Экспериментальное исследование F-мезонов в е+е--аннигиляции при энергиях гамма-резонансов

В этой работе представлено исследование рождения и распадови гмезонов в 6 Оаннигиляции при энергии 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, ФРГ).

Изучены распады г~ Л и 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 рмезона ваннигиляции при энергии 10 ГэВ, а В относительная вероятность распада р* -мезона в конкретный канал 07 Г или ФЗТГ. Среднее значение массы рмезона, полученное по двум рассматриваемым модам распада, равно 1973,6 — 2,6 — 3,0 МэВ/с^.

Обнаружен радиационный процесс Получены сле.

СГ* дующие значения массы векторного гмезона и разности масс р — и Рмезонов: 2109 ±9*7 и 144 ± 9 ± 7 МэВ/с2.

Измеренные импульсные спектры Ри Рмезонов находятся в соответствии с ожидаемой функцией фрагментации Скварков в очарованные мезоны.

Очарованный рмезон 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 рмезонов проводился более семи лет.

Диссертация состоит из введения, 4-х глав и заключения.

§ 7. Выводы.

Применимость универсального распределения Ландау со стороны тонких слоев вещества ограничивается условием. 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.

— 70.

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 ^ -спектра трития и исследованию массы нейтрино.

§ 8. Дополнение.

Ниже приведены определения и некоторые формулы для специальных функций /70/, которые ранее были использованы.

Интегральные синус и косинус: х.

0 * оо Ь.

Разложения:, лГ1 пН п.

ОО с-О* ахс+гпх+21 где С — постоянная Эйлера, С = 0,577. .

ГЛАВА 1У ИССЛЕДОВАНИЕ РОЖДЕНИЯ И РАСПАДОВ Р И ЯМЕЗОНОВ В ё**&euro-ГАННИГИЛЯЦИИ ПРИ ЭНЕРГИИ.

10 ГэВ.

§ I. Экспериментальные данные.

Исследование рождения и распадов очарованных Р и Рмезонов встолкновениях проводилось при энергии N?3″ от 9,4 до 10,6 ГэВ.

Экспериментальные данные, использованные в данной работе при изучении Рмезона, составляют 62,7 событий/пкбн, включая 8,6 пкбн" в трезонансе, 38,2 пкбн" в Шрезонансе, 11,1 пкбн" «'' вТ (У-резонансе и 4,8 пкбн» ^ в континууме. Исследование гмезона основано на 43,7 событий/пкбн.

События, соответствующие в 6-аннигиляции в мультиадронные конечные состояния, были отобраны как это описано в §§ 2, 3 главы П.

Идентификация заряженных частиц при исследовании адронных распадов Ямезона производилась на основе анализа энергетических потерь в газе дрейфовой камеры, а также по данным время-пролетной системы. При изучении распада энергия и направлениекванта измерялись системой ливневых счетчиков. Специальный анализ позволял для каждого трека установить вероятность массовой гипотезы. Сорт частицы (5"~, К, Р) определялся наиболее вероятной гипотезой.

Заметим, что почти все треки с импульсами менее 700 МэВ/с были идентифицированы однозначно. Выше этой границы с ростом импульса все более проявляется неоднозначность в идентификации час.

— 72 тиц, поэтому при больших импульсах для каждого трека рассматривались все возможные массовые гипотезы.

Отметим также, что в комбинациях изучаемых инвариантных масс включались лишь треки с поперечными импульсами 60 МэВ/с и? СОБ0|<�О, 9. Такое требование было необходимо, чтобы иметь точно определенный аксептанс и хорошо измеренные треки.

§ 2. Распады Фя, Р ФЗТ.

При исследовании распадов Р-^фтг .ФЗ/Г ф-мезон восстанавливался по распаду ф ->К К.

Распределение инвариантной массы М (К+К~~) в области Фрезонанса представлено на рис. 21, на котором отчетливо виден ф-сигнал. Для аппроксимации этого распределения была выбрана Брайт-Вигнеровская резонансная форма плюс полином третьего порядка, чтобы учесть фон. В результате такой обработки была получена масса фмезона, 1019,7 — 0,1 — 0,1 МэВ/с2 и полная ширина 8,1 — 0,4 МэВ/с. Количество случаев над фоном оказалось 5079 — 276. Первая ошибка, указанная при величине массы, статистическая, а вторая — систематическая, связанная с малыми неопределенностями калибровки магнитного поля в дрейфовой камере. Значения массы и ширины фмезона находятся в хорошем согласии с табличными данными /12/.

Все фкандидаты в массовом распределении.

МСК+К') от.

2 ± 1005 до 1035 МэВ/с комбинировались с одним Тмезоном или с тремя ЗГ~*~Т~7Г~, чтобы соответственно получить инвариантные массовые распределения М (фэг*) и.

Согласно современным представлениям при фрагментации Скварка в очарованный мезон, Скварк и мезон имеют примерно.

МаББ К+К~ [беУ/с2] ^.

Рис. 21 Распределение инвариантной массы МСК^К") в области Ф-мезона. В результате обработки получено значение массы Ф-мезона 1019,7 + 0,1 ± 0,1 МэВ/с2. одинаковую энергию, которая может доходить до половины энергии & -взаимодействия, т. е. в нашем случае до 5 ГэВ.

Учитывая это обстоятельство, с целью эффективного подавления фоновых событий были приняты следующие импульсные ограничения: РСК+К" !//*) >1500 МэВ/с,.

Р (К+К~Ззг) > 2200 мэВ/с.

Указанные границы были мотивированы расчетами методом Монте-Карло. Дляканала было к тому же введено ограничениеI ^ СО^вф^ 0,8 на угол 0-мезона в системе покоя Р относительно первоначального направления Рмезона.

Распределения инвариантных масс для фл~ и фЗТГ «комбинаций показаны на рис.22а и рис. 226 соответственно. В обоих распределениях можно видеть усиление около значения массы 1970 МэВ/с. Каждое из этих распределений аппроксимировалось суммой гауссовой формы при фиксированном параметре б» с полиномом третьего порядка для учета фона. Величина 6″ была получена расчетами с использованием метода Монте-Карло. При этом оказалось, что для канала параметр в распределении Гаусса = 16*8 МэВ/с2, а в случае фЗж 11,2 МэВ/с2. В том случае, когда масса вне области.

Фмезона, в комбинациях И К КЭг не было сигнала окоо ло значения 1970 МэВ/с. Соответствующие массовые распределения приведены на рис.23а, б. В случае масса нахоо дилась в интервалах от 968 до 1005 и от 1035 до 1072 МэВ/с, а в случае К+К~3<�Зг — от 990 до 1005 и от 1035 до 1050 МэВ/с2. Угловые распределения продуктов распадов Р ->фтг и р —:>ф35Г" нах°Дятся в соответствии с ожидаемыми распределе.

Мзбб Фтт:^ [БеУ/с2].

Рис. 22а Распределение инвариантной массы мт*): Ф — кандидаты отбирались в интервале масс МОЛг) от- 1005 до 1035 МэВ/с2." Значение массы Ёмезона 1972,8 ± 3,1 ± 3,0 ЙэВ/с2.

Ма.

Рис. 226 Распределение инвариантной массы.

Значение массы Гмезона 1975,7 4,7 ±-Зэо МэВ/с2.

8MeV 100.

7 S.

SO.

25 0.

1,6 1,8 2 2,2 ?4.

Mass K+K" ti± [GeV/c2] **.

Рис.23a Распределение инвариантной массы MfK К JJv" «) вне области массы Ф-мезона.

8МеУ 80.

60 ио.

20 0.

1,6 1,8 2 2,2 2,4.

Мэбб К+К~ тх+тх-п-1 ШеУ/с2].

Рис. 236 Распределение инвариантной массы.

М (К+КТГ^ТГЖ*), М (1Лг) вне области массы Ф-мезона .

1 сЖ.

N?(500).

0.6 0.4.

— 0.5.

0,5 1,0 соге.

Рис.24а Распределение числа рмезонов по С05 Эф, распределение фоновых событий указано символом? , прямая проведена в соответствии с ожидаемым изотропным распределением. cose.

Рис. 246 Распределение числа Fмезонов по COS 9К+ распределение фоновых событий отмечены символом Р, кривая — ожидаемое распределение COS2 QK+ .

— 81 ниями при распаде частицы с квантовыми числами Т — О.

Угловое распределение ф (относительно первоначального направления F) в системе покоя F должно быть изотропным. Нормированное угловое (со5 0ф) распределение, изображенное на рис.24а, было получено следующим образом. Весь интервал cos 6 $ разбивался на пять равных участков и для каждого из них строилось массовое распределение М (Фт) (мсфзт)), подобное тому, которое изображено на рис.22а (рис.226). Каждое из этих распределений, как это было описано ранее, аппроксимировалось суммой гауссовой формы с полиномом. В результате такой процедуры для каждого участка COS Оф было получено число Fмезонов, о, а также число фоновых событий под сигналом в интервале 72 МэВ/с в случае фТГ и 56 МэВ/с2 в случае ФЗТ. Затем числа Fмезонов для каздого из распадов F-^ф^и FФ 37 Г, а также числа фоновых событий были поправлены на аксептанс и по результатам двух каналов распада найдены взвешенные средние числа Fмезонов (точки на рис.24а) и фоновых событий для каждого участка СОзвф. На. этом же рис.24а приведена прямая в соответствии с ожидаемым изотропным распределением.

В распаде р-*ф7Г спиральность <�фмезона в системе покоя F равна нулю. Благодаря этому угловое распределение К" чме-зонов относительно 5 Г в системе покоя Ф должно быть СОЪ^вк.* Экспериментальное нормированное распределение числа Fмезонов по COS изображено на рис. 246. Точки, указанные на этом рисунке, а также число фоновых событий поправлены на аксептанс. Сплошной линией проведено ожидаемое распределение COS^&y?. Из рис. 24 видно, что фоновые угловые распределения (о") отличаются от распределений числа Fмезонов.

— 82.

Результаты анализа событий для двух исследуемых каналов распада Р-*ФТ и Р ^ФЗ^Г" сведены в таблицу 6.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

.

Исследование рождения и распадов Р и Рмезонов в аннигиляции при энергии ^ 10 ГэВ, проведенное на экспериментальной установке АРГУС, позволило получить следующие результаты:

1. Впервые наблюдался распад Р-+ФЗТ. Измерена величина произведения инклюзивного сечения рождения Р ^ -мезонов в Р4^? -аннигиляции при энергии 10 ГэВ на относительную вероятность распада р-^фЗХ е+е" -^±ХТ)-Е>(Р=* ±з, б ±3,5 ПкЪи.

Произведена оценка массы Рмезона, которая оказалась равной 1975/± 4,7 ± 3,0 МэВ/с2.

2. Подтверзвден ранее наблюдавшийся распад р—^ФЯ. Измерена величина ег (е+е—>Р:кХ*)-В (Р±^фрг*)=1217±2,8 лк?>". и получена следующая оценка массы Рмезона: 1972,8 — 3,1 -3,0 МэВ/с2.

3. По двум исследованным каналам распада Р-*05Г, ф37Р статистическая значимость Рсигнала составляет 6,2 стандартных отклонения, а среднее значение массы Рмезона равно.

1973,6 ± 2,6 ± 3,0 МэВ/с2.

4. Впервые измерено отношение.

5. Обнаружен радиационный процесс Установлена разность масс МСЯ*) ~М (Р) = 144 ± 9 ± 7 МэВ/с2, а также масса Рмезона 2109 ± 9 ± 7 МэВ/с .

6. Измерены импульсные (р/РМакс) спектры Р и Р мезонов в О. -аннигиляции при энергии 10 ГэВ.

— 100.

7. Развит аналитический метод исследования потерь энергии заряженной частицей на ионизацию и возбуждение атомов среды. Выведены различные представления решения кинетического уравнения для функции распределения энергетических потерь. Применимость универсального распределения Ландау, а также распределения Блун-ка и Лейзеганга ограничено со стороны тонкого слоя вещества. Найденное в настоящей работе решение кинетического уравнения применимо и в тонком слое вещества благодаря более полному учету далеких столкновений заряженной частицы с атомами среды. Показан асимптотический переход формул с увеличением толщины слоя вещества в распределение Ландау. Результаты детальных расчетов находятся в хорошем согласии с опытными данными. Разработан метод идентификации заряженных частиц, который был использован при проектировании центральной дрейфовой камеры.

Автор весьма признателен профессору В. А. Любимову за научное руководство, постоянное внимание к работе и многочисленные обсуждения результатов.

Автор глубоко благодарен М. В. Данилову за научное руководство работой и обсуждение результатов.

Автор очень благодарен Ю. М. Зайцеву за плодотворное обсуждение результатов.

Автор считает своим долгом поблагодарить всех сотрудников группы АРГУС за участие в совместных работах.

Автору приятно поблагодарить Т. П. Галахову, В. И. Дорощенко и Н. П. Хорцеву за помощь при оформлении диссертации.