Experiment A1 - Forschungs-Highlights

1. Der elektrische Formfaktor des Neutrons

 Der elektrische Formfaktor des Neutrons

Abb. 1: Elektrischer Formfaktor des Neutrons (aus [1]).

Das Neutron ist, wie der Name schon sagt, ein elektrisch neutrales Teilchen. Das heißt aber nicht, dass die im Neutron vorhandene Ladung auch so verteilt sein muss, dass das Neutron überall gleichmäßig neutral ist. Die Ladungsverteilung des Neutrons kann man experimentell durch die elastische Streuung von Elektronen am Neutron vermessen. Der Wirkungsquerschnitt der elastischen Streuung ist hierbei proportional zur Ladungsverteilung im Impulsraum, d.h. zur Fouriertransformation der Ladungsverteilung, dem sogenannten Formfaktor.

In der A1-Kollaboration wurden mehrere Messungen zur Bestimmung des elektrischen Formfaktors des Neutrons durchgeführt. Dieser ist sehr klein gegenüber der magnetischen Reaktion des Neutrons, daher verwendet man Spinpolarisationsobservablen um das Verhältnis des elektrischen zum magnetischen Formfaktor zu bestimmen. Da man wegen der kurzen Lebensdauer von Neutronen diese nicht direkt als Streuobjekt verwenden kann, gibt es zwei konkurrierende experimentelle Methoden. Zum einen kann man die elastische Streuung am Deuteron als leichtesten Atomkern bestehend aus einem Proton und einem Neutron verwenden, oder man verwendet als Streukern das Helium-Isotop ³He. Beim Deuteron muss man die Polarisation des gestreuten Neutrons vermessen [1], während das Helium-Isotop selber spin-polarisiert werden kann [2,4,5].

  1. D. I. Glazier et al., Eur. Phys. J. A 24 (2005) 101-109
  2. J. Bermuth et al., Phys. Lett. B 564 (2003) 199-204
  3. J. Friedrich and Th. Walcher, Eur. Phys. J. A 17 (2003) 607-623
  4. G. Kubon et al., Phys. Lett. B 524 (2002) 26-32
  5. D. Rohe et al., Phys. Rev. Lett. 83 (1999) 4257-4260

2. Virtuelle Comptonstreuung: Polarisierbarkeiten des Nukleons

 Virtuelle Comptonstreuung: Polarisierbarkeiten des Nukleons
Abb. 2: Strahl-Rückstoß-Polarisation in der virtuellen Comptonstreuung. Die durchgezogene Linie mit Fehlerband zeigt den Effekt der Polarisierbarkeiten, die gestrichelte Linie den Effekt des radiativen Untergrundes allein.

 

Wenn sich ein geladenes Objekt in einem elektrischen Feld befindet, können sich die Ladungen innerhalb des Objektes verschieben, so dass ein elektrisches Dipolmoment entsteht. Die Proportionalitätskonstante zwischen angelegtem Feld und induziertem Dipolmoment nennt man die Polarisierbarkeit des Objektes. Auch Nukleonen zeigen eine Polarisierbarkeit, allerdings kann diese wegen der Größe der starken Wechselwirkung, die das Nukleon zusammenhält, nicht mit einem statischen äußeren Feld gemessen werden. Statt dessen verwendet man die elastische Streuung eines Photons, die sogenannte Comptonstreuung, und extrapoliert diese bis zu verschwindender Photonenergie, um eine Aussage über den statischen Fall als Grenzwert zu erhalten.

Verwendet man nun statt der rein elastischen Photon-Streuung die Erzeugung eines Photons durch Elektroproduktion, erhält man eine weitere Dimension. Ähnlich wie ein Formfaktor die Ladungsverteilung abtastet, wird man nun empfindlich auf die räumliche Verteilung der Polarisierbarkeit, in anderen Worten auf die Verteilung der „Steifigkeit“ des Nukleons.

Experimente zu dieser „Virtuellen Comptonstreuung“, also dem Prozess e+p → e+p+γ sind eine Herausforderung, da die Abstrahlung eines radiativen Photons in der elastischen Elektronenstreuung nicht von diesem Prozess unterscheidbar ist und als überwältigender Untergrund zum Wirkungsquerschnitt beiträgt. Trotzdem konnten an MAMI zum ersten Mal Wirkungsquerschnitte [1,3] und sogar Polarisationsobservablen [2] zu diesem Prozess vermessen werden.

 

  1. P. Janssens et al., Eur. Phys. J. A 37 (2008)
  2. I. Bensafa et al., Eur. Phys. J. A 32, (2007) 69-75
  3. J. Roche et al., Phys. Rev. Lett. 85 (2000) 708-711

3. Resonanzen in der Produktion des η-Mesons

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Abb. 3: Strahl-Rückstoß-Polarisation der η-Produktion im Bereich der S11-Resonanz.

Wie bei jedem quantenmechanischem System enthält auch das Anregungsspektrum des Nukleons fundamentale Informationen über die Struktur des Systems. Im Gegensatz zum Anregungsspektrum eines Atoms mit seinen scharf definierten Linien haben wir es bei stark wechselwirkenden System allerdings mit sehr breiten und deutlich überlappenden Linien zu tun. Diese Anregungszustände bzw. Resonanzen zu separieren ist die Herausforderung der Resonanzphysik am Nukleon.

Die meisten Resonanzen sind aus der elastischen Pionstreuung oder aus Pion-Produktionsreaktionen bekannt. Diese Reaktionen sind dominiert durch z.B. der Δ(1232)-Resonanz im Isospin 3/2-Kanal. Ein alternativer Zugang sind Reaktionen mit einem η-Meson im Endzustand: wegen der Isospinerhaltung treten hier gerade die dominierenden Δ-Resonanzen nicht auf und man wird sensitiv auf die kleineren Beiträge der Isospin-1/2-Resonanzen.

Neben der Isospin-Selektion erhält man zusätzliche Information, wenn man den Spin der Resonanzen identifiziert. Neben dem Wirkungsquerschnitt muss man daher Polarisationsobservablen vermessen. An MAMI wurde hierfür zum ersten mal die Strahl-Rückstoß-Polarisation in der η-Elektroproduktion bestimmt [1].

  1. H. Merkel et al., Phys. Rev. Lett. 99, 132301 (2007)

4. Experimentelle Tests der Chiralen Störungstheorie

Experimentelle Tests der Chiralen Störungstheorie 

Abb. 4: Die Asymmetry TL' der π° - Produktion an der Schwelle. Man sieht im π°-Kanal den Effekt der Unitarität durch das Öffnen der Schwelle des geladenen Kanals
(aus [1]).

Im Grenzwert verschwindend kleiner Quarkmassen stellt man fest, dass die Wechselwirkung der Quarks miteinander eine Symmetrie aufweist: Rechtshändige Quarks wechselwirken nur mit rechtshändigen Quarks und linkshändige nur mit linkshändigen Quarks. Diese Symmetrie nennt man die chirale Symmetrie. Das interessante an dieser Symmetrie ist nun, dass sie offensichtlich gebrochen ist, d.h. dass das beobachtete Spektrum der Hadronen diese Symmetrie nicht mehr aufweist. Aus dieser gebrochenen Symmetrie lassen sich starke Einschränkungen für die möglichen Wechselwirkung der Hadronen untereinander herleiten.

Die Chirale Störungstheorie ist nun eine effektive Theorie, die unter Berücksichtigung der gebrochenen chiralen Symmetrie eine systematische Entwicklung der Wechselwirkung für effektive Freiheitsgrade, d.h. für Hadronen anstelle von Quarks, durchführt.

Diese Theorie liefert nun belastbare Vorhersagen, allerdings, da sie eine Entwicklung um den Grenzwert kleiner Impulse ist, nur für einen sehr eingeschränkten Energiebereich. Daher wurden spezielle Experimente entwickelt, die sensitiv auf die Vorhersagen der Theorie sind, ohne den Gültigkeitsbereich zu verlassen. An MAMI wurde ein Programm zur Produktion des π-Mesons nahe der Produktionsschwelle durchgeführt. Das π-Meson ist hierfür die erste Wahl, da es das sogenannte Goldstone-Boson der Chiralen Symmetriebrechung ist.

  1. M. Weis et al., Eur. Phys. J. A 37 (2008)
  2. H. Merkel et al., Phys. Rev. Lett. 88 (2002) 012301
  3. I. Ewald et al., Phys. Lett. B 499 (2001) 238-244
  4. M. O. Distler et al., Phys. Rev. Lett. 80 (1998) 2294-2297

5. Die Deformation des Protons

Die Deformation des Protons 

Abb. 5: Das Verhältnis des Δ(1232)-Multipoles C2 zu M1 im Vergleich mit verschiedenen Modellen. Die gefüllten Dreiecke zeigen einige kürzlich an MAMI gemessene Datenpunkte [1].

Nicht radialsymmetrische Deformationen einer Ladungsverteilung zeigen sich durch das Auftreten eines Quadrupolmomentes. Da ein Proton den Spin 1/2 trägt, kann es gemäß Quantenmechanik allerdings kein Quadrupolmoment aufweisen. Statt dessen betrachtet man daher das Quadrupolmoment in einem Übergang zu einem angeregten Zustand. Die einfachste Wahl eines angeregten Zustandes ist die Δ(1232)-Resonanz, die im Quarkmodell den gleichen Inhalt an Quarks im Grundzustand hat wie das Proton, allerdings mit allen drei Quarkspins ausgerichtet, während beim Proton ein Quarkspin entgegengesetzt ist. Dieses Umklappen des Quarkspins wird dominant durch einen magnetischen Dipolübergang (M1) erreicht, entweder z.B. in der Reaktion γ*+p→π+p oder in γ*+p→γ+p.

Eine Deformation des Nukleons manifestiert sich nun in einem Beitrag eines Quadrupolüberganges (C2) im Wirkungsquerschnitt. Um diesen nachzuweisen, kann man nun z.B. in Polarisationsobservablen diesen Beitrag durch die Interferenzstruktur abseparieren.

  1. S. Stave et al., Phys. Rev. C 78, 025209 (2008)
  2. N. F. Sparveris et al., Phys. Rev. C 78, 018201 (2008)
  3. N. F. Sparveris et al., Phys. Lett. B 651, 102-107 (2007)
  4. S. Stave et al., Eur. Phys. J. A 30 (2006) 471-476
  5. D. Elsner et al., Eur. Phys. J. A 27 (2006) 91-97