Содержание к диссертации
Введение
1 Установка, аппаратура и метод измерений . 12
1.1 Назначение и преимущества спектрометра ANKE 12
1.2 Спектрометр ANKE 12
1.3 Электроника и система сбора данных 19
1.4 Быстрые триггера 23
1.5 Рабочие режимы аппаратуры и калибровка детекторов. 25
1.6 Набор статистики и массив экспериментальных данных 28
2 Идентификация реакций рр d-n+rj. 30
2.1 Введение 30
2.2 Подавление рассеянных протонов 31
2.3 Отбор событий с К+ и тг+ 35
2.4 Отбор событий с дейтронами 42
2.5 Методики восстановления импульсов частиц 44
2.6 Калибровка импульсного и углового восстановления 45
2.7 Эффективность регистрации 48
2.8 Фоновые реакции 53
2.9 Аксептанс ANKE 56
2.10 Истинное время измерений и эффективность системы съема данных (DAQ) 69
2.11 Светимость 70
3 Экспериментальные результаты и их теоретическая интерпретация . 83
3.1 Реакция рр -> dat -» dK+ТС5 83
3.2 Реакция рр -> da^ ~* d-к+ц 90
3.3 Отношение сечений реакций
Заключение 103
- Быстрые триггера
- Отбор событий с К+ и тг+
- Калибровка импульсного и углового восстановления
- Аксептанс ANKE
Введение к работе
Скалярные мезоны являются важным звеном в процессах взаимодействия адронов. Однако, структура легких скалярных мезонов а0(980) и /о(980) до конца не ясна. Следствием этого является многообразие теоретических моделей, описывающих строение легких скалярных мезонов. Данная работа посвящена поиску и выделению двух основных каналов распада Oq" —> К+К и а.д —> п+г) вблизи порога образования К+К системы.
В наивных кварковых моделях легчайшие мезоны считаются состоящими из qq пары. Такое приближение, естественное для чармония и боттомония, достаточно хорошо описывает и qq нонеты, состоящие из легких кварков. К таким нонетам можно отнести 3Si(p,u,K*,(j)), ^2(021/2.^21/^)1 3Pi(.aiifiiKiA,f\)) lP\{bi,h\,KiB>h'\). Что же касается псевдоскалярного нонета 1So(7t,j],K,tj'), то в его описании доминируют киральные эффекты, достаточно хорошо понимаемые на качественном уровне (малая масса 7Г-мезона и сильное отщепление массы rf- мезона за счет U{\) аномалии).
Относительно нонета скалярных мезонов в настоящее время не существует консенсуса по поводу их места в кварковых моделях. Легчайшие скалярные мезоны в кварковых моделях строятся как частицы с полным спином S=\ и орбитальным моментом L~\, образующими полный момент J=0. Наблюдаемые резонансы с квантовыми числами Jpc — 0++ приведены в таблице 1.
Из таблицы видно, что число наблюдаемых резонансов превышает рамки нонета. Таким образом, вопрос отбора кандидатов в кварк-антикварковый нонет скалярных мезонов и интерпретации остальных резонансов все еще остается открытым. Расчеты, проведенные в рамках кварковой модели Годфри-Изгура |1], предсказывают значение массы 1.09 ГэВ/с2 для изовектора и изоскаляра, 1.24 ГэВ/с2 для изодуплетов и 1.36 ГэВ/с2 для ss состояния. В настоящее время существуют несколько версий кварковой модели, в которых ао//о мезоны расположены в области 1 ГэВ/с2 (см. например [2-4]). В данном резонансы о или /о(600), /о(980), /о(1370), /0(1500) и /0(1710)
7^(1430), #0*(1430), Яо*(1430)
4(980), ag(980), 4(1450), 4(1450)
Таблица 1: Резонансы с квантовыми числами Jpc = 0++. случае на роль изовектора и изоскаляра предпочтительны а0(980)//о(980) резонансы, массы которых различаются с предсказанием на 100 МэВ/с2. JP=0+ а'0(1450/ а0(1450) \ 3^(1450) \ f0(1370) (?)
Ко*(1430) КГ(1430)
I I I -1 -1/2 0 1/2 1
Рис. 1: Нонет скалярных мезонов в приближенном рассмотрении Particle Data Group 2002.
С другой стороны, другой возможный способ формирования нонета скалярных мезонов приведен в Particle Data Group 2002 [5] (см. рис. 1). Часть нонета с I = 1/2 представлена двумя изодублетами К* (1430), для которых qq структура признается в большинстве моделей. В качестве изовектора предлагается триплет ао(1450). Одним из изосинглетов рассматривается /о(1370), второй изосинглет не определен. На его место предлагаются /0(1500) или /о(1710). В данном рассмотрении а0(980)//0(980) резонансы исключаются из qq нонета скалярных мезонов, и выносится заключение, что ао(980)//о(980) не являются qq структурами.
Попытки интерпретации а0(980) и /о(980) резонансов привели к созданию множества теоретических моделей, описывающих их внутреннюю структуру.
В работах [1-4] предлагаются описания на основе qq состава. Сильная связь с каналом КК требует унитаризации наивной кварковой модели [6-8]. Рассматриваются также четырехкварковые состояния qqqq [9-12] и КК молекулы [13-15]. Возможно также альтернативное описание в рамках эффективного лагранжиана [16], где оказывается, что f-каналыше обмены векторными мезонами могут обеспечить притяжение в системе КК, достаточное для формирования молекулы. Следует упомянуть работы, посвященные смешиванию изоскалярных 0++ кварк-антикварковых состояний с легчайшим глюболом [8,17].
Отдельно следует отметить роль скалярных мезонов в так называемой модели конфайнмента Грибова [18], где а0 и /о мезоны являются выделенными объектами малых размеров ('миньоны' Грибова).
Имеющиеся в настоящее время экспериментальные данные недостаточны для того, чтобы отдать однозначное предпочтение одной из предложенных моделей.
Данная работа посвящена исследованию ао резонанса, ао является хорошо установленным резонансом и наблюдался во множестве экспериментов. Список экспериментов приведен в таблице 3.3 (приложение 1).
В то же время, данные о характеристиках резонанса далеко не полные. В настоящий момент надежно определены в основном лишь квантовые числа резонанса: IG(JPC) = 1"(0++).
Согласно DPG 2002 масса резонанса т(а0) = 984.7 ± 1.2 МэВ/с2. Ширина определена хуже и оценивается в пределах Г = 504-100 МэВ. В последнее время появились данные по измерению радиационных распадов векторного (1020) мезона на ао(—> 7гт/) и 7 [23, 24]. Эти данные также приводят к улучшению информации о параметрах а0 мезона.
Наблюдаются распады оо в ^(доминирующий), К К и 77- Но только два эксперимента [25,27] дают отношение сечений для каналов распада irrj/KK, принятое в DPG 2002 для анализа.
В большинстве экспериментов ао наблюдался в распадах более высоких резонансов. Измерения вблизи КК порога позволят наблюдать прямое рождение во резонанса.
Для нейтральных мезонов а0(980) и /о (980) предсказывается смешивание через промежуточное состояние КК [21,22]. За счет такого смешивания формы спектров 7Trj и 7г+7г" - систем могут отличаться от спектров изолированных о и /о - мезонов. Поэтому особенно интересно и важно исследовать свойства заряженной компоненты ао(980), рождаемой в чистом изоспиновом состоянии 1=1, которая не смешивается с /о(980) и сохраняет начальную структуру ао мезона.
Масса заряженной компоненты <хо(980) мезона определялась в основном в измерениях щ+ и ц%~ каналов. В DPG 2002 [5] с этой целью анализируются только два эксперимента [27,28], с распадом а0 —» КК.
Только три эксперимента выполнены в рр столкновениях [25,29,30]. Сечение рождения ад"(980) мезона в рр столкновениях вблизи порога К+К системы вообще неизвестно.
Таким образом, наблюдение прямого рождения ао резонанса, измерение парциальных ширин и сечений двух основных каналов распада в рр столкновениях вблизи порога К+К уже является интересной научной задачей.
На установке ANKE ускорителя COSY научного центра г. Юлих, Германия планируется серия экспериментов с целью изучения легких скалярных мезонов ао(980) и /о(980) [26]. Рождение а^ мезона в рр столкновениях возможно в реакциях рр —> daQ и рр —> pna,Q. Согласно модельным расчетам в работах [81, 82] полное сечение для обеих реакций ожидается примерно одинаковым и составляет ~ 1 мкб. Но реакция с рп в конечном состоянии сильно подавлена за счет аксептанса установки ANKE. Поэтому для измерений выбрана реакция рр —> da,Q с дейтроном в конечном состоянии.
В качестве преимущества измерений вблизи порога К+К системы следует отметить, что, согласно модельным предсказаниям [31] для реакции рр —> dK+K, сечение процесса с образованием промежуточного aj резонанса ожидается на порядок большим вблизи К+К порога, чем нерезонансный процесс. Кроме того, старшие парциальные волны будут подавлены за счет близости к порогу рождения, что, возможно, облегчит парциально-волновой анализ и позволит выделить резонансную компоненту.
Основным инструментом для проверки существующих теоретических
0.8 0.9 1.0 1.1 1.2 1.3 1.4 M2 [GeVV]
Рис. 2: Форма спектра инвариантной массы ir+ri/K+K0 систем в приближении Flatte. моделей структуры ао"(980) мезона являются измерение энергетической зависимости сечения образования ао"(980) мезона при различных энергиях вблизи порога К+К системы и отношение сечений и ширин двух главных каналов распада (16].
Поскольку о0 мезон распадается главным образом по двум каналам КК и 7гг/ для описания его спектральной функции традиционно используется феноменологическая модель Flatte (32], которая является обобщением ' формулы Брайта-Вигнера на вблизипороговую ситуацию (см. рис. 2).
При этом Ttot{M) = Гі(М) + Г2(М) = дірі + д2р2 где д\ и д2 константы связи конечных состояний 7Г77 и К К с резонансом, a. pi и р2 фазовые объемы. В случае если ао мезон представляет собой qq состояние, отношение констант равно g2/gi = l/2sin2(5p), где 5Р есть псевдоскалярный угол смешивания 6Р « (—50)-ь(—60), следовательно д2/д\ ~ 0.69-1-0.96 (например, из линейных массовых соотношений следует бр = —58, а из квадратичных 6Р = —46). Для случая 'molecular' структуры КК компонента должна доминировать и, следовательно, можно ожидать отношение R = (дг/^і) >> 1 [20].
В настоящей работе описывается эксперимент, в котором проводилось исследование реакций рр -> dK+K и рр —> dn+r] в области порога образования ао(980) мезона и вблизи порога рождения К+К системы при энергии протонного пучка Т =2.65 ГэВ [19,20].
Цель работы.
Целью экспериментального исследования, представленного в диссертации, являлось: одновременное детектирование реакций рр —> dK+K и рр —> dir+T] вблизи порога рождения К+К системы; поиск и выделение резонансной составляющей реакций, связанной с промежуточным образованием 0^(980) мезона в реакции рр -> dcfi и последующим распадом по двум основным каналам а$ —> К+К и а$ -4 tt+tj; оценка сечений резонансной и нерезонансных составляющих для обоих реакций; и оценка величины отношения сечений для двух каналов распада а$ мезона а(а.о —> К+К)/а(ао —> 7г+т]).
Защищаемые положения.
Достигнуто выделение реакций рр -> dK+K и рр —> dn+r] из массива статистики зарегистрированной на спектрометре ANKE при кинетической энергии налетающих протонов Т = 2.65 ГэВ.
Измеренное полное сечение рождения для реакции рр —> dK+K составило о — (38 ± 2 ± 14) нб.
Для реакции рр —> dK+K впервые измерены спектры инвариантных масс М(К+К) и M(dK) систем и угловые распределения вылета дейтронов и каонов {К+).
Проведенный анализ спектров инвариантных масс и угловых распределений реакции рр —> dK+K позволил определить долю процесса с промежуточным рождением ад (рр —> dag" —> dK+K) в » 83%.
На основе различий в кинематике произведено разделение реакции рр —> <І7г+77 на нерезонансную и резонансную (с рождением а) составляющие.
Измеренные значения полных сечений для реакции рр —» dn+r] составили: <7а0 = 1.1 ± 0.2 ± 0.7 мкб для резонансной и опоп = 3.5 ± 0.2 ± 1.0 мкб для нерезонансной составляющих. Отношение сечений составляющих реакции рр —> dTT+r] равно аа0/апоп = 0.31 ± 0.06 ± 0.22.
7. Полученное значение для отношения сечений каналов распада Oq мезона составляет а(4 -> К+Щ/а(а$ -> тг+ту) = 0.029 ± 0.005 ± 0.02.
Содержание работы.
Диссертация состоит из введения, трех глав, заключения, семи приложений и списка цитируемой литературы.
В введении приведен обзор области скалярных мезонов и описаны проблемы, связанные с формированием нонета скалярных мезонов. При формировании нонета скалярных мезонов важная роль отводится пониманию внутренней структуры ао (980)//о (980) резонансов. В главе приведены различные теоретические модели строения а0(980)//о (980). Далее обоснованы необходимость и преимущество в изучении заряженной компоненты ад"(980). Для резонанса а0(980) представлены список установленных характеристик и проведен обзор экспериментальных исследований. Показаны преимущества в измерении реакции рр —» сЦ}" по сравнению с рр -» pnaQ. Обоснованы выбор энергии протонного пучка Т — 2.65 ГэВ и необходимость в измерении двух основных каналов распада ао"(980): uq -4 К+К и uq -4 7г+77-
Быстрые триггера
В ходе эксперимента одновременно использовались два триггера предварительного отбора событий (online triggers). Первый триггер (ТІ) служил для отбора событий связанных с исследуемыми реакциями, второй триггер (Т2) использовался для отбора реакции упругого протон-протонного рассеяния, по которой определялась светимость. Схемы триггеров приведены на рис. 1.7. В основе ТІ триггера лежит отбор на совпадение частиц попавших в передний детектор (FD) с частицами в детекторах положительно заряженных частиц (PD+SW). Малый импульсный диапазон частиц (см. табл. 1.3), попадающих в один телескоп, позволяет применять времяпролетную методику к комбинациям старт-стоп детекторов для идентификации и разделения частиц. В системах детекторов (PD+SW) триггерпый сигнал предварительного отбора производится по времени пролета (TOF) между стартовыми и стоповыми счетчиками (в телескопах или первая плоскость SW). В качестве временной отметки срабатывания старт/стоп счетчиков использовались сигналы meantimer (Tm). Специально разработанные VME модули [50] позволяют вырабатывать общие TOF ворота для всех возможных старт-стоп комбинаций для каждого стоп счетчика. При срабатывании стоп счетчика в VME модуле открываются TOF ворота па совпадение с сигналами от старт счетчиков. В случае срабатывания одного или нескольких старт счетчиков в выделенном интервале времени VME модуль выдает триггерный сигнал (триггер с PD+SW системы). В зависимости от требований эксперимента длительность TOF ворот может меняться в пределах 3 -f 23 не с шагом в 5 пс. При пролетной базе между старт-стоп счетчиками L = 150 -т- 400 см данная длительность TOF сигнала позволяет детектирование пионов, протонов и каонов. На первом этапе эксперимента ворота на TOF включали 7г+,К+ ( 8.86 не), позже они были уменьшены до К+ ( 4.4 не).
Сигналы с VME модулей (15 для PD и G для SD системы) поступали на схему ИЛИ , которая вырабатывала общий триггерный сигнал для системы положительно заряженных частиц. С целью on-line подавления фона от рассеянных частиц применялась матрица разрешенных старт-стоп комбинаций. Частицы, вылетевшие из мишени и попавшие в определенный телескоп, не могут пройти через все 23 стартовых счетчика. Рис. 1.8 демонстрирует возможный коридор стартовых счетчиков (10 -г- 21) для стопового счетчика 13. Наборы разрешенных старт стоп комбинаций были определены из GEANT моделирования и применялись в VME модулях при on-line наборе. В FD детекторах триггерный сигнал вырабатывался по Тт (mean timer) сигналу с передней плоскости сцинтилляционного годоскопа [51]. Общий триггерный сигнал для системы передних детекторов вырабатывался схемой ИЛИ по сигналам с 8 детекторов (1-я плоскость). Триггерный сигнал с FD детекторов разветвлялся: первый шел на совпадение с PD+SW, второй поступал на prescaler, который осуществлял подавление скорости счета в 1000 раз (отбор 1/999) и затем являлся триггерным сигналом Т2 для опроса только FD системы. Короткий триггерный сигнал с PD+SW поступал на схему совпадений, запуская ворота в 60 не для сигнала с FD. При срабатывании схема совпадений вырабатывала сигнал 100 не (триггер Ті) для опрашивания временных и амплитудных сигналов со всех ФЭУ и сигналов с проволочных камер. При одновременном наличии двух триггерных сигналов ТІ и Т2 только один из них использовался для опроса детекторов. Соответственно событие записывалось на магнитную ленту с меткой этого триггера. Выбор между триггерами осуществлялся при помощи соответствующих задержек. Триггерный сигнал ТІ приходил первым и имел, таким образом, высший приоритет. Для любых положительно заряженных частиц из мишени, прошедших через спектрометрический магнит D2, комбинация старт-стоп счетчиков регистрирует узкий диапазон импульсов (Ар 50 МэВ/с), определяемый шириной счетчиков. Каждый телескоп оптимизирован для отбора каонов в определенном импульсном диапазоне (см. разд. 1.2) путем подбора толщин поглотителей. Для каждого телескопа имеется свой набор стартовых счетчиков, через которые могут проходить частицы, вылетевшие из мишени. Поэтому важно расположить телескопы в фокальной поверхности магнита D2, чтобы обеспечить одинаковый импульсный диапазон во всех возможных старт-стоп комбинациях. При проведении экспериментов при других энергиях пучка 15 и стоп счетчиком 13. требуется сохранить импульсные диапазоны телескопов. Для этого необходимо поддерживать постоянным значение магнитного поля в D2. Но при изменении энергии пучка меняется радиус кривизны и угол отклонения протонного пучка ускорителя во всех трех магнитах Dl, D2, D3 на ANKE. Чтобы обеспечить постоянство импульсного распределения телескопов требуется сохранить относительную геометрию мишень-магнит. Следовательно, отклонение пучка на выходе из магнита D1 может быть скомпенсировано путем одновременного перемещения магнита D2 и платформы с детекторами, а также, мишени(на соответствующее расстояние) в направлении перпендикулярном пучку. Но данное перемещение имеет ограничения, поэтому, чтобы иметь возможность проводить измерения при малых значениях энергии пучка, были разработаны 2 рабочие моды спектрометра В=1.3 Т и В=1.5б Т с разными импульсными диапазонами телескопов: р « (110 -і- 525) МэВ/с и р w (140 — 625) МэВ/с. Для каждой моды подготовлен свой комплект поглотителей. Определение положения фокальной поверхности магнита D2 было проведено по "Floating wire" методике [52] и проверено при помощи GEANT моделирования [53].
Тем не менее важно проверить данные результаты, используя экспериментальные данные. Калибровка импульсных диапазонов частиц для каждого телескопа проводилась при помощи TOF (старт-стоп) спектров для кинетической энергии протонного пучка 2.3 ГэВ при величине магнитного поля спектрометра D2 В=1.57 Т. Для расчета импульсов частиц , попадающих в данный телескоп, использовалась разница во время-пролетном спектре между протонным и пионным пиками. На рис. 1.9 приведен TOF спектр сигналов для комбинации старт счетчика 15 и стоп счетчика 13. Видны два отчетливых пика от пионов (250-й канал TDC) и протонов (400-й канал). Временная калибровка TDC составляет 0.044 нс/канал. Данный спектр получен без каких-либо ограничений на амплитуды сцинтилляторов или информации с проволочных камер. Частицы, проходящие через определенную старт-стоп комбинацию имеют импульсы, распределенные в узком интервале. Исходя из данного утверждения и зная тип (массу) частиц, по разнице во времени пролета можно вычислить импульс. Формулы, используемые для расчета, приведены в приложении 2. Полученные значения импульсов частиц в выделенных старт-стоп комбинациях для телескопа 13 приведены на рис. 1.10. Поскольку телескопы (стоп счетчики) расположены в фокальной поверхности магнита D2, то значения импульсов частиц, прошедших через различные старт счетчики и попавшие в один телескоп, должны быть одинаковыми. Это подтверждается, проведенными расчетами. Приведенные на рис. 1.10 ошибки обусловлены неточностями в определении положений протонного и пионного пиков ±88 пс(±2 канала), что соответствует ±7 МэВ/с для телескопа 13. Малые отклонения в абсолютных значениях импульса связаны с ±3% отклонением от линейности в TDC. Данные получены для всех старт-стоп комбинаций Рис. 1.11: Сравнение значений импульсов, рассчитанных по TOF с поправками на энергетические потери и без, с диапазонами, полученными из GEANT моделирования. 15 телескопов. На рис. 1.11 приведено сравнение усредненных по всем старт-стоп комбинациям величин импульсов в каждом телескопе с GEANT моделированием [42,54]. Энергетические потери частиц в стартовых счетчиках и в воздухе понижают их импульс. В случае пионов энергетические потери пренебрежимо малы. Для всех телескопов они менее 1 МэВ. Но для протонов энергетические потери заметно выше: от 20 МэВ для телескопа 2 до 2 МэВ для тел. 6. После учета энергетических потерь результаты TOF метода совпали с GEANT моделированием. Поскольку в данной работе в аксептаис реакции рр — dK+K попадают телескопы 10 -Ь15, искажение импульсного спектра за счет энергетических потерь пренебрежимо мало. Измерения проводились с 27 января по 12 февраля 2001 г. при кинетической энергии протонного пучка 2.65 ГэВ и интенсивности пучка (2.7 4- 4.4) х 1010 в цикле. Данные записаны на 25 лентах, по 80 GB на каждой. Запись производилась на ленту блоками - Run по 10 млн. событий в каждом.
Отбор событий с К+ и тг+
Каоны выделялись при помощи время-пролетной методики между старт - стоп счетчиками и энергетическим потерям в АЕ счетчиках. Поскольку стартовые счетчики имеют малую толщину 0.5 -f 2.0 мм, критерии отбора по амплитудам к ним не применялись. Ограничение по амплитудам в стоп счетчиках было очень мягким и носило вспомогательный характер. Даже после частичного подавления рассеянного фона при помощи проволочных камер, остающийся фон все еще на порядок превышает число каонных событий. Хотя каонный сигнал уже виден на время-пролетном спектре, но определение границ обрезания по TOF и АЕ спектрам затруднено. Поэтому анализ данных производился в два этапа. Телескопы изначально Рис. 2.6: Время-пролетный стоп-вето спектр, указанная граница обрезания приводит к чистому выделению каонов. проектировались для экспериментов по эксклюзивному измерению подпорогового рождения К+ мезонов [57], поэтому в их состав входят вето счетчики. За счет подбора толщин детекторов и поглотителей телескопа каоны останавливаются в конце АЕ счетчика или во втором поглотителе. Остановившиеся каоны распадаются по К+ — д+ или К+ — 7г+7г со временем жизни 12.4 не. Часть из изотропно разлетающихся продуктов распада /и+,7г+ попадает в вето счетчик. Тогда во время-пролетном спектре (рис. 2.6) [42] между стоповым счетчиком и вето счетчиком в начале (1.3 не) виден острый пик от быстрых частиц (пионов из мишени) и длинный хвост Рис. 2.8: Определение с помощью использования вето счетчика границ обрезания для время-пролетных и амплитудных спектров с целью выделения К+ в телескопах, а) время-пролетный стоп-вето спектр, указанная граница обрезания приводит к более чистому выделению каонов в остальных спектрах и позволяет в них выбрать границы отбора Ь) время-пролетный старт-стоп спектр с)амплитудный спектр АЕ счетчика d)амплитудный спектр стоп счетчика. от каонного распада, спадающий по экспоненте с постоянной г=12.4 не.
После отбрасывания начальных 1.3 не оставшийся массив событий соответствует почти чистому выделению каонов (рис. 2.7) [42]. Недостаток данной процедуры состоит в том, что только 1/3 изотропно вылетевших продуктов распада К+ мезонов попадает в вето счетчик. Поскольку в данной работе проводилось корреляционное детектирование двух частиц дейтрон-каон (дейтрон-пион) с последующим анализом спектров недостающих масс, что уже обеспечивало Рис. 2.9: Выделение K+ в телескопах. Показаны спектры до и после применения обрезания по время-пролетным и амплитудным спектрам, а) время-пролетный стоп-вето спектр Ь) время-пролетный старт-стоп спектр. Сплошной штриховкой обозначены события остающиеся после отбора на совпадение с дейтроном в FD, с)амплитудный спектр АЕ счетчика, с1)амплитудный спектр стоп счетчика. сильное подавление фона, то необходимости в столь сильной потере статистики не было. Поэтому, на первом этапе анализ был проведен с применением информации с вето счетчиков с целью определения границ обрезания по TOF и АЕ спектрам (рис. 2.8). Затем анализ был повторен с определенными границами обрезания и без вето счетчиков. На рис. 2.9 приведены TOF и АЕ спектры до и после применения обрезаний. Сигналы от каонов наблюдаются вместе с большими фоновыми подложками, которые будут впоследствии сильно подавлены за счет коррелированного отбора дейтронов. Рис. 2.10: Время-пролетный старт-стоп спектр.
Стрелкой обозначены границы обрезания для выделения каоиов. Временная калибровка TDC составляет 44.4 пс/канал. TOF критерий позволяет надежно отделять каоны от пионов и протонов, летящих из мишени. Это наглядно продемонстрировано на рис. 2.10, на котором время-пролетный спектр представлен в линейной шкале. Произведенное фитирование пионного пика распределением Гаусса, а подложки от рассеянного фона -полиномом 2-й степени, показало, что левая граница обрезания по каонам находится за пределами Зсг. Это позволяет подавить пионный фон более чем на 2 порядка. Основным источником фона после применения TOF критерия остаются рассеянные протоны, которые составляют до 90% остающихся событий. На рис. 2.11 представлен амплитудный спектр в АЕ счетчике после применения TOF критерия. Примерно 54% частиц останавливаются в первом поглотителе и не достигают АЕ счетчика. За счет оптимизации толщины первого поглотителя с целью замедления каонов, энергетические потери этих частиц максимальны. Пик в области малых амплитуд соответствует потерям рассеянных протонов. Стрелкой обозначены границы обрезания. Применение этого критерия позволяет подавить рассеянный фон в 10 раз. Остаточный фон в виде подложки во времяпролетном спектре оценивается на уровне 30% от общего числа отобранных каонов. Дальнейшее подавление фона от случайных событий осуществляется путем поиска коррелированного дейтрона в FD. Чтобы оценить потери каонов за счет АЕ критерия, использовалась реакция
Калибровка импульсного и углового восстановления
С учетом низкой эффективности в большинстве отдельно взятых плоскостей для восстановления трека в системе передних проволочных камер была разработана методика [39], по которой для восстановления трека требовалось срабатывание как минимум любых двух X и двух Y плоскостей (из трех X и трех Y). Для каждого экспериментального события, для которого удалось восстановить трек по проволочным камерам, определялись номера сработавших проволочных плоскостей и номера сработавших областей для каждой чувствительной плоскости и рассчитывался вес события [40] (см. приложение 4). (Наименование плоскостей по типу определяемой ими координаты, например, XI- первая камера, плоскость с вертикально ориентированными проволками, Y1- первая камера, плоскость с горизонтально ориентированными проводками.) На рис. 2.25 представлено изменение суммарной эффективности передних MWPC в ходе эксперимента (рассчитанная по методике, приведенной выше), которая постепенно уменьшалась с 80% до 70%. 2.8 Фоновые реакции. Основными источниками фона являются: 1. нерезонансные реакции рр — dK+K и рр — d7T+rj; 2. остаточная примесь протонов от реакций рр — рК+Х и рр —» ртх+Х в массиве отобранных дейтронов; 3. ПрОЦСССЫ МИОЖеСТВеННОГО рОЖДеИИЯ ПИОНОВ рр — С?7Г+П7Г; 4. рассеянные протоны; Нерезонансный фон: Особую роль при детектировании реакций рр — da Q — dK+K и рр — da,Q — dTr+Tj играет вклад от нерезонансных реакций: Величина этого фона и возможности его отделения рассмотрены в главе 3. Протонная примесь: Другим источником фона для обоих измеряемых реакций являются процессы рр — рК+Х и рр — рж+Х, когда протон ошибочно идентифицируется как дейтрон. Для реакции рр — dK+K основной фоновой реакцией в случае протонной примеси является процесс рождения Л гиперона рр — рАК+. На рис. 2.26 представлены модельные распределения импульсов d, р для реакций рр — dK+K и рр —» рКК+ в аксептансе установки ANKE [19]. Рис. 2.26: Смоделированный спектры импульсов протонов для реакции рр — рА.К+ и дейтронов из реакции рр — dK+K при углах вылета 0 10. (ад)р 40 мкб/(сгср. ГэВ/с) Суммарное сечение рождения других возможных каналов реакции рр — рК+Х увеличивает эту цифру на фактор 2. Сечение реакции рр —» dK+K в области р = 1.5 -г 2.5 ГэВ/с: (вд), « 1 мкб/(стер. ГэВ/с) Для импульса р и 2.2 ГэВ/с отношение d/p оценивается в ж 10 2.
Описанные в главе 2.4 методики d/p разделения позволяют эффективно подавить этот фон. Что подтверждается спектром недостающей массы системы pp,dK+ (см. гл. 3, рис. 3.1). Для реакции рр —» dn+r] в случае протонной примеси основными источниками фона являются реакции множественного рождения пионов рр — prnr+(Nir), где /V = 0,1,2,.... В работе [20] было показано, что данный фон плавно распределен по спектру mm(pp, dn+) и не имеет неоднородностей в области массы т] = 547 МэВ/с2. После применения критериев d/p разделения остаточный протонный фон становится пренебрежимо малым по сравнению с доминирующим фоном от реакций множественного рождения пионов рр — dft+(nn) (см. ниже). Пионный фон: В ходе эксперимента детектировались две заряженные частицы d и К+ (7г+), третья определялась по спектру недостающей массы mm(pp,dK+) (Tnm(pp,dTT+)). Для реакции рр - (іж+т] в аксептансе ANKE присутствует большой вклад от процессов множественного рождения пионов в реакциях видарр — dn+(mr) п = 2,3,4,5. Которые могут иметь недостающую массу mm(pp,diT+) = 771(77) и mm(pp, d) = га (ад"). Суммарное сечение фоновых реакций составляет a fa 210 мкб. Кроме того возможность рождения нескольких заряженных пионов повышает вероятность регистрации в 1.6 раз. Суммарное сечение резонансной и нерезонансной составляющих реакции рр -» Й7Г+77 оценивается в (7 : 2 т 4 мкб [62]. Проведенное GEANT моделирование показало, что для числа событий попадающих в аксептанс установки ANKE отношение реакций рр — dn+ri/pp — Й7г+(тг7т) га 1 : 25. Однако данный фон имеет плавное распределение в спектрах недостающих масс. Анализ спектра mm(pp, d) с целью отделения фона затруднен потому, что ANKE имеет максимум аксептанса в узкой области mm(pp, d) = 900 -f-1050 МэВ/с2 и спектры каждой реакции за счет искажения в аксептансе приобретают близкую форму. Для этой цели больше подходит спектр недостающей массы mm(pp, о(7Г+), аксептанс для которого имеет широкую область 200 -г 800 МэВ/с2, что позволяет выделить реакцию рр — с?7г+т/ путем фитирования пика в районе 771(77) = 547 МэВ/с2 (см. рис. 3.9 в разд. 3.2). Отдельное место занимает реакция рр — dp+ — І7г+7г. Ее полное сечение составляет о 5 мкб [63] (Г = 3170 МэВ). Согласно GEANT моделированию данная реакция не попадает в аксептанс SW+FD детекторов используемых для регистрации процесса рр - dTr+rj. Рассеянные протоны: Третьим источником фона служат протоны, рассеянные на полюсах магнита. Имея произвольное значение импульса, они могут быть ошибочно идентифицированы как любая из измеряемых частиц. Эффективным методом борьбы с этим фоном, как показано в главе 2.2 служит информация с проволочных камер о распределении вертикального угла вылета частиц. Данный критерий уменьшает данный фон в 3 раза.
Оставшийся фон практически полностью подавляется требованием корреляционного детектирования двух частиц. В таблице 2.3 приведены оценки значений рассеянного фона как доли к общему числу частиц после различных критериев отбора. Моделирование аксептанса проводилось при помощи пакета программ GEANT3 [64], в котором была детально описана геометрия установки [65]. В программу были заложены карты магнитных полей, составленные из комбинации измеренных значений и экстраполированные на большую область согласно расчетам по программе MAFIA [66] отнормированиым на измеренные значения. Правильность проведения в GEANT трека частицы через область магнитного поля спектрометра ANKE проверялась при помощи измерений по floating wite методике (67]. При моделировании аксептанса накладывались те же условия и ограничения, что и для экспериментальных данных, требовалось: прохождение частиц через выходное окно спектрометрического магнита, одновременное попадание каждой из двух частиц в соответствующую систему детекторов, прохождение через рабочие области проволочных камер, срабатывание только разрешенных старт-стоп комбинаций для боковых детекторов (см. гл. 1.4). При моделировании учитывались: многократное рассеяние, энергетические потери и распады частиц. При построении спектров использовались методики восстановления углов и импульсов частиц по информации с проволочных камер, тождественные с применяемыми для обработки экспериментальных данных. Реакция рр -» dK+K:
Аксептанс ANKE
Основными источниками фона являются: 1. нерезонансные реакции рр — dK+K и рр — d7T+rj; 2. остаточная примесь протонов от реакций рр — рК+Х и рр —» ртх+Х в массиве отобранных дейтронов; 3. ПрОЦСССЫ МИОЖеСТВеННОГО рОЖДеИИЯ ПИОНОВ рр — С?7Г+П7Г; 4. рассеянные протоны; Нерезонансный фон: Особую роль при детектировании реакций рр — da Q — dK+K и рр — da,Q — dTr+Tj играет вклад от нерезонансных реакций: Величина этого фона и возможности его отделения рассмотрены в главе 3. Протонная примесь: Другим источником фона для обоих измеряемых реакций являются процессы рр — рК+Х и рр — рж+Х, когда протон ошибочно идентифицируется как дейтрон. Для реакции рр — dK+K основной фоновой реакцией в случае протонной примеси является процесс рождения Л гиперона рр — рАК+. На рис. 2.26 представлены модельные распределения импульсов d, р для реакций рр — dK+K и рр —» рКК+ в аксептансе установки ANKE [19]. Рис. 2.26: Смоделированный спектры импульсов протонов для реакции рр — рА.К+ и дейтронов из реакции рр — dK+K при углах вылета 0 10. (ад)р 40 мкб/(сгср. ГэВ/с) Суммарное сечение рождения других возможных каналов реакции рр — рК+Х увеличивает эту цифру на фактор 2. Сечение реакции рр —» dK+K в области р = 1.5 -г 2.5 ГэВ/с: (вд), « 1 мкб/(стер. ГэВ/с) Для импульса р и 2.2 ГэВ/с отношение d/p оценивается в ж 10 2. Описанные в главе 2.4 методики d/p разделения позволяют эффективно подавить этот фон. Что подтверждается спектром недостающей массы системы pp,dK+ (см. гл. 3, рис. 3.1). Для реакции рр —» dn+r] в случае протонной примеси основными источниками фона являются реакции множественного рождения пионов рр — prnr+(Nir), где /V = 0,1,2,....
В работе [20] было показано, что данный фон плавно распределен по спектру mm(pp, dn+) и не имеет неоднородностей в области массы т] = 547 МэВ/с2. После применения критериев d/p разделения остаточный протонный фон становится пренебрежимо малым по сравнению с доминирующим фоном от реакций множественного рождения пионов рр — dft+(nn) (см. ниже). Пионный фон: В ходе эксперимента детектировались две заряженные частицы d и К+ (7г+), третья определялась по спектру недостающей массы mm(pp,dK+) (Tnm(pp,dTT+)). Для реакции рр - (іж+т] в аксептансе ANKE присутствует большой вклад от процессов множественного рождения пионов в реакциях видарр — dn+(mr) п = 2,3,4,5. Которые могут иметь недостающую массу mm(pp,diT+) = 771(77) и mm(pp, d) = га (ад"). Суммарное сечение фоновых реакций составляет a fa 210 мкб. Кроме того возможность рождения нескольких заряженных пионов повышает вероятность регистрации в 1.6 раз. Суммарное сечение резонансной и нерезонансной составляющих реакции рр -» Й7Г+77 оценивается в (7 : 2 т 4 мкб [62]. Проведенное GEANT моделирование показало, что для числа событий попадающих в аксептанс установки ANKE отношение реакций рр — dn+ri/pp — Й7г+(тг7т) га 1 : 25. Однако данный фон имеет плавное распределение в спектрах недостающих масс. Анализ спектра mm(pp, d) с целью отделения фона затруднен потому, что ANKE имеет максимум аксептанса в узкой области mm(pp, d) = 900 -f-1050 МэВ/с2 и спектры каждой реакции за счет искажения в аксептансе приобретают близкую форму. Для этой цели больше подходит спектр недостающей массы mm(pp, о(7Г+), аксептанс для которого имеет широкую область 200 -г 800 МэВ/с2, что позволяет выделить реакцию рр — с?7г+т/ путем фитирования пика в районе 771(77) = 547 МэВ/с2 (см. рис. 3.9 в разд. 3.2). Отдельное место занимает реакция рр — dp+ — І7г+7г. Ее полное сечение составляет о 5 мкб [63] (Г = 3170 МэВ). Согласно GEANT моделированию данная реакция не попадает в аксептанс SW+FD детекторов используемых для регистрации процесса рр - dTr+rj. Рассеянные протоны: Третьим источником фона служат протоны, рассеянные на полюсах магнита. Имея произвольное значение импульса, они могут быть ошибочно идентифицированы как любая из измеряемых частиц. Эффективным методом борьбы с этим фоном, как показано в главе 2.2 служит информация с проволочных камер о распределении вертикального угла вылета частиц. Данный критерий уменьшает данный фон в 3 раза. Оставшийся фон практически полностью подавляется требованием корреляционного детектирования двух частиц. В таблице 2.3 приведены оценки значений рассеянного фона как доли к общему числу частиц после различных критериев отбора. Моделирование аксептанса проводилось при помощи пакета программ GEANT3 [64], в котором была детально описана геометрия установки [65]. В программу были заложены карты магнитных полей, составленные из комбинации измеренных значений и экстраполированные на большую область согласно расчетам по программе MAFIA [66] отнормированиым на измеренные значения. Правильность проведения в GEANT трека частицы через область магнитного поля спектрометра ANKE проверялась при помощи измерений по floating wite методике (67]. При моделировании аксептанса накладывались те же условия и ограничения, что и для экспериментальных данных, требовалось: прохождение частиц через выходное окно спектрометрического магнита, одновременное попадание каждой из двух частиц в соответствующую систему детекторов, прохождение через рабочие области проволочных камер, срабатывание только разрешенных старт-стоп комбинаций для боковых детекторов (см. гл. 1.4). При моделировании учитывались: многократное рассеяние, энергетические потери и распады частиц. При построении спектров использовались методики восстановления углов и импульсов частиц по информации с проволочных камер, тождественные с применяемыми для обработки экспериментальных данных. Реакция рр -» dK+K: На рис. 2.27 и 2.28 представлены области углового и импульсного захватов (в лаб.с.) дейтронов и каонов, зарегистрированных в совпадении. Распределения получены для модели, описывающей реакцию рр —» dcfi — dK+K [68].
Для каонов захват по горизонтальным углам в телескопах составляет д = —10 -f- +20, а для дейтронов ti = —6 -J- +2. Вертикальный угловой захват определяется зазором спектрометрического магнита D2 и равен ф = ±6 для каонов и ф = ±3 для дейтронов. Аксептанс установки ANKE для реакции рр — dK+K охватывает весь Рис. 2.29: Диаграмма Далитца для реакции рр — dK+K в аксептансе установки ANKE. Кинематические пределы указаны сплошной линией. диапазон углов вылета дейтрона и каона в с.ц.м. реакции. Как иллюстрация, на рис. 2.29 приведена диаграмма Далитца в аксептансе установки ANKE, которая охватывает почти всю кинематическую область. Наличие событий за кинематическими пределами, обозначенными сплошной линией, связано с импульсным и угловым разрешением детекторов. Вместе с практически чистым выделением реакции из массива экспериментальных данных (см. гл. 3) это позволяет провести модельно независимую поправку угловых распределений и спектров инвариантных масс. Детальное исследование аксептанса для реакции рр — dK+K и восстановление исходных распределений было проведено в работе [58]. Поскольку исходное распределение неизвестно, моделирование полного аксептанса проводилось при различных исходных распределениях с последующим сравнением полученных результатов с формами экспериментальных угловых распределений. В качестве переменных были выбраны три косинуса углов в с.ц.м. реакции (рис. 2.30): cos( $ к ), cos( p lf)i cos{ к if). Где: р импульс налетающего протона, к - импульс дейтрона, if - импульс каона. Обозначения выбраны согласно работам [85, 86]. В качестве исходных угловых распределений использовались: равномерное распределение (которое запрещено, см. гл. 3), модельное [68, а также поочередное отклонение от равномерного для каждой из трех переменных. Поскольку в исходном состоянии имеются два идентичных протона, система симметрична относительно 90 для cos{ p к) и cos{ p if), поэтому косинусы этих углов рассматривались в абсолютных значениях cos(9) = 0-г 1. В таблице 2.4 приведены: формы экспериментальных угловых распределений, а также, различные модельные распределения и соответствующие им значения аксептанса.
