Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I. Очарованные частицы 7
1. Введение 7
2. О времени жизни D-мезонов 13
3. Фрагментация С -кварка в очарованные мезоны 15
4. Обзор ранних экспериментов по поиску F -мезонов 16
5. Открытие г-мезона в распаде г — ф Ті 20
6. Заключение 26
ГЛАВА II. Детектор аргус 28
1. Основные характеристики спектрометра . 28
2. Набор данных 32
3. Восстановление треков 33
4. Эффективность и качество идентификации частиц 34
ГЛАВА III. Потери энергии заряженными частицами на ионизацию и возотдение 42
1. Проблема ионизации в тонком газовом слое вещества 42
2. Общее решение кинетического уравнения . 43
3. Распределение энергетических потерь на единице длины пути частицы 48
4. Асимптотика толстого слоя 53
5. Результаты детальных расчетов и их сравнениес опытными данными 55
6. Метод идентификации заряженных частиц .65
7. Выводы 59
8. Дополнение 70
ГЛАВА ІV. Исследование ровдения и распадов F- и F -мезонов В аннигиляции при энергии 10 ГэВ 71
1. Экспериментальные данные 71
2. Распады F -мезонов в -аннигиляции при энергии - 10 ГэВ 83
4. Распад F-FK 85
5. Обсуждение результатов 94
Заключение 99
Литература 101
- Обзор ранних экспериментов по поиску F -мезонов
- Эффективность и качество идентификации частиц
- Распределение энергетических потерь на единице длины пути частицы
- Распады F -мезонов в -аннигиляции при энергии - 10 ГэВ
Введение к работе
В этой работе представлено исследование рождения и распадов -и г -мезонов в б G -аннигиляции при энергии J5 =.Ю ГэВ. Экспериментальные данные для анализа получены на детекторе АРГУС, который создавался при участии ИТЭ и расположен на накопительном кольце ДОРИС П в научно-исследовательском центре ДЕЗИ (Гамбург, ШРГ).
Изучены распады г ~*-^ф5Г и Г —>фл ^' Л , причем последняя мода впервые наблюдалась в эксперименте АРГУС. Для этих распадов измерены величины " В : 12,7 ± 2,8 ± 1,7 и 14,1 ±3,6*3,5 пкбн соответственно, где <5~ - инклюзивное сечение рождения F -мезона в Q G -аннигиляции при энергии 10 ГэВ, а Р - относительная вероятность распада г-мезона в конкретный канал ф 7Г или фЗіГ. Среднее значение массы г -мезона, полученное по двум рассматриваемым модам распада, равно 1973,6 * 2,6 * 3,0 МэВ/е .
Обнаружен радиационный процесс . Получены сле- дующие значения массы векторного г -мезона и разности масс F-и F -мезонов:
2109 ±9*7 и 144 ±9*7 МэВ/с2.
Измеренные импульсные спектры F- и г -мезонов находятся в соответствии с ожидаемой функцией фрагментации С -кварков в очарованные мезоны.
Очарованный F -мезон оказался весьма труднодоступным в экспериментальном и теоретическом исследовании. Даже о массе этой частицы мы узнали лишь в 1983 году, несмотря на то, что активный экспериментальный поиск F -мезонов проводился более семи лет.
Диссертация состоит из введения, 4-х глав и заключения.
В главе I затрагиваются некоторые теоретические аспекты, связанные с очарованным С -кварком, обсуждается вопрос о фрагментации С -кварка в очарованные мезоны, рассматриваются возможные механизмы распадов, очарованных частиц. По какому механизму распадаются очарованные частицы? Наше понимание этой проблемы растет по мере накопления знаний о времени жизни и о конкретных модах распада очарованных частиц.
В этой же главе сделан обзор экспериментов по поиску и исследованию F -мезонов.
В главе П приведены основные характеристики детектора АРГУС, рассмотрена процедура отбора событий. Здесь обсуждена методика восстановления треков в дрейфовой камере, а также уделено внимание идентификации частиц на основе информации, которую дает анализ энергетических потерь заряженными частицами в газе дрейфовой камеры, время-пролетная система и ливневые счетчики.
При изучении сложных событий со средним числом треков ~10 решающими являются вопросы идентификации частиц. Аналитическому исследованию энергетических потерь заряженной частицей при ее прохождении через вещество посвящена глава Ш. Вопросы, о которых пойдет речь в этой главе, не замыкаются на конкретной экспериментальной установке, а имеют общий характер. Здесь на основе решения кинетического уравнения развит аналитический метод исследования потерь энергии заряженной частицей на ионизацию и возбуждение атомов вещества. Универсальное распределение Ландау, а также распределение Блунка и Лейзеганга неприменимы в тонком слое вещества. В настоящей работе это ограничение снято благодаря более полному учету далеких столкновений заряженной частицы с атомами среды, В этой же главе описывается простой в реализации метод идентификации частиц.
Обзор ранних экспериментов по поиску F -мезонов
Вопрос о времени жизни D -мезонов продолжает привлекать внимание как экспериментаторов, так и теоретиков. Дело в том, что величина отношения может прояснить механизм, по которому распадаются очарованные частицы. Так, если при распаде очарованных мезонов спектаторные кварковые диаграммы полагать доминирующими и если принять, что обмен глюонами при распаде С -кварка приводит лишь к небольшому эффекту 10 %, тогда времена жизни -мезонов должны быть одинаковыми. Однако, как это следует из таблицы I, экспериментальная величина отноше ния близка к 2. Для разрешения обсуждаемой проб лемы было предложено несколько теоретических схем. Одно из объяснений сводится к следующему: наряду со спекта-торными, нужно учитывать аннигиляционные кварковые диаграммы /15/ в распадах очарованных частиц. А поскольку в случае D-мезона. аннигиляция кабиббовски подавлена, это и приводит к различию во временах жизни заряженных и нейтральных -D-мезонов.
Согласно другой точке зрения /16, 17/ вклад аннигиляцион-ных графов в распады очарованных частиц мал и составляет не более 5 %. Поэтому картина с привлечением аннигиляционных кваркових диаграмм не может объяснить различие во временах жизни D и D -мезонов. В этих работах отмечается, что в распад С -кварка могут дать заметный вклад предасимптотические эффекты, которые различно проявляются в распадах D и D -мезонов._Так, в распаде Б -мезона происходящий от распада С -кварка Q кварк иногда может рождаться в области фазового пространства уже занятой спектаторным ц. -кварком. Поэтому результаты наивной спекта-торной модели модифицируются таким образом, чтобы учесть принцип Паули. Такая процедура в случае распада V -мезона приводит к интерференционным эффектам, которые отсутствуют в распадах V и F -мезонов. В результате анализа дается оценка Т(Ъ J/LLD). Кроме этого, можно ожидать, что времена жизни D и Г -мезонов примерно одинаковы и относительные вероятности распадов приблизительно равны. В заключении данного обсуждения отметим, что как в теории, так и в эксперименте ошибки для величины отношения Т"( D )/ C(fi) велики, поэтому нет однозначности при выборе механизма, по которому распадаются очарованные частицы. К настоящему моменту обсуждаемая проблема не решена точно, имеется в виду, на основе общих принципов теории. Основная трудность заключается в том, что слабое взаимодействие в распадах очарованных частиц завуалировано сильным взаимодействием.
В квантовой хромодинамике есть гипоівза о невылетании кварков. Согласно этой гипотезе реальными физическими состояниями, помимо лептонов, могут быть лишь физические бесцветные адроны, составленные из кварк-антикварковой пары или из трех разноцветных кварков.
Как совершается переход кварков в адроны? Пока что теория не дает точного ответа на этот вопрос. В области теории фрагментации кварков в адроны продолжают развиваться феноменологические модели /18, 19, 20/ на основе квантово-механических представлений с привлечением опытных данных. Рождение адронов в Q Є -аннигиляции идет через образование пары кварков Є Є - OQ . Так, источником очарованных частиц будет промежуточная реакция 6 Є — СС при \[3 / 3 ГэВ, а с увеличением энергии выше порога прелестных кварков -JS , 10,6 ГэВ возможна следующая схема: Фрагментация легких кварков в мезоны хорошо описывается простой зависимостью р -импульс мезона. Как впервые указано в работах /21, 22/ в процессе фрагментации первичного тяжелого кварка 0- в мезон, этот кварк и ме- зон (QOJ І образованный из тяжелого кварка и легкого антикварка О , имеют почти одну и ту же энергию. В случае тяжелых кварков, в том числе очарованного кварка с для функции фрагментации предложена зависимость обратно пропорционален квадрату массы тяжелого кварка из опыта при сравнении теоретической функции фрагментации с экспериментальным распределением по Z мезонов, содержащих тяжелый кварк В работе Д9/ предложен иной вид функции фрагментации, а именно,
Эффективность и качество идентификации частиц
В работе /46/ теория ионизационных потерь заряженными частицами основана на известном кинетическом уравнении, выведенном в предположении, что полные средние потери энергии малы по сравнению с начальной энергией частицы, Л.Д«Ландау решил уравнение, когда наблюдаемые энергии достаточно велики по сравнению с энергией атомных электронов, но остаются гораздо меньше максимально возможной энергии, передаваемой атомному электрону,
В дальнейшем /47, 48/ было несколько ослаблено ограничение для наблюдаемых энергий снизу. Однако теория ионизационных потерь, где недостаточно полно учтены далекие столкновения, неприменима в тонких слоях вещества, например, в таких, какие реализуются в обычных газовых пропорциональных камерах.
Проблема ионизации в тонком газовом слое стала особенно актуальной, когда в 1952-56 гг. в лаборатории А.И.Алиханова В.А, Любимовым, Г.П.Елисеевым и др. были выполнены исследования, в которых развиты методы точного измерения ионизующей способности быстрых частиц и экспериментально подтверждена возможность идентификации релятивистских заряженных частиц с помощью многослойных пропорциональных камер /49/,
Исследование энергетических потерь в тонком слое вещества выполнено, например, в /50 - 52/, где вычисления проводились методом Монте-Карло, В работе автора /53/ эта же задача на основе кинетического уравнения решается аналитическим путем. В 2 настоящей главы выведены различные представления общего решения кинетического уравнения /46/. Далее, полученные общие результаты объединены в 3 с известной теорией взаимодействия заряженной частицы с атомами среды. В 4 показан асимптотический переход формул с увеличением толщины слоя в распределение Ландау. "Результаты детальных расчетов и их сравнение с опытными данными приведены в 5, а в б описывается простой в применении метод идентификации частиц. Заметим, что аналитическому методу исследования энергетических потерь в аргоне с конкретизацией далеких столкновений посвящена работа /54/, однако, там функция распределения выражена посредством расходящегося интеграла. В настоящей работе эта неприятность преодолена методом явного выделения из функции распределения энергетических потерь всех сингулярностей типа дельта-функций . Ъи (О - распределение потерь на единицу длины пути частицы. Символ - означает свертку по энергетической переменной, & среднее количество столкновений на единице длины пути частицы, Функция 4- нормирована так, что )їсІА= \ Метод преобразования Лапласа приводит к решению уравнения (І) в общем случае /46/ использование этого интеграла в конкретных расчетах весьма затруднительно по причине его расходимости в обычном смысле. Действительно, при вхождении частицы в слой вещества должно вы полняться условие и хорошо было бы выделить из (3) явно эту дельта-функцию. Другая физическая причина расхо димости интеграла (3) заключается в следующем. Чем толще слой вещества, тем заметнее становится вероятность того, что частица в слое Эс , возбуждая атомы среды, ни разу не вызовет ионизации. Математически это означает, что в СЗ) заключен целый ряд дельта функций, отвечающих дискретным передачам энергии. Теперь мы и займемся вьщелением из интегрального решения указанных особеннос тей, для чего сначала добавим к интегральной еще одну форму об щего решения кинетического уравнения в виде бесконечного ряда по степеням оС ЭС . Распределение по количеству столкновений в слое ЭС дается Непосредственной проверкой легко убедиться, что построенный нами ряд действительно является решением уравнения (I). К тому же отметим, что решение в форме (4) можно получить и аналитическим путем, используя метод преобразования Лапласа. В пределе весьма тонкого слоя, когда среднее количество столкновений частицы с атомами среды мало, о(х. « { , получаем асимптотическую формулу Выделим явно из интеграла (3) дельта-фнукцию, возникающую при вхождении частицы в слой вещества. Именно, Здесь, как и в первом члене ряда (4), экспоненциальный множитель перед дельта-функцией есть вероятность прохождения частицей слоя X без потери энергии. Для выделения остальных дельта-функций нам потребуется установить одно общее свойство кинетического уравнения. Пусть причем каждое из слагаемых имеет физический смысл u5 . Соответственно этому разбиению, Сх = 2Е і і где каждая величина ос- определяется интегралом (2), в котоом u)- Tu . Обозначим через f- решение уравнения (I) с U)- 1JSC. » оС- с {. » тогда решение уравнения (І) предста вимо в виде я-= 4І ТІ "" тп, Чтобы получить этот ре зультат, достаточно к уравнению (I) применить преобразование Лапласа. Имеет место более общее свойство: если X Ю разбивает ся на части, тогда решение кинетического уравнения представляет ся в виде последовательных сверток функций, соответствующих этим частям (частный случай см. в конце 5 настоящей главы). Не ограничиваясь рамками какой-либо модели взаимодействия заря женной частицы с атомами среды, выделим из ш дискретную часть: где cs - среднее количество возбуждений на единице длины пути частицы S -го уровня с энергией возбуждения , . По только что установленному свойству кинетического уравнения, его решение можно представить в виде свертки \- г теі Здесь +с и то являются решениями известных уравнений.
Распределение энергетических потерь на единице длины пути частицы
Отметим, что функция распределения энергетических потерь обладает следующим свойством. Разобьем слой X на две произвольные части и Х-% , %Х . Тогда 4(?с) = 1($) Сх $. Здесь свертка производится по энергетической переменной, которая не указана явно. Это свойство использовалось для проверки качества численных расчетов: ).(ЭС;Л) сравнивалась со сверткой двух одинаковых функций {(-«- ; Л) .
Метод идентификации заряженных частиц Различить заряженные частицы можно, например, по известному импульсу и по ионизационному эффекту, который остается после прохождения частиц в многослойной пропорциональной камере. Такой способ идентификации известен давно /49/ и, чтобы осуществить его, обычно применяют метод максимального правдоподобия или метод средних потерь, предварительно исключив из рассмотрения некоторое количество слоев, часто 30 %, с наибольшими потерями энергии. Здесь излагается простой в реализации метод идентификации частиц, суть которого заключается в подсчитывании количества слоев с потерями меньшими некоторой фиксированной величины.
Пусть, как и в предыдущих параграфах, )-(х Д) - нормированная на единицу функция распределения энергетических потерь А при прохождении заряженной частицей слоя вещества ОС . Введем интегральное распределение В качестве примера на рис.20а изображены спектры энергетических потерь от протонов, К и ЦТ -мезонов с импульсами 1ГэВ/с в изобутане (С . Н о ) , X = 2 см, нормальные условия. Расчет энергетических потерь производился по ранее изложенному методу.
Фиксируем некоторую величину А= А . Налицо альтернатива: в каждом слое либо A -Aj , либо А А . Поэтому вероятность в полном количестве слоев N получить П. раз потери А А , дается распределением Бернулли где О = 0 (ЭС;А) для частицы L -го сорта, С = ЦТ , К или р . Средние характеристики по этому распределению будут В том случае, если N велико, а О не близко ни к нулю, ни к единице, можно воспользоваться приближением Варьируя параметр А4 , нетрудно получить оптимальное разделение частиц. Для приведенного на рис.20 примера с числом N = 36 оптимальным оказался параметр Л = 7,0 КэВ, для которого О р = О, 0, =б ,25Г 0-0 , а средние характристики Xp = Q Распределение для К и 5 -мезонов по числу П , т.е. по числу слоев с потерями А Л , для рассматриваемого примера представлены на рис.206. Распределение для протонов здесь не указано, оно практически сосредоточено на оси ординат. Как показывает анализ, оптимальный параметр А . слабо зависит от импульса частицы и растет практически линейно с увеличением толщины слоя вещества. С возрастанием числа слоев А/ максимумы распределений по ҐІ для частиц различного сорта будут удаляться друг от друга пропорционально N , тогда как уширения этих распределений следует закону -\М .
Очевидно, вместо распределения энергетических потерь с самого начала можно было бы с одинаковым успехом проводить метод, например, на основе распределения по амплитудам в многослойных пропорциональных камерах.
Применимость универсального распределения Ландау со стороны тонких слоев вещества ограничивается условием Т Х В настоящей работе это ограничение снято благодаря более полному учету далеких столкновений заряженной частицы с атомами среды. Найдено решение кинетического уравнения, которое при больших % , " »1, переходит в универсальное распределение Ландау.
Заметим, что в качестве примеров были выбраны газообразные вещества, однако, полученные результаты применимы также к жидким и твердым веществам.
По традиции мы сравнивали распределение энергетических потерь (расчет) с экспериментальным амплитудным спектром с пропорциональных камер, спектром, который несет информацию о распределении числа пар электрон-ион, оставляемых заряженной частицей. С уменьшением толщины слоя согласие между этими спектрами, по-видимому, будет сохраняться лишь до тех пор, пока потери на ионизацию будут давать в общий спектр существенно больший вклад по сравнению с потерями энергии на возбуждение атомов.
На основе анализа энергетических потерь изложен простой в реализации метод идентификации заряженных частиц.
Отметим также, что данный метод анализа энергетических потерь нашел применение /69/ в сложном эксперименте по измерению Ф -спектра трития и исследованию массы нейтрино.
Распады F -мезонов в -аннигиляции при энергии - 10 ГэВ
Результаты, представленные на рис.26-28, согласуются с расчетами на основе метода Монте-Карло, в которых F -мезоны бьши генерированы с привлечением модели /71/. Генерированные события восстанавливались программами, анализирующими экспериментальные данные.
Отметим, что аналогичные расчеты были проведены для Ь и F -мезонов, причем результаты по импульсным спектрам этих частиц согласуются с экспериментальными данными /72/. Для того чтобы убедиться в том, что в эксперименте действи-тельно наблюдается г -мезон, были проведены различные тесты. Так, когда инвариантная масса М(К К ) бралась вне области Ф -резонанса или когда М(ФЗГ) была вне положения F -мезона, в этих случаях сигнал в распределении \А(КК1 Ї) не появлялся. Значение массы h -мезона было определено следующим образом. Распределение инвариантной массы фЗГо -системы разбивалось на о участки величиной 30 МэВ/с и для каждого из них строилось распределение М(ф5Г) , аналогичное тем, которые изображены на рис. 26. Каждое из распределений М(фТ) аппроксимировалось суммой гауссовой формы при фиксированных массе ф5Г-системы в области F -мезона и параметре $ = 15 МэВ/с с полиномом третьего порядка для учета фона. В результате проведенных расчетов было найдено количество F -мезонов в каждом исследуемом интервале М(ФТЇ) величиной в 30 МэВ/с и построено распределение по массе F о -системы. Это распределение, изображенное на рис.29, было аппроксимировано, как обычно, гауссовой формой и полиномом в результате чего получена следующая оценка массы г- -мезона: 2121 - 9 МэВ/с . Количество случаев в F -сигнале над фоном составило 45 - II.
Отметим, что полученная при такой аппроксимации величина (5 =29-8 МэВ/с согласуется с расчетами методом Монте-Карло, в которых для параметра гауссового распределения найдено значение 30 МэВ/с2. Ограничения в энергетическом разрешении фотонов требуют введения коррекции для полученного значения массы г -мезона. С этой целью были проведены расчеты на основе метода Монте-Карло, которые показали, что найденное значение массы г -мезона завышено на 12 МэВ/с . Учет этого результата приводит к следующей оценке массы F -мезона: 2109 1917 МэВ/сГ. Последняя ошибка р систематическая, она включает ошибку 5 МэВ/с в калибровке энергии X -кванта, ошибку 4 МэВ/с , происходящей от массовой коррек-ции и ошибку 3 МэВ/с , связанную с малыми неопределенностями калибровки магнитного поля в дрейфовой камере. Используя значение массы F -мезона 1965 ± 3 МэВЛг, полученное при обработке изображенного на рис.266 распределения, найдена разность масс. д И= МГГ )- М (F) = 144 ±9 ± 7 МэВ/с2. Анализ данных по наблюдению F и F -мезонов в 9 Є-аннигиляции при 10 ГэВ показывает, что на 84 % уровне достоверности не менее 66 % г -мезонов происходит от распада F - Fo . -На рис.30 представлено угловое распределение д -квантов в системе покоя F относительно первоначального направления F . Это распределение согласуется с изотропным. Приведем некоторые результаты по импульсному спектру г -мезонов, который представлен на рис.31. Экспериментальные данные сравнивались с функцией фрагментации /18/. Оказалось, что для F -мезонов оптимальный параметр - = 0,49 Q»jg. На этом же рисунке пунктирной линией проведен измеренный в этом же эксперименте импульсный Гf //j, MAK.r)спектр D -мезонов, для которого параметр . = 0,2. . Из этих данных видно, что по сравнению с D -мезонным F -мезонный спектр является более мягким. Конечно, ввиду недостаточной статистики последнее утверждение не является строгим.
