Исследование адронного и гамма сопровождения димюонов в Π - с-взаимодействиях при 38 ГэВ/с тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

РГ6 од

'. I •; '■ : I '

ОБЪЕДИНЕННЫЙ ИНСТИТУТ ЯДЕРНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ

1-93-156

БАННИКОВ Александр Витальевич

УДК 539.126

ИССЛЕДОВАНИЕ АДРОННОГО И ГАММА СОПРОВОЖДЕНИЯ ДИМЮОНОВ В л"С-ВЗАИМОДЕЙСТВИЯХ ПРИ 38 ГэВ/с

Специальность: 01.04.16 — физика ядра и элементарных частиц

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Дубна 1993

Работа выполнена в Лаборатории ядерных проблем Объединенного института ядерных исследований.

Научный руководитель:

кандидат физико-математических наук Я.Бэм

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук Н.Б.Скачков

кандидат физико-математических наук А.В.Куликов

Ведущее научно-исследовательское учреждение: Петербургский институт ядерной физики, г. Гатчина.

Защита диссертации состоится "_"_1993г.

в " " часов на заседании специализированного Совета Д-047.01.03 при Лаборатории ядерных проблем объединенного института ядерных исследований, г.Дубна Московской области.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ОИЯИ.

Автореферат разослан " М " иУУСч.Я_1993 г.

Ученый секретарь Специализированного.совета доктор физико-математических наук

Ю.А.Батусов

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность проблемы. Начатое в конце бо-х гг. интенсивное исследование процессов рождения лептонных пар в адронных соударениях привели к открытию нового типа фундаментальных частиц, что стимулировало проведение новых экспериментов, в которых изучались в том числе и механизмы образования дилептонов.

область больших масс дилептонов - мл/ф) достаточно

хорошо изучена и описывается с помощью модели Дрелла-Яна. Промежуточные массы (Мр < М^- < М}/ф), как правило, связывают с процессом Дрелла - 'Яна и полулептонными распадами адронов, содержащих с-кварки - например, ШЭ-пар.

для континуума же малых масс (и,+,- 5 нет однозначной

трактовки происхождения лептонных пар. В значительном числе работ наблюдались "аномальные", т. е. не обусловленные распадами известных резонансов, электронные и мюонные пары в широкой области хг и Р . Большая часть этих экспериментов была выполнена в инклюзивной или полуинклюзивной постановке и имела ограниченную статистику. Отсутствие надежных данных об инклюзивных сечениях рождения резонансов, которые могли бы дать вклад в область дилептонов малых масс приводило к неоднозначности результатов и их интерпретации. Очевидно, что для более полного изучения этой проблемы необходима детальная информация о событии в целом и максимально возможная статистика.

Целью диссертационной работы являлось изучение процессов рождения мюонных пар с массой Мд*ц- 5 мр> характеристик их адронного и гамма сопровождения. Перед автором были поставлены следующие задачи:

участие в запуске, наладке, выборе режимов работы высоковольтной системы и электродного модуля стримерной камеры;

- участие в настройке пучковых детекторов частиц, оптимизации электронной логики ' отбора событий и наборе статистики на ускорителе;

- участие в разработке критериев отбора исследуемых событий и создании программного обеспечения системы обработки фильмового материала.

изучение основных параметров заряженной компоненты сопровождения димюонов;

- исследование характеристик гамма - сопровождения мюонных пар, включающее в себя отбор фотонов, коррекцию их параметров и моделирование;

анализ результатов эксперимента на предмет прояснения вопроса о происхождении мюонных пар малых масс, сравнение с данными предыдущих экспериментов и теоретическими моделями.

В основу диссертации положены исследования, выполненные при участии автора сотрудничеством: ОИЯИ (Дубна) - ЦИФИ ВАН (Будапешт) - ФИ ЧСАН и Ядерный центр Карлова университета (Прага) - ИФ АН ГР (Тбилиси).

Научная новизна исследований состоит в получении данных о фотонах и заряженных частицах сопровождения в событиях с образованием мюонной пары. В отличие от предыдущих экспериментов с использованием стримерной камеры, где конверторы фотонов служили только для идентификации электронов и у-квантов, впервые измерены импульсные и угловые характеристики фотонов, полученные с помощью специальной методики обработки. На основе статистики, на порядок величины превышающей статистику других экспериментов, в которых регистрировались лептонные пары в области хг г о, 4, М^ < М^^, Р^ ^ 1,5 ГэВ/с вместе с сопровождающими их заряженными частицами и г-квантами, было сделано заключение, что известные резонансы являются доминирующим источником димюонов малой массы (0,2 < М < 0,6 ГэВ/с2), рожденных в нецентральной области. Этот результат не описывается существующими теоретическими моделями, включая модель мягкой кварк-антикварковой аннигиляции.

Практическая ценность полученных результатов состоит в следующем:

Конструкция и характеристики конверторов г-квантов из свинцового стекла, методика размещения их в чувствительном объеме стримерной камеры могут представлять интерес при .проектировании новых аналогичных приборов.

Разработан алгоритм и создан комплекс программ анализа и моделирования процессов образования фотонов и взаимодействия их с материалом конверторов, что может быть использовано при обработке результатов других экспериментов.

Сведения о механизме рождения мюонных пар малых масс должны привести (и уже привели) к пересмотру старых моделей и стимулировать создание новых, а также могут быть полезны при планировании будущих экспериментов.

В ходе данной работы получен большой экспериментальный материал, полная обработка которого даст новую информацию о механизме адронных взаимодействий.

Автором защищаются следующие основные результаты, изложенные в данной работе:

1. Проведен эксперимент по изучению процессов образования мюонных пар в п'С - соударениях, набрано более 270 тысяч стереофотографий, из которых обработано около 607.. Полученная статистика на порядок величины превышает статистику других экспериментов, регистрирующих лептонные пары в области ха 0,4, М^ < ^/у рх - 1 > 5 Гэв/с вместе с сопровождающими их заряженными частицами и г-квантами.

2. Впервые в методике стримерных камер осуществлено измерение импульсных и угловых характеристик фотонов, для получения которых была разработана специальная методика обработки.

3. В спектрах масс ц*ц'г и ц.*ц~п° наблюдаются сигналы от Далитц распадов резонансов (7) —> цц'г, и —» цц~л°), а в спектре

р(и) —> Сделана оценка их относительного вклада в

соответствующие распределения. Резонансы т), р, и являются доминирующим источником мюонных пар малой массы

4. Проведена проверка гипотезы о присутствии в и д" спектрах вклада радиационных распадов других, более тяжелых резонансов.

5. Измерены сечения рождения резонансных источников мюонных пар, а также полное сечение образования димюонов в области М <

о,б гэв/с , х >0,4. оно равно а = (227±зо) нб/нуклон.

2

6. В интервале масс 0,28 з м * 0,35 ГэВ/с около нижнего края (0.4 < з 0.5) аксептанса данного эксперимента виден резонансоподобный сигнал - (38±10) событий с РШМ =* 60 МэВ/с2. Сечение этого процесса составляет (17±5) нб/нуклон.

Апробация диссертации. Основные методические и физические результаты, вошедшие в диссертацию, докладывались автором на сессии отделения ядерной физики АН СССР (Москва, итэф), рабочих совещаниях международного сотрудничества РИСК, на семинарах ЛЯП ОИЯИ; были представлены на Международную Еврофизическую конференцию по физике высоких энергий в Мадриде (1989), на Международный семинар по образованию мягких лептонных пар и фотонов в Питтсбурге (1990), на Международную конференцию "кварковая материя-91" в Гатлинбурге (1991) и опубликованы в виде препринтов ОИЯИ, в журнале "Приборы и техника эксперимента" и

материалах международного семинара.

Структура диссертации. Работа состоит из введения, четырех глав и заключения. Объем диссертации составляет 114 страниц, включая 35 рисунков и 11 таблиц. В списке литературы 124 пункта.

СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ

Во введении рассмотрена проблема исследования образования лептонных пар малой массы в адрон - адронных соударениях. Приводится краткий обзор экспериментальных и теоретических работ, посвященных этой теме. Сформулирована цель данной диссертации, коротко изложено ее содержание. Обосновываются актуальность, практическая ценность и научная новизна проведенной работы.

В первой главе приводятся краткие характеристики основных узлов магнитного спектрометра РИСК. Экспериментальная установка располагалась на несепарированном пучке отрицательно заряженных частиц с импульсом 38 ГэВ/с (канал 4Э ускорителя У70, г. Серпухов). Для регистрации пучковой частицы . и идентификации ее сорта служил телескоп из шести сцинтилляционных и четырех газовых пороговых черенковских счетчиков. Относительный состав пучка: л~:К~:р = 98:1,7:0,3. Интенсивность первичных частиц составляла -106/сек. Импульсный разброс пучка не превышал 1,57. при угловой расходимости « 1 мрад.

Трехзазорная стримерная- камера размерами 470 х 90 х 80 см3 являлась основным детектором спектрометра, позволяющим регистрировать полную картину взаимодействия налетающей частицы с мишенью. Камера помещалась в магнитное поле напряженностью 1,5 Тл. Для ее питания служила биполярная высоковольтная система, состоящая из биполярного генератора импульсов напряжения /БГИН/, биполярного формирователя наносекундных импульсов /БФНИ/ и переходного модуля. На первом этапе формирования высоковольтного сигнала использовался БГИН типа генератора Аркадьева . - Маркса, который вырабатывал сигнал амплитудой до ± 600 кВ и длительностью <* 100 не. В основе конструкции БФНИ, служащего для формирования сигнала по длительности и амплитуде, лежит коаксиальная конфигурация формирующих линий типа В1ит1е1п с цилиндрическими электродами. Импульс на выходе формирователя имел амплитуду ± 400 кВ, длительность 18 не, фронт нарастания 5 не. Разброс этих параметров не превышал 1+1,57.. Переходный модуль служил для

передачи высоковольтных импульсов от формирователя к стримерной камере. Для контроля параметров высоковольтной системы в ее узловых точках размещались датчики высоковольтных импульсов. Суммарное время задержки срабатывания высоковольтной системы относительно сигнала запуска регистрации события - 500 не. Длительная эксплуатация высоковольтной системы показала ее высокую надежность (более Ю5 срабатываний без ремонта) и стабильность.

Рабочим газом камеры являлась смесь из = 507. Не, 507. Ие, =< 0,37. изобутана (С4Но) с малой примесью, =< 10~67., элегаза ,

используемого для регулирования времени памяти. Подача позволяла снизить время памяти камеры с 1 мс до 1+2 мкс. Необходимый уровень чистоты, 10~37. по воздуху, поддерживался с помощью непрерывного циркуляционного способа очистки газовой смеси.

Фотографирование чувствительного объема камеры осуществлялось четырьмя фоторегистраторами, каждый из которых имел по два объектива, расположенных вдоль пучка (четыре стереопары). Стереобаза каждой пары == 140 см с частичным перекрытием соседних проекций. Для усиления светового потока от стримеров каждый объектив был снабжен двумя каскадами электростатических усилителей яркости изображения с суммарным коэффициентом эффективного усиления - 130. С помощью системы реперных крестов на дне камеры и реперной сетки над камерой определялись оптические константы, необходимые для реконструкции следов частиц в камере. Посредством телевизионной системы изображение каждого события выводилось на мониторы, что позволяло осуществлять непрерывный контроль качества фотографируемых взаимодействий.

Таким образом, установка обеспечивала реализацию следующих возможностей: 4л - геометрия регистрации заряженных частиц, регистрация нейтральных странных частиц и г-квантов.

Вторая глава посвящена постановке эксперимента и обработке фильмового материала.

Эффективная идентификация мюонных пар осуществлялась с помощью мюонного телескопа, который состоял из четырех сцинтилляционных годоскопов: вертикальных жидкостных Н1+НЗ и горизонтального пластикового Н4 (рисунок 1). Годоскопы были прослоены свинцовыми и железными поглотителями. Основным элементом вертикальных годоскопов являлся сцинтилляционный жидкостный счетчик с внутренним диаметром 33,5 мм и длиной до трех метров. В

Рис. 1 : Схема экспериментальной установки. А1+А4, В1+ВЗ счетчики для подавления "гало"; Б6 и Б7 сцинтилляционные счетчики; Т1*Т5 - углеродные мишени; С1+С5 - гамма-конверторы; Н1+НЗ - вертикальные годоскопы; Н4 - горизонтальный годоскоп; РЬ и Ге - свинцовые и железные поглотители.

выборе сцинтиллятора главную роль играли параметры, определяющие ослабление света по длине сосуда и потери света при отражении в' стенках. Наиболее приемлемым по этим и другим факторам оказался сцинтиллятор на основе уайт-спирита. Измерения показали практически 1007.-ю эффективность регистрации релятивистских заряженных частиц в поперечном по отношению к оси счетчика направлении в центральной зоне трубки шириной 25 мм. Годоскопы Н1, Н2 и НЗ имели высоту 2 м, 3 м и 3 м, содержали 96, 112 и 128 элементов, соответственно. Четвертый годоскоп Н4 перекрывал площадь 2,70 х 3,00 м2 и служил для отбора мюонных пар по инвapиaнтF!Oй массе. Его эффективность регистрации равнялась « 95%. Поглотители в сумме соответствовали 13 длинам ядерного взаимодействия, что ограничивало минимальный импульс мюонов,

способных их пересечь, до « 5,3 Гэв/с.

Малое сечение изучаемых процессов предопределяет работу с высокими интенсивностями пучка. Это обстоятельство в условиях использования стримерной камеры связано с жесткими требованиями к аппаратуре отбора событий: подавление фона, до уровня =» 1СГ6, время выработки решения не должно превышать =< 300 не от момента взаимодействия пучковой частицы с мишенью. Данные условия были реализованы на основе методов цифровой обработки сигналов от сцинтилляционных годоскопов при одновременном распараллеливании информации на шесть "независимых" потоков к решающим модулям. "Мягкие" критерии поиска димюонных событий исключали опасность получения искаженной выборки таких процессов. Суммарная задержка решения аппаратурой отбора событий относительно времени регистрации взаимодействия системой счетчиков составляла =* 220 не.

В соответствии с требованиями эксперимента внутри чувствительного объема стримерной камеры располагались мишени и конверторы, конструкция которых диктовалась условиями работы в магнитном и импульсном электрическом полях. Каждая из пяти мишеней состояла из двух углеродных сегментов, помещенных в плексигласовую оболочку, продуваемую фреоном в качестве изолирующего газа. Толщина сегмента составляла в среднем 18 мм, что соответствует <» 2,87. длины взаимодействия пиона и =* 7,27. радиационной длины.

Для эффективной регистрации у-квантов использовалось пять конверторов. Материалом для конверторов служило свинцовое стекло марки ТФ5, из которого были изготовлены пластины со средней толщиной 0,47 см. Выбранная толщина, соответствующая <* 237. Хк> является некоторым компромиссным вариантом, учитывающим два противоречивых фактора. С одной стороны, эффективность регистрации г-квантов растет с увеличением толщины конвертора. Но при этом растут потери энергии на тормозное излучение и их флуктуации, что приводит к увеличению ошибки в определении энергии у-кванта. Конверторы перекрывали поперечное сечение камеры либо в среднем зазоре (С1+СЗ), либо во всех трех зазорах - (С2 и С4). В пластинах вырезаны отверстия 0 7 см для прохождения первичного пучка.

Во второй части главы прослежена цепочка обработки фотоматериала от первого просмотра фотопленки до получения ленты суммарных данных. Приводится описание критериев отбора и браковки событий, применяемых при просмотре и измерении кадров.

На первом этапе происходил отбор событий, рекомендуемых к

просмотру. По координатам в годоскопах реконструировались траектории прохождения частицами мюонного телескопа. К дальнейшей обработке допускался определенный класс конфигураций траекторий, что оставляло для просмотра 41,47. событий.

Просмотр фотопленки проводился на просмотровых столах с коэффициентом увеличения <» 14. На первой стадии просмотра велся поиск кандидатов в мюоны (триГгер-треков). На специальных шаблонах на уровне крайних поперечных реперных крестов была нанесена координатная шкала (ось У). Для каждого из кандидатов в триггер-треки определялась средняя по двум видам величина его проекции на ось Y. Эта координата сравнивалась с вычисленной из триггерных данных. В случае хорошего согласия координат у двух или более треков событие оставлялось для дальнейшей обработки. На этот этап приходится доминирующее число отбраковок событий, так что число оставшихся составляет после него около 207. статистики.

Измерения триггер-треков проводились на полуавтоматических приборах типа ПУОС, работающих на линии с ЭВМ. На следующем этапе обработки производилась геометрическая реконструкция следов частиц. В . результате геометрической реконструкции определялись импульсы, углы вылета частиц, точностные характеристики этих параметров, восстанавливалось геометрическое положение вершины взаимодействия и вычислялись точки пересечения измеренными кандидатами в триггер-треки плоскостей годоскопов, координаты и углы их вылета из стримерной камеры.

События, для которых результаты геометрической реконструкции кандидатов в триггер-треки в пределах ошибок измерений находились в согласии с триггерными данными, направлялись на повторный просмотр с целью подготовки для измерений полного события (уточнения номера мишени, в которой произошло взаимодействие, определения всех треков первичной и вторичных вершин).

После геометрической реконструкции всего события и приведения в соответствие результатов просмотра и результатов . измерений создавалась лента суммарных результатов (DST), включающая всю информацию о событии, в том числе и часть триггерной информации.

В конце главы подводятся итоги:

за трехлетний срок набора статистики пучке было зарегистрировано более 270 тысяч событий;

- обработано из них 150 тысяч;

- отобрано по критериям триггерной информации =* 60 тысяч;

- на ленту суммарных результатов записано « 12,5 тысяч. В третьей главе рассматриваются методические вопросы анализа 7-сопровождения мюонных пар, возникающие при измерении импульсных и угловых характеристик фотонов: отбор г-квантов, исключение вторичных фотонов от ливней, поправки на радиационные потери электронов в конверторах и т. д.

в результате взаимодействия фотонов с материалом конвертора и поглощения в нем медленных электронов в камере наблюдались единичные электроны - е"(С), электрон - позитронные пары е*е~(С), триплеты - е*е~е~(Т) и квартеты - е*е*е~е~(й). Доля "Т" и "О" сравнительно мала (около 3% каждой). При энергиях у-кванта г 0,5 ГэВ доминируют е*е"-пары (=* 92%). Для анализа были отобраны только фотоны, дающие электрон - позитронную пару. Длина, на которой измерялись следы электронов и позитронов, определялась их импульсом и расположением конверторов. При энергиях, превышающих 0,25 ГэВ, измеряемый отрезок трека определялся расстоянием между конверторами и независимо от энергии выбирался равным = 50 см. Пара отбрасывалась, если относительная погрешность измерения импульса одного из электронов превышала 507, (0,97. электронов).

Из-за перерассеяния электронов в конверторе и неточности измерений углов их вылета величина эффективной массы использовалась лишь для того, чтобы отсечь ядерные взаимодействия и распады нейтральных частиц в конверторе и вблизи него. Требование = 0,01 (ГэВ/с2)2 приводило к потере 2,67. пар.

Для исключения фоновых г-квантов использовался параллакс (РА1*Х) - угол между вектором импульса фотона и вектором, соединяющим вершину первичного взаимодействия и реконструированную вершину е*е"-пары. Условие РАИХ г 150 мрад исключало 4,87. фотоноя. В последующем анализе данных за направление вылета фотона принималось направление вектора, соединяющего вершину первичного взаимодействия и реконструированную вершину конверсии у-кванта. о точности восстановления точки конверсии у-кванта может говорить средняя величина расстояния между реконструированной вершиной и точкой пересечения вектора импульса фотона с центральной

плоскостью конвертора <М -V > = -0,84+0,12 мм.

У с *

К импульсам электронов е*е"-пар были сделаны поправки, учитывающие радиационные потери. Зависимость относительных потерь энергии на излучение на радиационной единице длины- от энергии электрона вычислялась с помощью формулы Бете - Гайтлера, в которую

был введен ряд поправок. Результат фитировался полиномом пятой степени от х = In Е.

В различные статистические распределения r-кванты должны входить с весовым коэффициентом, учитывающим вероятность наблюдаемой конверсии. Проведенные расчеты показали, что средний весовой коэффициент <w^> равен-2,55, т. е. средняя вероятность конверсии фотона в е*е~-пару в условиях данного эксперимента составляет 39,27.. -

Корректность описанной процедуры проверялась на спектре эффективных масс двух r-квантов. После введения поправок вместе с более узким пиком от тг0-мезона появился острый пик в районе М =s 20 Мэв/с , обусловленный ливневыми фотонами, о чем свидетельствует пик в угловом диапазоне 0+20 мрад в распределении углов между импульсами r-квантов зарегистрированных разными конверторами. Все ливневые у-кванты исключались из дальнейшего рассмотрения (6,17.). Кроме того, более чистый отбор п° - мезонов осуществлялся исключением фотонов с импульсом меньшим 150 МэВ/с.

' Использованные критерии отбора у-квантов были проверены моделированием их конверсии в реальных условиях эксперимента. Моделировались также (1) аксептанс регистрации установкой у-квантов и двухфотонных распадов п° и т] мезонов; (2) фон от распада п°-мезонов в спектрах эффективных масс д*д~у. (/дуг и др.

Распределение параллакса фотонов, разыгранное с учетом ошибок измерения импульсов и углов вылета электронов и потери ими энергии в конверторах, хорошо описывает наблюдаемое в эксперименте. Вклад в углы PARX, превышающие используемый порог 150 мрад, обусловлен, в основном, фотонами малых энергий (< 0,3 ГэВ).

При моделировании фона от распада п°-мезонов их импульсный спектр предполагался одинаковым с реальным спектром тг* (тГ)-мезонов. После розыгрыша распада 71°-мезона проверялось, в каких конверторах фотон может образовать е*е~ пару и вычислялась вероятность этого процесса. Затем моделировалось образование е*е"-пары с учетом погрешностей измерений и радиационных потерь электронов. Построенные спектры эффективных масс и lit, цц~77 и др. аппроксимировались полиномом и служили для вычитания фона из экспериментальных рапределений. Ширина пика смоделированного п°-мезона оказалась близкой к наблюдаемой в эксперименте.

Моделирование аксептанса установки производилось по сходному алгоритму. Разница заключалась в том, что параметры частицы

Рис. 2 : Зависимость аксептанса от и Р^ для г-квантов из

третьей мишени.

разыгрывались по определенному импульсному и (либо Рх)

диапазону, зависимость аксептанса от и Рх для г-квантов из

третьей мишени представлена на Рис. 2.

Что касается двухфотонного распада т)-мезонов, то, во-первых,

установка способна зарегистрировать их 637. от числа п°-мезонов;

во-вторых, ошибки измерения приводят к большой ширине пика (сг^ *

40 мэв/с). С учетом сечения рождения и вероятности распада на два

Г-кванта сигнал от т)-мезона должен проявляться слабо.

Процедура обработки была проверена на 7295 событиях с

рождением ц*ц пары и фотонов (среднее число г-конверсий на

событие 0,86). Были построены спектры эффективных масс гг, МГ и

пп~71. Каждое рапределение фитировалось суммой полинома и

2

гауссиана. Результат аппроксимации: М^о = (135,5±1,1) Мэв/с, а^о = (9,4±1, 1) МэВ/С2; М^ = (549,5±5,4)МэВ/сг, О^ = (26,6+4,8) МЭВ/С2; М^ = (782,5+10,9) МэВ/С2, о-у = (33,3±11,8) МэВ/С2. полученные параметры свидетельствуют о корректности использованной методики обработки г-квантов.

В четвертой главе изложены физические результаты, полученные в эксперименте. Анализировались полностью реконструированные события с рождением ц*д~-пары массой * М.^. в которых были

измерены продукты конверсий фотонов, заряженная компонента

сопровождения димюонов, а также К5 и Л - частицы. Во внимание принимались только взаимодействия в мишенях ТЗ, Т4 и Т5, чтобы уменьшить фон от распада пионов. Материал содержал 7200 событий с <* 6200 у-конверсиями.

С целью выяснения вклада Далитц распадов мезонов в спектр масс мюонных пар было исследовано распределение инвариантной массы

ц*ц~1 системы. Экспериментальные данные для масс димюонов М <

2 2 0,6 ГэВ/с и М < 0,9 ГэВ/с показаны на рисунках За и ЗЬ,

соответственно. Спектр масс рисунка За фитировался следующим

выражением:

V* = апоРВ(ццУ) + ЬыВ(йМУ) + С^О^,«^). Здесь означает распределение Гаусса с массой т^ и шириной

«г , отвечающей ошибке измерения, как свободными параметрами.

РВ(ддг) и В(дду) обозначают генерированные распределения массы ддг

о о ,

от распадов л —> ГУ и и —» ддл , соответственно, а^о, Ь^ и с^ -

свободные параметры.

На первом шаге анализа определялся вклад случайных тдд

комбинаций с г-квантами от распада л°, что детально обсуждалось в

третьей главе. Нормировка фоновой кривой к экспериментальной

проводилась на "хвосте" распределения гДе не ожидалось

вкладов от резонансов. Генерированные события хорошо описывают

экспериментальный спектр: N^0 = (0,48±0,05) * (Л -) .

На следующем этапе вычислялось распределение В(ддт) от

распада ы —» л°дд. В генерации распределения массы виртуальных

фотонов использовался переходный формфактор =

(1-М^/Л2)"1; Лш = О, б5±0, 03 ГэВ/с2.

Соответствующий вклад резонансов равен: N = (205±28) событий

и Вц = (38±5) событий. Величина погрешности измерения, отвечающая

ширине пика, «< 40 МэВ/сг. В спектре масс не виден явный сигнал от

распада т)'-мезона, поэтому он при фите зафиксирован вручную таким

образом, чтобы сечения рождения т) и к)' мезонов были равны: сг =

<г , = 1,2 мб/ядро углерода. Эта оценка является скорее верхним

пределом. Результат процедуры фитирования представлен сплошной

толстой линией на рисунке За.

При описании спектров на рисунках ЗЬ, с, <1 использовались

2

результаты фита при М <0,6 ГэВ/с для числа т), и и т)' мезонов.

2

Пики на рисунках ЗЬ и Зс в районе массы =0,9 ГэВ/с невозможно объяснить увеличением вклада т)'. Поэтому проверялась гипотеза о вкладе Ь (1170) —> р°л°, который наблюдался в реакции п р —> рл°п,

Инвариантный спектр

масс и ц г: а) М

< 0.6

«1 }П

ГэВ/с'; Ь) М <0.9 ГЭВ/С ; с) Нцц > 0.6 ГэВ/с2; а) нци > 0.9 Гэв/с2. на всех картинках показаны: черными точками случайный ц+ц~г-фон с фотонами от распада п°, тонкими линиями вклады резонансов (кроме т)-мезона), толстой линией сумма вкладов всех источников.

р —» л л , л —> ut. Для оценки числа h использовался спектр рисунка зс (М > 0,6 ГэВ/с2), где отсутствует т)-мезон и вклад h доминирует. В результате (Цитирования получилось, что в спектр масс р*ц~л° могут дать вклад (25±5) распадов hj-мезона.

При исследовании распределения инвариантной массы Uß~n° был использован спектр эффективных масс двух r-квантов. Из всех комбинаций r-квантов в событии отбиралась та, для которой IM —Mo I = min и 75 < M < 185 МЭВ/С2. Экспериментальное ♦ ' d

ц*и'п распределение в интервале M < 0,9 ГэВ/с2 фитировалось следующим выражением:

Vn° = VPB(№n°» + V^Vu''

где G(m ,сг ) - распределение Гаусса с массой m, и шириной сг . а и и и и

РВ(мдгг°) - фон от распадов п°-мезонов; а^о и с^ - свободные параметры. Результат фитирования: N^ = (55+14) событий, сг^ = 75 МэВ/сг.

Суммируя сказанное выше, можно отметить, что наблюдается

сигнал от Далитц распадов мезонов: N^ = (205+28) событий в спектре

масс цц'г ; N^ = (55+14) событий в спектре i/ц'л0. Число N^,

оцененное из ц'ц'г распределения равно Nu = (35+5). спектры масс

M им о не противоречат гипотезе о присутствии h (1170) —>

^дг ццл * * + _ I _

р л . Однако, экспериментальные ßur и ццп распределения

все-таки не удалось описать полностью. Этот факт свидетельствуют о

возможном вкладе других резонансов. Кандидатов можно искать среди

мезонов с высшими массами.

Представляют интерес и кинематические характеристики

димвонов. Поправленное на аксептан с хр распределение ар

описывается следующим образом:

7 2

0,2 < M < 0,6 ГэВ/С , X > 0,4 f(x ) « (1-х ) ;

дд F F F

0,6 < м <1,0 гэВ/с2, xF > 0,5 f(xF) "» (i-xF);

x s 0,5 f(x ) « a(1 -x l2+b(l-x ).

F 1 F' FF

Распределение x имеет явно больший наклон в малых массах, чем i области p-cj. Однако, поведение аппроксимирующей функции при = 0,5 показывает, что димюоны с 0,6 < M^ < 1,0 ГэВ/с2 в заметно$

степени происходят из трехчастичных распадов, как в области M •

2 < 0,6 ГэВ/с , где распады такого рода доминируют, вклад в р-(

область могут дать т?' —» ц+ц~7, h —» р°7г0, а также ш и р мезоны i

массами больше 1 ГэВ/с2.

Распределение Р^ димюонов можно аппроксимировать двум:

экспоненциальными функциями за исключением, пожалуй, интервал:

малых Р_ц (Рх < 0,05 (Гэв/с) ). Как первоначальное приближение

2

использовалась функция е"ьр-1- с соответствующими, ниже и выше Рх = 0,25 (Гэв/с)2, наклонами: Ь<* 7,2 (Гэв/с)"2 и Ь^ 3,6 (Гэв/с)"2 для масс М <0,6 гэв/с2; Ь= 4,2 (ГэВ/с)*2 и Ь^ 2,6 (ГэВ/с)"2 в р-о) области. Видно, что и Рх распределение имеет более крутой наклон для М <0,6 Гэв/с2.

экспериментальное распределение массы мюонных пар после

+ +

вычитания фона от распада тг~ —» ц~и, оцененного на уровне (18+4)7., и событий из когерентной реакции тг~С —> ци'п'с представлено на рисунке 4а. Там же показаны вклады Далитц распадов ,т), и, ц' мезонов и совместный вклад прямых распадов р и и мезонов. Фоновая кривая приводится на рисунке 4 Ъ. Спектр масс, остающийся после исключения далитцевских димюонов, изображен на рисунке 4с. Кривая на Рис. 4с представляет собой Брейт - Вигнеровскую форму р-мезона с множественным фактором в приведенном случае кривая

соответствует п = 2.

Таким образом, из рисунков видно, что экспериментальное

распределение массы димюонов разумно описывается перечисленными

источниками. Эти результаты расходятся с заключениями

экспериментов с малой статистикой, утверждающими, что на долю

димюонов из известных источников приходится не более 407, всех пар,

даже в области х >0,4.

г

Измерены сечения образования димюонов. При сравнении с измерениями других групп было использовано соотношение <тс = 0рА0,72 между сечениями на ядре углерода и на нуклоне. Полученная

величина 426±50 нб/нуклон находится в хорошем соответствии с

± ♦ -

результатом эксперимента по изучению реакции яр—>д ц х, хг>0,3 при 15,5 ГэВ/с: 430±100 нб/нуклон. Дифференциальное сечение йа/АМ^ сравнивалось с предсказанием модели Дрелла - Яна. В интервале масс 1,8 < <2,9 ГэВ/с2 по этой модели получается

значение 4,1 нб/ядро С. Экспериментальные данные значительно превышают вычисленное сечение Дрелла - Яна в области ниже 1,8 ГэВ/с2, в то время как для масс больших этого значения экспериментальная величина сг = (8,9+3,3) нб/ядро почти сравнима с предсказанной. Что касается сечений рождения резонансов, то инклюзивные сечения т) и и мезонов в данном эксперименте выше примерно в 3,5 раза аналогичных полуинклюзивных величин, полученных в л*р реакции при 16 ГэВ/с. В то же время сечения рождения р-мезона находятся в хорошем соответствии.

Мрр (беУ/с1)

Рис. 4 : Экспериментальное распределение массы димюонов после вычета фона от распада тГ —> событий из когерентной реакции

тГС —> цц'л'с (а) и далитцевских пар от распада 77, и и т\' (с).

+ +

Показаны вклады т), и, т)' и р-и мезонов. Ь) фон от распада п~—>д V.

При анализе спектра димюонов выяснилось, что в распределении массы мюонных пар из интервала 0,4 < хр < 0,5 в области 0,28 < М < 0,35 ГэВ/с2 наблюдается превышение событий над гладким фоном как для спектра с весами, так и без весов. Пик содержит Зб±10 событий, а соответствующее сечение равно (17±5) нб/нуклон. Форма распределения массы димюонов от Далитц распадов резонансов была вычислена Кроллом и Вадой. Спектр имеет максимум при 0.27 ГэВ/с2, и эта величина почти не зависит от массы резонанса. Можно ожидать подобное распределение для мюонных пар нерезонансного происхождения. Наблюдаемый же эффект при М = (0,32±0,02) ГэВ/с2 трудно объяснить известными источниками, но он ведет к

аномальности на уровне < 87. по отношению к области М <0,6

2 ^^ ГэВ/с . Этот результат значительно ниже (35±12)7., полученных в яр

экспериментах при энергии (15-18) ГэВ и хр > 0,4. Расхождение

может быть связано с различными оценками вклада т) мезона,

поскольку, как было показано выше, полные сечения рождения

димюонов хорошо согласуются.

В анализе источника лептонных пар, рожденных в адрон

адронных и адрон - ядерных столкновениях, во внимание обычно

берутся 1), 7)'", р и и резонансы. но остается еще открытым вопрос о

других резонансах, которые могут дать вклад как в область малых

масс, так и в интервал масс между р и J/ф. В качестве возможных , ± +

кандидатов могут быть отмечены р , аг(1320) и др. Как правило, их

инклюзивные сечения^ и вероятности распадов известны мало. Они

могут быть получены экспериментально с помощью полностью

реконструированных событий. а"-мезон, например, может быть

воспроизведен и обнаружен в ц'и'тт' - распределении (BR (аг—>п~р°,

о°—>дд + а2—т'и, ?—>цц) - 3,5x10"5). Сечение образования

а?-мезона, оцененное при условии м < 0,6 Гэв/с2, получается

эавным сг - = (о,34±0,09) мб/нуклон. Следует, однако, отметить, что 2

:уммарный вклад радиационных распадов этих и более тяжелых зезонансов в область димюонов малых масс едва ли выше = 107..

В заключении кратко суммируются основные результаты, которые ¡формулированы в общей характеристике диссертационной работы, 1риводятся выводы и благодарности.

ПУБЛИКАЦИИ

[ 1] А.В.Банников, Я.Бэм, Л.С.Вертоградов, с.выскочил, Я. В. Гришкевич, А.К.Джавришвили, 3.в.Крумштейн, Т. А.Ломтадзе, В.И.Петрухин, А.И.Харчилава, Э.Г.Цхададзе, Г.А.Шелков: Конверторы в стримерной камере магнитного спектрометра РИСК; Препринт ОИЯИ 13-87-714, Дубна, 1987; ПТЭ, №2 (1989) 69.

[2] Д. Адам,А.В.Банников, Я.Бэм, л.С.вертоградов, С.Выскочил, А. К.Джавришвили, П.Завала, 3.В.Крумштейн, Т.А.Ломтадзе, З.Михайи, А. А.Николина, В.И.Петрухин, К.Пишка, В.В.Токменин, Н.Н.Хованский, Б.А.Хоменко, Э. Г. Цхададз.е, К.Шафарик, Г.А.Шелков, Я.Яни: Аппаратура отбора событий в эксперименте по изучению образования д+д~-пар на магнитном спектрометре со стримерной камерой; Препринт ОИЯИ 13-88-130, Дубна, 1988; ПТЭ, №4 (1990) 54.

[3] A.V.Bannikov, G.A.Chelkov, Z.V.Krumstein, V.I.Petrukhin, L.S.Vertogradov, J.Bohm, K.Piska, A.K.Javrishvili, T.A.Lomtadze, E.G.Tskhadadze: Measurement and Processing- of Gammas Accompanying Muon Pairs in the Reaction п~С —> ц+ц~+г+Х at 38 GeV; Preprint JINR El-92-372, Dubna, 1992.

[4] A.V.Bannikov, J.Bohm, Chqe Song Hek, T.Gemesy, A.K.Javrishvili, A.I.Kharchilava, N.N.Khovanskij , Z.V.Krumstein, T.A.Lomtadze, Yu.P.Merekov, V.I.Petrukhin, Gy.Pinter, K.Piska, K.Safarik, J.Sedlak, E.G.Tskhadadze, G.A.Shelkov, L.S.Vertogradov, P.Zavada: Resonance Pattern of Low Mass Muon Pairs Produced in 38 - GeV/c n~C Interactions; International Europhysics Conference on High Energy Physics Madrid (Spain), September 6-13, 1989; Preprint JINR El-89-486, Dubna, 1989.

[5] A.V.Bannikov, J.Bohm, Choe Song Hek, T.Gemesy, A.K.Javrishvili, A.I.Kharchilava, N.N.Chovanskij, I.Kralik, Z.V.Krumstein, T.A.Lomtadze, Yu.P.Merekov, V.I.Petrukhin, Gy.Pinter, K.Piska, N.A.Puchaeva, K.Safarik, E.G.Tskhadadze, G.A.Shelkov, L.S.Vertogradov, P.Zavada: Resonance Pattern of Low Mass Muon Pairs in x >0.4 Region Produced in rc~C Interactions at 38 GeV/c; Proceedings of the Pittsburgh Workshop on Soft Leptor Pair and.Photon Production (Editor Julia A.Thompson), p. 163, Nova Science Publishers, Inc., New York 1992.

Рукопись поступила в издательский отдел 30 апреля 1993 года.