Содержание к диссертации
Введение
2 Основные требования к гиперонному каналу эксперимента WA89 12
2.1 Основные особенности конструкции канала 13
2.2 Расчет потока гиперонов пучка 15
3 Размещение элементов пучка 17
3.1 Выбор материала вторичной мишени 18
3.2 Идентификация частиц гиперонного пучка 19
4 Спектрометр эксперимента WA89 21
4.1 /х-стриповый кремниевый детектор 23
4.2 Детектор переходного излучения 24
4.3 Адронный калориметр 24
5 Организация триггера 26
6 Парциальный состав гиперонного пучка 29
6.1 Идентификация ~ и 7г~ составляющих 29
6.2 Е~ составляющая 30
6.3 Q" и К" составляющие 32
6.4 Пучки 7Г~ и нейтронов 33
7 Моделирование эксперимента 35
8 Физические модели 37
9 Нейтральные частицы V0 41
9.1 Сечение рождения 44
9.2 Учет фона в составе пучка 46
9.3 Систематические ошибки 47
10 Первичная вершина взаимодействия 49
11 Каскадные гипероны 53
11.1 Учет фона в составе пучка 55
11.2 Систематические ошибки 56
12 Возбужденные состояния Н-гиперонов 58
12.1 S5530 и Н5690 гипероны 58
12.2 Hj"820 и Hj"96o гипероны 61
12.3 Сечение рождения * гиперонов 63
13 Е-гипероны 65
13.1 Основное состояние Е^гиперонов 65
13.2 Возбужденные состояния Е-гиперонов 67
13.3 Сечение рождения Е гиперонов 69
14 Возбужденные /Г(890)-мезоны 72
15 Парное рождение VV 74
15.1 Сечения парного рождения V0 75
15.2 Спектр эффективных масс К^К^ 77
15.3 Поиск сигнала от распадов Н-дибариона 78
16 Обсуждение полученных результатов 80
16.1 Дифференциальные сечения рождения как функции от XF 81
16.2 Парное рождение идентичных V0 91
16.3 Распределения по поперечной составляющей импульса 93
16.4 Зависимость сечения от атомного номера 97
17 Заключение 98
18 Благодарности. 99
А Приложение 107
- Основные особенности конструкции канала
- Идентификация частиц гиперонного пучка
- Детектор переходного излучения
- Поиск сигнала от распадов Н-дибариона
Введение к работе
Открытие более 50-ти лет назад частиц, получивших название "странных" сыграло революционную роль в физике элементарных частиц, приведя в конечном итоге к становлению идеи элементарной составляющей на новом структурном уровне материи - идее кварков [1, 2]. Последовавшее в 1974 г. открытие "очарованного" [3J, а вскоре "прелестного" [4] кварков привело к смещению центра тяжести интересов в новую область исследований - физику тяжелых кварков, оставив широкие возможности для проведения оригинальных исследований по физике странного кварка. В последнее время, интерес к физике рождения странных частиц существенно возрос.
Экспериментальное исследование рождения странного кварка и последующих процессов адронизации в нуклон-ядерных столкновениях является чувствитеьной точкой для проверки и уточнения ряда существующих теоретических моделей, основанных на подходах Квантовой Хромодинамики (КХД), разработанных для описания мягких процессов, и применимости расчетов по КХД в рамках теории возмущения [5, 6, 7, 8, 9]. Например, используя пучки из разного типа частиц, можно изучать роль валентных кварков в процессах адронизации [5, 7, 10].
Частицы, содержащие странный кварк, являются существенной частью нашего понимания адронных систем при высоких плотностях. Так полагается, что в столкновениях тяжелых ядер рождение странных [11, 12], а также очарованных частиц [13,14,15,16,17,18,19], является чувствительным к состоянию окружающей ядерной материи. Подтверждения о необычных процессах рождения при высоких плотностях следует искать на пути сравнения результатов полученных в нуклон-нуклон, нуклон-ядро и ядро-ядерных столкновениях. Например, считается, что особенности рождения странных частиц в ион-ионных взаимодействиях при высоких энергиях будут являться указанием на рождение кварк-глюонной плазмы.
В астрофизике полагают, что на больших пространственных масштабах процессы с участием странного кварка играют важную роль в развитии
ядер нейтронных звезд [20, 21, 22].
Классификация частиц со странным кварком давно установлена ([23]) но перечисление частиц, приводимое ниже, ей не следует, а оно сделано исходя из прагматических прикладных целей проводимого исследования. А именно, упрядочить наблюдаемые сигналы от распадов различных частиц по методам их выделения, статистической обеспеченности сигналов и т.д.
Наиболее исследованными как по числу экспериментов проведенных в различных пучках, так и по точности измерений, обусловленной величиной сигналов, являются сечения рождения трёх частиц- Ks, Л и Л. Изначально открытые в экспериментах с космическими лучами [24], в дальнейшем изучались в разных экспериментальных условиях. Наибольшше число экспериментов было выполнено в протонных пучках в широком диапазоне импульсов пучковой частицы, начиная от бГэВ/е и заканчивая 920ГэВ/с [25] - [38]. Число публикаций с результатами экспериментов в пионных пучках оказывается существенно меньшим [39] - [42] и при этом диапазон импульсов пучков также оказывается существенно уже 100-360ГэВ/с. По одному эксперименту насчитавают измерения в пучке отрицательных каонов [43] при импульсе 200ГэВ/с и в пучке нейтронов [44] при среднем импульсе 45ГэВ/с.
На рис. 1 приведены зависимости сечения рождения К^, Л и Л от энергии в системе центра масс. При энергии в районе s «700 GeV2 (эксперименты на SPS CERN) существует достаточное число измерений сечения рождения К^, чтобы отметить одну из главных проблем при измерении абсолютных значнений физических величин - систематические неопределенности. Все эксперименты из этой группы заявляют систематическую ошибку порядка 20-30% , в то время как сравнение, измеренных в различных экспериментах значений сечений, показывает присутствие неопределенности порядка двойки.
Сравнимыми по числу экспериментов, посвященных изучению сечений рождения и полноте информации об их свойствах, являются Е - гипероны, как в основном, так и в возбужденном состояниях. Измерения сечений рождения были выполнены пучках протонов ([25, 27, 34, 35, 44] [45] - [49]), пионов тС (|39],|50],|51]), каонов К~ ([52]-[56|) и Н~ гиперонов ([57] -[59]). В ряде случаев имерения для V0 и отдельных состояний Е - гиперонов выполнялись в одном и том-же эксперименте, что облегчает интерпретацию полученных результатов. При этом следует отметить, что серьезной про-
10 г
1 г
10 г
s (GeV*)
Рис. 1: Зависимость сечения рождения К^, Л и Л от s, квадрата полной энергии в системе центра масс.
блемой в исследовании Е-гиперонов является тот факт, что в инклюзивных процессах сигналы в спектрах эффективных масс наблюдались толко для основного (Е*) и первого возбужденного состояний (Еіз85). Существование более возбужденных состояний Е-гиперонов было установлено в результате сложного анализа, основанного на разложении измеренного сечения рождения по парциальным волнам (PWA) (см. например [60]), и до настоящего времени существование многих из этих состояний требует своего подтверждения J23].
Существуют две, хорошо известные, проблемы в подходе PWA:
1. В силу неполноты экспериментальных данных в решении уравнений
всегда будут присутствовать многчисленные математические непреде-ленности.
2. Введение предположения о непрерывности амплитуды рассеяния привносит в анализ плохо контролируемые систематические вариации.
При решении первой проблемы был предложен формализм нулей Баррелета [61, 62] для поиска всех возможных решений, а затем к выбору среди найденных решений, физически допустимых. В любом сучае, ограничительным моментом в данном подходе являются большие экспериментальные ошибки в данных [63].
При попытках решить вторую проблему, амплитуду рассеяния представляют в форме функции, зависящей от энергии. Такой подход обладает тем очевидным недостатком, что форма аплитуды фиксируется зараннєє. Но следует отметить, что в формализме нулей Баррелета формы амплитуд получаются достаточно простыми и хорошо описывают экспериментальные данные [60].
Несмотря на тот факт, что каскадные гипероны (S^fi* ) известны уже порядка полувека, число экспериментов по изучению рождения этих частиц было выполнено крайне мало. Наибольшее число измерений было проведено в пучках протонов и нейтронов [25, 26, 44] [64, 65, 66, 67, 68, 69, 70, 71]. Существуют всего два эксперимента по измерению сечения рождения Н~ в пучках отрицательных пионов [39, 51]. Сумма сечений рождения двух частиц (Н" + 5 ) при импульсе пучка пионов 200ГэВ/с была измерена в эксперименте [39].
В CERN были проведены два эксперимента с Н~ пучком при импульсе 116ГэВ/с, в которых измерялись сечения рождения S" + Be and Н~ + N [72, 73] В одном из гиперонных экспериментов были проведены измерения для П~ [73], а также существуют данные по рожению fi~ при низких энергиях 4.5-14ГэВ/с [74] - [76]. В протонном пучке при 200ГэВ/с измерены сечения рождения как Н , так и 1~ [111].
Информация о сечениях рождения возбужденных состоянияй Н гиперонов исключительно ограничена. Так для первого возбужденного состояния ^1530 существуют толко три публикации [59, 72, 73], и совершенно отсутствует информация о сечениях рождении более возбужденных состояний
»—iQ г—і— ^-i—
"1690? "1820 И "I960-
Существует ряд публикаций, посвященных рождению возбужденных ка-
онов ifg90 в пучках тг* , К^ и протонов [39],[77] - [88]. К сожалению, при больших хр, в ряде экспериментов изучали исключительно рождение лидирующей частицы из-за недостатка статистики для нелидирующих партнеров. Диапазон импульсов пучков в этих измерениях заключен в пределах 6-400ГэВ/с.
Изучение сечений парного рождения странных частиц достаточно редкая тема. В этой области существует резкое разделение предмета исследования. Иногда целью исследования является изучение корреляций при малых относительных импульсах идентичных частиц,т.н. Hanbury- Brown-Twiss (НВТ) корреляции [89]. В других случаях предметом исследования являются кинематические корреляции во всей кинематически доступной области. Такие исследования проводились в р столкновениях при 360 ГэВ/с [90]. Похожие исследования выполнялись при изучении продуктов распада Z0 [91, 92, 93].
Изучение формы дифференциального сечения рождения какой либо частицы в зависимости от Фейнмановской переменной хр, измеренных в разных пучках привело понятию эффекта "лидирования". Суть эффекта состоит в том, что при наличии общего кварка в рожденной и пучковой частицах, сечение рождения при больших if » 1. оказывается существенно больше, чем при отсутствии такого кварка. В форме физической модели данное наблюдение было сформулировано в [94, 95], которая предска-зывет поведение дифференциального сечения следует степенному закону da/dxF ос (1 — хр)п, где п есть целое число, связанное с числом кварков учавствующих в обмене. Наиболее интересное в данном подходе, состоит в том, что первоначально предложенная зависимость относилась к области больших xf, а оказалась справедливой во всей области xf. При этом физический смысл показателя п оказывается не очень определенным.
Кратко упомянем результаты по исследованию рождения странных частиц в экспериментах по столкновению тяжелых ионов. Измерения проводятся в узкой кинематической области по xf близкой к нулю (центральная область) и основным кинематическим распределением является распределение по р^. Таким образом, отсутствие измерений при больших хр лишает возможности сравнения наиболее интересной информации полученной в эксперименте WA89 с результатами из экспериментов с тяжелыми ионами [96] - [101].
Несмотря на их немногочисленность, источником существенной части
экспериментальных данных о процессах рождения и каналах распадов гиперонов являются эксперименты в гиперонных пучках. В отличие от обычных адронных пучков, гиперонные пучки отличаются малой длинной порядка 10 метров, что представляет собой компромис между неоходимостью экранировать аппаратуру и мишени, на которой рождаются гипероны, по соображениям радиационной безопасности, и потерями в интенсивности пучка от распадов гиперонов при прохождении по пучковому каналу. При импульсе гиперонов порядка 100 ГэВ/с, длина распада составляет 7.1 м для Ли 1.5м для Q". Последствием этого являются серьёзные ограничения на максимальную величину потока гиперонов, доступную для экспериментов.
Самый простой метод повысить интенсивность гиперонных пучков приводит к повышению импульса гиперонного пучка. Так первые эксперименты в гиперонных пучках проводили при 25ГэВ/е на ускорителях AGS в Брукхейвене и PS CERN в начале 70-х. Введение в эксплуатацию новых ускорителей в CERN (SPS) и Fermilab (Tevatron) немедленно привело к созданию гиперонных каналов в новом импульсном диапазоне.
В течение 1976 -1982 годов ряд экспериментов был проведен в Западном зале CERN на гиперонном канале при импульсах гиперонов в диапазоне 70 - 135ГэВ/с. Интенсивность потока гиперонов составила 12000 Е~, 400 Е~, и 10 Q~ за сброс пучка. Опубликованные результаты этих экспериментов можно отыскать в [47, 73].
В 1989-1990 году на ускорителе SPS CERN был введен в эксплуатацию гиперонный канал при среднем импульсе ~ гипероров 340ГэВ/с. Интенсивность потока гиперонов достигла 105 за время сброса пучка. Эксперимент WA89 проводил набор статистики на этом гиперонном канале в 1991, 1993 и 1994 годах.
Эксперимент SELEX проводился во FNAL на гиперонном канале с импульсом пучковой частицы " бООГэВ/с в 1997-1998 годах. Главной целью эксперимента было исследование очарованных и странно-очарованных частиц, для чего "on-line" триггерные условия отбирали события, обогащенные кандидатами со вторичной вершиной распада от коротко живущей частицы. Таким образом полученные данные практически невозможно использовать для исследований долгоживущих частиц в силу сильных искажений в кинематических спектрах из-за специфических триггерных условий.
Информация, которую можно получить из опубликованных работ, no-
\
священных изучению сечений рождения частиц со странным кварком, позволяет придти к определенным заключениям. Во-первых, большая часть экспериментальных данных в обсуждаемой области была получена в экспериментах на пузырьковых камерах и набранная статитика, в силу способа обработки визуальной информации, веема мала. Даже в "электронных" экспериментах первого поколения статистическая обеспеченность полученных результатов оставляет желать много лучшего. Достаточно часто измерения ограничивались всего лишь одной, двумя частицами в отдельном эксперименте. Если принять во внимание, что в каждом эксперименте существуют систематические неопределенности, трудно поддающиеся оценке, что кинематические области покрываемые каждым отдельным экспериментом весьма различны, то можно заключить, что составить целостную экспериментальную картину рождения частиц со странностью престаляет собой непростую задачу.
С учетом вышесказанного, а также возможностей которые предоставляет эксперимент WA89, можно сформулировать предмет представляемого исследования следующим образом. На основе высокой статистики экспериментальных данных, полученных в эксперименте WA89 зарегистрированных во взаимодействиях трех различных пучковых частиц с ядрами углерода и меди, исследовать дифференциальные сечения рождения многих частиц со странностью в рамках одного эксперимета и затем сравнить полученные результаты с предсказаниями теоретических моделей, с целью выяснения границ их применимости.
Основные требования к гиперонному каналу эксперимента WA89
Создание гиперонного канала на ускорителе SPS само по себе представляло отдельную физическую задачу, на которую наложились ряд технических и финансовых ограничений. Так, в силу того, что на Q-спектрометре проводился ряд экспериментов, конфигурация гиперонного канала имеет ряд особенностей:
Поскольку fi-спектрометр распологался на канале НІ в Западном зале CERN и НІ представлял из себя пучок адронов/электронов высокой энергии, используемый рядом экспериментов, то конструкция гиперонного пучка должна была позволять перенастройку режимов канала НІ за короткое время смены экспериментов.
Одновременно с каналом НІ в Западном зале работало 5 других пучков. Гиперонный пучок с неизбежностью предполагал сброс в "могильник" протонов первичного пучка недалеко от зоны эксперимента. Взаимодействие протонов с материалом "могильника" порождает большой мюонный фон на всей территории зала. Поэтому обязательным условием явилось требование уменьшить мюонный поток до уровня, приемлемого для других экспериментов.
Западный зал представлял из себя открытую, радиационно незащищенную зону. Поэтому потребовалось установить специальную радиационную защиту на всем протяжении гиперонного канала и особенно в области экспериментальной мишени. Максимальный размер защиты, допустимый в рамках уже существующих конструкций зала, ограничил максимально допустимый поток протонов первичного пучка на уровне 5 1010 частиц за сброс. В свою очередь это повлекло ограничение на максимально возможную интенсивность гиперонного пучка.
По финансовым соображениям, пришлось использовать существующие магнитные элементы при конструировании гиперонного канала.
z/cm
с о
Ф
Si-MS TRD
x/m
_i ' і
і і і _i_
і і ' і
Рис. 2: Общий вид гиперонного канала эксперимента WA89.
Основные особенности конструкции канала
Создание гиперонного канала на ускорителе SPS само по себе представляло отдельную физическую задачу, на которую наложились ряд технических и финансовых ограничений. Так, в силу того, что на Q-спектрометре проводился ряд экспериментов, конфигурация гиперонного канала имеет ряд особенностей:
Поскольку fi-спектрометр распологался на канале НІ в Западном зале CERN и НІ представлял из себя пучок адронов/электронов высокой энергии, используемый рядом экспериментов, то конструкция гиперонного пучка должна была позволять перенастройку режимов канала НІ за короткое время смены экспериментов.
Одновременно с каналом НІ в Западном зале работало 5 других пучков. Гиперонный пучок с неизбежностью предполагал сброс в "могильник" протонов первичного пучка недалеко от зоны эксперимента. Взаимодействие протонов с материалом "могильника" порождает большой мюонный фон на всей территории зала. Поэтому обязательным условием явилось требование уменьшить мюонный поток до уровня, приемлемого для других экспериментов.
Западный зал представлял из себя открытую, радиационно незащищенную зону. Поэтому потребовалось установить специальную радиационную защиту на всем протяжении гиперонного канала и особенно в области экспериментальной мишени. Максимальный размер защиты, допустимый в рамках уже существующих конструкций зала, ограничил максимально допустимый поток протонов первичного пучка на уровне 5 1010 частиц за сброс. В свою очередь это повлекло ограничение на максимально возможную интенсивность гиперонного пучка.
По финансовым соображениям, пришлось использовать существующие магнитные элементы при конструировании гиперонного канала.
Перечисленные выше необходимые условия, которым должна была удовлетворять конструкция гиперонного канала, оставили небольшую свободу выбора [102]. Так волнообразная форма канала представляется естестве-ной, учитывая необходимость сохранить неизменным направление канала HI и положение самого -спектрометра. Второе условие влекло за собой требование, чтобы отклонение пучка происходило в вертикальной плоскости. Третье условие, совместно с требованием определенного потока ХГ гиперонов, зафиксировало аксептанс гипернного канала. Четвертое условие поставило ограничение на отклоняющую силу канала наличными магнитными элементами. Использовались магниты длиной 3.6 м и напряженностью магнитного поля 2.4 Т . Из-за ограничений на размеры гиперонного канала было решено отказаться от использования магнитных квадруполей. На рис. 2 показаны основные детали конструкции канала пучка. Пучок первичных протонов с импульсом 450 ГэВ/с движется слева на право и отклонятся вниз на 7 мрад в вертикальной плоскости перед тем как попасть на мишень, во взаимодейтвиях с ядрами которой происходит рождение гиперонов. Далее по пучку расположены три магнита с напряженностью магнитного поля 2.4 Т каждый. Стенки канала пучка были выполнены из вольфрама. В первом магните канала находился могильник для протонов первичного пучка. Распределение по импульсам частиц вторичного пучка опеределялась вторым магнитом. Третий магнит поворачивал пучок в стандартном направлении, совпадающим с геометрической осью fi-спектрометра.
Импульс частицы вторичного пучка (Е ) был выбран как компромис между следующими требованиями. С одной стороны, отношение сечений рождения гиперонов к пионам /7г резко растет с хр « Рх/Рр, где рх — обозначает импульс рожденной частицы, а рр = 450 ГэВ/с - импульс протона первичного пучка. Одновременно уменьшаются потери от распадов Е гиперонов. С другой стороны сечение рождения Е падает как а рз (1 — x?f. В результате оптимизации, величина импульса отрицательной частицы, движущейся по центральной траектории в коллиматоре, была зафиксирована при 345ГэВ/с , что соответсвует XF = 0.8
Поток гиперонов в пучке был рассчитан исходя из известного потока 7г и измеренного отношения Е / 7Г как функции хр (рис. 3) Величина потока тг была специально измерена в каналах HI и Н8 при XF = 0.8. Поскольку разброс по импульсу был достаточно велик, зависимость формы спектра пионов от хр также учитывалась при расчете величины потока гиперонов. Предполагалось, что спектр пионов описывается функцией (1 — хр)4- Результаты расчетов величины потока гиперонов как функции от импулса гиперона, движущегося по центральной траектории, представлены на рис. 4 На том же рисунке представлены результаты расчетов для конфигурации канала без двойного отклонения, а также случай канала с магнитами напряженностью поля ЗТ. Возрастание потока связано с тем, что аксептанс канала каждый раз выбирается таким образом, чтобы выполнялось соотношение Sp/p = 15 % - ширина на полувысоте. Рассчитанное значение отношения S /7r оказывается меньше единицы при выбранной величине импульса 345 ГэВ/с. Расчетные параметры канала пучка приведены в табл.1
Идентификация частиц гиперонного пучка
Протоны первичного пучка ускорялись в SPS до величины импульса в 450ГэВ/с и транспортировались в Западную экспериментальную зону . Периодичность ускорения составляла 14.4 сек, длительность сброса 2.6 сек, при рабочей интенсивности 1012 протонов за время сброса. Первое понижение интенсивности пучка происходило за счет взаимодействий в мишени (ТІ), предназначенной для создания вторичного пучка НЗ. Эта мишень представляла из себя вольфрамовый цилиндр длиной 50 мм в направлении пучка. Следующее понижение интенсивности примерно в 10 раз прои-ходило в коллиматоре, расположенном на расстоянии 20м от мишени ТІ. Этот коллиматор состоял из четырех железных блоков с поперечными размерами 80см х 120 см и длиной 40 см в направлении пучка. В блоки были вмонтированы вольфрамовые фильеры с диаметром отверстий 3.3 мм. Окончательная настройка интенсивности пучка выполнялась подвижным коллиматором, состоящим из четырех железных блоков, расположенным на расстоянии 35 м далее по пучку. Следует отметить, что мишень ТІ и коллиматоры были расположены в горизонтальной плоскости ускорителя, т.е. на глубине 20 м под землей. Это означает, что интенсивность мюонного потока в зоне эксперимента была пренебрежимо мала.
Расстояние между мишенью ТІ и вторичной мишенью составляло 800 м , между которыми протоны транспортировались по пучковому каналу НІ. Это был канал общего назначения для пучков высокой энергии с хорошим энергетическим разрешением [103]. На последних 100 метрах конструкция пучкового канала была изменена, с целью организации пучка гиперонов на спектрометре ОМЕГА.
Канал НІ был оборудован пучковыми пропорциональными камерами и пальчиковыми сцинтилляционными детекторми, предназначенными для настройки пучка. Очевидно, что при рабочей интенсвности пучка порядка 1010 за сброс, пользоваться этими детекторами было невозможно. Поэтому при настройке, для уменьшения интенсивности пучка, сразу за мишенью ТІ была устанолена дополнительная бериллиевая мишень длиной 120 см (три длины ядерного взаимодействия). Совместно с коллиматором изменяемой геометрии интенсивность пучка была понижена до приемлемого уровня - 107 протонов за сброс. После завершения настроечных работ, дополнительная бериллиевая мишень убиралась из пучкового канала, а коллиматор полностью открывался, для получения полной интенсивности пучка протонов на экспериментальной мишени. Ряд мониторов, работающих на принципе вторичной эмиссии, были установлены в области вторичной мишени для измерения потока и местоположения пучка. На рис. 5 показаны горизонтальный и вертикальный профили пучка протонов, измеренные одним из эмисионных мониторов. Размеры по горизонтали и вертикали составили соответственно а = 250 мкм и а = 450 мкм. Расходимость пучка на мишени была 0.1 мрад по обоим направлениям.Вторичная мишень состояла из четырех бериллиевых цилиндров длиной 100 мм и диаметром 2 мм каждый. Каждый цилиндр поддерживался с двух концов алюминиевой фольгой толщиной 25 мкм. Мишень перемещалась в двух направлениях в плоскости, перпендикулярной направлению пучка. Размеры мишени были выбраны исходя из того, что диаметр пучка протонов в любом случае должен быть меньше геометрического диаметра мишени. Это уменьшало вероятность вторичных взаимодействий, в которых рождаются низкоэнергетические пионы, в последующем распадающихся на мюоны. Как видно из рис. 5 диаметр протонного пучка был существенно меньше диаметра мишени. Бериллий был выбран как материал мишени, поскольку полное неупругое сечение взаимодействия растет быстрее сечения рождения гиперонов при увеличении атомного номера. Это означает, что относительный выход гиперонов в каждом взаимодействии выше в легких материалах.
Импульс пучковой частицы измерялся с помощью трех пучковых годоско-пов. Один из годоскопов представлял из себя ряд сцинтиллирующих фи-беров(ниток), и был расположен перед последним отклоняющим магнитом канала. Два других были плоскостями микрострипового детектора и помещались далее по пучку (см. рис. 2). Сцинтилляционный годоскоп позволял измерять положение частищы в плоскости отклонения магнитным полем с точностью 250 мкм и был сконструирован с учетом сильных магнитных и радиационных полей в канале.
Годоскоп был собран из сцинтиллирующих ниток (Kurary SCSF-38) прямоугольного сечения (1x0.5 мм2). Поверхность нитки была покрыта белым пигментом толщиной 55 мкм для предотвращения засвечивания соседних каналов друг другом . Один канал годоскопа состоял из трех ниток, при-клееных к одному световоду(1.5мм х1.5ммх1м), который выводил свет на один пиксель 64-канального фотоумножителя (рис.6). В годоскопе было 64 канала, объединенных в два слоя по 32 канала в каждом. Слои были расположены со сдвигом один относительно другого на половину ширины сцинтиллирующей нитки. Действительным считалось срабатывание при совпадении сигналов от двух каналов каждого слоя. Для уменьшения возможной засветки от соседнего канала, световоды были специальным образом упорядочены на поверхности фотокатода.
При выходе из канала поперечные размеры пучка составляли 5x5см. Указанные размеры определялись положением специальных вето счетчиков, предназначенных для уменьшения потока рассеянных частиц вокруг пучка. Для дискриминации потока быстрых пионов в режиме "on-line"использовался детектор переходного излучения (ТРД) [104], расположенный на расстоянии примерно одного метра от вето счетчиков. Два сцинтиллятора с размером активной области 3.5 X 3.5см2, включенные на совпадение сигналов, были расположены перед ТРД и экспериментальной мишенью для регистрации заряженных частиц пучка.
Точное измерение координат траектории пучковой частицы, до ее попадания на экспериментальную мишень, выполнялось с помощью "пучкового" д-стрипового детектора. Он состоял из 8 кремниевых плоскостей, размером 5.1x5.1см с периодом структуры 50мкм, из которых 4 плоскости детектора распологались перед ТРД и другие четыре после ТРД, непосредственно перед экспериментальной мишенью. Пучковый д-стриповый детектор позволял измерять две взаимно перпендикулярные координаты. Более детальное описание всех элементов спектрометра WA89 приведено в следующей главе.
Детектор переходного излучения
Пучковый детектор состоял из 8 кремниевых плоскостей, размером 5.1x5.1 см с периодом структуры 50 мкм, из которых 4 плоскости детектора располо-гались до ТРД и оставшиеся четыре - непосредственно за ТРД перед экспериментальной мишенью. Детектор позволял измерять две взаимно перпендикулярные координаты Y — Z трека заряженной пучковой частицы с пространственой точностью порядка 7 мкм. Экстраполяция по направлению трека заряженной пучковой частицы в область экспериментальной мишени позволяла оценивать его положение с точностью порядка 12 мкм по Y — Z координатам.
Взаимодействие пучковой частицы с ядром одного из блоков экспериментальной мишени порождает в среднем около 8 заряженных частиц. "Точка", в которой возникают эти заряженные частицы, носит название первичной вершины взаимодействия и треки заряженных частиц - первичными треками. Для измерения положения треков служил вершинный детектор, расположенный непосредственно за экспериментальной мишенью.
Вершинный детектор состоял из 10-ти плоскостей, позволяищих измерять У-координаты треков заряженных частиц, 10-ти плоскостей для из-мереня Z-координаты, 6-ти плоскостей, повернутых по часовой стрелке на 45 BY — Z координатной плоскости спектрометра относительно оси X и 3-х плоскостей повернутых в обратном направлении, т.е. на —45. Система повернутых плоскостей позволяет разрешить неопределенности при восстановлении пространственного трека в программе геометрической реконструкции событий. Точность восстановления координат составила 5 мкм .
Три пропорционалных камеры, расположенные сразу за //-стриповым кремниевым детектором, были логически включены в состав вершинного детектора для повышения точности экстраполяции параметров треков в область распадов V0. В нижней части рис. 7 , в увеличенном масштабе, приведено взаимное расположение детекторов в зоне мишени.
Детектор переходного излучения был предназначен для идентификации заряженной пучковой частицы. Физическая основа работы детектора базируется на том факте, что релятивисткая частица, пересекая границу раздела двух сред с различными показателями преломления, излучает энергию в виде 7-квантов в рентгеновском диапазоне. С учетом того, что при импульсе пучковой частмцы порядка 345 ГэВ/с, 7-факторы для 7Г и Е соответственно имеют значения 2400 и 280 то, следовательно, интенсивность рентгеновского излучения для 7г и Е будет различаться на порядок. Типичное энерговыделение в форме переходного излучения для пиона составляло бКэВ/с.
Конструктивно ТРД был выполнен в виде 10 секций, каждая из которых включала в себя радиатор из пористого материала толщиной 68 мм и проволочную пропорциональную камеру толщиной 8 мм , заполненную ксенон-метановой смесью, для регистрации переходного излучения. Частица, которая при прохождении через ТРД вызвала в четырех из десяти пропорциональных камер энерговыделение выше определенного уровня, рассматривалась как 7г . Фактор подавления для пионов достигал 90% , в то время как примерно 10% Е были неправильно идентифицированы.
Адронный калориметр был предназначен для идентификации нейтронов, возникающих в распадах Е - тг7г±, и измерения их энергии. Конструктивно адронный калориметр представлял из себя сборку из 155 модулей, каждый из которых, длиной 2.2 м по оси пучка и имевший форму правильного шестиугольника в поперечной плоскости. Модули собирались из слоев профилированного свинца, в профильные каналы которых были заложены пластиковые стинтилляционные нити длиной 2.2 м и диаметром 1 мм (т.н. "спагетти" структура ). Расстояние между центрами нитей составляло 2.22 мм в горизонтальном направлении и 1.98 мм в вертикальном. В каждом модуле насчитывалась 1141 нить, стинцилляционный свет с которых собирался на один фотоумножитель. На расстоянии 15 см перед калориметром был установлен годоскоп, собранный из 127 шестиугольных стинтилляционных счетчиков, имевших размеры, идентичные размерам модулей адронного калориметра. Сигналы, полученные от стинтилляционных счетчиков, использовались для подавления на уровне триггера фона от ливней порождаемых заряженными частицами и попавшими в аксептанс адронного калориметра.
После проведения калибровочных тестов, точность измерений выполняемых с помощью адронного калориметра была оценена как: при измерении положения центра тяжести адронного ливня, где Е - означает энергию ливня. Более детальное описание конструкции калориметра, процедур калибровки и организации триггера адронного калориметра можно найти в [ПО].
Поиск сигнала от распадов Н-дибариона
На протяжении ряда последующих глав излагаются детали измерения сечений рождения многочисленных частиц со странным кварком и результаты этих измерений. Банк экспериментальных данных, используемый в проведенных исследований, состоял из 34 млн. событий зарегистрированных во взаимодействиях пучков с ядрами углерода и 39 млн событий - с ядрами меди.
Основой всего исследования является исключительная по количеству и качеству статистика распадов нейтральных странных частиц, накопленная в эксперименте. ям приведеним выше, проводился поиск кандидатов в V0 - комбинаций из пар траекторий заряженных частиц с зарядами противоположных знаков и имеющих общую вершину [127, 128, 129]. Общая вершина определяется как точка максимального сближения двух траекторий. Аппроксимация координат вторичной вершины выполнялась по тому-же алгоритму, что и Аппроксимация координат первичной вершины взаимодействия, с учетом полной ковариационной матрицы ошибок каждого трека. Распределение минимальных расстояний (CDA) между координатами вторичной вершины и соответствующей точки на траектории приведены на рис. 15. Предельное отклонение было ограничено приблизительно 3 мм, что соответствует величине Зсг. В целях подавления комбинаторного фона, требовалось чтобы вторичная вершина отстояла от первичной как минимум на расстояние 50 см по напрвлению пучка. Со сторны магнита, допустимая Х-координата вторичной вершины не должна была превышать -332 см. Таким образом, распадный объем был заключен в пределах -1332-і- -332 см.
Для каждой комбинации, геометрические параметры которой удовлетворили перечисленным выше условиям, были вычислены проекции импульсов положительной и отрицательной частиц на направление полного импульса комбинации (РІ,РЇ) и на направление, перпендикулярное полному импульсу комбинации {jpt - как следует из закона сохранения импульса, поперечные составляющие импульса положительной и отрицательной частиц равны). Распределение для поперечной составляющей импульса и ас-симетрии, определенной как a = (JPL PL)I{PL+VL) J хрошо известное как распределение Арментеро-Подоланского [130], приведено на рис. 16. Сигналы от распадов странных нейтральных частиц отчетливо видны на представленном рисунке. Симметричный полуэллипс предсталяет собой сигнал от распадов нейтральных каонов по каналу 7г+7г , а два малых полуэллипса при положительных и отрицательных значениях ассиметрии а относятся к сигналам от распадов А—утр 7г и А.-їртг+ соответственно.
В предположении, что каждая заряженная частица может представлять собой пион соответствующего знака, протон или антипротон, каждая комбинация V0 может представлять собой распад нейтрального каона К , А или А гиперонов. Спектры распределения по эффективной массе, для каждой из гипотез, показаны на рис. 17. В области масс, которые соответствуют физическим значениям приведенным в таблицах масс частиц [23], наблюдаются отчетливые пики на очень низком фоне порядка нескольких процентов.
Величина сигнала оценивалась с помощью аппроксимации распределения по эффективной массе функцией, представляющей собой сумму плотности вероятностей нормального распределения и полинома Лежандра третьей степени. Положение наблюденных сигналов, их ширина, полученные как результат аппроксимации, позволяют сделать заключение, что наблюдены сигналы от распадов нейтральных странных частиц К , Л и Л.
Две области пересечения полуэлипсов, отчетливо видимые в распределении Арментеро-Подоланского, соответсвуют значениям кинематических параметров, при которых К, Л и Л представлявляются неразличимыми. V0 комбинации, отвечающие этим областям были исключены из процедуры анализа, а их вклад в окончательные физические значения были учтены помощью соответсвующих поправок.
Фон от конверсии гамма квантов 7— е+е также был устранен с помощью распределения Арментеро-Подоланского - все комбинации с поперечным импульсом относительно направления движения V0 менее 15 МэВ/с исключались из анализа. Дифференциальное сечение рождения V0 как функция фейнмановской переменной XF и квадрата поперечного импульса расчитывалась по формуле: в которой Nyo означает величину соответствующего сигнала; є - полный аксептанс с учетом эффективности программ реконструкции и эффективности триггера; ЛГЬ - число пучковых частиц, идентифицированных как Е , 7г или нейтроны, с учетом "мертвого" времени и за вычетом фоновых пучковых частиц (см. ниже); М, р и I отвечают атомной массе, плотности и длине мишени, a NA - числу Авогадро. Вероятность распада по наблюдаемому каналу выбиралась из таблиц свойств элементарных частиц [23].
Окончательные значения полных и дифференциальных сечений рождения, после учета поправок от фоновых частиц в пучке, приведены в таблицах 7-13 , а также показаны на рис. 18 - 20 . Детали процедуры учета поправок изложены отдельно в отдельном параграфе, следующем ниже.
