ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ И ПОЛЯ
АССОЦИАТИВНОЕ РОЖДЕНИЕ фЛ0 В ЭКСПЕРИМЕНТЕ ЭКСЧАРМ
© 2004 г. А. Н. Алеев, Н. С. Амаглобели]1^ В.П.Баландин, О. В. Булеков2),
И. М. Гешков3), Т. С. Григалашвили4), Е. А. Гудзовский, Д. К. Гурьев, Д. Д. Емельянов, С. В. Еремин2), А. И. Зинченко, З. М. Иванченко, И. М. Иванченко, М. Н. Капишин, А. А. Локтионов5), В. Д. Кекелидзе, З. И. Коженкова, В. В. Кореньков, И. Г. Косарев, Н. А. Кузьмин, А. Л. Любимов,
Д. Т. Мадигожин, В. Г. Мазный, А. Ш. Мествиришвили, Н. А. Молоканова*, А. Н. Морозов, Р. Е. Письменный, В. Д. Позе, И. А. Поленкевич, А. К. Поносов2), Т. Понта6), Ю. К. Потребеников, Ф. М. Сергеев2), Л. А. Слепец, В. Н. Спасков
Сотрудничество ЭКСЧАРМ Объединенный институт ядерных исследований, Дубна, Россия Поступила в редакцию 03.10.2003 г.; после доработки 06.02.2004 г.
Проведено исследование характеристик ассоциативного рождения ф-мезонов с Л0-гиперонами в нейтрон-углеродных взаимодействиях. Эксперимент выполнен с помощью спектрометра ЭКСЧАРМ на Серпуховском ускорителе при энергии нейтронов пучка 20—70 ГэВ. Измерено дифференциальное сечение инклюзивного ассоциативного рождения фЛ0.
1. ВВЕДЕНИЕ
В рамках кварковой модели нарушенной SU(3)-симметрии ф-мезон может быть представлен как член нонета векторных мезонов, состоящий из валентных кварков ss с небольшой примесью нестранных кварковых пар qq, и является первым членом семейства векторных мезонов со скрытыми ароматами (ф, J/ф, Y).
Динамика взаимодействия систем, составленных из кварков, проявляется в правиле Окубо— Цвейга—Иизуки [1]. Согласно этому правилу в сильных взаимодействиях запрещены несвязанные кварковые диаграммы и, как следствие, запрещены рождение и аннигиляция кварк-антикварковых пар, полностью входящих в состав одного адро-на. В частности, если бы ф-мезон был чистым ss-состоянием, то он не мог быть образован во взаимодействиях адронов, не содержащих странных
'-'Институт физики высоких энергий ТГУ, Тбилиси, Республика Грузия.
2)Московский инженерно-физический институт (государственный университет), Россия.
3)Институт ядерных исследований и ядерной энергетики БАН, София.
4)Институт физики АН Республики Грузия, Тбилиси.
5)Физико-технический институт АН Республики Казахстан, Алма-Ата.
6)Институт атомной физики, отдел физики высоких энергий, Бухарест, Румыния.
E-mail: natalia.molokanova@jinr.ru
кварков в начальном состоянии или дополнительных странных частиц в конечном состоянии.
Изучение характеристик рождения ф может быть полезно для понимания механизмов рождения более тяжелых векторных мезонов со скрытыми ароматами З/ф и Т, а также для определения закономерностей в адронных процессах, связанных с ароматами входящих в адрон кварков.
В настоящей работе приведены результаты исследования ассоциативного рождения ф-мезонов с Л0-гиперонами в нейтрон-углеродных взаимодействиях, зарегистрированных при энергиях нейтронов 20—70 ГэВ на установке ЭКСЧАРМ. События ассоциативного рождения ф-мезонов с Л0
-гиперонами отбирались из ~172 х 106 исходных нейтрон-углеродных взаимодействий, зарегистрированных спектрометром в одном из сеансов экспозиции установки ЭКСЧАРМ.
2. ЭКСПЕРИМЕНТ ЭКСЧАРМ
Спектрометр ЭКСЧАРМ расположен в нейтронном канале 5Н Серпуховского ускорителя У-70. Пучок нейтронов образуется в результате взаимодействия циркулирующих в кольце ускорителя протонов с энергией 70 ГэВ с внутренней берилли-евой мишенью и формируется системой коллиматоров, расположенных вдоль оси, образующей угол ^0° к падающим протонам. На рис. 1 показан энергетический спектр нейтронов пучка, полученный [2]
N/2 ГэВ 600
400
200
0
20
30
40
50
60 70 Еп, ГэВ
Рис. 1. Энергетический спектр нейтронов пучка. Здесь и на следующих рисунках N — количество комбинаций.
СП-40Л X
ПК 1-8
Л
МПГЧС-14 МПГЧС-32 ПКА-С
У Г2
/ /
Мн АК
Щу/, Г~7 И11-1
и м-- -—РшШУ и
-5 0 5 10
Рис. 2. Схема спектрометра ЭКСЧАРМ.
15
X, м
на основе данных измерения энергии нейтронов с помощью адронного калориметра, входящего в состав спектрометра. Энергетический спектр пучка имеет максимум в районе 58 ГэВ и ширину около 12 ГэВ.
Для уменьшения примеси 7-квантов в пучке установлен свинцовый фильтр изменяемой толщины (от 0 до 20 см по пучку). Примесь заряженных частиц отсеивается отклоняющими магнитами ускорителя и магнитом СП-129, расположенным в головной части экспериментальной зоны.
Интенсивность пучка нейтронов за время цикла ускорителя составляет около 6 х 106 нейтронов при 5 х 1011 протонов, сбрасываемых на внутреннюю мишень.
Схема расположения основных элементов действующего спектрометра ЭКСЧАРМ показана на рис. 2.
В состав установки входят:
углеродная мишень Т толщиной 1.3 г/см2 по пучку;
анализирующий магнит СП-40А с апертурой 274 х 49 см2 и максимальным значением напряженности поля 0.79 Тл (система электропитания магнита обеспечивает возможность оперативного переключения его полярности);
система из 11 многопроволочных пропорциональных камер ПК [3, 4] (25 сигнальных плоскостей), расположенных до (ПК 1—8) и после
Таблица 1. Пороги регистрации заряженных частиц
Счетчик Газ Пороги регистрации, ГэВ/с
А4 71 к Р
МПГЧС-14 Фреон-12 2.3 3.1 10.8 20.5
МПГЧС-32 Воздух 4.5 6.0 21.2 40.3
(ПК А—С) магнита (максимальные размеры камер перед магнитом 100 х 60 см2, за магнитом — 200 х х 100 см2);
годоскопы сцинтилляционных счетчиков Г1 и Г2, используемые для выработки сигнала, запускающего установку (триггера);
монитор нейтронного пучка Мн;
адронный калориметр АК, используемый для измерения энергетического спектра нейтронов пучка;
14-канальный (МПГЧС-14) и 32-канальный (МПГЧС-32) пороговые газовые черенковские счетчики [5, 6], используемые для идентификации заряженных частиц; МПГЧС-14 и МПГЧС-32 заполнены соответственно фреоном-12 и воздухом при атмосферном давлении. Расчетные пороги регистрации заряженных частиц приведены в табл. 1.
Для описания спектрометра используется правая система координат с осью 02, направленной вдоль оси пучка нейтронов, осью ОУ, направленной вверх вдоль направления основной компоненты магнитного поля, и началом координат, совпадающим с центром магнита СП-40А.
Запуск установки осуществляется сигналами, формирующимися мажоритарной схемой совпадения от двух годоскопических плоскостей пропорциональных камер до магнита, одной — после магнита и двух годоскопов сцинтиляционных счетчиков. Система запуска спектрометра требует прохождения через основные элементы установки не менее четырех заряженных частиц.
Подробно установка ЭКСЧАРМ описана в работе [7].
Исследование ассоциативного рождения фЛ0 было проведено двумя независимыми методами. В рамках каждого метода при расчете сечения ассоциативного рождения фЛ0 были использованы разные модели рождения этой пары.
п
3. ОТБОР СОБЫТИИ
Отбор событий с ассоциативным образованием ф-мезонов и Л0-гиперонов осуществлялся в реакции
n + N —► ф + Л0 + X. (1)
Л0
-гипероны идентифицировались по их распадам на протон и пион:
Л0
рп
ф
K+K -.
х 103 6
^/0.005ГэВ/с2 7 г
a
А
5
(2)
Распаду (2) соответствует топология нейтральной вилки V0. В качестве V0 принималась пара разноименно заряженных частиц, минимальное расстояние между траекториями которых не превышало 0.5 см, что соответствует трехкратной величине экспериментального разрешения по этому параметру, а вершина располагалась в распадном объеме, который начинался на расстоянии 10 см от края мишени вдоль оси Z. Это позволило подавить основной фон от взаимодействий в мишени. В результате были выделены V0-вилки, которые отождествлялись со странными частицами K0, Л0, Л0. Для V0-вилки, соответствующей Л0, эффективная масса системы рп- должна была находиться в пределах ±4.5 МэВ/с2 от табличного значения массы Л0, что соответствует приблизительно трехкратному экспериментальному разрешению по этой величине, которое равно ~1.5 МэВ/с2.
Для выделения ф-мезонов рассматривался их распад на два заряженных каона:
^/0.001ГэВ/с2 х 103 6
0
0
J
.+.+++S
(3)
Для уменьшения фона от ошибочно идентифицированных каонов в исследуемом конечном состоянии использовалась информация, полученная с МПГЧС-14 и МПГЧС-32. Для каждой заряженной частицы рассчитывались относительные вероятности ее идентификации как адрона определенного типа (так называемый вес) — W(i), где i = = K± или p/p. Для этого зарегистрированные сигналы от обоих черенковских счетчиков сравнивались с расчетными, полученными в предположении, что заряженные частицы соответствуют указанным типам. Определяемые значения W(i) отнормированы таким образом, чтобы для каждой заряженной частицы
W (п±) + W (K ±) + W (p/p) = 3.
При этом величина W(i) = 3 означает 100%-ную вероятность идентификации частицы как i, а W(i) = 1 — полную неопределенность типа частицы. Ограничения на черенковские веса W(K±) в отборе определялись из следующих требований: с
1.0001.025 1.0501.075 1.10 1.11 1.12 1.13 М(К+К"), ГэВ/с2 М(рпт), ГэВ/с2
Рис. 3. Спектр эффективных масс состояний К+ К-(а) и рп- (б). Кривые — результат аппроксимации.
одной стороны, нужно было достичь максимального подавления фона от ошибочно идентифицированных частиц, с другой — минимизировать потери комбинаций, содержащих К+К-.
В качестве критерия идентификации К± в конечных состояниях распада ф-мезона было выбрано условие
W(К±) > 1.3, (4)
при этом число фоновых комбинаций уменьшается на ^90%, а потери сигнала не превышают 10%.
Для выделения событий (1) использовались также следующие ограничения:
минимальное расстояние между восстановленными траекториями ф и Л0 в событии не должно было превышать 0.5 см;
вершина события, составленная из реконструированных ф и Л0, должна была находиться в пределах ±5 см от центра мишени вдоль оси пучка (разрешающая способность спектрометра по координате 2 равна см).
На рис. 3а и 3б представлены распределения М(К+К-) и М(рп-) соответственно для событий, выделенных с учетом перечисленных выше ограничений. Наличие четких сигналов в каждом из распределений позволяет исследовать их характеристики.
5
4
4
3
3
2
2
1
1
Рис. 4. Распределение эффективной массы М(К+К-) в зависимости от эффектив
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.