= ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ И ПОЛЯ
ИЗУЧЕНИЕ ПРОЦЕССА З/ф — е+е- НА ДЕТЕКТОРЕ КЕДР
© 2009 г. Е. М. Балдин* (Коллаборация КЕДР1))
Институт ядерной физики им. Г. И. Будкера СО РАН, Новосибирск Поступила в редакцию 21.03.2008 г.
В эксперименте КЕДР на е+е--коллайдере ВЭПП-4М измерено произведение электронной ширины 7/^-мезона и вероятности его распада на е+е--пару: Гее х Гее/Г = 0.3392 ± 0.0068( стат.) ± ± 0.0063( сист.) кэВ.
PACS: 13.20.Gd
1. ВВЕДЕНИЕ J/^-мезон, являющийся низшим и наиболее узким связанным состоянием сс-кварков (чармония) с квантовыми числами JPC = 1 , часто называют атомом водорода для квантовой хромодинамики. Значения электронных ширин Гее состояний чармония довольно хорошо предсказываются в рамках потенциальных моделей [1, 2]. Погрешность решеточных вычислений КХД величины Гее постепенно приближается к точности экспериментальных данных [3]. Полная ширина резонанса Г, совместно с лептонной шириной, позволяет напрямую исследовать свойства сильного взаимодействия [4].
В настоящей работе измерено произведение электронной ширины J/^-мезона и вероятности
* E-mail: baldin@inp.nsk.su
Список участников Коллаборации КЕДР: В.В. Ана-шин, В.М. Аульченко, Е.М. Балдин, А.К. Барладян,
A.Ю. Барняков, М.Ю. Барняков, С.Е. Бару, И.В. Бедный, О.Л. Белобородова, А.Е. Блинов, В.Е. Блинов, А.В. Бобров, В.С. Бобровников, А.В. Богомягков, А.Е. Бондарь, Д.В. Бондарев, А.Р. Бузыкаев, А.И. Воробьев, В.В. Гу-левич, Ю.М. Глуховченко, В.Н. Жилич, А.Н. Журавлев, С.Е. Карнаев, Г.В. Карпов, С.В. Карпов, В.А. Киселев, Т.А. Козлова, С.А. Кононов, К.Ю. Котов, Е.А. Кравченко, В.Ф. Куликов, Г.Ю. Куркин, Е.А. Купер, Е.Б. Ле-вичев, Д.А. Максимов, В.М. Малышев, А.Л. Масленников, А.С. Медведко, О.И. Мешков, С.Е. Мишнев, И.И. Морозов, Н.Ю. Мучной, В.В. Нейфельд, С.А. Никитин, И.Б. Николаев, И.Н. Окунев, А.П. Онучин, С.Б. Орешкин, И.О. Орлов, А.А. Осипов, С.В. Пе-леганчук, В.В. Петров, С.С. Петросян, С.Г. Пивоваров, П.А. Пиминов, А.О. Полуэктов, И.Н. Попков, Г.Е. Поспелов, В.Г. Присекин, А.А. Рубан, Г.А. Савинов, В.К. Сандырев, Е.А. Симонов, С.В. Синяткин, Ю.И. Сковпень, А.Н. Скринский, В.В. Смалюк, Е.В. Старостина, М.В. Стручалин, А.М. Сухарев, А.А. Талышев,
B.А. Таюрский, В.И. Тельнов, Ю.А. Тихонов, К.Ю. То-дышев, ГМ. Тумайкин, Ю.В. Усов, Д.А. Цыганков, В.Р. Черепанов, А.Г Шамов, Д.Н. Шатилов, Б.А. Шварц, Е.И. Шубин, С.И. Эйдельман, А.Н. Юшков.
его распада на е+е--пару: Гее х Гее/Г. В отличие от измерения самой лептонной ширины в этом случае отсутствуют неточности, связанные с неопределенностью моделирования адронных распадов резонанса, поскольку задача сводится к измерению площади под резонансной кривой процесса е+е- — — е+е-. При наличии независимых данных о бренчинге Вее = Гее/Г этот результат позволяет получить значение лептонной ширины. Следует также отметить, что для нахождения Гее х х Гее/Г в эксперименте требуется сканирование по энергии, измерение сечения рождения е+е- -пары и определение энергии в каждой точке сканирования.
2. ОПИСАНИЕ ЭКСПЕРИМЕНТА
Установка ВЭПП-4М со встречными е+е--пучками состоит из двух полуколец с длинными прямолинейными промежутками и имеет периметр 366 м [5]. Энергия пучка может изменяться в диапазоне от 1 до 5.5 ГэВ. Пучки могут поляризоваться непосредственно в ВЭПП-4М или в промежуточном кольце ВЭПП-3, имеющем максимальную энергию пучка, равную 1.9 ГэВ. Это позволяет использовать метод резонансной деполяризации для калибровки энергии пучка [6].
В состав детектора КЕДР [7] входят: вершинный детектор, дрейфовая камера, сцинтил-ляционные счетчики, система идентификации на основе аэрогелевых черенковских счетчиков, калориметр на основе жидкого криптона, торцевой сб1 -калориметр и мюонная система, встроенная в ярмо сверхпроводящей магнитной катушки с полем 0.65 Тл. Детектор также включает систему регистрации рассеянных электронов для исследования двухфотонных процессов. Оперативное измерение светимости производится по процессу однократного тормозного излучения.
531
8*
Oobs, нбн 1600 h
1200 -
800 -
400 -
3088 3092 3096 3100 3104 3108
EW, МэВ
Рис. 1. Наблюдаемое сечение ^ адроны по результатам сканирования 2005 г.
0
В апреле 2005 г. было проведено сканирование ./^-резонанса в 11 точках и набран интеграл светимости около 230 нбн-1, что соответствует примерно 15000 распадов .1/^ — е+е-. За это время методом резонансной деполяризации было проведено 26 калибровок энергии пучка.
Первичный триггер давал положительное решение при срабатывании двух или более несмежных сцинтилляционных счeтчиков или любого из торцов калориметра. Для дополнительного подавления фона использовалось "вето" от ближайших к пучку кристаллов торцевого калориметра. Во вторичном триггере требовалось наличие двух и более треков в дрейфовой камере или одного трека при срабатывании калориметра с порогом около 70 МэВ.
Относительное измерение светимости в точках сканирования проводилось по однократному тормозному излучению, а также по событиям е+е- — — е+е-, регистрируемым торцевым калориметром в угловом диапазоне от 18° до 31° от оси пучка. Для получения величины Гее х Гее/Г не было необходимости измерять абсолютную светимость, так как анализируемые события е+е- — е+е- кроме самого эффекта, пропорционального измеряемой величине, содержат и нерезонансный фон, который позволяет провести абсолютную калибровку светимости совместно с получением Гее х Гее/Г.
На рис. 1 представлено сечение рождения 1/ф-мезона в адронном канале без поправки на эффективность регистрации. Эти данные использовались
для фиксации положения пика резонанса и определения энергетического разброса полной энергии столкновения частиц в с.ц.м. Значение массы 1/ф согласуется с данными PDG-2006 [8], определяемыми из результатов более ранних экспериментов ВЭПП-4/КЕДР [9]. Точность определения энергетического разброса составляет примерно 2%, включая вариации, связанные с изменением тока пучков.
3. ТЕОРИЯ И МОДЕЛИРОВАНИЕ
Для изучения процесса 1/ф — е+е- важными факторами являются радиационные поправки и интерференция резонанса с нерезонансным рождением е+е--пары.
Дифференциальное сечение рассеяния е+е- — — е+е- (7) без учeта энергетического разброса согласно работам [10, 11] определяется формулами (с = 1):
da_ _ Jf 9 Т'2ее
(1)
+
а
п
п
У
+ 02
\ 3 2/ х (1+cos2 в) Imf -(1+cos2 в)2
37 96 3а Г,
2
п 12
L 72
2 M
J/Ф
(1 - cos в)
Re^ +
(1+cos2 в) -dcr \
КЭД
х
ИЗУЧЕНИЕ ПРОЦЕССА J/ф — e+e-
533
o0bs, нбн 800
600
400
200 -
140 6, град
Рис. 2. Наблюдаемое сечение как функция угла рассеяния электрона. Точки — эксперимент, гистограммы — моделирование (штрихпунктирная — баба-рассеяние, штриховая — вклад резонанса, сплошная — сумма).
где
f =
Mj/ф/2
-W + Mj/ф - ir/2
1-в
4а /? = —
п
л W 1 m---
me 2
0.077, L = ln
W2
m2
Mj/ф-масс.
Формула ( пада J/ф — величине Г,
+ — e+e
масса J/ф-мезона, W — энергия в центре
включает резонансный вклад рас-пропорциональный измеряемой Гее/Г, интерференционный член, пропорциональный Гее, и нерезонансный вклад ^КЭД, полностью определяемый квантовой электродинамикой (баба-рассеяние) [12, 13]. В интерференционном члене не учтены степенные поправки по в.
Для сравнения с экспериментом теоретическое сечение (1) требуется свернуть с гауссовым распределением по суммарной энергии пучков с энергетическим разбросом (Jw-
W0 — средняя энергия пучков. Для вычисления сечения по формуле (1) необходимо использовать полную ширину J/^-мезона Г œ 0.093 МэВ [8], зависимость от которой существенно подавляется при свертке с энергетическим разбросом aW œ œ 0.7 МэВ.
Программа моделирования детектора реализована в рамках GEANT 3.21 [14]. Моделировались
процессы распада J/ф на e+e- с учетом интерференции с нерезонансным рассеянием и основные фоновые процессы.
Для учета влияния радиационных поправок в конечном состоянии при моделировании резонансного вклада J/ф — e+e- с угловым распределением ^(1 + cos2в) использовался пакет PHOTOS [15]. Радиационные поправки в начальном состоянии уже учтены в формуле (1).
Для моделирования эффекта интерференции разыгрывались события с соответствующими угловыми распределениями из формулы (1). Число моделируемых событий интерференции бралось пропорциональным модулю сечения. В зависимости от знака интерференции при данной энергии пучка эти события вычитались или прибавлялись к событиям резонансного или нерезонансного рассеяния.
Для моделирования баба-рассеяния использовались два независимых генератора BHWIDE [16] и MCGPJ [17].
4. АНАЛИЗ ДАННЫХ
При анализе использовались наиболее простые условия отбора, обеспечивающие достаточное подавление многоадронных событий и космического фона. Событие удовлетворяло следующим требованиям:
1. Имеется ровно два заряженных трека разных знаков, каждый из которых исходит из области
Oobs, Нбн
5 г
4 3 2 1
1.6 1.2
0.8 0.4 0
Oobs, нбн 2.5
40° < 9 < 65° 2.°
1.5 1.0 0.5
1.6
1.2
0.8 0.4 0
65° < 9 < 90°
3090 3095 3100 3105 3090 3095 3100 3105
МэВ
Рис. 3. Результаты подгонки экспериментальных данных для четырех угловых интервалов.
встречи пучков, продолжается в калориметре и лежит в диапазоне углов между частицей и направлением пучка от 40° до 140°.
2. Энергия, выделившаяся в калориметре, для каждой из частиц больше 0.7 ГэВ, а сумма энергий обеих частиц больше 2 ГэВ.
3. Выделившаяся в калориметре энергия, не приписанная двум рассматриваемым частицам, не превышала 5% от полного энерговыделения.
4. Углы в и ф между частицами более 140°.
При обработке всех событий, как экспериментальных, так моделированных, заново вычислялись условия срабатывания триггера по данным детектора. Заданные значения энергетических порогов калориметра были ужесточены примерно в 1.5 раза по сравнению с аппаратными, что исключает неопределенность в значении последних и их возможную нестабильность.
На рис. 2 приведено распределение отобранных событий по углу рассеяния электронов. Экспериментальные значения изображены точками, гистограммы соответствуют результатам моделирования. Под малыми углами превалирует баба-рассеяние, под большими — события распада резонанса.
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.