Измерение ширины радиационного распада /\(1520) -> /\ Вавилов Дмитрий Вадимович

Содержание к диссертации

Введение

1 Теоретическое описание радиационных распадов гиперонов 8

1.1 Систематика (вд^-барионов в кварковой модели 9

1.2 Распады 2[iW(3) -» Л7 и 2Ызи(з) -Е7 12

1.3 Кварковые структуры гиперонных состояний и различные каналы радиационных распадов 13

1.4 Вероятность радиационных распадов гиперонов в различных моделях . 15

2 Установка СФИНКС 21

2.1 Введение 21

2.2 Пучок и пучковая часть установки 23

2.2.1 Пучок 23

2.2.2 Сцинтилляционные счетчики 23

2.2.3 Пучковые сцинтилляционные годоскопы 24

2.2.4 Мишень и охранная система 24

2.3 Спектрометр 25

2.3.1 Система пропорциональных камер 25

2.3.2 Дрейфовые трубки 26

2.3.3 Триггерные сцинтилляционные годоскопы 28

2.4 Многоканальный пороговый черенковский детектор 29

2.5 Черенковский детектор RICH 29

2.6 Электромагнитный калориметр 30

2.7 Адронный калориметр 32

2.8 Система сбора данных 32

2.8.1 Аппаратная часть 32

2.8.2 Программное обеспечение 35

2.9 Триггер установки 37

3 Обработка данных 40

3.1 Этапы обработки данных 40

3.2 Реконструкция событий 41

3.2.1 Система координат 41

3.2.2 Реконструкция треков и вершин взаимодействия 41

3.2.3 Идентификация частиц 44

3.2.4 Реконструкция энергии и координат гамма-квантов в электромаг нитном калориметре 45

3.3 Предварительный отбор событий 46

4 Исследование радиационного распада Л (1520) — Л7 48

4.1 Введение 48

4.2 Выделение реакций , 50

4.2.1 Сигнальная реакция 50

4.2.2 Калибровочная реакция 55

4.3 Монте-Карло расчеты 58

4.3.1 Моделирование установки 59

4.3.2 Моделирование реакций 59

4.3.3 Расчеты эффективностей 61

4.3.4 Исследование спектра М(А/у) 62

4.4 Полученное значение относительной вероятности и парциальной ширины распада 66

4.5 Оценка систематической ошибки 66

4.6 Подтверждение наблюдения резонанса 67

4.7 Обсуждение результатов 69

Заключение 71

Литература

• Кварковые структуры гиперонных состояний и различные каналы радиационных распадов
• Сцинтилляционные счетчики
• Реконструкция треков и вершин взаимодействия
• Расчеты эффективностей

Введение к работе

Актуальность проблемы

Исследование радиационных распадов является важной составной частью адронной спектроскопии, позволяющее получить информацию об электромагнитной структуре сильновзаимодействующих частиц и о соответствующих им кварковых конфигурациях. Многочисленные данные о радиационных распадах легких мезонов суммированы, например, в обзорах [1,2], а данные о N и Д барионах — в [3,4]. В то же время радиационные распады гиперонов до сих пор мало изучены [5]. Одним из немногих сравнительно легко доступных для изучения радиационных распадов гиперонов является распад

Л(1520) -v Л₇ (1)

Теоретические предсказания парциальной ширины этого распада в различных моделях очень чувствительны к предположениям об SU(3) структуре волновой функции Л(1520)-гиперона, лежат в широком диапазоне от 30 кэВ до 215 кэВ (см. обзор [5] и ссылки там), и уже одно это представляет интерес для экспериментаторов.

Ширина радиационного распада (1) определялась в двух экспериментах. Первое измерение [6] было выполнено в пузырьковой камере при резонансном образовании Л(1520)-гиперона в сепарированном пучке ЛГ~-мезона с импульсами от 270 до 470 МэВ/с. Фотоны в этом опыте не регистрировались, а выделение радиационного распада (1) проводилось в реакции К~+р —* А+(нейтральные частицы) при анализе спектра недостающих масс по отношению к Л-гиперону. Радиационная ширина распада (1), определенная из данных [б], составляла Г[Л(1520) —> Л7] = (134±23) кэВ¹. При этом поправка для фотонного спектра, обусловленная другим радиационным распадом Л(1520) — Е7, вводилась из теоретических соображений, являлась модельно-зависимой и, по-видимому, приводила к некоторому занижению величины Г [Л (1520) — Л7] в [6]. Второе измерение той же радиационной ширины Г[Л(1520) —+ Л7] = 33 ± 11 кэВ было проведено при прямой регистрации Л-гиперона и фотона для соответствующего распада в опытах по резонансному образованию Л(1520). Этот результат был представлен на конференции PANIC-84 [7] (см. также [8]). Резкое расхождение между результатами [6] и [7,8] требует дальнейшего изучения радиационных распадов Л-гиперонов.

^JB оригинальной работе приводится значение 150± 30 кэВ соответствующее мировому среднему значению дня полной ширины тех лет Г_Л(₁₅₂₀) = 17,4 МэВ, цитируемое значение соответствует поправке на текущее мировое среднее — 15,6 МэВ.

В настоящей работе ширина радиационного распада (1) измерялась при прямой регистрации всех продуктов распада по данным, полученным на установке СФИНКС в ИФВЭ.

Цель диссертационной работы

Целью диссертационной работы является измерение относительной вероятности и парциальной ширины радиационного распада Л(1520) —> Л7. Это измерение предполагало предварительные работы по созданию программного обеспечения для массовой обработки большого объема статистики (более 10^э триггеров) с целью реконструкции физической информации в каждом из событий, проведение оптимального выделения процесса, в котором наблюдается изучаемый (сигнальный) распад, и калибровочного процесса, оценку количества сигнальных и калибровочных событий, вычисление поправок на эффективность регистрации методом Монте-Карло, изучение систематики полученного результата.

Научная новизна работы

Научная новизна диссертационной работы состоит в проведении фактически первого прямого измерения распада (1) (результаты [7] по прямому измерению остались неопуб-

* линованными, что внушает определенные сомнения в их надежности).

Защищаемые положения

На защиту выносится:

1. результат измерения парциальной ширины радиационного распада Л(1520) —> Л7;

2. разработка программного обеспечения для поиска и реконструкции треков и вершин взаимодействий для установки СФИНКС, а также для массовой обработки большого объема данных, набранных установкой;

3. систематизация и документирование подробной информации об детекторах, системе сбора данных и устройстве установки СФИНКС в целом.

По результатам выполненных исследований были опубликованы работы в журналах

* "Physics Letters" [9], "Ядерная физика" [10}, был сделан доклад на сессии ОЯФ РАН
(ИТЭФ, Москва, 1-5 марта 2004), опубликован препринт ИФВЭ [11].

Практическая ценность работы

Практическая ценность работы состоит в том, что полученный результат по радиа
ционному распаду (1), во-первых, разрешает ситуацию неопределенности, связанную с
¹ существованием двух противоречащих друг другу измерений ширины этого распада, во-

вторых, служит дальнейшему развитию наших представлений о внутренней структуре гиперонных состояний, позволяя проверять состоятельность теорий на основе сравнения предсказываемых ими результатов с данным.

Созданное программное обеспечение для поиска и реконструкции треков и вершин взаимодействий, а также скрипты, позволяющие осуществлять массовую обработку в почти автоматическом режиме, по-существу, обеспечили основу для дальнейших исследований на установке СФИНКС по данным сеансов 1996-1999 гг.

Корректное описание вещества и элементов конструкции установки служит базисом для создания процедур калибровки и восстановления физической информации, для проведения надежных расчетов методом Монте-Карло, а также для учета достоинств и недостатков элементов аппаратуры и дизайна установки в целом при планировании новых экспериментов.

Структура диссертации

Диссертация состоит из настоящего введения, четырех глав, заключения и списка цитируемой литературы.

В первой главе дается краткий обзор теоретических подходов к описанию бари-онных состояний на основе кварковой модели, суммируются, в виде таблицы, расчетные значения ширин радиационных распадов гиперонов в моделях, для которых такие расчеты проводились. Также описываются способы качественного понимания свойств таких распадов на основе простых соображений Зи(3)-симметрии и наглядных представлений для возбужденных барионных состояний.

Во второй главе дается подробное описание устройства установки СФИНКС, ее детекторов, системы сбора данных и схемы выработки триггерного сигнала. Систематизация и документирование сведений об установке являлось в значительной степени личным вкладом автора.

В третьей главе описывается структура глобальной процедуры обработки статистики эксперимента, а также принципы работы алгоритмов восстановления трековой информации, вершин взаимодействий и динамических параметров нейтральных частиц, алгоритмов идентификации. Создание программного обеспечения для реконструкции треков и вершин взаимодействий, а также организация процесса массовой обработки статистики являлось личным вкладом автора.

В четвертой главе детально описывается способ измерения парциальной шири
ны радиационного распада Л(1520) — Л7, состоящий из следующих этапов: выделение
* сигнального процесса (то есть такого, в котором наблюдается изучаемый распад) и

оценка наблюдаемого количества событий с резонансным образованием Л7, выделение

*

калибровочного процесса (используемого для нормировки) и оценка количества нормировочных событий, расчет поправок на эффективность регистрации для сигнальных и калибровочных событий. В главе приводится полученное значение бренчинга и парциальной ширины, исследуется систематика полученного ответа и дается оценка систематической ошибки. Глава также включает в себя описание способа более сильного подавления фона с целью верификации наблюдения исследуемого распада и обсуждение результата, в котором он сравнивается с аналогичными существующими измерениями и теоретическими предсказаниями.

Описанные исследования в значительной степени являлись личным вкладом автора.

В заключении сформулированы основные результаты, полученные в диссертационной работе.

Кварковые структуры гиперонных состояний и различные каналы радиационных распадов

Рассмотрим некоторые следствия Зи(3)-симметрии для радиационных распадов гиперонов. При этом удобно воспользоваться классификацией частиц по (7-спину, так как мультиплеты по tZ-спину соответствуют частицам с одинаковыми электрическими зарядами, и і7-спин фотона равен нулю. Поэтому для точной Зи(3)-симметрии разрешены радиационные распады барионов В — В у в которых В и В имеют одинаковые значения [/-спина. Распады, не удовлетворяющие этому условию, могут происходить только при нарушении SU{3) и оказываются подавленными.

На рис. 1.1 представлены схемы октета и декуплета для основных барионных состояний, принадлежащих к 8и(6)-супермультиплету 56. Q+)wwi. Показана также система мультиплетов по [/-спину, в которые группируются эти барионы. Следует иметь в виду, что в барионном октете имеются два нейтральных бариона - Л и , которые не являются собственными состояниями по [/-спину. В мультиплеты по [/-спину входят их ортогональные суперпозиции: К) = \ [v5E) - Л)] (1.11) ([/-синглет с нулевым tZ-спином) и Ы = \ [S) + Л/3А ] (1.12) (входит в [/-триплет; [/=1 и [/г = 0).

Из этого можно сделать следующий простой вывод, Если распадающийся гиперон является синглетом по SU(3) (такие предположения делались относительно Л(1520)- и Л(1406)-гиперонов, принадлежащих Зи(6)-супермультиплету 70; 1 )лг=і)і т из-за сохранения [/-спина радиационный распад [l]st/(3)} должен приходить в состояние с нулевым [/-спином: [lW))-»l«o + 7. (1.13) Отсюда и из (1.11), (1-12) следует, что отношение квадратов распадных 5и(3)-амплитуд

Это соотношение использовалось в эксперименте [6] для внесения поправки из-за примеси распадов А(1520) — 7 в наблюдаемый эффект, обусловленный в основном распадом Л (1520) — Л.7- Однако, как видно из таблицы 1.2, из-за смешивания барионных состояний волновая функция Л(1520)-гиперона существенно отличается от чистого 8и(3)-синглета и внесенная в эксперименте поправка оказалась несколько неточной (скорее всего завышенной).

На рис. 1.2 приведены схемы возможных кварковых конфигураций для основных гиперонных состояний Л = Л(1116), = (1192)0 и (1385). Схемы являются очевидными и соответствуют квантовым числам гиперонов. Отметим, что для Л-гиперона легкие

и-, cf-кварки образуют комбинацию с кварковым спином S = 0 и изоспином Т = 0, в то время как для - и (1385)-гиперонов легкие кварки находятся в состоянии с S = 1 и Г=1.

Кварковые конфигурации для Р-возбужденных Л(1405)- и Л(1520)-гиперонов (рис. 1.3, [31,34]) уже не столь очевидны. Схема, приведенная на рис. 1.3а, соответствует представлениям о том, что энергетически более выгодными являются конфигурации, для которых в Р-состоянии находится более тяжелый s-кварк. Как было показано в модели мешков, это имеет место для состояния Р , т.е. для Л(1405)-гиперона с Зр = 1/2" [40]. Из рис. 1.3а непосредственно следует, что в этом случае возможен распад Л(1405) — Л7, а распады Л(1405) — Е7, Е(1385)7 запрещены. Действительно, радиационный распад определяется взаимодействием электромагнитного поля фотона с зарядами и магнитными моментами кварков. Оператор электромагнитного поля является одночастичным: он может изменить состояние только одного кварка. В случае конфигурации рис. 1.3а при радиационном переходе Р-возбужденный s-кварк переходит в основное состояние, и при этом состояние двух легких кварков (5 = 0, X = 0) не меняется. Поэтому распады с образованием -гиперонов (и, d в состоянии S = 1, Г — 1) запрещены для подобной кварковой конфигурации. Следует, однако, подчеркнуть, что учет сверхтонкого КХД-взаимодействия меняет ситуацию [39]: в этом случае возможны кварковые конфигурации, при которых на Р\ уровне будет находиться один из легких кварков (аналогично тому, как это показано на рис. 1.36 для Л(1520)-гиперона). Заметим, что для Л(1520)-гиперона, являющегося состоянием Р, такая возможность была предсказана и в модели мешков [40]. Таким образом, распады Л(1405), Л(1520) —» Е7; (1385}7 становятся возможными, и здесь проявляется роль сверхтонкого КХД-взаимодействия, приводящего к кварковой конфигурации, изображенной на рис. 1.36. Распады Л(1405), Л(1520) — Е(1385)7 могут происходить только, если в волновых функциях этих возбужденных Р-гиперонов присутствует конфигурация, в которой три кварка имеют суммарный кварковый спин 3/2. Так как Л(1405)- и Л(1520)-гипероны принадлежат к 8и(6)-супермультиплету IQ, l )jv=i, то единственной такой конфигурацией является октет по SU(3) 4[8]st/(3) (см. таблицу 1.1). В модели Изгура-Карла показано, что примесь октета 4[8] [/(з) в волновых функциях Л(1405)- и Л(1520)-гиперонов мала (см. таблицу 1.2). Однако в некоторых вариантах модели мешков предсказывается более значительный вклад 4[8]s[/(3}-KOMnoHeHTbI.

Все эти простые качественные примеры показывают, что исследования радиационных распадов гиперонов дают много информации о степени нарушения SU(3)- и SU(6)-симметрии, о кварковой структуре волновых функций барионных состояний, о степени смешивания различных Зи(3)-мультиплетов в волновых функциях. Это подчеркивает важность детального экспериментального и теоретического изучения этих электромагнитных адронных процессов.

Расчеты радиационных распадов гиперонов проводились в нерелятивистской кварковой модели Изгура-Карла [18,39], в потенциальной кварковой модели с релятивистскими поправками [17], в модели мешков МГГ [18,19] и киральном варианте этой модели [20]3. Общая схема расчета радиационных распадов в этих моделях включает в себя: а) нахождение волновых функций барионных состояний с определенными массами и квантовыми числами; б) введение в гамильтониан, описывающий кварковую систему, одноча-стичного минимального электромагнитного взаимодействия кварка с полем фотона (с последующим суммированием по всем кваркам); в) расчет спиральных амплитуд для радиационных переходов между барионнымн состояниями; г) суммирование квадратов модулей этих амплитуд и определение парциальных ширин радиационных распадов барионов.

Результаты этих расчетов суммированы в таблице 1.3, где также представлены соответствующие экспериментальные данные (результат данной работы по распаду Л(1520) — Л7 не входит в таблицу). Таблица также содержит предсказания следующие из представлений об Зи(3)-симметрии для частиц, которые легко интерпретируются как чистые мультиплетные состояния.

Сцинтилляционные счетчики

Пучок подавался в установку через магнитооптический канал многоцелевого назначения [48] (канал номер 21 ускорительного комплекса У-70). По своей структуре канал представлял собой сложную установку протяженностью около 300 м. В канале были использованы 11 квадрупольных линз, 12 отклоняющих магнитов, 2 корректора и 3 типа коллиматоров. Канал мог работать в различных режимах обеспечивая на выходе пучки как первичных (протоны) так и вторичных частиц различной интенсивности. Данные используемые в этой работе были набраны при интенсивности пучка 7 (2 -4) х 106 частиц/цикл в так называемом режиме медленновыведенного пучка умеренной интенсивности. Первоначальный высокоинтенсивный (/ 5 1011 частиц/цикл) пучок протонов с ускорителя ослаблялся в канале, сначала при помощи коллиматора, затем применяя дифракционное рассеяние протонов на тонких мишенях. Необходимые для этого элементы входили в состав канала. Пучок, выводимый на установку СФИНКС, характеризовался пренебрежимо малым разбросом по импульсу, малыми поперечными размерами ( 2х4 мм2) и малым разбросом по углу ( 0,6 мрад в каждой из X, У-проекций).

Сцинтилляционные счетчики S\-S± служили для выделения и измерения интенсивности первичного пучка. Малые поперечные размеры пучка позволяли эффективно использовать счетчики Bi, Въ для выделения взаимодействий. Это делалось посредством их включения в схему антисовпадений: сигнал Str. = Si$2.64(.61 #2), так называемый строб, являлся одним из входов для выработки триггера.

Сцинтилляционные счетчики S1-S4, В\, В2 были изготовлены из сцинтилляцион-ного полистирольного пластика NE-102 толщиной 5 мм. Размер счетчиков S$, 54 — 30 х 30 мм2, Bi, В2 — 60 х 60 мм2, счетчики Si, 52 были круглые, диаметром 60 мм. Сцинтилляторы были приклеены к световодам из оргстекла, которые состыковывались к фотоумножителям. Все поверхности полировались и покрывались светоотражающим напыленным А1 майларом. В счетчиках S1} 52, работающих при большей интенсивности пучка, использовались быстрые фотоумножители ФЭУ-87. В остальных счетчиках были применены ФЭУ-85. Все счетчики имели подпитку последних динодов от отдельных высоковольтных источников для увеличения стабильности работы при больших загрузках.

Пучковые сцинтилляционные годоскопы Пучковые сцинтилляционные годоскопы Ніху, Нъху служили для измерения координат пучковой частицы. HIX,Y были изготовлены из волоконных сборок производства KURARAY толщиной по пучку 3 мм. Каждая сборка представляла из себя склеенные между собой отдельные волокна типа SCSF78M диаметром 0,5 мм с двухслойным покрытием. Внешнее покрытие каждого волокна было из непрозрачного материала для уменьшения световых наводок между волокнами. Рабочая область годоскопов была 32 мм. Волокна длиной 350 мм были разделены на группы так, чтобы размер каждого элемента годоскопа был 2 мм, и все волокна каждого элемента с предварительно полированными торцами были состыкованы со своим фотоумножителем ФЭУ-85. Волоконные сборки в этих годоско-пах располагались перпендикулярно друг другу. В каждом из годоскопов было по 16 каналов и, соответственно, по 16 фотоумножителей.

Пучковые сцинтилляционные годоскопы H2X,Y отличались от Ніху тем, что волоконные сборки были изготовлены из волокон с однослойным покрытием производства ИФВЭ диаметром 3,6 мм. По пучку располагалось только два слоя таких волокон (годо-скоп с перекрытием волокон). Каждое волокно состыковывалось с отдельным ФЭУ-85. Всего по координате X и Y было по 16 элементов и по 16 фотоумножителей.

Сигналы с каждого ФЭУ пучковых годоскопов с помощью 50 Ом коаксиальных кабелей длиной 30 м выводились в экспериментальный домик на соответствующие 32-х канальные регистры. Фотоумножители запитывались от высоковольтных источников типа МЭЛ через высоковольтные делители.

В установке использовались графитовая мишень, толщиной 11,3 г/см2, и медная, толщиной 2,64 г/см2. Обе мишени стояли одновременно и были расположены на расстоянии 25 см друг от друга. Мишени были окружены охранной системой из бокового годоскопа Щ и счетчиков Аі-At, а также передней охранной системой из счетчика А (физически это один счетчик, просматриваемый двумя ФЭУ) и счетчиков А?, А& (эти счетчики показаны на рисунке схематично; в действительности они прикрывали вход в магнит сверху и снизу).

Годоскоп і?з состоял из 16 сцинтилляционных счетчиков с размером каждого элемента 10 х 25 х 500 мм3, соединенного с помощью световода из оргстекла с ФЭУ-85.

Счетчики Аі Ад представляли собой слоенную систему из свинца и сцинтилляцион-ного пластика с общей толщиной свинца 25 мм и пластика 50 мм. В каждом счетчике 5 пластин сцинтиллятора размером 200 х 500 мм2 и толщиной 10 мм просматривались с торцов фотоумножителем ФЭУ-30,

Счетчики Л5,6, А7, As размером 500 х 500 мм2 представляли представляли собой сандвич из свинца толщиной 1 см и сцинтилляционного пластика толщиной 20 мм. Кроме того, А5 имел в центре прямоугольное отверстие и просматривался двумя ФЭУ-85 с двух противоположных углов, тогда как Aj, Л8 были сплошные и использовали один ФЭУ-85 (каждый) с угловым креплением. Отверстие в А$$ и расстояние между А7, А% были согласованы с аксептансом магнитного спектрометра установки.

Во всей этой охранной системе был применен сцинтилляционный пластик Харьковского производства. Каждый элемент счетчиков и годоскопов полировался и покрывался светоотражающим напыленным майларом. Также как и пучковые счетчики все счетчики охранной системы имели подпитку последних динодов от отдельных высоковольтных источников для увеличения стабильности работы.

Вторичные заряженные частицы после мишени регистрировались в блоке пропорциональных камер PC с пятью Х-плоекостями и пятью F-плоскостями. После отклонения в горизонтальной плоскости широкоапертурным магнитом СП-40 (М) (область однородного поля 100 х 70 х 150 см3, рт — 0,588 ГэВ) треки измерялись блоком дрейфовых трубок (DT).

Система пропорциональных камер установки СФИНКС успешно использовалась в течении 12 лет. 10 отдельных камер были расположены следующим образом (счет идет по направлению пучка): YXYX-XYXYXY. Особенностью этих детекторов являлось использование алюминиевой фольги в качестве высоковольтных электродов. Конструкция схожих камер приведена в работе [49]. Описываемые камеры отличались только величинами некоторых размерностей. Эти размерности, а также другие технические параметры системы сведены в таблицу 2.1.

Реконструкция треков и вершин взаимодействия

В ходе 21-го сеанса установки СФИНКС (1999 г.), статистика которого используется в данной работе, было записано 0,6 х 109 триггерных событий на 165 8-мм магнитных лент, что соответствует 0,9 Тбайт (терабайт) информации.

В современных экспериментах, со все более усложняющейся аппаратурой и увеличивающимся объемом снимаемой с детекторов информации, использование записанных данных становится сложным, многоэтапным процессом. Установка СФИНКС не является исключением, обработка данных здесь проводилась в несколько этапов:

1. На первом этапе выверялась конфигурация электроники системы сбора данных, данные разделялись на отдельные события и формировались в потоки, соответствующие различным триггерам. Различные потоки писались в различные серии файлов и спасались на ленты устройства DLT. Формат записи в файлы, разработанный в эксперименте, позволяет писать данные в машинно-независимом виде, а также легко добавлять информацию к банку данных, соответствующему событию, на различных этапах обработки.

2. Калибровка трековых детекторов. Целью данного этапа являлось получение необходимых констант трековых детекторов. В основном это геометрические константы, характеризующие положение детектора в глобальной системе координат и дрейфовые характеристики трубок. Геометрическая привязка осуществляется с помощью статистики специальных экспозиций с выключенным магнитным полем. Условие, что координаты, измеренные различными детекторами, лежат на одной прямой (с точностью до ошибки измерения), позволяет определить положение любого детектора относительно четырех заданных, положение которых измерено физически.

3. Реконструкция треков. Статистика записанная на этапе /1./ была обработана процедурой восстановления треков (см. раздел 3.2). События, для которых было най дено соответствующее триггеру количество треков, записывались в выходные файлы с добавлением трековой информации и спасались на ленты DLT.

4. Калибровка других детекторов. Осуществлялись прочие калибровки, использующие трековую информацию, а именно — калибровка электромагнитного и адрон-ного калориметров и приборов идентификации.

5. Запись DST и микро-DST в формате ntuple [66]. На этом этапе отбиралась статистика, необходимая для решения определенной задачи. Одновременно, к банку данных события могла добавляться реконструированная информация с электромагнитного и адронного калориметров и приборов идентификации. DST соответствует более мягким и общим критериям отбора. Ntuple содержит минимум необходимой для решения данной задачи информации, формат его зависит от текущего подхода к задаче и может меняться и расширяться по мере ее решения. Ntuple, как правило, переписывается несколько раз.

Пункты 1.-4. соответствуют общим подготовительным этапам по отношению к физической обработке экспериментальных данных. Последний пункт является предварительной стадией решения конкретной физической задачи. Для данной задачи он описан подробно в разделе 3.3.

Система координат может быть описана следующим образом. Начало координат расположено в геометрическом центре полюсов магнита. Ось z направлена приблизительно по пучку, ось у — приблизительно вверх, ось х дополняет тройку осей до правой.

Точное определение следующее. В проекции на горизонтальную плоскость ось z параллельна соответствующим граням корпуса магнита и лежит в плоскости эклиптики пучка. Ось х перпендикулярна оси z н горизонтальна, ось у дополняет тройку до правой.

Привязка четырех опорных трековых приборов к этой системе координат осуществлялась посредством геодезических работ. Положение остальных — посредством вычислений на прямых треках.

Блок пропорциональных камер (PC) и блок дрейфовых трубок (DT) позволяют восстановить прямолинейные участки треков до и после магнита соответственно (здесь и далее подразумеваемое направление соответствует направлению пучка). По отклонению трека в магнитном поле измеряется импульс частицы.

Блок пропорциональных камер состоит из 5-ти Х- и 5-ти У-камер. Восемнадцать плоскостей дрейфовых трубок упорядочены следующим образом: 2Х, 2Si, 2Х, 252, 2Х, 2Sb 2Х, 2L?2, 2Х, где Si- и -трубки повернуты относительно вертикали на 7,5 в положительном (от оси х к оси у) и отрицательном направлениях соответственно.

При поиске треков на всех этапах, описанных ниже, используется один и тот же алгоритм (с небольшими модификациями) осуществляющий перебор хитов в группе абстрактных детекторов в плоскости и выделяющий группы хитов, лежащих на одной прямой. Дизайн программы позволяет на разных этапах поиска ставить в соответствие абстрактным детекторам как реальные камеры, так и псевдо-камеры, в которых координаты хитов получаются с привлечением дополнительной информации (см. ниже).

Треки восстанавливаются в несколько этапов. Сначала находятся прямолинейные участки треков в х-проекции в блоке DT. Для каждого найденного у-сегмента по информации с повернутых (Si, S2) трубок вычисляются псевдо у-хиты, соответствующие возможным у-координатам образующих сегменты треков. Эти псевдо хиты, наряду с настоящими хитами в У-камерах до магнита, подаются на вход упомянутого выше алгоритма для нахождения сегментов треков в у-проекции. Здесь используется тот факт, что при характерных энергиях вторичных частиц и величине магнитного поля отклонение траектории частиц в г/-проекции от прямой линии пренебрежимо мало по сравнению с разрешением трековых приборов. Если найдено более одного сегмента, в соответствии с определенным алгоритмом выбирается "лучший". Заметим, что при этом автоматически решается задача нахождения соответствия между х- и у-сегментами трека.

Сегменты треков в я-проекции до магнита сначала находятся независимо в 5-ти плоскостях пропорциональных камер. Затем осуществляется сшивка с уже найденными фрагментами треков (состоящими из х-сегментрв после магнита и /-сегментов) в полный трек. При этом основным критерием является величина yfjn.d.f. кандидата в полный трек.

Таким образом находятся группы хитов составляющих треки, а на последнем этапе осуществляется оценка параметров (фит) трека. Подробности этой процедуре описаны в следующем разделе.

Расчеты эффективностей

Геометрия и вещество установки моделировались в рамках пакета GEANT 3.21. Вещество, лежащее на вероятных траекториях частиц, описано детально. Это включает материал мишени, сцинтилляторы и обертку годоскопов, стенки, газовые объемы, анодные и пол сформирующие проволоки пропорциональных камер и дрейфовых трубок, стекла электромагнитного калориметра и т.д. В описании опущены некоторые элементы опорных и поддерживающих конструкций. Работа установки моделируется вплоть до уровня соответствующего оцифрованным сигналам электроники сбора данных. Это позволяет использовать для обработки Монте-Карло статистики в точности те же программы, что и для реальных данных. К другим особенностям моделирования установки в программе Монте-Карло симуляции следует отнести: моделирование экспериментально наблюдаемой неэффективности работы пропорциональных камер и дрейфовых трубок, в том числе в области прохождения непровзаимодействовавшего первичного пучка, где эта неэффективность еще выше; моделирование особенностей работы электроники дрейфовых трубок; моделирование случаев прохождения через установку более одной пучковой частицы (необходимо для адекватного описания загрузки дрейфовых трубок); прохождение частицы через магнитное поле моделируется методом Рунге-Кутта, необходимая для этого зависимость магнитного поля от координаты задается с помощью карты магнитного поля (таблицы), полученной в результате консолидации измерений сделанных при сканировании магнитного поля; существует два способа моделирования отклика электромагнитного калориметра, которые можно выбрать перед началом работы программы: с реальной симуляцией ливней и параметрический. Во втором случае, частица попавшая в калориметр останавливается, а отклик детектора получается на основе параметрической модели ливня. Это позволяет значительно сократить расход процессорного времени необходимого на симуляцию одного события.

В этом разделе описывается способ моделирования конкретных реакций, актуальных для данной работы, а именно (4.1) с распадом (4.2) или (4.1) с распадом (4.3).

Моделирование начиналось с "запуска" 70 ГэВ протона из некоторой точки с z КООрДИНаТОЙ, Соответствующей ПОЛОженИЮ перед пуЧКОВЫМИ ГОДОСКОПаМИ Яіх.У, #2X,Y Параметры пучкового трека (в том числе х, у координаты начальной точки) разыгрывались в соответствии с их реально наблюдаемыми средними значениями, дисперсиями и корреляциями. Далее, частица "тянулась" через установку автоматически, средствами пакета GEANT 3.21.

После вхождения протона в углеродную мишень его движение искусственно прерывалось, причем так, что распределение по z-координате точки обрыва совпадало бы с расчетным распределением z-координаты вершины взаимодействия для протонов в веществе мишени (Pi ос e iint)4. В точку обрыва "помещались" частицы - конечные продукты реакций: К+, К , р для распада (4.2) и К+, Л, 7 для распада (4.3). Это имеет смысл вследствие практически нулевого пробега короткоживущей Л(1520). Движение нуклона (ядра) отдачи не моделировалось.

Дальнейшее моделирование прохождения частиц через установку, включая распад Л и трассировку продуктов этого распада5, осуществлялось автоматически, средствами пакета GEANT 3.21 и включало в себя полный спектр взаимодействий моделируемых пакетом.

Начальная кинематика конечных продуктов реакции разыгрывалась в два этапа, соответствующих образованию барионной системы [Л(1520)Л"+] и дальнейшему распаду Л(1520) по одному из каналов.

Кинематика Л(1520) и К+ полностью задается углами в и ф, характеризующими направление вектор-импульса системы [Л(1520)/С+] относительно пучковой частицы, величиной этого импульса, эффективной массой системы М(А(1520)К+), массой М(Л(1520)) и углом Готтфрида-Джексона АГ+-мезона 6j. Распределение по углу ф очевидно равномерное. Небольшое изменение абсолютной величины импульса системы за счет нуклона (ядра) отдачи, очевидно, влияет на вычисление эффективности пренебрежимо мало. При разыгрывании реакции величина импульса системы полагалась равной импульсу пучкового протона. М(Л(1520)) разыгрывалась в соответствии с распределением Брейта-Вигнера в релятивистской форме для орбитального момента конечных продуктов распада L — 2 для (4.2) и L — 0 для (4.3).

Изучение влияния остальных характеристик: В (или однозначно связанной с в величины квадрата переданного импульса Р?), М(А(1520)К+) и $QJ, а также угловых характеристик распадов (4.2), (4.3) на эффективность регистрации выявило слабую зависимость от Р% и угловых характеристик распадов Л (1520) и более существенную зависимость от М(А(1520)К+) и 0j . Поэтому распределения, в соответствии с которыми разыгрывались М(Л(1520)Я:+) и 0j (а заодно и Pj), настраивались на имеющейся в большом количестве реальной статистике с распадом Л (1520) — рК по описанной ниже итерационной процедуре. Распады (4.2), (4.3) разыгрывались по углам равномерно.

Похожие диссертации на Измерение ширины радиационного распада /\(1520) -> /\

Измерение произведения электронной ширины J/-мезона на вероятность распада в лептоныБалдин Евгений Михайлович

Измерение лептонной ширины гамма(1s)-мезона на накопителе ВЭПП-4 с детектором МД-1Шамов, Андрей Георгиевич

Влияние радиационных поправок и ширины распада на процессы е+е-, е гамма, гамма гамма - W,Z в Стандартной моделиИвкин, Андрей Владимирович