Характеристики парного рождения очарованных мезонов пионами при энергии350 ГэВ тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

Физический институт имени II.Н.Лебедева РАН Физика высоких энергий и космических лучей Лаборатория электронов высоких энергий

rrs од

' 2 ОсЗ ms

1иректор ОЯФА ФИАН С.И.Никольский •

на правах рукописи УДК 539.124.17

НЕЧАЕВА Полина Юрьевна

Характеристики парного рождения очарованных мезонов пионами при энергии 350 ГэВ.

(01.04.16 - физика атомного ядра и элементарных частиц)

Автореферат

диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Москва 1995

Работа выполнена в ордена Ленина Физическом институте имени

П.Н.Лебедева РАН

Научные руководители: доктор физико-математических наук

Ю.А. АЛЕКСАНДРОВ Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук

Б.Б. ГОВОРКОВ

кандидат физико-математических наук В.Д. ЛАПТЕВ

Ведущее предприятие: Научно-исследовательский институт ядерной

физики Московского Государственного Университета, Москва

Защита состоится " января 1996 года в " часов на заседании специализированного ученого совета К.002.39.04 ордена Ленина Физического института им. П.Н.Лебедева РАН но адресу: Москва, Ленинский проспект, 53.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ФИАН. Автореферат разослан "

" 1995Г.

Ученый секретарь Специализированного совета доктор физ.-мат. наук

В.Д.Скаржипский

1 Общая характеристика работы.

Актуальность темы.

Начало исследованиям в области физики очарованных частиц было положено в 1975 году, вскоре после того, как в конце 1974 года бы-го впервые зарегистрировано рождение частиц в процессах адрон-адронного взаимодействия и электрон-позитронной аннигиляции, истолкованное, как образование "скрытого" чарма. Длительное время экспериментальные попытки выделить массовые пики, соответствующие рождению частиц, содержащих в своем составе одиночные очарованные сварки, терпели неудачу. Причинами того являлись неблагоприятное :оотиошение сечении рождения очарованных частиц и обьтчных силь-тых взаимодействий (Ю-3), крайне малое время жизни новых частиц < 1СГ12 с) и малые вероятности распадов в заряженные моды. Бурное развитие техники микростриповых детекторов, стимулированное этими тоисками, позволило существенно улучшить точность восстановления топологии событий сильного взаимодействия и дало возможность в экс-1ернмснтах второго поколения получить заметную статистику событий ипелюзивного рождения очарованных частиц и даже приступить к исследованию их редких мод распада.

В экспериментах третьего поколения (к ним относится и эксперимент \VA92, описываемый в данной работе) удалось выделить события 1арного рождения очарованных частин с восстановлением обоих композитов пары и приступить к анализу корреляционных свойств процесса юждення. Изучение особенностей корреляции при рождении очарованных частиц — это качественно новый уровень исследований, который >ткрывает новые возможности проверки применимости теоретических юделей рождения частиц, содержащих тяжелые кварки, поскольку в ¡том случае не происходит потери информации о втором из пары родив-иихся тяжелых кварков.

Цель работы.

• Поиск сигналов от распадов пар очарованных мезонов (D+, D~, D°, D' рожденных но взаимодействиях тг~ - ядро (Си) при энергии тг--мезонов 350 ГэВ (y/S = 26 ГэВ).

• Исследование основных характеристик рождения пар очарованных частиц. Проверка применимости теоретических моделей: сопоставление экспериментальных и теоретических распределений (модель MNR — M.L. Mangano, Р. Nason, G. Ridolfi и Лундовская модель):

— эффективной массы пары (DD) — Л/Эфф,

— поперечного импульса пары (DD) — Рр,

— Фейнмановскои переменной пары (DD) — x¡?,

— разницы быстрот D и D — AY,

— азимутального угла между направлениями импульсов D и D —

де,

— величины AR = ^/(Д6)2 + (Дт?)2, где Дг/ — разница пссвдобы-строт D и D (Ar¡ — г)о - r/¿, r¡ = —lntg(<p¡2), ó — полярный угол между направлениями импульсов пучка и D-мезона).

• Сопоставление полученных результатов с результатами других экспериментов (NA27, NA32, WA75, Е653).

Новизна работы.

1. Впервые была произведена детальная проверка теоретических моделей, используемых для моделирования методом Монте Карло процесса рождения частиц, содержащих тяжелые кварки.

2. Получены новые данные по парному рождению очарованных мезонов, обогатившие мировую статистику.

3. Была разработана новая интерактивная графическая программа, позволившая выделить набор событий парного рождения очарованных частиц с идентификацией обоих компонентов пары и провести дальнейший анализ процесса парного рождения.

4. Было обращено внимание на величину Д Л = -/¡ДО)- + (Д^, где Д0 — азимутальный угол между направлениями импульсов D-мезонов, составляющих пару, а Ar) — разница их псевдобыстрот (Дту = 770 — ГЦ), 7] = —In tg[(p/2), ф — полярный угол между направлениями импульсов пучка и D-мезона). Установлено, что распределение этой величины, имеющее своеобразную форму, является одним из наиболее чувствительных к изменению значения свободного параметра одной из проверяемых теоретических моделей — MNR, в диссертационной работе она использовалась для его опенки.

Научная значимость и практическая ценность работы состоят в том, :то:

1. Среди моделей, используемых для моделирования процесса рождения частиц, содержащих тяжелые кварки, выявлена та, которая наилучшим образом описывает этот процесс. Для этой модели на основе экспериментальных данных оценено значение ее свободного параметра.

2. Разработана универсальная интерактивная графическая программа визуализации событий, позволяющая значительно улучшить отношение сигнал-фон. Программа является мощным аппаратом реконструкции событий и используется коллаборацней BEATRICR (WA92, CERN) для обработки результатов эксперимента.

3. Увеличена существующая мировая статистика событий, в которых был зарегистрирован распад обоих D-мезонов из родившейся пары (DD).

4. Проведено сравнение результатов эксперимента WA92, относящихся к процессу рождения пар очарованных частиц и их корелляцион-ным свойствам, с результатами экспериментов, посвященных этой же теме.

Апробация работы и публикации.

Результаты, изложенные в диссертации, обсуждались на семинарах и рабочих совещаниях коллаборации BEATRICE в Европейском центре ядерных исследований, были доложены на научной конференции Отделения Ядерной физики Российской Академии наук "Фундаментальные взаимодействия элементарных частиц" (23 — 27 октября 1995 г., ИТЭФ-). Основные результаты диссертации изложены в публикациях: [1], [2], [3],

[4], [5]. *

2 Содержание работы.

Во введении описаны основные свойства очарованных частиц, рассказано об их открытии. Сформулирована цель работы, определены основные положения, выносимые на защиту. Показана актуальность работы, отмечена ее новизна и практическая ценность.

В первой главе приведен обзор теоретических работ, посвященных механизмам рождения очарованных частиц. Отмечено, что у каждой из теоретических моделей имеются свободные параметры, определяемые из эксперимента. Для всех теоретических моделей хорошо согласуются с экспериментальными значение полного сечения рождения частиц, содержащих тяжелые кварки, и спектры одиночных частиц. Не все модели разработаны до такой степени, когда величины, описывающие рождение пар тяжелых частиц пли выражены в аналитическом виде, или суще-ствз'ст программа для моделирования такой величины методом Монте Карло. Однако именно такие величины особенно чувствительны к вы-

бору модели.

Изложены экспериментальные работы, посвященные исследованию характеристик парного рождения очарованных мезонов. Отмечена необходимость увеличения мировой статистики событий, содержащих восстановленные пары очарованных частиц.

Описано развитие методов регистрации очарованных частиц и изложены методы регистрации и детекторы, применяющиеся в настоящее время. Отмечены слабые и сильные стороны различных подходов, описан способ программного синтеза положительных черт этих подходов, который был предложен автором данной работы для обработки результатов эксперимента WA92 и использован коллаборапией BEATRICE.

Во второй главе приведено описание установки и триггера эксперимента YVA92, который проводился в Европейском Центре Ядерных Исследований (CERN) на ускорителе SPS с использованием спектрометра Омега.

На рис.1 приведена схема экспериментальной установки. Пучок мезонов с энергией 350 ГэВ после прохождения через Пучковый телескоп (Beam Ilodo) взаимодействует с мишеныо (Т). Телескоп состоит из 10 кремниевых микростриповых пластин с шагом между стрипами 20 мкм. 5 плоскостей измеряют координату в плоскости Z, а 5 — в плоскости У. Мишень имеет толщину 2 мм; 1 /4 зремени набора статистики использовалась вольфрамовая мишень, а 3/4 времени — медная.

Структура установки оптимизирована для обеспечения возмолшо более. детальной реконструкции сложной многовершинной топологии событий рождения и распада частиц, содержащих тяжелые кварки.

Особое значение- для решения этой задачи имеют Раснаднын (DD) и Вершинный (VD) детекторы. Распадный детектор состоит из 17 кремниевых микростриповых плоскостей, расположенных в пределах 3.2 см от мишени. Расстояние между первыми 14 плоскостями 1.2 мм. Пло-

Рис. 1: Схема экспериментальной установка WA02.

шадь поверхности каждой пластины 5 мм х 5мм. так что 870ч капала содержатся в объеме менее, чем 0.8 см3. Эта "электронная пузырьковая камера" позволяет наблюдать траектории заряженных частиц в непосредственной близости от вершины взаимодействия пучка с мишеиыо и существенно повышает точность геометрической реконструкции треков.

Вершинный детектор состоит из 17 микрострпповых плоскостей, 6 из которых ориентированы для измерения координаты вдоль оси Z, 6 — вдоль оси Y и 5 — вдоль наклонных осей (3 — вдоль W и 2 — вдоль U). Шаг между стрипами равен 25 мкм. Назначение этого детектора — быстро и точно локализовать положение входного трека налетающей частицы на мишени (это обеспечивает пучковый телескоп) и предоставить достаточную информацию для триггерного анализа. Кремниевые детекторы и мишень находятся перед магнитом спектрометра Омега в области очень низкого магнитного поля.

Спектрометр Омега состоит из трех групп многопроволочных (MW) пропорциональных камер, находящихся в днпольном магнитном поле большого сверхпроводящего магнита (Втах = 1.8 Т, /В dl = 7.3 Т-м). Поле ориентировано вдоль оси Z. Первая группа содержит !2 плоскостей с шагом между проволочками 1 мм, вторая — 20 плоскостей с шагом 2 мм и третья — 18 плоскостей с шагом 2 мм. За магнитом расположены две группы дрейфовых (D) камер (по 4 плоскости в каждой) и 4 плоскости многопроволочных (MW) пропорциональных камер с шагом 4 мм.

За спектрометром расположены электромагнитный калориметр (ЕС) из свинцового стекла, мюонный фильтр (Muon Filter) и мюоиные камеры (RPC). Между спектрометром и калориметром находится спинтил-ляппонпый годоскоп (BII), используемы!! для отбора частиц с высоким поперечным импульсом.

В эксперименте использовался многоуровневый триггер, разрешающий запись события, если выполняются хотя бы два из трех условий:

• По крайней мере одна вторичная вершина присутствует в событии и расположена вблизи мишени. Поиск вторичных вершин производится с помощью быстрого процессора, который отбирает треки с большим прицельным параметром по отношению к первичной вершине. Эта процедура выполняется в течение 35 мкс.

• В событии имеется по крайней мере одна заряженная частица с поперечным импульсом > 0.6 ГэВ/с по отношению к направлению импульса пучка.

• В событии имеется по крайней мере один мюон, выходящий из области взаимодействия.

В третьей главе рассмотрена схема обработки данных, отбора событий с парами D-мезонов и моделирования событий методом Монте Карло. Описаны программы, с помощью которых производилась обработка:

• Программа-фильтр которая проверяла выполнение трштерных условий с помощью быстрой реконструкции и подавляла заведомо фоновые события.

в Программа геометрической реконструкции Trident, с помощью которой восстанавливались траектории частиц в пространстве, а также находились основная и вторичные вершины события. Приведен алгоритм, используемый этой программой.

• Интерактивная графическая программа VX2A, разработанная автором данной диссертации, которая использовалась для окончательного отбора событий, содержащих определенные классы частиц. Описаны возможности этой программы и показано ее место в схеме обработки данных эксперимента.

Для оценки аксептанса установки и фильтрующих программ проводилось моделирование событий методом Монте Карло. Рассмотрено че-

•гыре основные этапа моделирования: генерация событии, пропускание событий через экспериментальную установку, "порча" событий и воспроизведение откликов различных триггеров. События генерировались с помощью программ Fluka (мягкие процессы) и Pythia 5.4 (жесткие процессы). Пропускание частиц через экспериментальную установку производилось с помощью программы Géant 3.21 с использованием карты поля магнита спектрометра Омега. Моделирование установки включало в себя также моделирование магнита спектрометра и окружающих деталей крепления детекторов, с материалом которых могут происходить взаимодействия частиц, так же, как и в самих детекторах. Распады частиц, не описанные в стандартных таблицах данных программы Géant, определялись программой Jet set 7.4, взаимодействующей для этой цели с программой Géant. В процессе "порчп" события добавлялись пучковые частицы, приходящие не вовремя, моделировались неэффективности и случайный шум детекторов в соответствии с экспериментальными данными. На языке макроассемблера для VAX 11 была написана программа для моделирования отклика триггеров. Триггерные значения, полученные для моделированных событии, находятся в хорошем соответствии с экспериментально измеренными величинами.

В четвертой главе описана процедура физического анализа данных, представлены результаты работы и проведено их сравнение с результатами других подобных экспериментов и теоретических расчетов.

Для отбора событий, содержащих распады пар D-мезонов, были построены распределения значений эффективной массы, вычисленные для вершин, состоящих из 2, 3 и 4 греков, в соответствии с гипо тезами:

D" (D0) -)• 1С тт '.

D± К* тг*, D0 ф°) -)• Кт тг* тгт тг*

"о 180 >160 » 140 2 120 " 100

8 §8

Ъ 40 £. 20 о

1

(о)

Рг / - = , , , 1 ,

1.8

2

СеМ/с2

<225 I-

£ 200 I"

^ 175 С

ю 150 Г \12Ь

«100 г

.«; 75 I-

£ 50 -£ 25 0

(Ь)

3 г I I I [ I I_1_1_

1.6 1.8 2

120 I-

СеУ/с3

(с)

1.8

2

СеУ/с2

Рис. 2: Распределение значений эффективной массы для: (а) О" (О0) —>■ Кт тт±, (Ъ) -> К* 7Г* 7Г±, (с) (£>°) -4 /Г+ 7Г± 7Г* Я*.

соответственно (рис. 2).

Отбирались те события, для которых значение эффективной массы Шэфф удовлетворяло неравенству:

тр — 2а< тЭфф < тр + 2а (1)

(сг — стандартное отклонение, вычисленное в результате фитирования массового пика Нормальным распределением) и содержащих по крайней мере еще одну вторичную вершину. Таких событий оказалось 140. Все они подверглись графическому анализу с помощью интерактивной программы УХ2А. В процессе сканирования вычислялась эффективная масса второй вершины исходя из предположений:

в зависимости от числа и заряда треков, принадлежащих этой вершине. Проверялось, попадает ли значение в интервал (1). Для обоих вершин вычислялся суммарный импульс всех продуктов распада частицы, соответствующей вершине и определялось его направление. Проверялось, проходит ли продолжение вектора суммарного импульса через первичную вершину или вблизи от нее с прицельным параметром < 40 мкм.

Данное значение соответствует 2ат, где cry — это средняя ошибка в определении положения первичной вершины программой Trident. Если для обоих вершин данные условия выполнялись, событие классифицировалось, как рождение пары DD и сохранялось для дальнейшего анализа.

Если значение массы оказывалось меньше, чем то — 2а, а прицельный параметр по отношению к первичной вершине попадал в диапазон от 40 мкм до 1000 мкм, то проверялась гипотеза о том, что среди продуктов распада нмеетса нейтральная частица:

Л^тг^^тЛтг0). (2)

Эта частица должна обладать таким поперечным импульсом, чтобы скомпенсировать суммарный поперечный импульс остальных продуктов распада, вылетающих из этой вершины, относительно отрезка, соединяющего данную вершину с первичной. Вычислялось минимальное значение эффективной массы вершины для каждой из гипотез. Гипотеза принималась, если значение минимальной массы тмин попадало в диапазон:

гп'Ъ™ <тмш<т0 + 2а. (3)

Значение т™" было определено в результате моделирования событий с D-мезопамп, распадающимися по каналам (2). Масса нейтральных продуктов распада определялась из соотношения

ml = т% + ?т4д -2 mD Jm^ + (Р£ид)2:

где то — масса D-мезона, тшш — масса заряженных ("'видимых'") пробил

дуктов распада, а гТ их суммарнып поперечпыи импульс относительно направления импульса распадающегося D-мезона. Ото направление определялось как разность значений координат первичной и вторичной вершин. Для оценки значения импульса нейтральных продуктов распада применялся метод, впервые предложенный в эксперименте

1-1

Е653, где распады очарованных частиц наблюдались в ядерной эмульсии. Этот метод, получивший название Momentum Estimator, основан на том, что в системе центра масс распадающейся очарованной частицы полярный угол между линией полета этой частицы и направлением импульса заряженных продуктов распада с наибольшей вероятностью принимает значение 90°. Значение импульса D-мезонов, среди продуктов распада которых содержатся нейтральные частицы, вычислялось по формуле:

Pest = то 7,

где 7 = Еша / уЧид + (ЯГ)2-

Для оценки значения систематических ошибок, вносимых при использовании такого метода вычисления импульса D-мезона, методом Монте Карло была получена выборка событий, содержащих D-мезоны, распадающиеся по каналам (2). В результате обработки этих событий были построены распределения отклонений оценок вычисляемых кинематических величин методом Momentum Estimator от их первоначального значения. Эти распределения приведены на рисунке 3. В качестве систематической ошибки использовалось значение стандартного отклонения для каждого из распределений:

ДМ,ФФ,ш> - 0.23 ГэВ/с2,

Д Plot) = 0.21 (ГэВ/с)2, Д(|ДУ|) = 0.15, AxFiDV = 0.04.

Была определена точность оценки импульса D-мезона ДРд/Рц = 17.6% (рис. 4). Такая процедура определения значений систематических ошибок ранее использовалась в эксперименте NA32.

На основе отобранных 102 событий были построены корреляционные

180 1 60 140 120 100 80 60 40 20 0

Г

-1

150 400 .350 300 250 200 150 100 : 50

(а)

г* Ь

J

\г

^.....^

—0.5 0 0.5

(Ме„лет - М,„.та), СеУ/с2

(с)

.1.

-0.4

0.2

(Хр.ОО

0.2

250 200 150 100 50

0.4

1 60 140 120 100 80 60 40 20 О

(Ь)

О

-1 -0.5

X

0.5

Л

-1

(<0

-0.5 О 0.5

'ис. 3: Распределения отклонении оценок чтйчисляе.чых гчне.матичсскит величин ;;<-чодом Мотсгйит Ь.аИт^ог от ит заданного значения в с п/чае. когда один из кары 1--мег>оноп распадается по каналу. со4иржаь(е.кну нейтральные частицы.

О

(РД, - Рг ос), (СеУ/с)

О

SÛO h h Г

-08 -0 6 -0.« -02 0 0.2 0.4 0.5 OH (P." - F.!/ P.

Рис. 4: Распределение отношении paûnocviu оцененного методом Momentum Estimator ч заданного значений импульса (Pest - Po) D-мезона к заданному значению (Рг>).

распределения. Аналогичные распределения были получены для двух теоретических моделей (которые были описаны в первой главе) — модели MNR (M.L. Mangano, P. Nason, G. Ridolfi) и Лундовской модели.

Модель MNR основана на теории возмущений, в ней учитываются первый п второй неисчсзаюшие порядки (0(а2) и О(а^), а5 — постоянная сильного взаимодействия) этой теории, а для учета высших порядков и эффектов, не описываемых теорией возмущений, полагается, что поперечный импульс Pf иартонов до взаимодействия распределен по закону:

dN r Pi _ „ expi--^}.

< P.j- > является свободным параметром данной модели. При расчетах по этой модели для пуклонной структурной функции была выбрана параметризация MRSD-, а для пионной структурной функции — SMRS PI ON 2 (P.J. Sutton, A.D. Martin, R.G. Roberts, W.J. Stirling). Значение массы очарованного кварка было выбрано равным тс = 1.5 ГэВ/с2.

Значение параметра Л5 = 140 ]\ЬВ. При вычислениях было использовано условие ху > 0 для рождающихся очарованных кварков. Для учета фрагментации была использована функция Петерсона. Данные параметры были выбраны в результате консультации с одним из авторов модели — Джовапни Рндольфи.

На рисунке 5 приведена дифференциальная зависимость сечения рождения пары очарованных мезонов от эффективной массы (ВО). Пунктирная линия соответствует теоретическим расчетам по Лундовскоп модели.

Сплошной линией изображены распределения, полученные в результате теоретических расчетов по модели \1NII:

(a) — с учетом только первого ненсчезаюшего порядка теории возмущений,

(b) — с учетом второго неисчезающего порядка теории возмущений,

(c) — с учетом второго неисчезающего порядка теории возмущений [I среднего поперечного импульса иартонов в начальном состоянии

< Р2 > = 0.3(ГэВ/с)2,

(с!) — с учетом второго неисчезающего порядка теории возмущений ;1 среднего поперечного импульса партонов в начальном состоянии

< > = 1.0(ГэВ/с)2.

Аналогичные распределения приведены для квадрата поперечною шпульса пары (ВВ) (рис. 6), азимутального угла между направлениями импульсов В и В (рис. 7), фейнмановской переменной хр пары (В В) ^рис. 8). абсолютного значения разности быстрот В и В (рис. 9) и переменной ДТ1 (рис. 10).

Анализ этих распределений показал, что наиболее точно рождение очарованных мезонов может быть описано при помощи модели МХИ со шачеиием свободного параметра, < Рр>:

< > ~ 0.3 (ГэВ/с)2.

Для оценки этого параметра были использованы характеристики, паи более чувствительные к его значению: квадрат поперечного импульс пары (ВВ) (рис. 6), азимутальный угол между направлениями импуль сов Б и Б (рис. 7) и переменная Д11 (рис. 10). Недостатком обоих моделе является то, что они плохо описывают зависимость сечения рождени (ВБ) от эффективной массы пары ф^у. Для остальных характер! стик в модели МКБ. при значении параметра, указанном выше, наблк дается соответствие в пределах погрешностей с экспериментальным результатами. Для Лундовской модели соответствие в пределах погрей ностей с экспериментальными результатами наблюдается только до: азимутального угла между направлениями импульсов О и В. Остал: ные корреляционные характеристики лишь качественно соответствуй: экспериментальным.

.Было произведено фитпрованпе дифференциальной зависимости с чения рождения пар (ВВ) функцией (рис. 11):

' _^___„ б-«м(Мэфф-Мде-ЪрРЬй е~

сгМЭффаР^ддс/(Д У")

где Мо = 2т0.

Были получены следующие результаты для параметров фита:

Ьр = 0.74 ±0.16(ГэВ/с)~2, ау = 0.74 ±0.09, ам = 0.97 ±0.12.

В таблице 1 приведены результаты фита для моделей МШ1 и Л} довской. В пределах погрешностей экспериментальные и теоретцчесъ (МХИ) значения Ьр и а у совпадают. Аналогичные значения, полученн при расчете по Лундовской модели, не совпадают с экспериментальь ми. Для значения ам не наблюдается совпадения с экспериментом для одной из моделей.

events

irr

o £3 CD

CD <

events

If

o a

9 <

10

10

10 15 20 Р, of йЦ (Се\//сУ

(«О

Й

Г1

кТЛи

10 15 20 Рт оГ 00 (ОеУ/с)2 (с)

10

1

10 15 20 Р, с* РС (СеУ/с.}1 (Ь)

10 15 20 Р, о( ЭЦ (СчУ/с)3 (с)

Рис. С: Дифференциальная зависимость сечения рождения пары очарованных мезоно от квадрата поперечного импульса пары. Сплошной линией изображены 7пеоретиче ские распределения, построенные для различных значений параметра модели МУ1\ Пунктирная линия соответствует теоретическим расчетам по Лундовской моде.и

О 0.2 0.4 0.6 ' 0.8 1 0 0.2 0.4 0.6 0.8 1

х,о( 00 хго( ОЭ

(с) (<0

Рис. 8: Дифференциальная зависимость сечения рождения пары очарованных мезон от фейнмапсаской переменной хр пары. Сплошной линией изображены тсоре7пи>< скис распределения, построенные для различных значений параметра модели Д/Л Пунктирная линия соответствует теоретическим расчетам, по Лундовской модс.1

50 40 30 20 10

4-

-ы-

2

(а)

3 4

áYof DD

40

20

10

3 4

ДУо' DD

2 (b)

3 4

AY cf DD

■ . • i . ■ '-пг+О-.-ф-0.1 2

(d)

AYof DD

'пс.'Э: Дифференциальная зависимость сечения рождении пары очарованных мезоноа т абсолютного значения разницы быстрот |Д V] D и D. Сплошной линией изоора <ены теоретические распределения, построенные для различных значений параметра модели MNR. Пунктирная линия саогписгпспьуоп теоретическим расчетам по Тундовской модели.

Рис. 10: Дифференциальная зависимость сечения рождения пары очарованных ме: нов от переменной АЛ. Сплошной линией изображены теоретические распределен* построенные для различных значений параметра модели ЬШЯ.. Пунктирная линия < ответствует теоретическим расчетам по Лундоеской модели.

го

^ Ч*

\т

О 5 10 15

Рт2 of Оц (ЙеУ/с)5

ЛУ о! 0 апс! П

не. 11: Фитироеанис гкспериментальных зависимостей ссчтия рождения пары очс-оьанпых мезонов от эффективной массы пары, поперечного импульса пары и от азиости быстрот О и I).

1С

4 6

М.„ of ОЦ СеУ/с2

10 г-

10

1

О 5 10 15 2С

Рт! о? ОП (СеУ/с)2

* ЫА32 о WA92

Рис. 12: Экспериментальные дифференциальные зависимости сечения рождения г очарованных мезонов от эффективной массы пары, поперечного импульса пары г разности быстрот О и В, полученные в экспериментах КА32 и \VA92.

Злица 1: Результаты фитироьания экспериментальных (\VA92) распреде.-н-1 и распределений, полученных методом Монте Карло для .модели \fNFL I значении среднего поперечного импульса партонов в начальном состоянии т> =(0-3 ГэВ/с)2 и Лупдовсгой модели.

\VA92 Модель МКЯ, < > = 0.з(ГэВ/с)2 Лундовская модель

Ьр, {ГэВ/с)-2 0.74 ± 0.16 0.68 1.01

(Ту 0.74 ± 0.09 0.67 1.15

0.97 ± 0.12 1.71 0.64

В таблице 2 для сравнения приведены соответствующие параметры, численные в других экспериментах, а также средние значения рас-еделений и |Д Уо1}\.

Па рисунке 12 для экспериментов N.432 и \VA92 приведены шериментальные дифференциальные зависимости сечения рождения ры очарованных мезонов:

(a) — офектнвпая масса пары (ББ),

(b) — поперечный импульс пары (ББ),

(c) — абсолютное значение разницы быстрот Б и Б. Распределения по 11 ^опполученные автором работы (^УА92) ( эксперименте ХА32 имеют сходную форм} и совпадают в пределах -решностой. Несколько различаю тся распределения, полученные для шчнны МЭффдд, однако, как видно из таблицы 2, характеристики

•2.8

Таблица 2: Результаты фитирования дифференциальных распределений и сред значения, полученные в экспериментах АГА32, \VA75, Е653, МА27 и \VA92.

Эксперимент, пучок, мишень :ЧА32 7Т~ - Си 230 ГэВ/с \VA75 7Г~ - ЭМуЛ. 350 ГэВ/с Е653 р - эмул. 800 ГэВ/с КА27 Р - Р 400 ГэВ/с \YA92 7Г~ - Си 350 ГэВ/

Число пар 557 177 35 17 102

ЬР, (ГэВ/с)"2 0.50±0.02 0.50±0.10 — — 0.74±0.И

ау 0.65±0.02 1.00±0.06 1.85^1? — 0.74±0.0!

а.м 1.3910.06 0.531п!1о — 0.97±()Л1

<Р1>, (ГэВ/с)2 l-98i0.lli0.09 2.001^ — 1.65±0,40

<|ДУ|> 0.54±0.02 ¿0.24 0.80±0.05 1 01 +0.10 1.<21_ц.13 0.80±0.14 0.6518;?}±Й

< Л/эфф >, ГэВ/с- 4.45±0.03±0.13 4.591°;^ О.ОО_0 37 4.50±0.ю

того распределения ад/ и < Л/Г)фф > имеют больший разброс для раз-ичных экспериментов.

Основние результаты диссертации.

1. Разработана интерактивная графическая программа визуализации событий, зарегистрированных в установке эксперимента \VA92. позволяющая существенно улучшить отношение сигнал-фон и эффективность реконструкции событий.

2. Выделено 102 события с восстановленными парами (ОТ)) мезонов, рападающихся по каналам:

П°(1У) 1(^^(7 0°{В°) -> тг°),

Б± Л^тг^тг0).

3. Построены дифференциальные зависимости сечения от следующих величин:

• Эффективной массы пары (БВ) Л/Эфф-

• Квадрата поперечного импульса пары (ВВ) Р?,

• Азимутального угла между направлениями импульсов Б и О мезонов Дв.

• Фейнманновскон переменной хр для пары (ВВ),

• Абсолютной величины разности быстрот ДУ пары (1)13),

» Переменной Д В, — ./(Д0)2 + (Д//)2. Дц — рачнпна пс-вдо-бьтстрот Б и В, ц —1п 1у(ф/2). 6 — полярный угол между направленнямп импульсов пучка и Б (Б) мезона.

4. В результате фитироваиия дифференциальной зависимости сечеш рождения пар (Об) функцией

£

° ,-<*и(Мт-Ще-ЬрР1„1> е

¿Мэффс/р2)0б^(Д У) где Л/о = 2тд, определены параметры этой зависимости:

Ьр = 0.74 ± 0.16(ГэВ/с)-2, ау = 0.74 ±0.09, ам = 0.97 ±0.12.

5. Произведена более детальная, чем в ранее проведенных работ; проверка теоретических моделей, используемых для моделироваг методом Монтс Карло процесса рождения частиц, содержащих ' • желые кварки.

Сравнение экспериментальных распределений с кривыми, пост енными методом Монте Карло, показало, что эксперименталы данные наилучшим образом описываются при помощи модели М (М.Ь. Mangano, Р. Каиоп, С. 1ШоШ), в которой учитывается рядок О(с^) теории возмущении, а для учета высших порядке эффектов, не описываемых теорией возмущений, полагается, поперечный импульс Р-£ партонов до взаимодействия распредс по закону:

<1И Р2

Экспериментально была произведена оценка значения < >: < Р1 > ~ 0.3 (ГэВ/с)2.

)сновные результаты диссертации опубликованы в

>аботах:

1] M. Adamovich, ... P. Nechaeva, et al., Study of D and D Feynrnan's X distributions in 7i' - nucleus interactions at the SPS, Phys. Lett. В 305 (1993) 402.

2] M. Adamovich, ... P. Nechaeva, et. al., The use of a dccay detector in the search for beauty decays m the WA92 experiment, Nucl. Instrum. Methods Phys. Res., A:351 (1991) 222.

3] M. Adamovich, ... P. Nechaeva, et al., First results' from, experiment WA92. International Europhysics, Conference on High Energy Physics, HEP'93, Marseilles, France, 22-28 July 1993. Proceedings / Ed. by J Carr and M Perrottet. - Ed. Frontières, Gif-sur-Yvette, 1994. - 34.

4] M. Adamovich, ... P. Nechaeva, et a!., Study of charm correlation in 7Г- N interactions at s/S = 26 GeV, Phys. Lett. В 348 (1995), 256.

5] M.И. Адамович, Ю.А. Александров, М.В. Заиертясв, Н.А. Локтионова, TI.IO. Нечаева, С.II. Харламов. Использование интерактивной графики для исследований в области физики тяжелых корот-коживущих частиц, Краткие Сообщения по Физике, ФНАН, 1995, 7-8, с. 39.