Содержание к диссертации
Введение
1 Исследование радиационного распада 11
1.1 Установка ЛЕПТОН-Ф 12
1.2 Отбор событий 14
1.3 Анализ углового распределения 15
1.4 Анализ распределения по эффективной массе двух пионов 17
1.5 Дальнейшие исследования распада 21
2 Изучение возможности регистрации электромагнитных процессов
на установке СФИНКС 24
2.1 Качественный анализ некоторых возможных механизмов образования экзотических бариоиов 24
2.2 Установка. СФИНКС 26
2.3 Выбор процесса для регистрации 28
2.4 Отбор событий 29
2.5 Анализ системы 30
3 Эксперимент Е781 33
3.1 Физические цели эксперимента Е781 33
3.2 Установка SELEX 34
4 Определение радиационной ширины 40
4.1 Первичная кинематическая реконструкция 41
4.2 Отбор событий 42
4.3 Анализ реакции 46
4.4 Когерентное образование рсзопансов в электромагнитных и сильных взаимодействиях 54
4.5 Нормировка сечений 59
4.6 Расчеты эффективности 61
4.7 Определение разрешения по поперечному переданному импульсу . 65
4.7.1 Отбор событий 65
4.7.2 Определение разрешения для распадов Е~ и сравнение с расчетами Монте-Карло 68
4.7.3 Корректировка Монте-Карло и разрешение по поперечному переданному импульсу для а2(1320)-мезона 70
4.8 Фитирование сигнала 72
4.9 Поправки, усреднение результатов и определение ошибок измерений 77
5 Верхний предел на парциальную ширину распада и сечение реакции 84
5.1 Изучаемая реакция и отбор событий 85
5.2 Исследование возможных источников фона 86
5.3 Определение радиационной ширины
5.4 Вычисление угловых распределений в изучаемой реакции 93
5.5 Определение сечения реакции 95
5.6 Обсуждение полученных результатов 98
6 Определение сечения дифракционного образования взаимодействиях при энергии 600 ГэВ 101
6.1 Общая характеристика условий набора данных 102
6.2 Анализ экспозиции с низкой интенсивностью пучка 104
6.3 Анализ экспозиции в стандартных условиях 107
6.4 Сравнение результатов и усреднение 108
Заключение 111
Литература 115
Приложение 122
Список иллюстраций 123
Список таблиц 126
- Установка ЛЕПТОН-Ф
- Физические цели эксперимента Е781
- Первичная кинематическая реконструкция
- Общая характеристика условий набора данных
Введение к работе
Актуальность темы исследования.
В настоящее время общепризнаной теорией сильных взаимодействий является квантовая хромодинамика. Благодаря свойству асимптотической свободы в области больших переданных импульсов возможно применение методов теории возмущений, однако в непертурбативной области наши знания по-прежнему формируются в основном экспериментальными исследованиями и различными феноменологическими моделями. Поэтому спектроскопия адронов давно уже стала классическим направлением в физике высоких энергий. Многообещающим направлением являются расчеты на решетках, но они требуют очень больших вычислительных ресурсов, и в настоящее время их предсказательная сила все еще мала.
Из множества различных взаимодействий адронов важную роль играет изучение процессов с реальными и виртуальными фотонами. В конечном итоге это связано с тем, что электромагнитные взаимодействия адронов теоретически более понятны по сравнению с чисто адронными процессами; а их интерпретация, как правило, имеет меньше неопределенностей. В частности, измерение радиационных распадов адронов позволяет получить информацию об их структуре на больших расстояниях, о таких характеристиках, как магнитные моменты, углы смешивания и константы связи, что является необходимой базой для последующего сравнения с предсказаниями различных феноменологических моделей. Точность измерений многих радиационных распадов мала, а некоторые распады еще не были наблюдены, поэтому требуются дальнейшие усилия экспериментаторов в этой области.
Сложность измерений радиационных распадов связана с тем, что большинство из них имеет низкие относительные вероятности - на уровне десятых долей процента и ниже. Другой причиной трудностей прямых измерений является фон от адроп-ных процессов с образованием в конечном состоянии ті"-мезонов (либо '^-мезонов), распадающихся на два фотона, с последующей потерей одного из них.
Для проведения высокостатистичпых исследований радиационных распадов нужны установки с хорошими эффективпостями регистрации всех продуктов реакции, с эффективной охранной системой, способной подавлять фоновые процессы с потерянным фотоном, с быстрыми системами выработки триггера и сбора данных. Такими свойствами обладала установка ЛЕПТОН-Ф — последняя модификация из семейства установок экспериментальной программы ЛЕПТОН на Серпуховском ускорителе в Протвино. Б качестве примера, демонстрирующего отличные способности этой установки, можно привести обнаружение редкого радиационного распада 1>/Л(Ш5)-»07|11.
Точность измерений относительной вероятности радиационных распадов методом прямого наблюдения обычно ограничена фоновыми процессами с потерянным фотоном. В ряде случаев избежать этих трудностей помогает использование другого процесса — когерентного образования резонанса в электромагнитном поле ядра
В + (Д Z)-> В* + (A, Z) (1)
Оказывается, что сечение этого процесса прямо пропорционально ширине радиационного распада Г(В* — В"/), причем при высокой энергии пучка коэффициент пропорциональности вычисляется практически модельш>независимым образом, что позволяет трактовать такое измерение как фактически прямое. Впервые этот метод был предложен Примаковым [2], а несколько позднее, независимо от него. Померан-чуком и Шмушкевичем [3].
Характерными чертами сечения процесса (1) являются логарифмический рост с энергией и приблизительная пропорциональность квадрату заряда ядра. Дифференциальное сечение da/dg2 (где q2 — квадрат переданного импульса) имеет максимум в области очень малых значений д2 и далее падает приблизительно как І/q2. Отсюда видно, что благоприятными экспериментальными условиями являются: высокая энергия, хорошее разрешение по переданному импульсу, и использование мишеней с большим зарядом ядра.
Этим условиям удовлетворял эксперимент SELEX (Е781 по классификации национальной лаборатории им, Ферми (FNAL). США), работавший на ускорителе Тэва-трон, США. Основная экспозиция в данном' эксперименте проводилась на гиперон-ном пучке с энергией 600 ГэВ с углеродной и медной мишенями. Также была сделана специальная экспозиция со свинцовой мишенью. Хорошее разрешение по переданному импульсу обеспечивалось измерением треков в пучковой и вершинной частях установки системой микростриповых детекторов, которая на момент набора статистики (1996-97 гг.) была самой большой в мире.
Электромагнитные взаимодействия могут быть также использованы для образования адронных систем' с хорошо определенным начальным состоянием и/или в хороших фоновых условиях, с целью дальнейшего изучения чисто адронных процессов, В качестве примера можно привести широкую экспериментальную программу измерений, проводимых на ускорителе CEBAF, одним из направлений которой является, в частности, изучение характеристик барионов в процессах фоторождения [4]. Благодаря эффекту Примакова, уникальный Е~-пучок эксперимента SELEX предоставлял принципиальную возможность изучения процессов фоторождения на нестабильной частице — ""-гиперон е. Одним из таких процессов является образование (1385)-. регистрация которого позволила бы определить радиационную ширину этого гиперона.
Цель диссертационной работы.
Целью диссертационной работы является исследование электромагнитных взаимодействий адронов:
Установка ЛЕПТОН-Ф
Настоящая глава посвящена исследованию радиационного распада
Излагаемые результаты основаны на работах [5; 6]. Представляемые исследования выполнены на данных, полученных на установке ЛЕПТОН-Ф (ИФВЭ, Протвино) в 1981-1983 гг. Фактически обработка данных проводилась в 1988-1989 гг.. а публикации состоялись в 1990 г. в виде препринта ИФВЭ и в 1991 г. в научных журналах.
До публикации излагаемых результатов распад (1.1) уже измерялся в ряде экспериментов [19-28]. Ссылки на некоторые другие (не опубликованные в научных журналах) работы могут быть найдены, например, в [29]. В первых экспериментах источниками ? -мезонов являлись адронные реакции. Более поздние исследования были связаны с измерениями парциальной ширины на коллайдерах, и в них источником ї/-мезонов являлись виртуальные 7ТБЗаимДей твия. Некоторая информация о предшествующих работах, включая число зарегистрированных распадов (1.1). приведена в таблице 1,1. Наибольшая статистика ( 900 событий распада (1.1)) была набрана в эксперименте ARGUS [27]. Около 1000 событий было зарегистрировано в эксперименте Mark II [28], однако излагаемый в диссертации анализ проводился до публикации [28], а в самой работе [28] не содержалось ничего принципиально нового по сравнению с другими измерениями.
В ранее проведенных исследованиях спектр эффективных масс тг+тг -системы в распаде (1.1) как правило описывался в предположении каскадного распада с доминирующим вкладом р-мезона. Выло установлено, что при таком подходе достигается качественное описание данных, однако получаемое в результате фита значение массы /-;п-мезопа превышает мировое среднее значение примерно на 20-30 МэБ. Серьезные попытки объяснить этот эффект не предпринимались. С одной стороны, это было связано, вероятно, с невысокой статистической точностью ранних результатов. С другой стороны, основной целью более поздних исследований являлось измерение Т[г} — 77J; в котором распад (1.1) играл вспомогательную роль, для которой модель каскадного распада была приемлемым приближением. Например, в [28] при построении спектра эффективных масс т,іг- даже не проводилось вычитание фона
Физические цели эксперимента
Основными целями эксперимента Е781 являлись изучение характеристик процессов образования очарованных состояний в широком кинематическом диапазоне (xF 0.1), а также изучение распадов очарованных барионов.
Репризентативная статистика была набрана в пучке отрицательно заряженных частиц с составом 50% Е . 50% тг и пучке положительно заряженных частиц с составом 92% р, 8% тг+. Это позволяет провести сранительный анализ процессов образования очарованных состояний в пучках тг , р и ".
Основная статистика была набрана в отрицательном пучке, причем в триггере требовалось, чтобы пучковая частица являлась Е -гипероном. Ожидается, что это приводит к увеличению выхода странно-очарованных барионов. С точностью, соответствующей или превышающей мировой уровень, в эксперименте должны быть измерены времена жизни основных состояний очарованных барионов. а также массы и ширины некоторых возбужденных состояний. В частности, в данном эксперименте впервые был наблюден Кабиббо-запреш.ениый распад 3j —ї рК тт+ [58].
Помимо изучения процессов с образованием очарованных частиц в эксперименте Е781 был запланирован ряд специальных измерений. Эти измерения включали: определение полных сечений тг , р и Е на различных ядрах при энергии пучка приблизительно 600 ГэВ; измерение поляризации -гиперонов, образующихся в протонном пучке с энергией 800 ГэВ в зависимости от xF и рт; изучение экслюзивных реакций с малой множественностью заряженных, частиц в конечном состоянии: изучение реакций упругого рассеяния пучковой частицы па. электронах мишени с целью определения размеров адронов в электромагнитных взаимодействиях: измерение поляризуемости пиона в процессах виртуального комптоповского рассеяния на ядрах и электронах мишени. В свою очередь, исследование эксклюзивных реакций включало в себя поиски экзотических пента.кварковых барионов, а также измерение радиаци онных ширин мезонов и барионов методом Примакова.
К сожалению, на все не связанные с образованием очарованных частиц измерения было наложено весьма существенное ограничение: требовалось, чтобы в совокупности они не приводили к увеличению мертвого времени системы сбора данных более чем на 10%. Поэтому потенциал дополнительной физической программы был реализован лишь частично.
Первичная кинематическая реконструкция
Первичная обработка данных проводилась в 1997-1998 годах и одновременно была совмещена с отбором событий. Для реконструкции треков использовались только те части установки, для которых существовали надежные, отлаженные программы анализа: микростриповые детекторы в головной части установки и пропорциональные камеры в спектрометре М2. Микростриповые детекторы в спектрометрах Ml и М2, а также камеры в спектрометре Ml, имели проблемы с калибровкой и/или реконструкцией и в анализе не использовались. К недостаткам такого подхода следует отнести потери в точности восстановления импульса (и, возможно, эффективности реконструкции), а к достоинствам — упрощение анализа и повышение достоверности расчетов методом Монте Карло (меньше возможных источников систематических ошибок).
С точки зрения реконструкции событий все данные, удовлетворяющие условиям эксклюзивного триггера, делятся на две (пересекающиеся) части: экспозицию, в которой присутствовали углеродные и медные мишени, и экспозицию, в которой присутствовала свинцовая мишень.
При поиске взаимодействий в углеродных и медных мишенях использовалась стандартная программа реконструкции. Сначала находились все треки в имеющих хорошее пространственное разрешение пучковых микростриповых детекторах ВМ1 - ВМЗ. Как правило, треков было несколько вследствие большого времени интегрирования сигнала. Затем про взаимодействовавший трек выбирался с помощью имевших хорошее временное разрешение триггерных микростриповых детекторов HSD. В случае же поиска взаимодействий в свинцовой мишени данный метод не работал, так как мишень была расположена перед блоком детекторов ВМЗ. Поэтому тре-.ки восстанавливались с использованием детекторов HSD1 и HSD2, имевших худшее пространственное разрешение и эффективность. Еще одно важное отличие взаимодействий в свинцовой мишени заключалось в возможности использовать блок пучковых микростриповых детекторов ВМЗ при фитироваиии параметров вторичных треков, и, таким образом, частично компенсировать эффект многократного рассеяния в углеродных и медных мишенях. Это, как было определено в ходе детально описанного в разделе 4.7 анализа распадов пучковых "-гиперонов, уменьшает вклад многократного рассеяния в разрешение по переданному импульсу ст(рт) в пересчете на один трек с 6.0 до 4.2 МэВ. Краткое описание использованного формализма приведено ниже.
Общая характеристика условий набора данных
Сечение дифракционного образования Зтг-системы определялось в специальных экспозициях с так называемым "пучковым триггером. В состав этого триггера входили только расположенные до мишени детекторы; сцинтилляционные счетчики S1-S3, работавшие в режиме совпадений и выделявшие пучковую частицу, и VH1-VH3, работавшие в режиме антисовпадений и подавлявшие гало пучка. Измерение с таким триггером оказалось возможным провести благодаря достаточно большому сечению дифракции в Зтг (составляющему примерно 1.5% от сечения поглощения) и высокопроизводительной системе сбора данных. Использование пучкового триггера позволило определить число прошедших через мишень частиц как число реконструированных пучковых треков. Таким образом, для определения сечения не требовалось знания ни эффективности пучковых детекторов, пи эффективности процедуры реконструкции пучка.
С пучковым триггером были сделаны две принципиально отличные экспозиции. Первая экспозиция состояла из коротких (примерно 3 цикла ускорителя) калибровочных запусков, делавшихся в стандартных условиях не менее одного раза в сутки на протяжении всего сеанса. Другая экспозиция была предназначена и успешно использована для измерения полных сечений [67]. Ее характерными особенностями являлись:
— низкая ( 10 кГц) интенсивность пучка;
— повышенная частота очистки ммкростриповых детекторов:
— использование специальных мишеней;
— отсутствие поля в магните Ml.
Отсутствие поля магните Ml повышает геометрическую эффективность регистрации процесса, но ухудшает эффективность реконструкции вследствие более скученного распределения треков в камерах спектрометра М2. Также отсутствие магнитного поля приводит к ухудшению импульсного разрешения, что заметно сказывается на выделении квазиупругого пика. Таким образом, имеющиеся данные соответствуют разным экспериментальным условиям, и естественно ожидать, что систематические ошибки в этих экспозициях в значительной степени независимы.
Как было показано в разделе 4.5, для абсолютной нормировки достаточно измерить сечение дифракции на любом из трех применявшихся ядер. При основном наборе статистики свинцовая мишень была задействована лишь в конце сеанса, поэтому набранная с пучковым триггером статистика мала и не позволяет провеет определение дифракционного сечения с достаточной точностью. Что же касается углеродной и медной мишеней, то при наборе статистики в стандартных условиях они всегда использовались одновременно, поэтому не имеет значения, какую из них (либо обе) использовать. Однако в экспозиции с низкой интенсивностью пучка статистика на медной мишени существенно меньше: относительная статистическая ошибка из мерения составляет 11% против 4% для углерода. Кроме того, как видно из рис. 4.9. распределение по р2т на углеродной мишени хорошо описывается суммой двух экспонент, в то время как данные на медной мишени дополнительно имеют "плечо в области 0.02 р О.ОТГэВ2. Для корректного определения числа событий в когерентном пике (первой экспоненте) на медной мишени необходимо либо исключить указанный интервал из фита, либо ввести в модель фита дополнительные параметры, что нежелательно в силу малой статистики. Ввиду вышеизложенного для нормировки было выбрано сечение дифракции на ядре углерода. Тем не менее, для проверок согласованности результатов сечение дифракции на ядре меди также определялось в обеих экспозициях.
Как уже говорилось в разделе 4.5, под дифракционным числом событий имеется ввиду число событий в первой экспоненте распределения по pi для диапазона масс 0.8 М{3тг) 1.5 ГэВ при фите этого распределения суммой двух экспонент. Такое определение мотивировано тем. что при Гауссовом разрешении по поперечному переданному импульсу вид наблюдаемого экспоненциального распределения по р2г не изменяется, как не изменяется и число событий в экспоненте, а от величины разрешения зависит только видимый наклон экспоненты. Выбор указанной области эффективных масс мотивирован тем. что в этой области состояние образующейся 37г-системы достаточно хорошо известно, а уменьшение статистики незначительно. Благодаря большой апертуре установки это позволяет надежно определять эффективность. Методика соответствующих расчетов изложена в разделе 4.6, где также оценена их точность, составляющая 4%. При определении радиационной ширины Г(а2 - тн ) эта неопределенность в расчете эффективности в значительной степени сокращается, поскольку эффективность дифракционного образования Зтг-системы используется дважды: один раз при анализе триггерных данных, другой раз для описываемой абсолютной нормировки. Б дальнейшем анализе эта ошибка нигде не фигурирует, однако ее необходимо учитывать при сравнений с данными других экспериментов.
Отбор событий в экспозициях с пучковым триггером был по существу таким же. как и в триггерных данных. В частности, в обоих случаях отсутствует идентификация частиц в конечном состоянии. Поэтому, строго говоря, определяется сечение дифракционного образования не Зтт. а любых трех долгоживущих заряженных частиц. Естественно, это не оказывает влияния на определение Т(а2 — тгу) Главное отличие при отборе событий заключается в выборе конкретных значений применяемых критериев. Это связано с тем, что в анализе триггерных данных делается по сути относительное измерение, в котором неопределенности в знании эффективности, связанные с моделированием "хвостов" распределений, сокращаются. Поэтому критерии отбора были оптимизированы так. чтобы наилучшим образом выделить сигнал. В анализе л е пучковых данных производится абсолютное измерение, требующее точного знания эффективности всех используемых отборов. Поэтому для всех отборов использовались несколько более широкие коридоры, такие, чтобы их эффективность отборов была близка к 100%. Это увеличивает примесь фоновых событий, и. соответственно, статистическую ошибку, но зато уменьшает возможную систематику, что. как правило, более предпочтительно.
