Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I Модели и характеристики множественного образования частиц
1.1 Инклюзивный метод исследования множественных процессов 9
1.2 Характеристики множественных процессов 10
1.3 Модели и их предсказания 17
ГЛАВА 2 Обработка фильмовой информации с пузырьковой камеры СКАТ
2.1 Параметры нейтринного пучка и пузырьковой камеры СКАТ 24
2.2 Обработка фотоснимков 26
2.3 Просмотр 28
2.4 Измерение и перемер 29
2.5 Геометрическая реконструкция событий .29
2.6 Физический просмотр и создание ленты суммарных данных 30
ГЛАВА 3 Анализ точностных характеристик геометрической реконструкции событий
3.1 Моделирование точностных характеристик камеры СКАТ 31
3.2 Восстановление пространственных координат точки 33
3.3 Реконструкция импульсов заряженных частиц .36
ГЛАВА 4 Инклюзивные спектры заряженных адронов
4.1 Выборка экспериментального образца 42
4.2 Структура события и свойства инклюзивных распределений по поперечному импульсу 44
4.3 Распределения по продольным переменным 49
ГЛАВА 5 Свойства распределений по множественности заряженных адронов
5.1 Экспериментальный образец 62
5.2 Средние множественности 66
5.3 Дисперсия распределения по множественности и двухчастичный корреляционный параметр 71
5.4 Масштабная инвариантность КНО-распределения 77
5.5 Средний суммарный заряд адронов 78
Заключение 83
Приложение 86
Литература 88
- Характеристики множественных процессов
- Физический просмотр и создание ленты суммарных данных
- Структура события и свойства инклюзивных распределений по поперечному импульсу
- Дисперсия распределения по множественности и двухчастичный корреляционный параметр
Характеристики множественных процессов
В пятой главе представлены свойства распределений по множественности для заряженных адронов 6 . Изучена зависимость средней множественности заряженных адронов от кинематических переменных. Обсуждается зависимость дисперсии распределений по множественности и интегрального двухчастичного корреляционного параметра от средней множественности заряженных адронов. Изучены КНО-распределения и средние суммарные заряды адронов в различных кинематических областях. Проведено сравнение полученных результатов с данными» полученными при рассеянии нейтрино (антинейтрино) на свободных нуклонах.
Материал диссертации основан на работах, выполненных при участии автора и опубликованных в препринтах ИФВЭ, журнале "Zeit schrift fur physik " и представленных на Международной конференции "НеЙтрино-82" в Будапеште:
Д.С.Баранов, Л.Л.Закамский, А.А.Иванилов, В.Е.Ивченко,,.... 3 В.Й.Клюхин, В.И.Конюшко, В.М.Кораблев, В.А.Коротков Б.П.Кузнецов, В.Г.Нузьменко, В.В.Макеев, О.И.Михайлов А.Г.Мягков, А.Ю.Поляруш, Ю.Г.Рябов, А.А.Соколов, В.Е.Соловьёв. Препринт ИШВЭ 84-80, Серпухов, 1984. "ОБРАБОТКА ШЛЬМОВОЙ ИНФОРМАЦИИ С ПУЗЫРЬКОВОЙ КАМЕРЫ СКАТ". В.И.Конюшко, В.М.Кораблев, Е.П.Кузнецов, О.И.Михайлов, 4 Ю.Г.Рябов.
Основные результаты при изучении лептон-адронных и адрон-адронных взаимодействий в области энергий Е 10 ГэВ получены с помощью новых методов исследования соударений частиц, которые существенно отличаются от методов, используемых при низких энергиях, где, в основном, изучались реакции с фиксированным числом частиц в конечном состоянии - так называемые, эксклюзивные реакции. В тех случаях, когда не удавалось зарегистрировать все вторичные частицы, полученные данные практически не анализировались.
При переходе в область больших энергий Е 10 ГэВ, где рождаются десятки частиц, такой подход невозможен и практически, и принципиально, так как число переменных, описывающих процесс, очень велико. В связи с этим широко изучаются теоретически и экспериментально характеристики одной или нескольких выделенных частиц. Этот метод, предложенный А.А.Логуновым и сотрудниками для описания процессов множественной генерации частиц при высоких энергиях, получил название инклюзивного. Он даёт меньше информации о конкретных реакциях, однако общие закономерности взаимодействий проявляются именно в инклюзивных процессах, когда частные детали исключаются усреднением по характеристикам большого числа каналов реакций и вторичных частиц.
Масштабная инвариантность, данные о кварковой структуре адронов, общие явления в слабых, сильных и электромагнитных взаимодействиях наблюдались именно в инклюзивных процессах. Так, при исследовании полных сечений простейших инклюзивных процессов а + Ь Х было установлено, что сечения растут вплоть до В= 2000 ГэВ и зависят от безразмерных соотношений кинематических переменных (свойство масштабной инвариантности). Рост сечений (Серпуховский эффект) показал, что представление об асимптотическом режиме поведения dftOAH-cortfft при В 30 ГэВ неверно. В связи с этим были пересмотрены практически все модели и получены новые параметры, учитывающие этот рост. Экспериментальное исследование поведения сечения глубоко неупругого ер -рассеяния в инклюзивной реакции е +р- е +Х (ад-роны) в зависимости от квадрата переданного 4-импульса 1%21 привело к формулировке партонной модели строения адронов.
Инклюзивный метод исследования процессов множественного рождения частиц будет доминировать и при более высоких энергиях, где неупругие процессы составляют основную ( 90$) долю взаимодействий.
Физический просмотр и создание ленты суммарных данных
Выбор конструкции камеры СКАТ, близкой к классическому варианту, был, в основном, обусловлен требованием максимально упростить обработку снимков и повысить эффективность использования рабочего объёма, В то же время, выбранной схеме сопутствует ряд проблем. К ним относятся: влияние на точность геометрической реконструкции возможных перемещений и наклонов стекла во время работы камеры, клиновидность стекла, температурные градиенты в рабочих средах.
"Плавающее" стекло имеет три степени свободы: поступательное перемещение вдоль оптических осей фотокамер на величину не более il.5 мм, наклоны вокруг горизонтальной и вертикальной осей стекла, соответственно, на величины 1.0 мрад и 0.3 мрад. Клиновидность стекла не превышает I мрад. Температурные градиенты в рабочей жидкости, стекле и в воде охранного объёма не превышали 0.4С по вертикали.
Влияние на точность геометрической реконструкции различных искажений, вызванных вышеперечисленными факторами, проверялось на искусственных событиях (четырехчастичная 1г р- -тт ръ "1г реакция с импульсом пучковой частицы 40 ГэВ/с), подготовленных специальной программой для камеры СКАТ и спроектированных на фильмовые плоскости фотограмметрических камер при следующих /19/ условиях: /х а) стекло повернуто вокруг собственной горизонтальной оси на угол 5е10" рад (максимально допустимый конструкцией камеры поворот составляет 6»10 рад); б) стекло имеет клиновидность вдоль своего большего разме ра 2« КГ4 рад (рабочий вариант стекла имеет клиновидность не более 1-Ю"4 рад); в) рабочая жидкость, стекло и вода в охранном объёме имеют температурный градиент по высоте 0.4С (реальный перепад темпе ратур между верхней и нижней точками камеры не превышал 0.2С). Расчеты, основанные на геометрической реконструкции искусственно разыгранных событий, показали, что ожидаемым поворотом и клиновидностью смотрового стекла можно пренебречь по сравнению с температурным градиентом сред, систематические искажения от которого максимальны и составляют для реконструируемых импульсов заряженных частиц величину лР/Р 0.7$, для глубинного угла АХ 0.2 мрад, для азимутального AY I мрад, для реконструируемых координат X » У и Z , соответственно, дХ 200 мкм, дУ 10 MKM, AZ 600 мкм.
Систематические искажения на параметры заряженных частиц оказались существенно меньше статистических ошибок, обусловленных разыгранными в пределах -5 мкм в плоскости фотоплёнки измерительными ошибками операторов. Соответствующие значения статистических ошибок составили для импульсов заряженных частиц б?др/р) 4#, для глубинного угла 5?дХ) 5 мрад, для азимутального 6(/ ) 4 мрад. Таким образом, показано, что в программе геометрической реконструкции может быть использована оптическая схема классической пузырьковой камеры.
При модельном описании хода световых лучей из пространства камеры в плоскость фотоплёнки невозможно предвидеть и учесть все источники систематических искажений, которые могут возникнуть в условиях реального эксперимента. Под вопросом находится также корректность статистических ошибок, используемых при моделировании оптической схемы. Поэтому единственным критерием правильности выбранной оптической схемы по-прежнему является проверка её по отношению к реально восстановленным в пространстве камеры объектам. Ниже представлены точностные характеристики геометрической реконструкции событий, получающиеся в условиях реального эксперимента.
Измерения X -, Y -координат вершин и треков, выполненные в плоскости фотоплёнки, шестипараметрическим преобразованием переводились в плоскость смотрового стекла, на которой нанесены реперные кресты (справочная плоскость). Коэффициенты А А определялись из преобразования (3.1) для реперных крестов, х - у1-координаты которых внесены в титульные константы программы геометрической реконструкции, Дисторсионные функции фотокамер представлены одной радиальной функцией, имеющей вид -коэффициенты разложения по радиусу R (внесены в титульные константы). Исправленные на дисторсию координаты точек вычислялись по формулам Каждой точке в плоскости стекла ставился в соответствие световой луч в пространстве камеры в виде уравнения прямой Для получения параметров светового луча Fx , &х , Fy t У ис-пользовались внесенные в титульные константы координаты фокусов фотокамер и коэффициенты преломления сред Вся дальнейшая работа программы геометрической реконструкции осуществлялась со световыми лучами, заданными в виде (3.4).
Для проверки несмещенности восстановления пространственных координат в камере были использованы реперные кресты на стекле, координаты которых известны из геодезических измерений.
На рис.За приведены распределения отклонений координат реперних крестов, восстановленных геометрической программой И-&60М9 от их геодезических значений. Средние значения и стандартные отклонения распределений:
Структура события и свойства инклюзивных распределений по поперечному импульсу
Анализ множественных распределений заряженных адронов основан на обработке 125000 снимков в нейтринной и 182000 снимков в антинейтринной экспозициях» При просмотре зарегистрировано в эффективном объёме камеры 5197 нейтринных и 1561 антинейтринных событий с мюоном в конечном состоянии. Критерии отбора нейтринных (антинейтринных) взаимодействий были такие же, как и описанные выше (раздел 4 1), в результате чего конечная статистика для анализа составила 2834(709) W?) -событий.
Для анализа распределений по множественности использовались события» в которых все заряженные частицы имели определенный знак заряда (&р/р 70$). Поправка на отбрасываемые события была проведена с помощью процедуры топологического взвешивания. Для анализа зависимостей, требующих перевода импульса частицы в систему покоя адронов, на точность восстановления импульсов накладывалось более жесткое ограничение АР/Р 30$.
В работе сравниваются данные по F"A -взаимодействиям с vA -данными в предположении аналогии между конечными состояниями, вызванными налетающими тГ-мезоном и W"-бозоном. При этом необходимо отметить, что, так как в качестве мишени используется смесь ядер фреона, эффективные атомные числа для vA - и 7Г А -взаимодействий различны из-за разной зависимости сечений этих реакций от атомного номера.
Поправки на экспериментальное разрешение были определены с помощью Монте-Карло программы искусственного розыгрыша взаимодействий нейтрино на основе модели фазового объёма (см. приложение). Сравнение результатов Монте-Карло розыгрыша с непоп-равленными экспериментальными данными - описание инклюзивных спектров - показывает достаточно хорошее согласие. Следовательно, можно заключить, что экспериментальные неопределенности хорошо поняты и начальная выборка искусственно разыгранных событий представляет реалистическое приближение к действительным событиям и может быть использована для определения поправок к экспериментальным данным.
Анализ показал, что точность восстановления лабораторной энергии нейтрино &Ep/Ev составляет 16$ (12$) в v(v) -экспериментах, соответственно. Точность определения эффективной адрон-ной массы W , связанная с разрешением по лабораторной энергии нейтрино и с Ферми-движением нуклонов в ядре, оценивается в среднем на уровне 20$. Поправки на среднюю множественность, связанные с размазыванием событий по W , в среднем невелики (5 1(# для W2 2 ГэВ2), однако, в области малых W = 1 2 ГэВ , достигают 50$.
При изучении средних множественностей адронов, вылетающих в переднюю (заднюю) полусферы в системе покоя адронов, существенны также поправки, связанные с миграцией частиц из одной полусферы в другую. В основном это относится к положительно заряженным частицам и связано с неправильным присвоением массы. Ещё необходимо отметить, что экспериментальные данные находятся в области относительно малых W и Q Соответствующие W и Q -распределения для реакций (4.1) и (4.2) приведены на рис. 17 и 18.
Средние множественности положительно и отрицательно заряженных адронов, образованных в vA- и v A -взаимодействиях, в зави 2 симости от W приведены на рис.19а, б для реакций (4.1) и (4.2), соответственно. Данные удовлетворительно описываются линейной функцией вида:
Шитированные значения параметров "д" и ИЬИ приведены в таблице 4. Сплошными линиями на рисунке показаны средние множественности для среднего нуклона, пересчитанные из данных, полученных в vO/ ив vD -экспериментах. Множественности отрицательно заряженных частиц BVA- и vH -данных довольно хорошо согласуются. Это говорит о том, что ядерные эффекты слабо влияют на их среднюю множественность. В то же время vA-данные для отрицательно заряженных частиц систематически ниже уЛ/ -данных. Совпадения множе-ственностей положительно заряженных частиц для взаимодействий на ядре и на среднем нуклоне не следовало ожидать, так как они опре-делены различным образом. При определении /? -частиц в данной работе были исключены идентифицированные протоны, в то время как в WJ7) -экспериментах 27»28/ изучалась полная множественность положительных частиц.
На рис.20а, б приведены зависимости средней множественности адронов, вылетающих вперед (П и назад (В) в системе покоя адронов, от W2 Для сравнения представлены аналогичные данные, полученные в vl$)N-взаимодействиях /27»28/. Множественность отрицательных частиц, вылетающих вперед в vA -взаимодействиях, ниже, чем в vА/-взаимодействиях, а, вылетающих назад, - выше.
Дисперсия распределения по множественности и двухчастичный корреляционный параметр
Разность средних суммарных зарядов адронов, полученных в vA- и vA -взаимодействиях растет с ростом W и уже в иссле-дуемой области W близка к предсказанию кварк-партонной модели.
Ядерные эффекты слабо влияют на полную среднюю множественность отрицательно заряженных частиц, но влияют на перераспределение частиц между передней и задней полусферами. Внутриядерное перерассеяние ослабляет двухчастичные корреляции между адронами в конечном состоянии. Методические исследования точностных характеристик геометрической реконструкции нейтринных событий показали, что пространственные координаты, импульсы заряженных частиц и ошиб ки на них вычисляются корректно. Автор диссертации выражает благодарность дирекции Института физики высоких энергий за постоянную поддержку программы нейтринных исследований на пузырьковой камере СКАТ. Автор благодарит руководство Отдела нейтринной физики за действенную помощь в организации проведения сеансов на пузырьковой камере СКАТ и в реализации обработки фильмового материала. Автор признателен всем службам Института, которые непосредственно были связаны с реализацией нейтринного эксперимента на камере СКАТ, Автор диссертации выражает благодарность научному руководителю Ю.Г.Рябову, начальнику лаборатории В.В.Аммосову и всем сотрудникам лаборатории за постоянные обсуждения вопросов диссертационной работы и полезные советы. Для моделирования процесса образования частиц, их ядерного перерассеяния и учета конечного экспериментального разрешения, была использована Монте-Карло программа, результаты которой на различных этапах её работы использовались для сравнения с экспериментальными данными Программа имеет три ступени генерации. На первом этапе разыгрывается нейтрино (антинейтрино)-нуклонное взаимодействие. В качестве входных данных используются расчетные спектры v(v) и некоторые хорошо известные экспериментальные и теоретические . факты. Так, для генерации неупругих процессов, в качестве функций распределения кварков использовалась параметризация . При генерации процессов квазиупругого рассеяния и образования А -резонансов использовались форм-факторы, определенные в экспериментах Программа розыгрыша начинается с выбора типа ядра из CF$Br и типа нуклона для первичного взаимодействия. Первичное взаимодействие разыгрывается с учетом Ферми-движения, Затем производится генерация инклюзивных переменных Xg и У=(Еу /и)/Ну, по которым определяется величина квадрата эффективной массы адронов W2. Средняя множественность заряженных частиц определялась в предположении линейной зависимости от (wW с использованием параметризации из эксперимента После этого множественность в конкретном событии выбиралась исходя из КНО-функции. Средняя множественность ТГ -мезонов определялась как среднее между мно-жественностями тг и тг -мезонов. Нуклон отдачи разыгрывался в виде равномерного распределения по переменной Фейнмана XF в области -0.95 XF 0 и экспоненциально падающего в передней полусфере 1 , Для параметризации распределения нуклона по поперечному импульсу использовалось экспоненциальное обрезание ( вхр 2 (-4.4 PL )) Оставшаяся система адронов разыгрывалась согласно обычному фазовому пространству по алгоритму, предложенному в 42 На второй стадии образованные частицы проводились через ядерную материю, где они могли взаимодействовать с нуклонами. За основу программы моделирования процесса внутриядерного перерассеяния была взята программа розыгрыша внутриядерного каскада 3 с некоторыми её упрощениями, Цредполагалось, что ядро представляет собой сферу, заполненную нуклонами с постоянной плотностью. Сечение перерассеяния для частиц внутри ядра было эффективно уменьшено введением длины формирования адронов tf согласно гипотезе ( =Р/ /и2 , где Р -импульс частицы, уи-параметр). Для расчета была взята величина уи2= 0,15 ГэВ . Окончательно, на третьей стадии, были учтены особенности обработки эксперимента, проводимого на камере СКАТ, К ним относятся: идентификация частиц, потери частиц, ошибки на импульс и оценку энергии. В результате был получен псевдо-экспериментальный образец событий, который обрабатывался аналогично экспериментальным данным.
