiche, N. A. Orr,

(2015).

J. C. Ang ´elique, L. Axelsson, B. Benoit,

50.

H. Clement, Prog. Part. Nucl. Phys. 93, 195 (2017);

U. C. Bergmann, M. J. G. Borge, W. N. Catford,

arXiv: 1610.05591.

51.

Y. Dong, F. Huang, P. Shen, and Z. Zhang, Phys. Rev.

S. P. G. Chappell, N. M. Clarke, G. Costa, N. Curtis,

C 94, 014003 (2016); arXiv: 1603.08748.

A. D’Arrigo, E. de G ´oes Brennand, F. de Oliveira

52.

V. Komarov, D. Tsirkov, T. Azaryan, Z. Bagdasarian,

Santos, et al., Phys. Rev. C 65, 044006 (2002);

S. Dymov, R. Gebel, B. Gou, A. Kacharava,

nucl-ex/0111001.

A. Khoukaz, A. Kulikov, V. Kurbatov, B. Lorentz,

31.

H. Polinder, J. Haidenbauer, and U. G. Meissner,

G. Macharashvili, D. Mchedlishvili, S. Merzliakov,

Phys. Lett. B 653, 29 (2007); arXiv: 0705.3753.

S. Mikirtytchiants, et al., Phys. Rev. C 93, 065206

32.

J. Haidenbauer, U.-G. Meisner, and S. Petschauer,

(2016).

Nucl. Phys. A 954, 273 (2016); arXiv: 1511.05859.

53.

D. Tsirkov, B. Baimurzinova, V. I. Komarov,

33.

J.-M. Richard, Q. Wang, and Q. Zhao, Phys. Rev. C

A. V. Kulikov, A. Kunsafina, V. S. Kurbatov,

91, 014003 (2015); arXiv: 1404.3473.

Z. Kurmanalyiev, and Y. N. Uzikov, Phys. Rev.

34.

M. Duer, T. Aumann, R. Gernh ¨auser, V. Panin,

C 107, 015202 (2023); arXiv: 2207.13575.

S. Paschalis, D. M. Rossi, N. L. Achouri, D. Ahn,

54.

Y. A. Troyan, ЭЧАЯ 24, 683 (1993).

H. Baba, C. A. Bertulani, M. B ¨ohmer, K. Boretzky,

55.

A. Baldin, Сообщения ОИЯИ 1-12397 (1979).

C. Caesar, N. Chiga, A. Corsi, D. Cortina-Gil, et al.,

56.

D. Blokhintsev, Sov. Phys. JETP 5, 995 (1958).

Nature 606, 678 (2022).

57.

G. Leksin, Sov. Phys. JETP 5, 371 (1957).

35.

R. Lazauskas, E. Hiyama, and J. Carbonell; arXiv:

58.

L. Azhgirei, I. Vzorov, V. Zrelov, M. Mescheriakov,

2207.07575.

36.

M. Aguilar et al. (AMS Collab.), Phys. Rev. Lett.

B. S. Neganov, and A. F. Shabudin, Sov. Phys. JETP

110, 141102 (2013).

6, 911 (1958).

37.

M. Aguilar et al. (AMS Collab.), Phys. Rev. Lett.

59.

A. Efremov, Sov. J. Nucl. Phys. 24, 633 (1976).

117, 091103 (2016).

60.

E. Lehman, Phys. Lett. B 62, 296 (1976).

38.

O. Adriani et al. (PAMELA Collab.), Phys. Rep. 544,

61.

L. L. Frankfurt and M. I. Strikman, Phys. Rep. 76,

323 (2014).

215 (1981).

39.

A. Guskov and R. El-Kholy, Phys. Part. Nucl. Lett.

62.

A. Efremov, A. Kaidalov, V. Kim, G. Lykasov, and

16, 216 (2019).

N. Slavin, Sov. J. Nucl. Phys. 47, 868 (1988).

40.

V. Alexakhin, A. Guskov, Z. Hayman, R. El-Kholy,

63.

S. Boyarinov et al., Sov. J. Nucl. Phys. 50, 996

and A. Tkachenko; arXiv: 2008.04136.

(1989).

41.

S. Kistryn, J. Lang, J. Liechti, Th. Maier, R. M ¨uller,

64.

S. Boyarinov et al., Sov. J. Nucl. Phys. 54, 71 (1991).

F. Nessi-Tedaldi, M. Simonius, J. Smyrski,

65.

A. Efremov and V. Kim, JINR-E2-87-74 (Dubna,

S. Jaccard, W. Haeberli, and J. Sromicki, Phys.

1987).

Rev. Lett. 58, 1616 (1987).

66.

V. Matveev, R. Muradian, and A. Tavkhelidze, Lett.

42.

N. Lockyer, T. A. Romanowski, J. D. Bowman,

Nuovo Cimento 7, 719 (1973).

C. M. Hoffman, R. E. Mischke, D. E. Nagle,

67.

S. J. Brodsky and G. R. Farrar, Phys. Rev. Lett. 31,

J. M. Potter, R. L. Talaga, E. C. Swallow, D. M. Alde,

1153 (1973).

D. R. Moffett, and J. Zyskind, Phys. Rev. D 30, 860

68.

J. Polchinski and M. J. Strassler, Phys. Rev. Lett. 88,

(1984).

031601 (2002); hep-th/0109174.

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023

ВОЗМОЖНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ НА ПЕРВОЙ СТАДИИ

275

69.

S. J. Brodsky and G. P. Lepage, Phys. Rev. D 24, 2848

76. O. Buss, T. Gaitanos, K. Gallmeister, H. van Hees,

(1981).

M. Kaskulov, O. Lalakulich, A. B. Larionov,

70.

Y. Uzikov, JETP Lett.

81,

303

(2005);

T. Leitner, J. Weil, and U. Mosel, Phys. Rep.

512, 1 (2012); arXiv: 1106.1344.

hep-ph/0503185.

71.

L. Frankfurt, M. Sargsian, and M. Strikman, Int. J.

77. P. Chliapnikov et al. (Brussels-CERN-Genoa-

Mod. Phys. A 23, 2991 (2008); arXiv: 0806.4412.

Mons-Nijmegen-Serpukhov Collab.), Phys. Lett. B

72.

O. Hen, G. A. Miller, E. Piasetzky, and

141, 276 (1984).

L. B. Weinstein, Rev. Mod. Phys.

89,

045002

78. A. Belogianni et al. (WA102 Collab.), Phys. Lett. B

(2017); arXiv: 1611.09748.

548, 129 (2002).

73.

B. Schmookler et al. (CLAS Collab.), Nature 566,

79. J. Abdallah et al. (DELPHI Collab.), Eur. Phys. J. C

354 (2019); arXiv: 2004.12065.

47, 273 (2006).

74.

S. A. Bass, M. Belkacem, M. Bleicher,

80. J. Abdallah et al. (DELPHI Collab.), Eur. Phys. J. C

M. Brandstetter, L. Bravina, C. Ernst, L. Gerland,

67, 343 (2010).

M. Hofmann, S. Hofmann, J. Konopka, G. Mao,

81. L. Van Hove, Ann. Phys. 192, 66 (1989).

L. Neise, S. Soff, C. Spieles, H. Weber, L. A. Win-

ckelmann, et al., Prog. Part. Nucl. Phys. 41, 255

82. S. Barshay, Phys. Lett. 227, 279 (1989).

(1998); nucl-th/9803035.

83. C.-Y. Wong, JHEP

2008,

165

(2020); arXiv:

75.

W. Cassing and E. L. Bratkovskaya, Phys. Rep. 308,

2001.04864 [nucl-th].

65 (1999).

84. E. Kokoulina, Act. Phys. Pol. B 35, 295 (2004).

POSSIBLE STUDIES AT THE FIRST STAGE

OF THE PHYSICAL NICA SPD PROGRAM

Yu. N. Uzikov^1),2),3)

¹⁾Dzhelepov Laboratory of Nuclear Problems, Joint Institute for Nuclear Research, Dubna, Russia

²⁾Lomonosov Moscow State University, Faculty of Physics, Moscow, Russia

³⁾Dubna State University, Dubna, Russia

Suggestions for possible experiments with usage of the Spin Physics Detector (SPD) at the first stage

of the SPD NICA collider program developed in JINR are considered. Suggestions involve collisions of

polarized as well as non-polarized beams of protons and deuterons at effective c.m.s. nucleon-nucleon

energies

√s_NN = 3.5-10 GeV.

ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86

№1

2023